Техника сверхвысоких частот Т.1 - Харвей А.Ф.

Автор: Харвей А.Ф.
Теги: электротехника таблицы техника сверхвысоких частот формулы графики доказательства
Год: 1965
Похожие
Техника и приборы сверхвысоких частот
Ферриты на сверхвысоких частотах
Антенны сверхвысоких частот
Устройства сверхвысоких частот и антенны
Текст
                    Техника
Сверхвысоких
Частот
том

MICROWAVE
ENGINEERING
BY
A. F. HARVEY
D.Phil., B.Sc. (Eng.J, M.I.E.E.
Royal Radar Establishment
1963
ACADEMIC PRESS
LONDON and NEW YORK

А. Ф. ХАРВЁЙ
ТЕХНИКА
СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ
ПЕРЕВОД С АНГЛИЙСКОГО
ПОД РЕДАКЦИЕЙ
В. И. СУШКЕВИЧА
ИЗДАТЕЛЬСТВО «СОВЕТСКОЕ РАДИО»
~~~ " МОСКВА—1965

УДК 621.37/.39@31)
Книга показывает современное состояние техники сверх-
сверхвысоких частот и ее приложений. Каждый раздел книги напи-
написан сжато, но весьма содержательно и подкрепляется форму-
формулами, таблицами и графиками. Доказательства теоретических
положений отсутствуют, но даются многочисленные ссылки на
литературу, из которой читатель может почерпнуть интере-
интересующие его подробности.
В первом томе рассматриваются системы канализации
энергии СВЧ, элементы и узлы систем, методы измерений и
измерительные устройства, материалы, применяемые в систе-
системах СВЧ, системы с гиромагнитными средами, полосковые
системы, замедляющие структуры, электронные лампы СВЧ,
вопросы применения в технике СВЧ методов оптики и др.
Ьч» Книга рассчитана на самые широкие круги научных работ-
работников, инженеров и студентов, интересующихся применениями
техники СВЧ к различным областям науки и техники.

ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА
Книга Харвея представляет собой своеобразную энциклопедию, отра-
отражающую современное состояние техники сверхвысоких частот в ее различных
аспектах. Автор книги, сотрудник Королевского радиолокационного инсти-
института в Лондоне, хорошо известен, в частности, своими прекрасными обзо-
обзорами, посвященными отдельным вопросам техники сверхвысоких частот.
Эти обзоры регулярно публиковались в американских и английских научно-
технических журналах; некоторые из них были переведены иа русский язык.
Настоящая книга также отличается высоким качеством изложения.
Книга состоит из 26 глав, в которых рассмотрены следующие основные
вопросы:
— системы канализации энергии СВЧ (коаксиальные линии, волноводы
различных сечений);
— вопросы стандартизации волноводов, волноводных фланцев и сред-
средства герметизации волноводных систем;
— различные элементы и узлы СВЧ, в том числе направленные ответ-
вители, гибридные системы, фазовращатели, вращающиеся сочленения, регу-
регулируемые иагрузкн и др.;
— объемные резонаторы и фильтры;
-— полосковые системы;
— периодические структуры;
— методы и средства измерения параметров систем СВЧ;
— материалы, применяемые в технике СВЧ, и их свойства;
— вопросы конструирования, технологии и изготовления систем СВЧ;
— оптические методы в технике СВЧ;
— антенные устройства СВЧ;
— системы СВЧ с гиротропнымн средами;
¦— усиление сигналов СВЧ с минимальным уровнем шумов;
— электронные устройства СВЧ различных типов;
¦— применение техники СВЧ в различных областях науки и техники,
в том числе в ядерном технике, радиолокации, радионавигации, радиосвязи,
ракетной технике, биологии, медицине, радиоастрономии и т. п.
Каждый раздел книги представляет сжатую, но весьма содержательную
сводку современного состояния рассматриваемого вопроса, подкрепленную
формулами, таблицами и графиками. Теоретические выводы и детальные опи-
описания схем и конструкций в книге не приводятся, но зато даются многочислен-
многочисленные ссылки на литературу. Перечни литературных источников помещены
после каждой главы. В книге даются ссылки приблизительно на 10 000 ис-
источников, помещенных в 370 журналах разных стран, в том числе более чем
в 30 журналах, издаваемых в СССР, или в переводах советских журналов.
Не все разделы равноценны. Некоторые из них написаны слишком ла-
лаконично и поэтому трудны для понимания. Несмотря иа это, книга Харвея
будет полезна самым широким кругам научных и инженерно-технических
работников, интересующихся применением техники сверхвысоких частот
к различным областям науки и техники.
5

Книга велика и в английском издании имеет около 1400 страниц. Для
удобства читателей перевод книги выпускается в двух томах, с сохранением
порядка расположения отдельных глав. По техническим причинам перечни
литературных источников, помещенные после каждой главы, воспроизведе-
воспроизведены так, как они даны в английском издании. Советские работы и работы,
переведенные иа русский язык, отмечены звездочкой и приводятся допол-
дополнительно под теми же номерами после источников иа английском языке.
Предметный указатель, охватывающий все содержание книги, помещен в
книге второго тома.
Книгу перевели Л. Н. Брюхатов (гл. 9, 10, 13, 14 и 25), Л. Д. Губанов
(гл. 6, 16 и 19), Г. А. Илларионова (гл. 7, 11, 12, 18, 20 и 21), Ф. В. Лисов-
Лисовский (гл. 3, 4, 17 и 23), В. В. Овчинников и Е. В. Овчинникова (гл. 8),
В. С. Рахманинов (гл. 1, 2, 5 и 15) и С. Г. Рябов (гл. 22, 24 и 26).
Сентябрь, 1964 г. В. И. Сушкевич

ПРЕДИСЛОВИЕ АВТОРА
Как хорошо известно, диапазон сверхвысоких частот охватывает ту
часть электромагнитного спектра, которая простирается от 0,3 Ггц (длина
волны 100 см) до 300 Ггц (длина волны 1 мм). Теория и практика генерирова-
генерирования, передачи, распространения, измерения, производства и применения
электромагнитных волн для этой полосы частот во многом имеют свои особен-
особенности и составляют предмет техники сверхвысоких частот. Принципы и мето-
методы, развитые в последнем десятилетии прошлого века, положили начало бур-
бурному росту научных исследований в этой области. В результате улучшения
характеристик устройств, использования стабильных когерентных генерато-
генераторов и повышения объема, точности и степени автоматизации измерений
техника сверхвысоких частот сейчас достигла ступени развития, позволяющей
проектировать усовершенствованные системы, разрабатывать экономичные
способы производства, вводить стандартизацию и расширять ассортимент
отдельных узлов. В то же время использование многих научных достижений
потребовало изменения классических методов анализа, с тем чтобы можно
было учесть наличие квантовых эффектов.
Своим ростом и развитием техника сверхвысоких частот обязана в огром-
огромной степени интенсивному обмену методами и идеями между инженерами и
учеными. Именно результатом подобного плодотворного сотрудничества и
явилась настоящая книга. Задача ее состоит в исчерпывающем описании до-
достижений, которые используются в настоящее время или, возможно, будут
применяться в будущем. Автор надеется, что книга окажется полезной не
только инженерам, специализирующимся в области антенн, узлов, электрон-
электронных ламп, систем и других отраслей техники сверхвысоких частот, но и по-
послужит общим руководством для специалистов-смежников, недостаточно
знающих эту технику. Книга может также служить справочником для студен-
студентов или других лиц, изучающих данный предмет.
Изложение материала проводится на среднем уровне. В то же время не-
некоторые стороны изучаемого предмета освещаются с точки зрения новых прин-
принципов и представлений современной практики.
Хотя вся книга представляет единое целое, отдельные главы ее в значи-
значительной степени носят самостоятельный характер. Материал расположен
так, чтобы рассмотрение физических принципов и основных методов исследо-
исследований находилось в гармонической связи с описанием практических схем и
устройств. Принятые обозначения, подробно приведенные в специальном
разделе, соответствуют современной практике. Для сохранения объема книги
в разумных пределах материал излагается очень сжато, поэтому текст допол-
дополнен обширной библиографией мировой литературы, изданной с начала века.
Автор надеется, что оглавление книги и предметный указатель достаточно
полны и помогут читателю извлечь нужные сведения из этого запаса инфор-
информации.
Всю совокупность вопросов, составляющих содержание книги, можно
разделить на три взаимно связанные группе. К первой группы относятся
вопросы, связанные с рассмотрением пассивных узлов и цепей. Она начинает-

ся с гл.1, в которой рассматривается приложение электромагнитной теории
к распространению электромагнитных волн в однородных проводящих систе-
системах. В гл. 2 на основе понятия импеданса изучаются линии передачи и рас-
рассматриваются их практические особенности. В гл. 9 изучаются плоскопарал-
плоскопараллельные системы и в гл. 10 — периодические и проводящие структуры.
Гл. 3 описывает электрические свойства элементов и узлов цепей. В гл. 4,
5 и 19 подробно рассмотрены разнообразные методы измерений. Свойства
излучающих структур, включая устройства оптического типа и антенны,
описаны в гл. 13 и 14. Механические конструкции, производство и проверка
всей сверхвысокочастотной аппаратуры изложены в гл. 15.
Во вторую группу входят вопросы, рассматривающие изменение электри-
электрических свойств систем сверхвысоких частот при введении активных материа-
материалов или сред. Общие свойства (включая дисперсию) газообразных, жидких и
твердых материалов исследуются в гл. 6. В гл. 7 рассматривается измерение
квантовых переходов, имеющих место при различных внешних воздейст-
воздействиях. Гиромагнитные среды, и особенно ферромагнитные окислы, придают
сверхвысокочастотным структурам ценные свойства, описываемые в гл. 8.
Усиление и генерирование сверхвысокочастотиой мощности, издавна свя-
связанные с использованием электронных ламп, описываются в гл. 11 и 12.
Оценка методов приема слабых сигналов дается в гл. 16, а в гл. 17 показаны
значительные успехи, достигнутые в создании усилителей с низким уровнем
шумов. Газовая плазма, служащая в качестве еще одной активной среды,
дает возможность реализовать дуплексные устройства, описанные в гл. 18.
Вопросы, посвященные методам и устройствам, связанным с многочислен-
многочисленными применениями сверхвысоких частот в повседневной жизни, относятся
к третьей группе. Интенсивное излучение сверхвысоких частот вызывает
биологические явления, используемые лишь в контролируемой форме; эти
явления рассматриваются в гл. 20. Гл. 21 показывает, как сверхвысокие час-
частоты дают возможность конструировать устройства для ускорения заряжен-
заряженных частиц до сверхвысоких энергий. В гл. 22 рассмотрены вопросы обра-
обработки информации и накопления, а также системы ее передачи. Характеристи-
Характеристики распространения, исследованные в гл. 23, непосредственно приводят к ме-
методам, широко используемым в радиосвязи, в гражданских и военных радио-
радиолокационных системах и радиоастрономии, которые обсуждаются соответст-
соответственно в гл. 24, 25 и 26.
Хотя по роду своей деятельности автор имел возможность ознакомиться
со многими отраслями техники сверхвысоких частот, эта книга не могла бы
быть иаписаиа без использования результатов других исследователей. Автор
с благодарностью указывает эти источники. Специальные ссылки на опубли-
опубликованные работы сделаны» насколько это возможно, в тексте, но особенно
автор благодарен за любезное разрешение многих организаций, включая
the Bell Telephone Laboratories, British Institution of, Radio Engineers, Insti-
Institute of, Radio Engineers, Institution of. Electrical Engineers, McGraw-Hill
Book Company, Marconi W. T. Company, Physical Society and Institute of,
Physics, Radio Corporation of America, and Royal Society, использовать гаранти-
гарантированные авторским правом материалы из их книг и журналов. Автор бла-
благодарит также редакторов и издателей журналов Electronic Engineering,
Electronic Technology, Electronics, Journal of Applied Physics, Journal of
Electronics and Control, Machinery, Nature, Philosophical Magazine, Physical
Review, Review of Scientific Instruments, Review of Modern Physics and
Wireless World за разрешение использовать даииые из текста и иллюстрации.
Автор также обязан своим бывшим и настоящим коллегам, которые обеспе-
обеспечили руководство, помощь и полезные дискуссии в течение долгого време-
времени. Полезные замечания были получены и от многих лиц. Среди них
Dr. D. A. Bell, Dr. F. A. Benson, Dr. J. Brown, Dr. P. N. Butcher, Prof.
A. L. Cullen, Mr. С R. Ditchfield, Dr. E. Farwcett, Mr. D. W. Fry, Mr.
R. H. Garnham, Dr. R. Hamer, Dr. A. E. Karbowiak, Mr. L. Lewin, Mr.
I. A. D, Lewis, Mr. R. Meredith, Mr. A. L. P. Milwright and Mr.F. L.
Warner.
Август, 1962 г. А. Ф. Харвей

ОБОЗНАЧЕНИЯ
1. ВВЕДЕНИЕ
Для обозначения отдельных классов величин в книге использо-
использованы различные шрифты. Символы, соответствующие математичес-
математическим операциям и постоянным, если это не оговорено особо, напе-
напечатаны, как правило, нормальным прямым шрифтом. Символы для
обозначения основных физических постоянных даны светлым кур-
курсивом или нормальными греческими буквами. Действительные и
комплексные векторы переменных физических величин обозначают-
обозначаются жирными прямыми буквами, комплексные скаляры и компоненты
векторов — жирным курсивом или жирными греческими буквами,
а действительные скаляры, компоненты векторов и модули векторов
— светлым курсивом или нормальными греческими буквами. Спе-
Специфические величины выделяются с помощью верхних и нижних
индексов; там, где это не приводит к неопределенности, индексы
могут быть опущены. Химические элементы обозначаются нормаль-
нормальным шрифтом. Для сокращений используются буквы латинского
алфавита, напечатанные светлым прямым шрифтом, и буквы гре-
греческого алфавита, напечатанные нормальным шрифтом.
Принятые единицы основываются на рационализированной сис-
системе MKS. Рационализация заключается в переводе коэффициента
4тс из прямоугольной системы координат в сферическую. Едини-
Единицами длины, массы, времени, электрического заряда и темпера-
температуры служат соответственно метр, километр, секунда, кулон и
градус Кельвина.
Для того чтобы сохранить близкую аналогию между электроста-
электростатическим и магнитостатическими формулами и помочь читателю,
знакомому в основном с системами CGS, в качестве вектора силы
для электрических диполей берут Е, для магнитных диполей — Н
и для движущихся электрических зарядов —В. Экспериментальные
и практические данные приводятся в наиболее удобных и привыч-
привычных единицах.

2. ОБОЗНАЧЕНИЯ МАТЕМАТИЧЕСКИХ ДЕЙСТВИЙ И ПОСТОЯННЫХ
А — вектор с модулем А.
А-В — скалярное произведение векторов А и В.
Ах В — векторное произведение векторов А и В.
2?
cos*
2 4
— косинус= 1— -J- + -J ... + (—1)
chx — гиперболический косинус = -=¦ (е* + е-*).
Bft)!
_ ic.x i_ ,
2
С /1 \
С(х) — косинус интеграла Френеля= 1 cos l-^ nt2} dt.
о
oo
Ci (x) — интегральный косинус =— ( cos z dz.
dny
—T-^i n-я производная.
I
e —lim(l -f- xy = 2,71828182845904523536.
ex, exp (*) — экспоненциальная функция = 1 + x + -^- + -57-
x
n
^ л! ^ -•
erf (x) — интеграл вероятности (функция ошибки) =
х
2 г
У я 0
erfc(x)—^дополнение интеграла вероятности=—= [e~**dt.
У к J
X
^ {х) — функция Ханкеля 1-го рода «-го порядка =
= -г*— [e-nri К (х) — J-n (х)}.
Sin «71 L n V ' V ''
(x) — функция Ханкеля П-го рода «-го порядка=
i, j, k — единичные векторы прямоугольной системы коор-
координат.
Im — мнимая часть комплексной величины.
/„ (х) — модифицированная функция Бесселя 1-го рода п-го
порядка =/-" Jn(jx).
j — мнимая единица Y—1.
/„ (х) — функция Бесселя 1-го рода «-го порядка =
(~l)kxn+2k
2n+2k k\V (n + k
10

К (k) — полный эллиптический интеграл 1-го рода ==
т./2 1
J
о
Кп(х) — модифицированная функция Бесселя П-го рода
n-го порядка = -к- я cosec пп [1-п (х) — \п (х)\.
\пх — натуральный логарифм= 1 — (х — 1) -\ s— ...+
+ () +
In 10 — 2,30258509299404568402.
lgjc — десятичный логарифм.
lge — 0,43429448190325182765.
п — единичный вектор нормали к поверхности.
п\ — факториал п=\. 2. 3. ...,(«—\)п.
Рг(х) — полином Лежандра степени 1 = — f (х*—1)г-
РГ (х) — присоединенный полином Лежандра степени /=
dm
— d
2
R — модуль комплексной величины R=.x-\-jy.
R* — сопряженное комплексное число—х — jy.
Re — действительная часть комплексной величины.
Х3 Х6
sin л; — синус=х — -^ +— — ... + (— 1)
sh x — гиперболический синус =~(<tx — е~х).
snu, спи,
An и — эллиптические функции и х
S (х) — синус интеграла Френеля= ( sin (у:
о
х
Si (x) — интегральный синус = f Slnz dz.
о
Т„ (х) — рационализированный полином Чебышева Н-рода
(п— 1) степени= cos(narccos*) для —1<л:<+1
и ch (n arcch х) для | х | > 1.
Yn(x) — функция Бесселя П-рода «-го порядка =
Г(«) — гамма-функция =^f xn~'e-* dx для л>0.
о
11

ду/дх — частная производная.
А, б — приращение или оператор конечной разности.
0 — аргумент комплексной величины = arctg (у/х).
я — отношение длины окружности к диаметру =
= 3,14159265358979323846.
2 — сумма.
V — оператор «набла» = 1 j- + j -щ + k ~ .
З2 З2 З2
V2 — оператор Лапласа = _+__ + __.
г, 0, ф — сферические координаты.
г, ф, z — цилиндрические координаты.
х, у, z — прямоугольные координаты.
?, т|, \ — локальные прямоугольные координаты.
3. ОБОЗНАЧЕНИЯ ФИЗИЧЕСКИХ КОНСТАНТ
с — скорость света в вакууме=(еоцо)— '/2 =
=2,997925-108 м/сек.
е — отрицательный заряд электрона = 1,60207-10~19 к.
elm0 — отношение заряда электрона к его массе =
= 1,75890-10" к/кг.
F — постоянная Фарадея, NA е = 9,65219-104 к/г-моль,
g — гравитационное ускорение = 9,81259 м/сек2 (в Пот-
Потсдаме).
ge—g-фактор свободного электрона=2,00229.
ёп — g-фактор ядра.
G — гравитационная постоянная = 6,670- 10~п м3/кг-сек?,
/г — постоянная Планка = 6,62517-Ю-34 дж/сек.
П = /г/2я.
Н — коэффициент Хаббла для красного смещения ~
~0,10 м/сек- парсек ~3,24- Ю-18 сектх.
k — постоянная Больцмана= 1,38044-Ю-23 дж/град.
тЕ—масса Земли=5,977-1024 кг.
тр — масса покоя протона=/п0-1836,12= 1,67239-10~27 кг.
т0— масса покоя электрона=9,1083-10~31 кг.
NA— число Авогадро=6,02472-1023 (г-моль)~1.
NL — число Лошмидта = 2,6872-1025 м~3 (атм)~1.
0°С — точка замерзания воды=273,16°К-
гЕ—средний радиус Земли=6,371 • 10е м.
rs — радиус фотосферы Солнца=6,961 • 108 м.
R — газовая постоянная=8,31696 дж/град-моль.
То — комнатная температура=D/k)-10~21 с^290°К-
У'w — внутренняя проводимость свободного пространст-
пространства = Z^1.
Zw — внутреннее сопротивление свободного простран-
пространства = /(JV^J— 376,7304 ом.
12

у—гиромагнитное отношение для электрона—^„^
~2л • 3,5218 • 10* сек-1 ¦ (а/м)~х ~2я • 2,8026 х
X 10е секгх-э~х.
е0 — диэлектрическая постоянная свободного простран-
пространства (ц0с2)-1 =8,85416-Ю-12 ф/м.
[iB—магнетон Бора = \ioe7i/2mQ = 1,16529-10~29 вб. м =
=9,2731-10-21 эрг/э.
[in—магнетон ядра=6,34650-10~33 вб. м =
= 5,05038-10-24 эрг/э_
ц0 —магнитная проницаемость свободного пространства^
= 4я-10-7 гн/м.
а — постоянная Стефана-Больцмана =
= 5,6687-10-8 вт/м?-град*.
4. ОБОЗНАЧЕНИЯ РАЗЛИЧНЫХ ФИЗИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН
4.1. Латинский алфавит
а, а — линейное ускорение, м/сек\
а — ширина прямоугольного волновода, м.
а —ширина плоскопараллельной линии, м.
а — относительные вносимые потери (по мощности) =
Свх вых)/вх
А, А, А — магнитный векторный потенциал, вб/м.
А — атомный вес.
А, А — плотность (слоя) тока, а/м.
А — площадь, м2.
Ае — эффективная площадь антенны=(^рЯ,г/4я), м?.
b — расстояние между пластинами плоскопараллельной
линии, м.
b — высота прямоугольного волновода, м.
В — реактивная проводимость, омгх или мо.
В — постоянная вращения молекулы, гц.
В, В, В — плотность магнитного потока = [i\i0H,e6/M2.
Вх — максимальная плотность магнитного потока высо-
высокочастотного поля, вб/мг.
с — удельная теплота, док/кг-град.
С — коэффициент усиления электронной лампы с про-
продольным пучком.
С — тепловая емкость, дж/град.
С — емкость, ф.
Сь — емкость запирающего слоя в полупроводниках, ф.
d — диаметр, м.
D — расстояние, м.
D — коэффициент заполнения=fptp (величина, обратная
скважности).
D, D, D—плотность электрического потока=е-е0-?, к/м*.
Da— коэффициент амбиполярной диффузии, М2)сек.
DR— релеевское расстояние антенны=(d2/2A,), м.
13

E — модуль упругости, н/м2.
Е, Е, Е — напряженность электрического поля, в/м.
Ех — максимальное значение высокочастотного электри-
электрического поля, в/м.
f—фокусное расстояние, м.
f — частота, гц.
fb — ширина полосы частот, гц
fc — предельная (критическая) частота волновода, гц.
fc— циклотронная частота=е50/2л/п.
fc — девиация частоты, гц.
/Ъ— допплеровская частота, гц.
fm—частота модуляции, гц.
fp—частота повторения импульсов (=\/Тр), гц.
fn — частота радиолокационного диапазона, гц.
F, F — полный угловой момент, включающий ядерный
спин (=L + S + О + I), h/2n.
F, F — механическая сила, н.
F — коэффициент шума приемника=5дг, их -f- SNr вых.
F — излучательная способность=аГ4, впг/м2.
Fb — излучательная способность' черного тела.
Fv —спектральная излучательная способность, em -сек/м2.
g — коэффициент усиления усилителя.
g — коэффициент усиления излучателя, отнесенный к
изотропному источнику.
g — фактор спектроскопического расщепления или g-
фактор.
G — проводимость, мо.
Ge — высокочастотная проводимость электронного пучка,
мо.
Gm—крутизна характеристики электронной лампы, мо.
/г — высота, м.
ha — вероятность присоединения.
Н, Я, Я — напряженность магнитного поля, а/м.
Н — облученность или плотность потока', вт\м%.
На — напряженность магнитного поля кристаллической
анизотропии, а/м.
Нь — общая ширина полосы магнитного поля по поло-
половинной мощности=2ДЯ, а/м.
#v—спектральная облученность, вт-сек/м2.
Hi — максимальная напряженность высокочастотного маг-
магнитного поля.
Ж — оператор Гамильтона.
/ — момент инерции, кг-м2.
I, / — угловой момент ядерного спина, h/2n.
I, I — электрический ток, а.
Is — полный ток эмиссии катода, а.
/х — максимальный высокочастотный ток пучка, а.
14

J — интенсивность излучения, или люминесценция,
вт/стер.
J, J — полный угловой момент, включая и спин ядра
(=L + S + O), А/2я.
J, J, J — плотность тока, а/м2.
Jx — максимальная высокочастотная плотность тока,
а/м2.
Jt — полная плотность тока, а/м2.
,/, — спектральная интенсивность излучения, вт ¦ сек/стер,
k — коэффициент теплопроводности, вт-м!м2-град.
kc — коэффициент, или фактор связи.
km — коэффициент модуляции.
К — отношение осей эллипса.
К, К—проекция углового момента на ось молекулы, А/2я.
Ki~постоянная магнитокрист^ллической энергии 1-го
порядка, дж/м3.
I — целое число.
/ — длина, м.
1С — длина резонатора, м.
ld — длина дрейфового пространства, м.
ld — длина диэлектрика, м.
1т — средняя длина свободного пробега, м.
L — ширина импульса=с^, м.
L, L — орбитальный угловой момент электрона, hi 2л.
L — индуктивность, гн.
L — вносимые потери (по мощности)=Рех/Рвых.
Lc — коэффициент потерь преобразования по мощности
смесителя.
Ls — индуктивность пружинного контакта, гн.
т — напряженность магнитного полюса, вб.
т — целое число.
т — эквивалентная масса частицы, кг.
т0 — масса покоя частицы, кг.
М — изгибающий момент, н-м.
М — проекция углового момента на неподвижную ось,
/г/2л.
М — молекулярный вес.
М — взаимная индуктивность, гн.
М, М, М — намагниченность (на единицу объема), вб/м2 или (на
единицу массы), вб-м/кг.
п — целое число.
п, п—показатели преломления=]/ец=п — /х.
п — населенность уровня Q]n = iV).
N — фактор размагничивания.
N, N — полный орбитальный угловой момент ( = L -f- О),
А/2я.
N — численная величина,
15

N — плотность частиц, м~г (иногда, кг~х).
N — лучистость или яркость, вт/м2-стер.
Nb — излучаемость черного тела.
iVv — спектральное излучение, вт¦ сек/м2-стер.
О, О — орбитальный угловой момент, обусловленный вра-
вращением молекулы, Л/2я.
р, р — комплексная частотная постоянная=6+/<в.
р, р — линейный момент, кг-м/сек.
р — давление, н/м\
р — шаг периодической структуры, м.
Р — мощность, вт.
Р, Р — угловой момент, кг-м?/сек.
Р, Р, Р — электрическая поляризация, к/м2.
Ра — рассеяние на аноде, вт.
Рс — мощность, рассеиваемая резонатором, вт.
Ре — мощность, отдаваемая электронным лучом, вт,
Рм — мощность собственных шумов генератора, вт.
Pjvv—спектральная мощность шумов, вт-сек.
Рz — мощность, рассеиваемая на единицу длины пути,
вт/м.
Ро—входная мощность постоянного тока=/0 Vo, вт.
9й — проводимость электронного пучка при насыщении =
= /0/Vo/2 (первеанс).
q — тепловой поток, вт.
Q — ядерный квадрупольный момент, м2.
Q — поток жидкости, м3/сек.
Q—количество тепла, дж.
Q — электрический заряд, к.
Q —параметр пространственного заряда электронной
лампы.
Q — добротность резонансного контура.
Qe — внешняя добротность.
Q( — нагруженная добротность.
Qm—магнитная добротность.
Qu— ненагруженная добротность.
г — радиус, м
га — радиус анода, м.
гс — радиус катода, м.
rh — радиус спирали, м.
Г[ — радиус внутреннего проводника коаксиальной ли-
линии, м.
го — радиус внешнего проводника коаксиальной линии, м.
г0 — радиус круглого волновода, м.
гг — радиус проводника, м.
R — дальность действия радиолокатора, At.
R—тепловое сопротивление, град/вт.
R — сопротивление, Ом.
16

Rb — сопротивление запирающего слоя в полупроводни-
полупроводнике, ом.
Rh—коэффициент Холла, в-м3/а-вб.
Rs — поверхностное сопротивление, ом.
Rsh—параллельное сопротивление резонансного контура,
ом,
Rsp — сопротивление растекания контакта диода, ом.
s — длина пути, м,
& — коэффициент преобразования плазменной частоты.
S — коэффициент пространственной решетки излучателей,
5 —энтропия, дж/м?-град.
5 —кажущаяся мощность, в-а.
S, S—матрица рассеяния в волноводе.
S, S — угловой момент спина электрона, Л/2я.
S—коэффициент стоячей волны по напряжению
1 ""макс |/| 'мин I ^ * •
S, S — комплексный вектор Пойтинга плотности потока
мощности = у (Е X Н*), вт/мг.
Sjv — отношение мощности сигнала к мощности шума.
t — толщина, м.
t — время, сек.
td — время рекомбинации, сек.
tf — время спада импульса, сек.
гы — коэффициент температуры шума.
tp — длительность импульса, сек.
tr — время нарастания импульса, сек.
Т — период, сек.
Т, Т — вращающий момент, н ¦ м.
Т — абсолютная температура антенны, °К-
Та — эффективная температура антенны, °К-
Тс — температура сверхпроводящего перехода, °К-
Тс — температура катода, °К.
Тс — температура Кюри, °К-
Td — дебаевская температура, °К-
Те — эффективная температура электрона, °К-
Ты — эффективная температура шума, °К-
Тр — время повторения импульсов, сек.
Тs — температура спина, °К.
и, и — радиальный коэффициент распространения =а + jb.
U — объемная плотность электромагнитной энергии =
U,—спектральная плотность энергии, дж-сек/м3.
v, v — скорость частицы или волны, м/сек.
vd — скорость дрейфа частицы, м/сек.
vg — групповая скорость волны=(da)/da)), м/сек.
v —фазовая скорость волны=(а>/Р), м/сек.
17

Ox — максимальная скорость флюктуации электрона, м/сек.
V — объем, ма.
V — электродвижущая сила, в.
V, V — разность потенциалов или напряжение, в.
Va — анодное напряжение, в.
Vc — объем полости, м3.
Vd —напряжение диффузии полупроводникового контак-
контакта, в.
Vk -г- кинетическое напряжение электронного пучка, в.
Vs — объем образца, ма.
w—линейный размер, м.
ш—вероятность перехода, обусловленная релаксацией =»
=A/тх), сек-К
W — вероятность перехода под действием излучающего
поля, сект1.
W — энергия, дж.
Wp—энергия, соответствующая уровню Ферми, дж.
Wk — кинетическая энергия, дж.
Wp — потенциальная энергия, дж.
Ws — энергия, запасенная контуром, дж.
Wo — энергия покоя частицы, дж.
X — реактивное сопротивление, ом.
Xs — поверхностное реактивное сопротивление, ом.
Xsh — параллельное реактивное сопротивление резонан-
резонансного контура, ом.
Y, Y— комплексная проводимость=(G + ]'В), мо.
Ye — высокочастотная проводимость электронного пучка,
МО.
Yo — волновая проводимость передающей линии, мо.
Z, Z — импеданс=(/? + }Х), ом.
Zc — импеданс связи, ом.
Zwd — собственное волновое сопротивление диэлектричес-
диэлектрической среды = Zwe 2 .
Ze—характеристическое сопротивление электронного
пучка, ом.
Zl — сопротивление нагрузки, ом,.
Zs — поверхностное сопротивление (Et/Ht) — (Rs+jXs), ом.
Zsh — параллельное сопротивление замедляющей цепи =
= Ell2Pz, om/m.
Zt — холодное сопротивление электронной лампы, ом.
Zo— волновое сопротивление передающей линии, ом.
Zx — импеданс элемента нагрузки, ом.
4.2. Греческий алфавит
а, а — угловое ускорение, рад)сек?.
а — коэффициент теплового расширения (линейного).
\

a — коэффициент поглощения излучения.
a — коэффициент поглощения (или усиления), неп/м.
а„—коэффициент затухания, обусловленный поглощением
в газе, неп/м.
ар—коэффициент поглощения мощности резонаторам
= 1 —Рр—V
аг — коэффициент рекомбинации газового разряда, м3/сек,
а,—спектральный коэффициент затухания, неп/м.
Р —. коэффициент связи резонатора.
Р — коэффициент чувствительности по току полупровод-
полупроводникового диода.
_J.
релятивистский множитель=[1— (v/c)l\~ 3.
коэффициент изменения фазы или волновое число =
=Bя/А,), рад/м.
Рс — волновое число цепи.
Рг—волновое число волны пространственного заряда.
Р —коэффициент модуляционного промежутка.
Р„ — волновое число я-й пространственной гармоники.
Рр — волновое число плазмы =BяДр), рад/м.
Рш — волновое число свободного пространства.
Y, У — коэффициент распространения=a + /р.
уе — коэффициент распространения волны пространствен-
пространственного заряда.
Г — коэффициент ослабления шума пространственного за-
заряда.
б — постоянная затухания,
б — диэлектрический угол noTepb=arctg(e"/e').
6р—глубина проникновения волны в сверхпроводнике, м.
6S — толщина поверхностного слоя в металле^
), м.
(||0)
Al — расстояние между самыми нижними орбитальными
уровнями, м~1.
ДЯ — ширина линии от центра до уровня, соответствую-
соответствующего половине мощности, а/м.
Д» — ширина линии от центра до уровня, соответствующего
половине мощности, гц.
AVs — смещение линии, обусловленное эффектом Штарка, гц.
Avz—смещение линии, обусловленное эффектом Зеемана,
гц.
е, г — относительная диэлектрическая проницаемость или
диэлектрическая постоянная = е'—/е".
е — коэффициент эмиссии относительно абсолютно черно-
черного тела.
ev — спектральный коэффициент эмиссии,
т] — динамическая вязкость, н-сек/м*.
г\ — коэффициент заполнения устройства СВЧ образцом.
19

Т) — К. П. Д.
т|в —к. п. д. лампы по аноду.
г\а — сечение прилипания газового разряда, м2.
г\А — к. п. д. антенны=Ле/Л,
Т)с—К. П. Д. ЦеПИ=РВых/^е-
ч]е — электронный к, п. д,—Ре/Р0.
0— фазовый или плоский угол, рад.
0 — относительная температура, °С.
Qb — ширина луча антенны по половине мощности, рад,
Qd — угол дрейфа клистрона, рад.
б/?—фарадеевское вращение, рад.
Ьр — угол прецессии электронного спина, рад.
х—коэффициент поглощения=аЯ,0/2я.
х, к — иедиагоиальиая компонента [ц.]=х'—/х*.
Я,— линейная плотность заряда, к/м.
Я, — длина волны, м.
Хс — предельная длина волны волновода, м.
"Kd — длина волны в диэлектрике=(Я,/л), м.
Xg — длина волны в волноводе, м.
Я-р —длина волны в плазме=Bяо0/й)р), м.
Я,о — длина волны в свободном пространстве, м.
А — спин-орбитальный коэффициент связи, м~1.
fi, fi — относительная магнитная проницаемость^^'—j\i".
[jm] — тензор относительной магнитной проницаемости гиро-
гиромагнитной среды.
\id — дрейфовая подвижность носителей, м2/в-сек.
е, це — электрический дипольный момент, к-м.
цн—подвижность Холла носителей, м?/в-сек.
т- fAm —магнитный дипольный момент, вб-м.
v, v — относительное удельное магнитное сопротивление =
= v' + /v".
v — кинематическая вязкость.
V —частота, гц.
уа — частота прилипания, гц.
\ь — полная ширина полосы по половине мощности =
= 2AV, гц.
\с — частота соударений электронов с ионами, гц.
vc — циклотронная частота=ей0/2я/п.
\т — частота модуляции, гц.
\р — частота плазмы=A /2л) YNe2/mee0, гц.
л — компоненты расщепления спектральной линии для пе-
переходов ДМ = 0.
П, Я—вектор Герца (dlljdt = c2A).
р — плотность, кг/мя.
р — объемное удельное сопротивление, ом-м.
р —объемная плотность зарядов = Ме, к/м3.
р —относительная населенность уровня B]р=1).
20

p — коэффициент отражения по напряжению или по амп-
амплитуде = ре/?.
рр — коэффициент отражения по мощности.
р^ — поверхностное удельное сопротивление, ом-м/м.
а — компоненты расщепления спектральной линии для пе-
переходов ДМ= ± 1-
о — площадь рассеяния, м2.
а—поверхностная плотность зарядов, к/м2.
о, а — удельная проводимость=а'—/а", мо/м.
о°—сечение рассеяний поверхности на единицу площади.
т — постоянная времени, сек.
т — время релаксации, сек.
%с — среднее время свободного пробега между столкнове-
столкновениями ионов или носителей, сек.
хр — коэффициент передачи мощности—РвЫх/Рвх-
tv — коэффициент передачи по напряжению = VBbIX/VBX.
тх — время спин-решеточной релаксации, сек.
т2 — время спин-спиновой релаксации, сек.
т2 — время релаксации неоднородности поля, сек.
Ф—плоский или фазовый угол, рад.
Ф — работа выхода электрона, эв.
Ф, Ф — магнитный поток, вб.
Ф — гравитационный потенциал.
X» X — магнитная объемная восприимчивость = M/\i0H =
= х'-/У.
Хе—электрическая объемная восприимчивость^Р/в0?.
%т—магнитная восприимчивость на единицу массы, м3/кг.
%м—магнитная молярная восприимчивость, м3/г-моль.
Хо—статистическая магнитная восприимчивость =
**NS(S l3kT
if — плоский угол.
ifft — угол шара спирали.
ХР, ? — электрический поток, к.
о, со—угловая скорость, рад/сек.
(о—угловая частота=2я/ (или 2rtv), рад/сек.
<ос—циклотронная угловая частота=е?0//л, рад/сек.
<aL—угловая частота ларморовой прецессии =
= geeB0/2m, pad/сек.
а>р — эффективная угловая частота плазмы =
= УNe2/me0, рад/сек.
Q — телесный угол.
5. СОКРАЩЕННЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ
5.1. Нижние индексы
a, g, с — анод, сетка, катод.
аи — среднее.
21

c, d— проводник, диэлектрик.
С, L — емкостный, индуктивный.
d, a — донорные н акцепторные центры в полупроводнике.
f,b — прямой, обратный.
/, s — быстрый, медленный.
i, e — внутренний, внешний.
if — промежуточная частота.
i, n, p — внутренний, электроны (отрицательный), дырки (по-
(положительный).
i, р, s — холостой, накачка, сигнал.
i, r, t — падающий, отраженный, прошедший.
/, s — длинный, короткий.
п, I, t — нормальный, продольный, поперечный.
ос, sc — холостой ход, короткое замыкание.
р, V — постоянное давление, постоянный объем.
Р, V, L — мощность, напряжение, логарифм отношения в деци-
децибелах.
г — резонансное значение.
г, i — действительный, мнимый.
R, Т — приемник, передатчик.
г, 6, ф — компоненты в сферической системе координат.
г, ф, z—компоненты в цилиндрической системе координат.
se, sh — последовательный, параллельный.
t — полный.
и, I — верхний, нижний.
х, у, z — компоненты в прямоугольной системе координат.
?,*),? — компоненты в локальной прямоугольной системе ко
ординат.
v — спектральное значение (на единицу интервала ча-
частоты).
О — постоянный ток, статический или установившийся.
О, я — параметры фильтра на критической частоте.
5.2. Разные обозначения
а) В кристаллографии: индексы Мильерана заключены в круг-
круглые скобки ( ); индексы Лауэ пишутся без скобок; индексы
семейства плоскостей заключены в фигурные скобки { },'ин-
},'индексы осей илн линий зоны заключены в квадратные скобки
[ ]; индексы семейства осей заключены в угловые скобки ( ).
б) Числа, связанные с обозначениями химических элемен-
элементов, в различных положениях имеют следующие значения:
верхний правый — массовое число атома, нижний левый — атом-
атомный вес, нижний правый — число атомов в молекуле, например,
37Rb87, Sb121, Cl|5.
в) Заряд иона обозначается верхним индексом — знаком
плюс или минус, в случае необходимости перед знаком ста-
ставится арабская цифра, например Na+, Cl~, Сг3+.
г) Валентность обозначается римскими цифрами.
22

Ампер
Ампервиток
Ампер/метр
Кулон
Кулон-метр
Фарада
Генри/метр
6. ПЕРЕХОД ОТ СИСТЕМЫ MKS К СИСТЕМЕ
CGS И К ДРУГИМ СИСТЕМАМ
— Ю-1 э-м. е. или ЗхЮ9 э-с. е.
-4яхЮ-' гб.
-4ях Ю~3 э.
- 10-' э-м. е. или ЗхЮ9 э-с. е.
-3X10" э-с. е. или ЗхЮ29 дебай.
Ю-9 э-м. е. или 9xlOu э-с. е.
-а
э-м. е.
Джоуль
Килограмм • метр2-
Мо
Непер/метр
Ньютон
Ньютон • метр
Ньютон/метр2
Ом
Ватт
Вебер
Вебер•метр
Вебер/метр2 — 10* гс.
•107 5рг~ 0,239 кал.
- 107 г-см2.
-Ю-11 э-м. е.
-8,686 дб/м, 264,54 56/100 фут нли по напря-
напряжению 2 мт1.
- 10s дин.
- 107 дин-см.
-1,45-10—4 фунт/дюйм2 или 7,5х
X 10~3 мм рт. ст.
- 109 э-м. е.
-107 эрг/сек.
- Ю8 мкс.
э-м. е.
7. ХИМИЧЕСКИЕ ЭЛЕМЕНТЫ
Символ
А
Ас
Ag
А1
Am
As
At
Аи
В
Ва
Be
Bi
Вк
Br
С
Са
Поряд-
Порядковый
номер
18
89
47
13
95]
33
85J
5'
56]
4
83
97
35
6
20
Название
элемента
Аргон
Актиний
Серебро
Алюминий
Америций
Мышьяк
Астатин
Золото
Бор
Барий
Бериллий
Висмут
Беркелий
Бром
Углерод
Кальций
Символ
Cd
Се
Cf
С1
Cm
Со
Сг
Cs
Си
Dy
Ег
Es
Ей
F
Fe
Fm
Поряд-
Порядковый
номер
48
58
98
17
96
27
24
55
29
66
68
99
63
9
26
100
Название
элемента
Кадмий
Церий
Калифорний
Хлор
Кюрий
Кобальт
Хром
Цезий
Медь
Диспрозий
Эрбий
Эйнштейний
Европий
Фтор
Железо
Фермий
23

Fr
Ga
Gd
Ge
H
He
Hf
Hg
Ho
I
In
Ir
К
Kr
La
Li
Lu
Md '¦¦,.
Mg
Mn
Mo
N
Na
Nb
Nd
Ne
Ni
No
Np
О
Os
P
Pa
Pb
Pd
87
31
64
32
1
2
72
80
67
53
49
77
19
36
57
3
71
101
12
25
42
7
11
41
60
10
28
102
93
8
76
15
91
82
46
Франций
Галлий
Гадолиний
Германий
Водород
Гелий
Гафний
Ртуть
Гольмий
Иод
Индий
Иридий
Калий
Криптон
Лантан
Литий
Лютеций
Менделевий
Магний
Марганец
Молибден
Азот
Натрий
Ниобий
Неодим
Неон
Никель
Нобелий
Нептуний
Кислород
Осмий
Фосфор
Протактиний
Свинец
Палладий
Рт
Ро
Рг
Pt
Pu
Ra
Rb
Re
Rh
Rn
Ru
S
Sb
Sc
Se
Si
Sm
Sn
Sr
Та
Tb
Tc
Те
Th
Ti
Tl
Tm
U
V
W
Xe
Yb
Yt
Zn
Zr
61
84
59
78
94
88
37
75
45
86
44
16
51
21
34
14
62
50
38
73
65
43
52
90
22
81
69
92
23
74
54
70
39
30
40
П рометий
Полоний
Празеодим
Платина
Плутоний
Радий
Рубидий
Рений
Родий
Радон
Рутений
Сера
Сурьма
Скандий
Селен
Кремний
Самарий
Олово
Стронций
Тантал
Тербий
Технеций
Теллур
Торий
Титан
Таллий
Тулий
Уран
Ванадий
Вольфрам
Ксенон
Иттербий
Иттрий
Цинк
Цирконий
8. БУКВЕННЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ ДЛЯ ДИАПАЗОНОВ СВЧ
Американские Англии- Диапазон Диапазон
ские частот, Ггц длин волн, см
р
Lp-Lz
Se — Sh
С
Xd — Хк;
Kp-Ku
Кт— Kl
Ka-Qe
Va-Ve
P
L
S
С
X
J
к
Q
V
0,225— 0,390
0,390— 1,550
1,550— 3,90
3,90 — 6,20
6,20 —10,90
10,90 —17,25
17,25 —33,00
33,00 —46,00
46,00 —56,00
133,5 —
76,90—
19,30—
7,69—
4,84—
2,75—
1,74—
0,91 —
0,65—
76,90
19,30
7,69
4,84
2,75
1,74
0,91
0,65
0,54
24

9. СОКРАЩЕННЫЕ НАЗВАНИЯ ПЕРИОДИЧЕСКИХ ИЗДАНИЙ
Ссылки на литературу в тексте даны посредством прямых ско-
скобок. В списке литературы стоящие после названия числа обозна-
обозначают соответственно год издания, том и номер первой страницы.
Полные названия периодических изданий приведены ниже в ал-
алфавитном порядке сокращенных названий, в скобках указано место
публикации.
Ada cryst.
Act a Met.
Ada phys. Acad. Sci.
Hung.
Ada phys. Austriaca.
Ada phys. Hung.
Ada phys. Polonica.
Ada polytech.
Ada polytech. Scand.
Ada tech. Acad. Sci.
Hung.
Advances Phys.
Aeronaut. Engng Rev.
Aircraft Missile Ma-
nufng.
Akust. Zh.
Alta Frequenza.
A. M. A. Arch. ind.
Health
Atner. J. Ophthal.
Atner. J. Phys.
Atner. J. phys. Med.
Atner. J. Physiol.
Atner. Scient.
Ann. Acfas
Ann. N. Y. Acad. Sci.
Ann. Phys. (Leipzig)
Ann. Phys. (New
York)
Ann. Phys. (Paris)
Ann. Phys. Chetn.
Ann. Radioelect.
Ann. Telecotnm.
Appl. Optics
Appl. sci Res.
Apll. Spectrosc.
Arch, elekt. Ubertra-
gung
Arch. Elektrotech.
(Berlin)
Arch. elektrotech.
(Warsaw)
Arch, industr. Hyg.
Arch. Ophthal.
Arch. phys. Med.
Arch. Sci.
2B Зак. 8S0
Ada Crystallographica (Copenhagen)
Ada Metallurgica (New York)
Ada Physica Academiae Scientiarum Hungaricae
(Budapest)
Ada Physica Austriaca (Vienna)
Ada Physica Hungarica (Budapest)
Ada Physica Polonica (Warsaw)
Ada Polytechnica (Stockholm)
Ada Polytechnica Scandinavica (Stockholm)
Ada Technica Academiae Scientiarum Hungaricae
(Budapest)
Advances in Physics (London)
Aeronautical Engineering Review (New York)
Aircraft and Missile Manufacturing (New York)
Akusticheskii Zhurnal (Moscow)
Alta Frequenza (Milan)
A. M. A. Archives of Industrial Health (Chicago)
American Journal of Ophthalmology (St. Louis)
American Journal of Physics (New York)
American Journal of Physical Medicine (Baltimore)
American Journal of Physiology (Boston)
American Scientist (New Haven)
Annales de I'Acfas (Montreal)
Annals of the New York Academy of Science (New York)
Annalen der Physik (Leipzig)
Annals of Physics (New York)
Annales de Physique (Paris)
Annalen der Physik und Chemie (Leipzig)
Annales de Radioelectricite (Paris)
Annales des Telecommunications (Paris)
Applied Optics (New York)
Applied Scientific Research (The Hague)
Applied Spedroscopy (Massachusetts)
Archiv der Elektrischen Ubertragung (Stuttgart)
Archiv fur Elektrotechnik (Berlin)
Archiwum Elektrotechniki (Warsaw)
Archives of Industrial Hygiene and Occupational
Medicine (Baltimore)
Archives of Ophthalmology (Chicago)
Archives of Physical Medicine (Chicago)
Archives des Sciences (Geneva)
25

Arch. tech. Messen
Ark. Fys.
Astron. J.
Astron. Zh.
Astrophys J.
АШ Accad. nazl. Lincei
Atti Accad. Sci. Torino
Austral. J. Phys.
Austral J. Sci
Austral. J. sci. Res.
Aviation Week
A. W. A. tech. Rev.
Bell Lab. Rec.
Bell Syst. tech. J.
Biochim. Biophys.
Ada
Brit. Cotnmun. Elect-
Electronics
Brit. J. appl. Phys.
Brit. J. phys. Med.
Bull. Acad. polon. Sci.
Bull. Acad. Roy. Bel-
gigue Cl. Sci.
Bull. Acad. Sci. Cra-
covie
Bull. Acad. Sci. USSR
Bull. Amer. Ceramic
Soc.
Bull. Amer. Meteorol.
Soc.
Bull. Assoc. Suisse
Elect.
Bull, astron. Insts
Netherlands
Bull. Schweiz. elektro-
tech. Ver.
Bull. Soc. Franc.
Elect.
Byull. eksper. Biol.
Med.
Cables Transm.
Calif. Med.
Canad. Electronics
Engng
Canad. J. Phys.
Canad. J. Res.
Canad. J. Technol.
ChalmersTekn. Hogsk.
Handl.
Chetn. Rev.
Cotnmun.
Commun. Electronics
Cotnmun. Engng
Commun. pure appl.
Math.
Contemporary Phys.
Archiv fur technisches Messen und industrielle MesS-
technik (Munich)
Arkiv for Fysik (Stockholm)
Astronomical Journal (Connecticut)
Astronomicheskii Zhurnal (Moskow)
Astro physical Journal (Chicago)
Atti della Accademia Nazionale dei Lincei (Rome)
Atti delja Accademia delle Scienze di Torino (Turin)
Australian Journal of Physics (Melbourne)
Australian Journal of Science (Sydney)
Australian Journal of Scientific Research (Melbourne)
Aviation Week (New York)
A. W. A. Technical Review (Sydney)
Bell Laboratories Record (New York)
Bell System Technical Journal (New York)
Biochimica et Biophysica Ada (Amsterdam)
British Communications and Electronics (London)
British Journal of Applied Physics (London)
British Journal of Physical Medicine and Industrial
Hygiene (London)
Bulletin de VAcadimie Polonaise des Sciences (Warsaw)
Bulletin de VAcadimie Royale de Belgique. Classe
des Sciences (Brussels)
Bulletin de I'Academie des Sciences de Cracovie
(Charkow)
Bulletin de I'Academie des Sciences (Moscow)
Bulletin of the American Ceramic Society (Easton, Pa)
Bulletin of the American Meteorological Society
(Boston)
Bulletin de I'Association Suisse des Electriciens
(Zurich)
Bulletin of the Astronomical Institutes of the Ne-
Netherlands (The Hague)
Bulletin Schweizerischer Elektrotechnischer Verein
(Zurich)
Bulletin de la Societi Francaise des Electriciens
(Paris)
Byulletin Eksperimentalnoi Biologii i Meditsiny
(Moscow)
Cables et Transmission (Paris)
California Medicine (San Francisco)
Canadian Electronics Engineering (Toronto)
Canadian Journal of Physics (Ottawa)
Canadian Journal of Research (Ottawa)
Canadian Journal of Technology (Ottawa)
Chalmers Tekniska Hogskolas Handlingar (Gothen-
(Gothenburg)
Chemical Reviews (Baltimore)
Communications (New York)
Communucations and Electronics (New York)
Communication Engineering (London)
Communications on Pure and Applied Mathematics
(New York)
Contemporary Physics (London)
26

С. R. Acad. Sci
(Paris)
Czech. J. Phys.
Deutsch. Phys. Gesell.
Dokl. Akad. Nauk
SSSR
Doshisha Engng Rev.
Elect. Commun.
Elect. Engng
Elect. J.
Elect. Manufng
Elect. Rev.
Electronic Engng
Comptes Rendus Hebdomadaires des Seances de
I'Academie des Sciences (Paris)
Czechoslovak Journal of Physics (Prague)
Bericht der Deutschen Physikalischen Gesellschaft
(Brunswick)
Doklady Akademii Nauk SSSR {or Comptes Rendus
de I'Academie des Sciences de I'URSS) (Moscow)
Doshisha Engineering Review (Kyoto)
Electrical Communication (New York)
Electrical Engineering (New York)
Electrical Journal (London)
Electrical Manufacturing (New York)
Electrical Review (London)
Electronic Engineering (London)
Electronic Equiptn. Electronic Equipment Engineering (New York)
Engng
Electronic Industt,
Tele-Tech
Electronic Radio Engr
Electronic Technol.
Electronics
Electropl. Met. Fin.
Electrosvyaz
Electrotech. J. Tokyo
Elektron. Rdsch.
Elektron Wiss. Tech.
Elektrotech. Maschi-
nen.
Elektrotech. Obz.
Elektotech. Z.
Elektrotechnik
(Berlin)
Elektrotechnika
Elektroteh. Vestnik
Elektrotek. Tid.
Engng J.
Engnrs Dig.
Ericsson Tech.
Exper. Tech. Phys.
Federation Proc.
Fernmeldetech. Z.
Fiz. Tverdogo Tela
Fiziol. Zh. SSSR
Foundry Tr. J.
Frequeriz
Funk Ton
Funktech. Mh.
Funktechnik
G. E. C. J.
G. E. C. Telecomm.
Gen. Elect. Rev.
Helv. phys. Ada
Hewlett-Packard J.
H. F: Elect.
Hochfreq. Elektroak.
Horological J.
IBM J. Res. Developm.
Electronic Industries and Tele-Tech (Philadelphia)
Electronic and Radio Engineer (London)
Electronic Technology (London)
Electronics (New York)
Electroplating and Metal Finishing (London)
Electosvyaz (Leningrad)
Electrotechnical Journal (Tokyo)
Electronische Rundschau (Berlin)
Elektron in Wissenschaft und Technik (Munich)
Electrotechnik und Maschinenbau (Vienna)
Elektrotechnicky Obzor (Prague)
Electrotechnische Zeitschrift (Berlin)
Elektrotechnik (Berlin)
Electrotechnika (Budapest)
Electrotehniski Vestnik (Ljubljana)
Electroteknisk Tidsskrift (Oslo)
Engineering Journal (Montreal)
Engineers Digest (London)
Ericsson Technics (Stockholm)
Experimentelle Technik der Physik (Berlin)
Federation Proceedings (Washington)
Fernmeldetechnische Zeitschrift (Brunswick)
Fizika Tverdogo Tela (Moscow)
Fiziologicheskii Zhumal SSSR (Leningrad)
Foundry Trade Journal and Pattern Maker (London)
Frequenz (Berlin)
Funk und Ton (Berlin)
Funktechnische Monatshefte (Berlin)
Funktechnik (Berlin)
G. E. C. Journal (London)
G. E. C. Telecommunications (Coventry)
General Electric Review (Schenectady)
Helvetica Physica Ada (Basel)
Hewlett-Packard Journal (Palo Alto)
H. F. Electriciti (Brussels)
Hochfrequenztechnik und Elektroakustik (Leipzig)
Horological Journal (London)
IBM Journal of Research and Development (New York)
27

Indian j. Meteorol.
Geophys.
Indian J. Phys.
Industr. engng Chem.
Industr. Ital. elett-
rotec.
Ingenieur
Instrutn. Pract.
Internat. Con.v. Rec.
I. R. E.
Izmeritelnaya Tekh.
Izv. Akad. Nauk SSSR
Izv. elektroprotn. slab.
Toka
Izv. vyssh. uch. Zav.
Radiotekhnika
J. Acoust. Soc. Amer..
J. Agric. food Chem.
J. Amer. Chem. Soc.
J. Amer. Med. Assoc.
J. Amer. Soc. Nav.
Engrs
J. Amer. Weld. Soc.
J. appl. Phys.
J. atmos. teirest.
Phys.
J. aviat. Med.
J. Brit. Astron. Assoc.
J. Brit. Interplan.
Soc.
J. Brit. I. R. E.
J. Brit. Nuclear
Energy Conf.
J. chem. Phys.
J. Electrochem. Soc.
J. Electronics Control
J. Ftanklin Inst.
J. geophys. Res.
J. I. E. E.
J. I. E. E. Japan
J. Indian Inst. Sci
J. Inst. Elect. Com-
mun. Engrs Japan
J. Inst. Metals
J. Inst. Navig.
J. Inst. Polytech.
Osaka Univ.
J. Instn Engrs Au-
Austral.
J. Instn Telecomm.
Engrs (New Delhi)
J. Math. Phys.
J. Meteorol.
Indian journal of Meteorology and Geophysics (New
Delhi)
Indian Journal of Physics and Proceedings of the
Indian Association for the Cultivation of Science
(Calcutta)
Industrial and Engineering Chemistry (Washington)
Industria Italiana Elettrotecnica (Milan)
De Ingenieur (The Hague)
Instrument Practice (London)
International Convention Record of the Institute
of Radio Engineers (New York)
Izmeritelnaya Tekhnika (Moscow)
Izvestiya Akademii Nauk SSSR (Moscow)
Izvestiya elektropromishlennosti Slabovo Toka
(Moscow)_
Izvestiya vysshikh uchebnykh Zavedenii Radiotekh-
Radiotekhnika (Kiev)
Journal of the Acoustical Society of America (New York)
Journal of Agriculture and FoodChemistry(Washington)
Journal of the American Chemical Society (Washington)
Journal of the American Medical Association (Chicago)
Journal of the American Society of Naval Engineers
(Washington)
Journal of the American Welding Society (New York)
Journal of Applied Physics (New York)
Journal of Atmospheric and Terrestrial Physics
(London)
Journal of Aviation Medicine (New Orleans)
Journal of the British Astronomical Association
(London)
Journal of the British Interplanetary Society (Wallasey)
Journal of the British Institution of Radio Engineers
(London)
Journal of the British Nuclear Energy Conference
(London)
Journal of Chemical Physics (New York)
Journal of the Electrochemical Society (New York)
Journal of Electronics and Control (London)
Journal of the Franklin Institute (Philadelphia)
Journal of Geophysical Research (Washington)
Journal of the Institution of Electrical Engineers
(London)
Journal of the Institution of Electrical Engineers of
Japan (Tokyo)
Journal of the Indian Institute of Science (Bangalore)
Journal of the Institute of Electrical and Communi-
Communication Engineers of Japan (Tokyo)
Journal of the Institute of Metals (London)
Journal of the Institute of Navigation (London)
Journal of the Institute of Polytechnics, Osaka City
University (Osaka)
Journal of the Institution of Engineers of Australia
(Sydney)
Journal of the Institution of Telecommunication
Engineers (New Delhi)
Journal of Mathematics and Physics (Cambridge, Mass)
Journal of Meteorology (Boston)
28

J. Opt. Soc. Amer.
J. Phys. Chem. Solids
J. Phys. (Moscow)
J. Phys. Radium
J. Phys. Soc. Japan
J. Radio Res. Lab.
(Tokyo)
J .rational Mech. Anal.
J. Res. nat. Bur.
Stand.
J. Roy. Aeronaut. Soc.
J. Roy. Astron. Soc.
Canada
J. Sci. Hiroshima
Univ.
J. sci. ind. Res.
J. sci. Instrum.
J. Soc. ind. appl.
Math.
J. tech. Phys. (Mo-
(Moscow)
J. Televis. Soc.
K. Tekn. Hogsk.
Handl.
Machinery
Marconi lnstrumn
Marconi Rev.
Mater. Meth.
Mech. Engng
Mech. Wld
Mem. Fac. Sci. Kyu-
syu Univ.
Mem.Roy. Astron. Soc.
Metal Finish.
Metal Ind.
Metal Treatm.
Metallurgia
Microwave J.
Molecular Phys.
Monthly Not. Roy.
Astron. Soc.
Nachr. tech.
Nachr. Tech. Fachber.
Nachr. Tech. Z.
Nat. Conv. Rec.
I. R. E.
Nature
Naturwiss.
Nav. med. Bull. Wash.
Ned. Tijdschr. Natu-
urkde
New Scient.
New Zealand J. Sci.
Technol.
Nippon elect, commun.
Engng
Note Resensioni Notiz.
Journal of the Optical Society of America (New York)
Journal of Physics and Chemistry of Solids (NewYork)
Journal cf Physics U. S. S. R. (Moscow)
Journal de Physique et le Radium (Paris)
Journal of the Physical Society of Japan (Tokyo)
Journal of the Radio Research Laboratories (Tokyo)
Journal of Rational Mechanics and Analysis (Bloo-
mington)
Journal of Research of the National Bureau of Stan-
Standards (Washington)
Journal of the Royal Aeronautical Society (London)
Journal of the Royal Astronomical Society of Canada
(Toronto)
Journal of Science of the Hiroshima University
(Hiroshima)
Journal of Scientific and Industrial Research (New
Delhi)
Journal.of Scientific Instruments (London)
Journal of the Society for Industrial and Applied
Mathematics (New York)
Journal of Technical Physics U. S. S. R. (Moscow)
Journal of the Television Society (London)
Kongliga Tekniska Hogskolans Handlingar (Stokholm)
Machinery (London)
Marconi Instrumentation (Chelmsford)
Marconi Review (Chelmsford)
Material and Methods (New York)
Mechanical Engineering (New York)
Mechanical World (London)
Memoirs of the Faculty of Science, Kyusyu University
(Hukuoka)
Memoirs of the Royal Astronomical Society (London)
Metal Finishing (New York)
Metal Industry (London)
Metal Treatment (London)
Metallurgia (Manchester)
Microwave Journal (Boston)
Molecular Physics (London)
Monthly Notices of the Royal Astronomical Society
(London)
Nachrichtentechnik (Berlin)
Nachrichtentechnische Fachberichte (Brunswick)
Nachrichtentechnische Zeitschrift (Brunswick)
National Convention Record of the Institute of Ra-
Radio Engineers (New York)
Nature (London)
Die Naturwissenschaften (Berlin)
Naval Medical Bulletin (Washington)
Nederlands Tijdschrift voor Natuurkunde (The Hague)
New Scientist (London)
New Zealand Journal of Science and Technology
(Wellington)
Nippon Electrical Communication Engineering (Tokyo)
Note Recensioni e Notizie (Rome)
29

Nuclear Instrum. Met-
Methods
Nuovo Citn.
Onde elect.
Optik
Pakistan J. sci. ind.
Res.
Phil. Mag.
Phil. Trans. Roy. Soc.
Philips res. Rep.
Philips tech. Rev.
Philips telecomm. Rev.
Phys. Ber.
Phys. Med. Biol.
Phys. Rev.
Phys. Rev. Lett.
Phys. Today
Phys. Z.
Phys. Z. Sowjet.
Physica
Plan, space Sci.
Point-to-Point Tele-
Telecomm.
Post Office elect. En-
grs. J.
Poste Telecom.
Prace PIT (Warsaw)
Preuss. Akad. Wiss.
Berlin
Pribory Tekh. Eksper.
Priroda
Proc. Amer. Acail.
Arts. Sci.
Proc. Amer. Electropl.
Soc.
Proc. Cambridge Phil.
Soc.
Proc. I. E. E.
Proc. imp. Acad.
Japan
Proc. Inst. Brit. Fo-
Foundry m.
Proc. Instn. Mech.
Engrs.
Proc. I. R. E.
Proc. I. R. E. Aust-
Austral.
Proc. London Math.
Soc.
Proc. nat. Acad. Sci.
Proc. Nat. Electronics
Conf.
Nuclear Instruments and Methods (Amsterdam)
// Nuovo Cimento (Bologna)
L'Onde tlectrique (Paris)
Optik (Stuttgart)
Pakistan Journal of Scientific and Industrial Research
(Karachi)
Philosophical Magazine (London)
Philosophical Transactions of the Royal Society
(London)
Philips Research Reports (Eindhoven)
Philips Technical Review (Eindhoven)
Philips Telecommunication Review (Eindhoven)
Physikalische Berichten (Berlin)
Physics in Medicine and Biology (London)
Physical Review (New York)
Physical Review Letters (New York)
Physics Today (New York)
Physikalische Zeitschrift (Leipzig)
Physikalische Zeitschrift der Sowjetunion (Charkow)
Physica (Amsterdam)
Planetary and Space Science (London)
Point-to-Point Telecommunications (Chelmsford)
Post Office Electrical Engineers' Journal (London)
Poste e Telecommunicazioni (Rome)
Prace Przemyslowego Instytutu Telekomunikacji
(Warsaw)
Preussische Akademie der Wissenschaften zu Berlin
(Berlin)
Pribory i Tekhnika Eksperimenta (Moscow)
Priroda (Moscow)
Proceedings of the American Academy of Arts and
Science (Boston)
Proceedings of the American Electroplaters Society
(Jenkintown)
Proceedings of the Cambridge Philosophical Society
(Cambridge)
Proceedings of the Institution of Electrical Engine-
Engineers (London)
Proceedings of the Imperial Academy of Japan
(Tokyo)
Proceedings of the Institute of British Foundrymen
(London)
Proceedings of the Institution of Mechanical Engi-
Engineers (London)
Proceedings of Institute of Radio Engineers (New
York)
Proceeding of the Institute of Radio Engineers of
Australia (Sydney)
Proceedings of the London Mathematical Society
(London)
Proceedings of the National Academy of Science
(Washington)
Proceedings of the National Electronics Conference
(Chicago)

Proc. nat. Inst. Sci.
India
Proc. Phys. Soc.
Proc. Roy. Soc.
Proc. Soc. exper. Biol.
Med.
Prod. Finish.
Prog. nucl. Phys.
Prog, theor. Phys.
Przegl. Elektrotech.
Przegl. Telekom.
PTT Bedrijf
Publ. Astron. Soc.
Japan
Publ. Astron. Soc.
Pacific
Quart, appl. Math.
Quart. J. Math.
Quart. J. Mech. appl.
Math.
Quart. J. Roy. Meteo-
roL Soc.
RCA Rev.
Radio-Electronic
Engng
Radio-Electronics
Radio Engng USSR
Radio Engng Electro-
Electronics USSR
Radio Fernsehen
Radio Franc.
Radio Tecknik
Radio Televis. News
Radiotekh. Elektron.
Radiotekhnika
Rep. elect. Commun.
Lab. (Tokyo)
Rep. ionosphere Res.
Japan
Rep. Progr. Phys.
Research
Rev. Aluminium
Rev. Cienc. apl.
Rev. elect, commun.
Lab. (Tokyo)
Rev. gen. Elect.
¦Rev. H. F.
Rev. Inst. пас. Elec-
tronica
Rev. mod. Phys.
Rev. Opt.
Rev. sci.
Rev. sci. Instrum.
Rev. tech. С F. Т. Н.
Rev. Telecom.
Rev. telegraphica
Ricerca sci.
Proceedings of the National Institute of Sciences of
India (Calcutta)
Proceedings of the Physical Society (London)
Proceedings of the Royal Society (London)
Proceedings of the Society for Experimental Biology
and Medicine (New York)
Product Finishing (London)
Progress -in Nuclear Physics (London)
Progress of Theoretical Physics (Kyoto)
Przeglad Elektrotechniczny (Warsaw)
Przeglag Telekomunikacyjny (Warsaw)
PTT—Bedrijf (The Hague)
Publications of the Astronomical Society of Japan
(Tokyo)
Publications of the Astronomical Society of the Pa-
Pacific (Sajt-FTancisco)
Quarterly of Applied Mathematics (Providence)
Quarterly Journal of Mathematics (Oxford)
Quarterly Journal of Mechanics and Applied Mathe-
Mathematics (Oxford)
Quarterly Journal of the Royal Meteorological Society
(London)
RCA Review (Princeton)
Radio-Electronic Engineering (New York)
Radio-Electronics (New York)
Translation of Radiotekhnika (London)
Translation of Radiotekhnika i Elektronika (London)
Radio und Fernsehen (Berlin)
Radio Frangaise (Paris)
Radio Tecknik (Vienna)
Radio and Television News (Illinois)
Radiotekhnika i Elektronika (Moscow)
Radiotekhnika (Moscow)
Reports of the Electrical Communication Laboratory
(Tokyo)
Reports of Ionosphere Research in Japan (Tokyo)
Reports of the Physical Society on Progress in Phy-
Physics (London)
Research (London)
Revue de VAluminium (Paris)
Revista de Ciencia Aplicada (Madrid)
Review of the Electrical Communication Laboratory
(Tokyo)
Revue-Ginerale de VElectricite (Paris)
Revue H. F. (Brussels)
Revista del Institute Nacional de Electronica (Bue-
(Buenos Aires)
Reviews of Modern Physics (New York)
Revue d'Optique (Paris)
Revue Scientifique (Montreal)
Review of Scientific Instruments (New York)
Revue Technique de la Compagnie Frangaise Thom-
Thomson-Houston (Paris)
Revista de Telecomunicacion (Madrid)
Revista Telegraphica Electronica (Buenos Aires)
La Ricerca Scientifica (Rome)

Rundfunktech. Mitt.
Sci. Amer.
Sci. Mon.
Sci. Progr.
Sci. Rec. (China)
Sci. Rep. Res. Insts.
Tohoku Univ.
Sci. Sinica
Science
Schweiz. Arch, angew.
Wiss. Tech.
Sheet Metal Ind.
Sky Telesc.
Slab. Obz.
Soviet Physics—Aco-
Physics—Acoustics
Soviet Physics—Dok-
lady
Soviet Physics—JETP
Soviet Physics—Solid
State
Soviet Physics—Tech-
Physics—Technical Physics
Soviet Physics—Us-
pekhi
Sperry Rev.
Stanki Instrum.
Sylvania Technol.
Tech. Hausmitt. Nord-
westdtsch. Rdfunks.
Tech. Mitt. BRF
Tech. Mitt. PTT
Tech. mod.
Tech. News Bull. nat.
Bur. Stand.
Technol. Rep. Osaka
Univ.
Technol. Rep. Tohoku
Univ.
Technol. Rev.
Tekn. Tidskr.
Tekn. Ugebl.
Telecommunications
Те lecommu n icat ii
Telefunken Z.
Telefunkenrohre
Telegraph. Fernsp.
Tech.
Tele-Tech Electronic
Industr.
Teleteknik
Televis. Engng
Tellus
Telonde
Terrest. Magnet.
atmos. Elect.
Tljdschr. Ned. Radio-
genoot.
32
Rundfunktechnische Mitteilungen (Hamburg)
Scientific American (New York)
Scientific Monthly (London)
Science Progress (London)
Science Record (Peking)
Science Reports of the Research Institutes, Tohoku
University (Sendai)
Scientia Sinica (Peking)
Science (Washington)
Schweizer Archiv fur angewandte Wissenschaft und
Technik (Solothurn)
Sheet Metal Industries (London)
Sky and Telescope (New York)
Slaboproudy Obzor (Prague) y
Translation of Akusticheskii Zhurnal (New York)
Translation ot the Physics Section of Doklady Aka-
demii Nauk SSSR (New York)
Translation of Zhurnal Eksperimentalnoii Teoreti-
cheskoi Fiziki (New York)
Translation of Fiziki Tverdogo Tela (New York)
Translation of Zhurnal Tekhnikeskoi Fiziki (New
York)
Translation of Uspekhi Fizicheskikh Nauk (New York)
Sperry Review (Brentford)
Stanki i Instrument (Moscow)
Sylvania Technologist (New York)
Technische Hausmitteilungen des Nordwestdeutschen
Rundfunks (Hamburg)
Technische Mitteilungen BRF (Berlin)
Technische Mitteilungen PTT (Berne)
La Technique Moderne (Parb)
Technical News Bulletin of the National Bureau of
Standards (Washington)
Technology Reports of the Osaka University (Cbaka)
Technological Reports of Tohoku University (Sendai)
Technology Review (Boston)
Teknisk fidskrift (Stockholm)
Teknisk Ugeblad (Ukeblad)
Translation of Electrosvyaz (London)
Telecommunicatii (Bucarest)
Telefunken Zeitung (Berlin)
Die Telefunkenrohre (Berlin)
Telegraphen und Fernsprechtechnik (Berlin)
Tele-Tech and Electronic Industries (Philadelphia)
Teleteknik (Copenhagen)
Television Engineering (New York)
Tellus (Stockholm)
Telonde (Paris)
Terresrial Magnetism and Atmospheric Electricity
(Baltimore)
Tijdschrift van het Nederlands Radiogenootschap
(Jagthustlaan)

Trans. Amer. Acad.
Ophthal.
Trans. Amer. geophys.
Un.
Trans. Amer. I. E. E.
Trans. Danish Acad.
Tech. Sci.
Trans. Faraday Soc.
Trans. Inst. Met. Fin.
Trans. I. R. E.
Trans. S. Afr. I. E. E.
Tsvetnye Metally
Ukrayin. fiz. Zh.
Uspekhi fiz. Nauk
V. D. E. Fachber,
VDI Z.
Vide
Welding J.
Wescon Conv. Rec.
I. R. E.
Westinghouse Engr
Wireless Engr
Wireless Wld
Z. angew. Math.Phys.
Z. angew. Phys.
Z. anorg. Chem.
Z. Astrophys.
Z. Elektrochem.
Z. Kristallogr.
Z. Math. Phys.
Z. Metallk.
Z. Meteorol.
Z. Naturforsch.
Z. Phys.
Z. phys. Chem.
Z. tech. Phys.
Zh. eksper. teor. Fiz.
Zh. Russ. Fiz. Khim.
Obshchestva
Zh. tekh. Fiz.
Transactions of the American Academy of Ophthal-
Ophthalmology (St. Louis)
Transactions of the American Geophysical Union
(Washington)
Transactions of the American Institute of Electrical
Engineers (New York)
Transactions of the Danish Academy of Technical
Sciences (Copenhagen)
Transactions of the Faraday Society (Aberdeen)
Transactions of the Institute of Metal Finishing
(London)
Transactions of the Institute of Radio Engineers
— /. R. E. Professional Groups (New York)
Transactions of the South African
Institution of Electrical Engineers (Johannesburg)
Tsvetnye Metally (Moscow)
Ukrayins'kyi Fizyshnyi Zhurnal (Moscow)
Uspekhi Fizicheskikh Nauk (Moscow)
V. D. E. Fachberichte (Berlin)
V. D. I. Zeitschrift (Dusseldorf)
Le Vide (Paris)
Welding Journal (E as ton)
Wescon Convention Record of the Institute of Radio
Engineers (New York)
Westinghouse Engineer (Pittsburgh)
Wireless Engineer and Experimental Wireless (London)
Wireless World (London)
Zeitschrift fur angewandte Mathematik und Physik
(Basel)
Zeitschrift )fur angewandte Physik (Heidelberg)
Zeitschrift/fur anorganische und allgemeine Chemie
(Leipzig)
Zeitschrift fur Astrophysik (Berlin)
Zeitschrift fur Elektrochemie (Halle)
Zeitschrift fur Kristallographte und Mineralogie
(Leipzig)
Zeitschrift Mathematik und Physik (Leipzig)
Zeitschrift fur Metallkunde (Berlin)
Zeitschrift fur Meteorologie (Postdam)
Zeitschrift fur Naturforschung (TUbingen)
Zeitschrift fur Physik (Heidelberg)
Zeitschrift fur physikalische Chemie (Leipzig)
Zeitschrift fur technische Physik (Leipzig)
Zhurnal Eksperimentalnoi i Teoreticheskoi Fiziki
(Moscow)
Zhurnal Russkago Fiziko-Chimiceskago Obshchestva
(St. Peterburg)
Zhurnal Teknicheskoi Fiziki—Akademii Nauk SSSR
(Moscow)

ГЛАВА 1
РАСПРОСТРАНЕНИЕ ВОЛН В ЦЕПЯХ
1.1. ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ
КАК ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
Электромагнитные волны сверхвысоких частот являются фор-
формой электромагнитного излучения, т . е. волнового движения [43],
связанного с электрическими и магнитными силами. Поэтому их
общие свойства [6, 101, 111, 115, 123, 125, 149, 158, 159, 165,216]
вытекают из электромагнитной теории [126, 157]. Электромагнит-
Электромагнитное поле можно рассматривать как область четырех векторов Е, Н,
D и В, непрерывных функций времени и положения. В изотропной
среде D = ее0Е, В = ^и-0Н. Соотношения, определяемые между
векторами Н и D законом Ампера, а между векторами В и Е — за-
законом Фарадея, приводят к уравнениям Максвелла [212]:
rotE = -f-, A.1)
divB=0, A.2)
rotH=J+^, A.3)
divD=p. A.4)
Так как электромагнитные волны сверхвысоких частот связаны,
главным образом, с явлениями, периодическими во времени, удобно
ввести изменяющийся во времени комплексный множитель e/W;
тогда векторы становятся комплексными величинами, действитель-
действительные части которых имеют физический смысл. В уравнениях A.1)
и A.3) дифференциальный оператор заменяется мнимой величиной
/01.
•34

Если р= 0, а а =ЛЕ, то электрическое поле электромагнитной
волны, распространяющейся в направлении оси z, будет определять-
определяться уравнением
Tjir — /«Wo@+/«>eeo)E=O. A.5)
В такой плоско-поляризованной волне типа ТЕМ электрическое
поле, магнитное поле и направление распространения взаимно пер-
перпендикулярны. Величина электрического поля, удовлетворяющего
уравнению A.5), равна EeIiat-"tz, где коэффициент распространения
— <«>2еео W*o)=a+/P- С -
В любой данный момент времени картина поля повторяется че-
через расстояние 2л/р, которое называется длиной волны; это приво-
приводит к фазовой скорости vp, равной со/р. Если е и \л обладают диспер-
дисперсией, то группа различных составляющих частот будет распростра-
распространяться с разными скоростями; это движение характеризуется груп-
групповой скоростью vg = da/dp, с которой распространяется энергия
волны.
Эллиптически поляризованные волны образуются при наложе-
наложении двух систем плоско-поляризованных волн, распространяющих-
распространяющихся в одном направлении и обладающих одинаковой частотой. В
общем случае две волны имеют неодинаковые фазы и амплитуды и
отличаются своими плоскостями поляризации. Если плоскости
поляризации и фазы отличаются на 90°, то электрические поля могут
быть разложены на перпендикулярные составляющие Ех sin (at —Pz)
и Еу cos ((at— Pz). В любой данной точке пространства при из-
изменении времени, когда одна составляющая равна нулю, другая
составляющая максимальна. Вектор, характеризующий электри-
электрическое поле, описывает эллипс. В любой данный момент времени
вектор, характеризующий полное электрическое поле, описывает
в пространстве эллиптическую спираль. Вектор магнитного поля,
связанный с суммой двух элементарных волн, будет повсюду состав-
составлять прямой угол с результирующим вектором электрического по-
поля и находиться с ним в фазе. Если обе составляющие волны име-
имеют одинаковые амплитуды, то эллипс становится окружностью,
что дает круговую поляризацию. Если а =0, то a =0 и отсюда
Y=/P=/a» Veeo|iiio. A.7)
В свободном пространстве е = \i = 1 и скорость распростра-
распространения с =1/]/ео \io; эта величина была определена экспериментально
[53]. В любой другой среде фазовая скорость будет
Величина, определяемая выражением
35

называется волновым сопротивлением среды. Пользуясь этим пара-
параметром, можно прийти к другому методу рассмотрения электромаг-
электромагнитных волн, основанному на понятии импеданса или полного соп-
сопротивления [23, 117].
Средняя величина полной электромагнитной энергии, запасен-
запасенной в единице объема, составит
?/=l(D.E* + B.H*)=ieeo?3+jwxo№. A.10)
Для распространяющейся волны поток энергии через единицу
поверхности в единицу времени равен Uvp. Пользуясь уравнения-
уравнениями A.8) и A. 9), мы приходим к вектору Пойнтинга, определяюще-
определяющему среднюю плотность потока мощности
Scp=Re(S)=iRe(ExH*). A.11)
1.2. СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
1.2.1. Изолирующие диэлектрики
В качестве среды в цепях сверхвысоких частот используются
различные материалы; их можно подразделить на изоляторы, про-
проводники и полупроводники. В теории твердого тела [99, 120] элект-
электрическая проводимость материалов объясняется существованием
большого числа энергетических уровней, располагающихся по
зонам. Каждый изолятор характеризуется определенной структу-
структурой энергетических зон, представляющей собой ряд заполненных
зон, выше которых располагаются свободные зоны. Энергетический
промежуток между заполненными и свободными зонами велик, и
потому при обычных температурах проводимость очень мала.
Диэлектрическую и магнитную проницаемости для любой ди-
диэлектрической среды можно определить из следующих соотношений:
Еео = —/y/coZ^, A.12)
щг0 - - /yZ^/co. A.13)
Вследствие явлений поглощения магнитную и диэлектрическую
проницаемости для большинства диэлектрических материалов
можно рассматривать как комплексные величины. Таким образом,
тангенсы углов потерь определятся соотношениями
tgSE=e"/e', tg6,=n"/n'. A.14)
В общем случае 6 — малый угол, приблизительно равный коэф-
коэффициенту мощности cos ф, где <р =90°— 6. Статического эквивален-
эквивалента [х" не существует, так как поглощение есть явление динамическое.
Относительная магнитная проницаемость магнитных материалов мо-
36

жет быть выражена как 1+х- Когда / — величина отрицательная,
материал является диамагнитным, в противном случае, это парамаг-
парамагнитный материал. Магнитная восприимчивость материалов этих
двух классов мала, и намагничивание исчезает при удалении воз-
возбуждающего поля. Магнитная восприимчивость третьего класса
материалов, т. е. ферромагнитных, обычно очень велика, пока не
достигается их насыщение, т. е. пока материалы не намагничива-
намагничиваются настолько сильно, насколько это возможно. Ферромагнетики
имеют остаточную или постоянную намагниченность. В ферроэлек-
трических материалах подобными характеристиками обладают
относительная диэлектрическая проницаемость и электрическая
восприимчивость.
1.2.2. Металлические проводники
В проводнике (металле) наивысшая зона заполнена только
частично, поэтому электроны (носители) перемещаются относи-
относительно свободно и вызывают тем самым проводимость. Если металл
обладает бесконечной проводимостью, то электрическое поле во
всех точках внутри металла должно быть равно нулю. Можно по-
показать, что на поверхности раздела металла тангенциальная сос-
составляющая электрического поля непрерывна, поэтому электричес-
электрическое поле, существующее на поверхности идеального проводника,
должно быть нормально к поверхности. Подобным образом, посколь-
поскольку нормальная составляющая магнитного поля непрерывна на гра-
границе раздела, она также исчезает. Таким образом, магнитное поле
на поверхности тангенциально, а плотность поверхностного тока
равна Ht.
Хорошо известно, что при протекании переменного тока в про-
проводящем материале плотность тока уменьшается в направлении
от поверхности внутрь проводника и на глубине 6S составляет всего
1/е от величины на поверхности. Это явление особенно заметно на
сверхвысоких частотах [123], причем bs всегда много меньше раз-
размеров поперечного сечения цепи. Глубина поверхностного слоя
bs является функцией частоты, и некоторые ее значения для чистой
меди даны в табл. 1.1. Для сравнения заметим, что длина волны зе-
зеленого света составляет 0,56 мкм, а глубина поверхностного слоя
на частоте 50 гц равна приблизительно 13 мм.
Таблица 1.1
Глубина поверхностного слоя в меди для различных частот
Частота,
Ггц . . .
Длина волны, см .
Глубина
стного ело;
поверхно-
1, МКМ . .
1
30
2
,3
3
10
1
,3
10
3
0
,0
,/4
30
1
0
,0
,41
100
0
0
,3
,23
300
0,
0,
1
13
Глубина поверхностного слоя обратно пропорциональна корню
квадратному из удельной проводимости материала. Так как удель-
37

ное поверхностное сопротивление проводника обратно пропорцио-
пропорционально глубине поверхностного слоя и удельной проводимости,
то суммарный результат может быть выражен в виде коэффициента,
обратно пропорционального корню квадратному из удельной про-
проводимости. В табл. 1.2 для некоторых обычно применяемых мате-
материалов приведены величины удельной проводимости и коэффици-
коэффициенты, равные отношению удельного поверхностного сопротивления
(и глубины погружения поля) данного материала к таким же ха-
характеристикам меди. Величины для проводников различной фор-
формы приведены в работах [7, 81, 138].
Таблица 1.2
Удельные проводимости различных материалов
и соответствующие коэффициенты, учитывающие
глубину поверхностного слоя
н удельное поверхностное сопротивление
Материал
Серебро A00%)
Медь A00%)
Серебро G,5% меди) ....
Алюминий A00%)
Латунь (90% меди)
Магний A00%)
Латунь G0% меди)
Удельная
проводи-
проводимость,
(хо/х) ¦ 10т
6,10
5,80
5,2
3,43
2,41
2,06
1,45
Коэффициент
0,98
1,00
1,06
1,30
1,55
1,68
2,00
Клогстон [40] показал, что расстояние, на которое электромаг-
электромагнитная волна проникает в проводник, можно в некоторых пределах
увеличить. Это достигается, в основном, путем изготовления про-
проводника из многих изолированных слоев или нитей, расположенных
параллельно направлению распространения потока мощности.
Если поперечные размеры элементарных проводников малы по
сравнению с глубиной поверхностного слоя и если скорость распро-
распространения близка к некоторому критическому значению, то волна
будет проникать в сложный проводник на расстояние, во много раз
большее, чем глубина поверхностного слоя проводящего материала.
Если проводник принимает вид, показанный на рис. 1.1, а, то
средняя относительная диэлектрическая проницаемость для волн
вида ТЕМ будет [98]
eIom=e(l +w/t), A-15)
причем глубина проникновения будет наибольшей, если волна рас-
распространяется со скоростью
Vp = -yJL==r. A.16)
При этой скорости действующая глубина поверхностного слоя
будет
38

A.17)
Средняя продольная проводимость проводника равна
A.18)
Удельное сопротивление проводника для сплошных" металлов
пропорционально величине Fbs)~\ а для слоистых материалов —
величине (tf,om6Iom)—'. При надлежащем выборе размеров слои-
слоистый проводник можно сделать таким, что на радиочастотах его
затухание будет меньшим, чем у сплошного проводника. Линии
Клогстона были изучены другими исследователями [14, 139], ко-
которые составили диаграммы и экспериментально проверили основ-
а)
Диэлектрик е.Ро
6)
Рис. 1. 1. Слоистые проводники:
а —слои параллельны направлению распространения; б—слои перпендикулярны
направлению распространения.
ную теорию. В одном примере [72] проводник был изготовлен в ви-
виде трубы, состоящей из 100 концентрических слоев алюминиевой
фольги толщиной около 6 мкм каждый, разделенных полистироло-
полистироловой пленкой толщиной 0,034 мм. Измеренные затухания относились
к теоретическим значениям как 2:1, но совпали с результатами, по-
полученными из видоизмененной теории [113], учитывающей неодно-
неоднородность слоев.
Атака [3, 4] исследовал проводники со слоями, перпендикуляр-
перпендикулярными направлению распространения (рис. 1.1, б). В таком провод-
проводнике с последовательными слоями токи в диэлектрике стремятся
к центру, компенсируя таким образом поверхностный эффект
в металле. Эта компенсация становится тем более эффективной,
чем короче длина отдельных участков. Если проводник разрезать
на бесконечно тонкие слои и разделить их диэлектрическими про-
прослойками, то распределение тока по сечению будет почти однородным.
1.2.3. Полупроводники
Удельные проводимости полупроводников являются промежу-
промежуточными между удельными проводимостями металлов и изоляторов
39

и возрастают в некоторой области с температурой. Типичные полу-
полупроводники кремний и германий имеют такую ширину запрещен-
запрещенных зон, что при комнатной температуре их собственные удельные
проводимости равны соответственно 10~6 и 10~2 1 /ом-см. Дефекты
решетки, вызываемые, например, присутствием посторонних атомов
с валентностью, равной трем или пяти, образуют промежуточные
уровни энергии и поэтому увеличивают удельную проводимость.
Полупроводники, в которых электрический ток переносится элект-
электронами, называются полупроводниками типа п. Полупроводники,
в которых носителями являются положительные дырки, называются
лолупроводниками типа р. Обычные примеси создают проводимо-
проводимости типа р в кремнии и типа п в германии.
Наличие этих свободных носителей изменяет поведение полу-
полупроводника в высокочастотном электромагнитном поле. Рассмот-
Рассмотрим уравнение движения
mtojL + m^eEsinut. A.19)
На основании этого соотношения можно показать, что диэлектри-
диэлектрическая проницаемость имеет действительную часть
e;°8>-..(i + .*.) (L20)
и мнимую часть
1*)->, A-21)
где проводимость на частоте, равной нулю,
a=Ne2r/m. A.22)
Видно, что член, обусловленный носителями, в действительной
части е имеет индуктивный характер, а в мнимой части — характер
активного сопротивления. Действительная часть становится рав-
равной нулю на частоте плазмы
Y0-m. A.23)
1.3. ВОЛНЫ С ЧИСТО ПОПЕРЕЧНЫМИ ПОЛЯМИ
1.3.1. Отражение и преломление на границе
Электромагнитные волны могут направляться проводящими или
изолирующими поверхностями, которые в этом случае образуют
цепи. Рассмотрим сначала случай, когда электромагнитная волна
падает под прямым углом на бесконечный плоский проводящий
лист. Если распространение происходит по оси г, а Е и Н направ-
направлены соответственно по осям у и х, то волну можно описать урав-
уравнениями
Еу=Еу sin (<ot — pz), A.24)
НХ=НХ sin (at — pz), A.25)
40

где
Чтобы сделать тангенциальную составляющую электрического
поля на внешней поверхности проводника равной нулю, следует
предположить, что существует поле, равное по величине и проти-
противоположное по знаку полю, определяемому уравнениями A.24) и
A.25). Это вторичное поле характеризуется отраженной волной,
определяемой уравнениями
Еу=-Еу sin И+Pz) A.26)
и
Hx=Hxs\n(a>t+$z). A.27)
Падающая и отраженная волны создают стоячие волны, которые
для электрического поля определяются суммой уравнений A.24) и
A.26):
Eys=Ey[sin(a>t~$z) — (sinat+0z)] = — 2Ey cosotf-sin 0z. A.28)
Для магнитного поля они определяются суммой уравнений A.25) и
A.27):
Hxs= Нх [sin (Ы — pz)+sin (Ш+$г)]=2Нх sin at- cos 0z. A.29)
Если положить на проводнике z = О, то составляющая Еу
будет равна нулю в точках г, определяемых соотношением Pz=/m/2,
где п =0, 2, 4, 6 .... Электромагнитная волна, падающая на отра-
отражающую поверхность, оказывает давление с силой, равной 2S/c
для свободного пространства. Коэффициент 2 обусловлен тем, что
направление распространения, а следовательно, и вектор Пойн-
тинга изменяют знак. На поверхности раздела между свободным
пространством и диэлектриком имеет место как отражение, так и
преломление. Если, как показано на вставке рис. 1.2, 6 и ф будут
соответственно углами падения и преломления, то закон Снелля,
для волны, входящей в диэлектрик, дает
Sin6=/e, A.30)
sin <р
а для волны, выходящей из диэлектрика:
sin 0 1
A.31)
sin? у г
В последнем случае для углов падения, больших, чем arcsin
1/|/е, возникает явление полного внутреннего отражения. Отра
женная волна распространяется всегда под углом—6. Ее амплитуда
для случая преломления в более плотной среде определяется коэф-
коэффициентами Френеля:
Pi=(/i"cos6 — cos<p)/{YIcos6+cosq>)=tgF — <p)/tgF+ф), A.32)
41

когда электрическое поле параллельно плоскости падения, и
p2=(cos6 — yT-cosq>)/(cos6 + ]/ecosq>) =
= sinF-q>)/sin(8 + q>), A.33)
когда электрическое поле перпендикулярно плоскости падения.
Перпендикулярная
поляризация
Перпендикулярная
поляризация
Параллель-
Параллельная поляри
зация
О 10 20 30 U0 50 ВО 70 80
Угол падения, град
10 20 30 U0 50 60
Угол падения, град
Рис. 1. 2. Отражение и преломление на границе диэлектрика.
Кривые даны для поляризации как параллельной, так н перпендикулярной к плоскости
падения. Диэлектрическая постоянная равна 2,25.
а—волиа, входящая в диэлектрик; б — волиа, выходящая из диэлектрика.
При нормальном падении 6 и <р равны нулю и коэффициент от-
отражения для обеих поляризаций будет {У~г— l)/(Ve +1); напри-
например, если е =2,25, то коэффициент отражения равен 0,2. Когда
6 + ф =90°, знаменатель уравнения A.32) становится бесконечно
большим. Величина 6, при которой выполняется условие нулевого
отражения, называется углом Брюстера. Он равен arc tg Yг для
волн, входящих в диэлектрик, и arc tg l/|/e для волн, выходящих
из диэлектрика. Если е =2,25, то соответствующие углы будут 56°
42

и 34°. На рис. 1.2 приведены амплитуды коэффициента отражения
для других углов падения, как при вхождении в более плотную
среду, так и при выходе из нее.
1.3.2. Плоскопараллельные линии сверхвысоких частот
Линии сверхвысоких частот можно образовать, ограничивая
диэлектрическую среду двумя бесконечными проводящими парал-
параллельными пластинами. Если расстояние между пластинами меньше
половины длины волны, то, как показано на рис. 1.3,с, энергия
может распространяться только в виде волны ТЕМ или основной
Рис. 1. 3. Распространение волн типа ТЕМ.
Электрическое и магнитное поля перпендикулярны к направлению распространения.
а—плоскопараллельиая линия; б—коаксиальная линия.
волны. Если среда без потерь, то волновое сопротивление среды
равно Zw\f\i/s. Волновое сопротивление этой линии передачи на
единицу ее ширины определяется как
Z0=ZwbV]HJl, A.34)
а скорость распространения энергии равна с (це) 2.
В подобных цепях сверхвысоких частот встречаются потери двух
типов. Первый обусловлен рассеянием в диэлектрической среде
и приводит к коэффициенту затухания
ad=n(\^/X)tgb. A.35)
Второй тип обусловлен омическими потерями в проводниках. При
передаче мощности Р небольшая ее часть А Р теряется на участке
длиной Az с коэффициентом затухания
ac=APiBPAz),
A.36)
Исходя из тангенциальной составляющей магнитного поля Ht на
проводящей поверхности, можно рассчитать плотность тока. Вслед-
Вследствие несовершенной проводимости материала эта плотность тока
создает электрическое поле Et вдоль поверхности, которое пер-
43

пендикулярно Ht. Поля Е( и Н( определяют вместе вектор Пойн-
тинга Sn, нормальный к поверхности, и, следовательно, внутрь
проводника переносится некоторая мощность. Эту мощность можно
вычислить для элементарной поверхности и, суммируя ее по всей
периферии, получить поглощаемую мощность. Обычно потери,
выраженные уравнениями A.35) и A.36), достаточно малы, и поэ-
поэтому полное затухание может быть выражено их суммой.
Потери можно также выразить через добротность Q. Доброт-
Добротность, связанная с потерями в диэлектрике, равна
Qd=l/tg8, A.37)
а добротность, обусловленная потерями в проводнике [127, 128]:
Qe=mt2vgac. A.38)
Полная добротность
Q=Qe/(i+Qetgfi). A-39)
Поток мощности в волне ТЕМ, распространяющейся между плос-
плоскими параллельными проводниками, распределен по волновому
фронту равномерно. Средняя плотность потока определяется выра-
выражением
S=±Re{EyH:)=±(ii/Bf-E2y/Zw. A.40)
В этой линии передачи пробой будет происходить в том случае
когда электрическое поле превысит некоторую предельную вели-
величину, которая на сверхвысоких частотах для воздуха при нормаль-
нормальном атмосферном давлении равна 3- 10е в/м. Для этого случая урав-
уравнение A.40) дает величину максимальной плотности потока мощно-
мощности, равную 1200 кет/см2.
1.3.3. Коаксиальные линии
Как показано на рис. 1.3, б, в коаксиальных линиях электро-
электромагнитные волны распространяются | в диэлектрической среде,
ограниченной двумя проводящими коаксиальными цилиндрами.
Если 1г — ток высокой частоты, протекающий по внутреннему
проводнику, то тангенциальное магнитное поле на расстоянии г
определяется выражением
Яв=/г/2яг, A.41)
(коэффициент elu>t опущен), а радиальное электрическое поле —
выражением
4t' (L42)
Видно, что #е и ЕТ уменьшаются вдоль радиуса обратно про-
пропорционально расстоянию. Если потери малы, то волновое сопро-
сопротивление
44

A.43)
В работе [150] волновые сопротивления коаксиальных линий
даны в виде диаграмм. На рис. 1.4 кривой а представлены значе-
значения Zo для коаксиальной линии, заполненной воздухом, при е и
ji, равных единице. Частично заполненные линии можно анализи-
анализировать, пользуясь эквивалентной схемой поперечного сечения
II, 89]. Для колебаний вида ТЕМ эта схема представляет собой па-
11 12
Рис. 1. 4. Характеристики коаксиальной линии, заполненной воздухом.
Волновое сопротивление (а) и относительные величины напряжения пробоя (б), допус-
допустимой мощности (в), затухания (г), максимального значения параллельного полного
сопротивления (й).
раллельное соединение двух короткозамкнутых радиальных линий
передачи с различными волновыми проводимостями. Если V —
напряжение высокой частоты между внутренним и внешним про-
проводниками, то электрическое поле определится как
Ef=V/l2,3rlg(r0/rt)]
A.44)
и достигнет максимальной величины при г = п.
Для данного го и максимальной напряженности поля Ет допу-
допустимое напряжение будет
A.45)
45

Это напряжение пробоя представлено на рис. 1.4 кривой б. Для
максимального напряжения величина rain равна 2,718, что соот-
соответствует Zo=6O ом. Передаваемая мощность V2/2Zo имеет мак-
максимальную величину:
Pm~(r? El/52,2) lg(ro/r?). A.46)
Эта мощность представлена графически на рис. 1.4 в виде кривой
в, вычерченной для заданного радиуса г с, оптимальное значение
получается при ro/ri*=l,h5, что соответствует Zo=3O ом. Активное
сопротивление на единицу длины
Я=A/2яао,)A//-0)+A//-,). A.47)
Коэффициент затухания для линии, заполненной воздухом,
«,=5,9 0,A +ro/rt)/[roUg(re/rt)]. A.48)
На рис. 1.4 кривая г иллюстрирует изменение относительной ве-
величины ссс при фиксированном значении го; она Достигает миниму-
минимума при ro/ri=3,6, что соответствует Zo==77 ом.
Резонансное сопротивление коаксиальной линии [101] длиной
Я,/4 равно
Zift=807 [о, A +rjrl)]~\ lg2(rjr,). A.49)
Относительные величины представлены на рис. 1.4 кривой д; оп-
оптимальная величина получается при ro/ri=9,2, что соответствует
Zo=133 ом. Резонансное сопротивление коаксиальной линии дли-
длиной Х/2 равно
Z =
и достигает минимума, когда ralrt равно единице. Форма попереч-
поперечного сечения проводников коаксиальной линии может отличаться
от круглой. Предложены методы для определения свойств линии с
проводниками квадратной [47], прямоугольной [106, 166, 214] и
эллиптической [142, 167] форм. Изучена линия с прямоугольным
внешним и круглым внутренним проводниками [38]. Если одну из
узких стенок отодвинуть в бесконечность, то получим линию фор-
формы желоба; если удалить обе узкие стенки, получим пластинчатую
линию [9, 122, 137]. Практический интерес представляют полос-
ковые передающие линии, а также симметричные двухпроводные
линии [2] с внешним проводником или без него.
1.4. ВОЛНЫ В ПОЛЫХ ПРОВОДЯЩИХ ТРУБАХ
1.4.1. Прямоугольные волноводы
Давно известно [114, 168—180, 185—211, 217—222], что элект-
электромагнитные волны распространяются внутри полых проводников
и что в этом случае электрическое или магнитное поля могут иметь
46

продольную составляющую. Такие волновода имеют обычно вид
металлических труб прямоугольного или круглого сечения. Реше-
Решения уравнений Максвелла, которые должны удовлетворять нала-
налагаемым граничным условиям, показывают, что в любом данном
волноводе может распространяться бесконечное число различных
видов электромагнитных волн, Каждый вид имеет свою собственную
конфигурацию электрического и магнитного полей и фактически
обозначается на "основе этой конфигурации [681,
•fi
Ill» 11 11
-^—V ^—/8ч--^.
Рис. 1. 5. Виды колебаний в прямоугольном волно-
волноводе.
Направление распространения слева направо.
—магнитное поле; — электрическое поле.
В общем случае [60, 78] возможны два класса видов волн:
поперечные электрические волны — ТЕ и поперечные магнитные
волны — ТМ. Если а и Ь означают ширину и высоту прямоугольного
волновода, то два целочисленных индекса тип соответствуют чис-
числу полуволновых изменений напряженности поперечных полей в
направлениях, параллельных сторонам b и а. Волны ТЕ известны
также под названием волн Н, потому что они имеют составляющую
магнитного поля в направлении распространения. По аналогичной
причине волны ТМ называются также волнами Е. На рис. 1.5 при-
приведены конфигурации электрического и магнитного полей в прямо-
прямоугольном волноводе для колебаний видов ТЕ01, ТМП и ТЕ,,.
Пусть прямоугольная система осей вычерчена так, что ось z на-
направлена по длине волновода, а оси я ну параллельны стенкам, раз-
размеры которых соответственно а и Ь. Уравнения поля для колебаний
вида ТМтл будут [89]:
47

:^sin^sin^cos(arf-p2),
¦ cos -—¦ sin ^— sin (a>t — 62),
о а
sin
ттсу пкх
плл • / i о \
cos sin ((at — pz),
sin-^r^-cos —sin 1
a 0 a
Для колебаний вида ТЕтл уравнения имеют вид:
—s— cos —r^- sin — sin (Ы — p;
fca b a V
,, „ штк . тку пкх . , . _
t .. = В -ц Sin —г^COS Sin (®t — DZ),
x я2 h 6 a " '
.. г-» IlltlV ПИЛ I .
Нг — — В cos —— cos -^- cos (©^ —
Ну =
. тку пкх ...
sin ""Г C0S ~T~ Sin (ш^ ~
Вал тку . пг.х .
COS^ SinSi
v = В -^— C0S~X sin ~^- sin (ш^ — P2)-
A.51)
A.52)
A.53)
A.54)
В уравнениях A.51)—A.54) А и В — произвольные постоянные
амплитуды, а
В*-——
A.55)
A.56)
Уравнение A.55) показывает, что для угловой частоты сущест-
существует предельное или критическое значение:
a>c=J
A.57)
ниже которого распространение энергии прекращается. Это соот-
соотношение можно переписать, используя предельную длину волны:
A.58)
48

О—
Подставляя уравнение A.58) в A.55) и полагая р =г—, полу-
е
чаем выражение для длины волны в волноводе:
A.59)
Были предложены [8, 36, 58, 160, 161 ] различные графики для
уравнения A.59); одним из них является квадрант круга, приведен-
приведенный, на рис. 1.6. На рис. 1.7 на диаграмме ш-Р показана частотная
характеристика. Для любой точки этой кривой фазовая скорость
определяется наклоном ли-
1,0
нир, соединяющей точку с
началом координат, а
групповая скорость опре-
определяется наклоном харак-
характеристики в точке. Хотя
граничные условия для
полой трубы не допуска-
допускают распространения волны
вида ТЕМ, эти условия мо-
могут быть удовлетворены
простой суперпозицией
двух элементарных пло-
плоских волн, которые в та-
таком случае будут давать
физическую картину струк-
структуры волны. Эти волны
имеют равные амплитуды
и отражаются проводящи-
проводящими стенками туда и обрат-
обратно под углом, определя-
определяемым величинами А и ас.
0,9
0,8
0,7
Об
0,5
И*
аз
0,1
N
\
\
\
\
\
о oj цг o.j и* as as oj о,в ц9 i,o
).c/l или }.jlc
Рис. 1. 6. Свойства волновода на частоте,
близкой к предельной.
Кривая определяет величины X/Xg в зависимости
от Х/Хс в условиях распространения и аХс/54,6
(где а в дб/м) в зависимости от Хс/Х при часто-
частоте, меньшей критической.
При предельной длине вол-
волны этот угол становится
равным 90° и распространения энергии вдоль волновода не проис-
происходит.
Если возможный вид колебаний возбуждается в волноводе на
частоте, ниже предельной, то энергия распространяться не будет.
Входное сопротивление при этом будет чисто реактивным, а воз-
возбуждаемые поля будут затухать с удалением от точки возбуждения
по экспоненциальному закону. Если первоначальная амплитуда
возбуждения равна ?/п, то поле на расстоянии г по волноводу будет
определяться выражением Ein eraz, где
а=1/Bя/АсJ-Bя/АJ.
A.60)
Кривая на рис. 1.6 также представляет собой графическое изо-
изображение соотношения A.60); если а^а,., то коэффициент затухания
49

почти не зависит от Я, и достигает предельного значения, равного
56,4/Я,,. дб/м.
Для волнового сопротивления волновода были даны различные
определения [59, 140]. Наиболее часто встречающиеся определения
основаны на удельном волновом сопротивлении, определяемом как
EtIHt. Это сопротивление для волновода с однородным поперечным
сечением для всех типов волн
ТЕ, определяется как
6жс
Л,
2ж
Кс
/к
У
/ /
/ w
а для всех типов волн ТМ
как
ZTM=Z
(X/Xg)Y^- С1-62)
2п
ЦП
fi
Рис. 1. 7. Частотная характеристика
волновода.
Для любой точки Р на кривой фазовая ско-
скорость определяется отношением <»/3, а груп-
групповая скорость производной a!<»/S|3.
Эти сопротивления по суще-
существу представляют собой ак-
активное сопротивление на еди-
единицу площади поперечного
сечения волновода. Напри-
Например, уравнение A.61) в слу-
случае прямоугольного волно-
волновода, заполненного воздухом
[89], для волны вида ТЕ01
приводит к
A.63)
Z0=Zw(Xg/X)(b/a).
Выражение для среднего значения потока мощности вдоль вол-
волноводов было получено Барлоу [7]. Для волны вида ТЕ01 в пря-
прямоугольном волноводе мощность
х=а у—Ь
Р * Re J j EyHxdxdy. A.64)
х=0 у=0
Подставляя величины Еу и Нг из уравнений A.53) и A.54) и учи-
учитывая, что при х = а/2 электрическое поле максимально, полу.чаем
Р=(Emab/1510) [I—(fe/fJ]2. A.65)
Если взять ///,. =1,5, а Ет — таким же, как и для уравнения A.40),
то предельная плотность потока мощности будет 445 кет/см2. Для
колебаний вида ТМП приа/6<2, Ег представляет собой предельное
поле пробоя; максимальная плотность потока мощности становится
тогда равной 499 квт/см2. Для колебаний вида ТЕ^при а>6 пре-
предельным полем будет Ех. Предполагая, что квадратное сечение яв-
является наиболее эффективным, найдем, что максимальная плотность
потока мощности будет равна 445 квт/см2.
50

Потери в волноводе, обусловленные конечной проводимостью
материала стенок, зависят [77] от формы поперечного сечения, ви-
вида колебаний и отношения flfc. Для прямоугольных медных вол-
волноводов, заполненных воздухом и работающих в режиме колебаний
вида ТЕ01, коэффициент затухания в децибелах на метр [97] равен
„ _. 8,59-10~6
с -5-
а
26"
Величины ас показаны на графике рис. 1.8 в зависимости от ширины
волновода для двух форматов (отношений Ь/а). Если размеры вол-
20
15
10
S S
J -
0,3 0.4 0,5 0,6 0.8 1,0 1.5 2.0 3 4 5 6 8 10 15 20 30
Ширина $олмоВодч, см
Рис. 1. 8. Затухание колебаний вида ТЕ01 в прямоугольном волноводе.
Значения даны для отношений Ь/а, равиы?0,45 и 0,5. Материалом является медь.
Частота равна V 3 f c .
новода даны в дюймах и нужно определить коэффициент затухания
в децибелах на 100 футов, то можно пользоваться уравнением
A.66), но в числителе перед скобкой необходимо поставить множи-
множитель 1,107. Для колебаний вида ТЕ02 числитель уравнения A.66)
равен 1,565, для колебаний вида ТЕП
Мй
умн
\
\
сшг
7ма
-на
\
nat
'тс
Vs
\\
1,50 ^
г
я
\
f
\
\\
Q5t>\
\
\\
V
1 1
¦
N
\\
\
1,107
а для колебаний вида ТМЦ
1,107
, A.67)
A.68)
51

Эти величины ас приведены на графике рис. 1.9 в функции частоты
для волновода с размерами поперечного сечения 2x1 дюйма E0,8х
х25,4 мм). Из графика видно, что коэффициент затухания велик на
высоких частотах, а также вблизи предельной частоты и падает до
минимума между этими частотами.
2,5 3
it 5 В 7 8 Ю 12,5 15 20 25 30 40 50 60
Частота, Ггц
Рис. 1. 9. Затухание различных видов колебаний в прямоугольном волново-
волноводе как функция частоты.
1.4.2. Круглые волноводы
Рассмотрение волноводов круглого сечения в цилиндрической
системе координат приводит для колебаний типа ТМ к волновому
уравнению
>+
О'69)
Таблица 1.3
Величины Ъс/г0 для колебаний вида ТМтл
X. т
1
2
3
4
2
1
0
0
0
,6127
,1382
,7261
,5329
1,
0,
0,
0,
1
6398
8956
6176
4716
1
0
0
0
2
,2235
,7465
,5407
,4247
0
0
0
0
3
,9848
,6437
,4828
,3873
0
0
0
0
4
,8280
,5679
,4372
,3567
0,
0,
0,
0,
5
7163
5092
4002
3310
0
0
0
0
6
,6324
,4624
,3695
,3092
0,
0,
0,
0,
7
5667
4239
3436
2903
Решение уравнения A.69) дает вырожденную пару видов коле-
колебаний, и если ввести граничные условия, то предельные длины волн
становятся связанными с п-ми корнями уравнения Jm (?)=0. Так,
если го— радиус волновода, то
52

. A.70)
где 2я/?тп— величины, приведенные в табл. 1.3 для волноводов,
заполненных воздухом [184].
В обозначении видов колебаний первый индекс означает число
полных периодов изменения радиальной составляющей поля по
угловым координатам, а второй — число полупериодов изменения
угловой составляющей поля по радиальным координатам. Длина
волны в волноводе определяется уравнением A.59).
Выражения для составляющих поля, например для круговой
магнитной волны вида ТМ01, будут:
A.71)
Ег = А р0 B,405 J- У| cos (Ы — f>z),
-^-)! sin (ш/ —
Яе = — A((or0l2,Ш) Гл B,405 y-X\ sin (a>t—pz),
где А — произвольная постоянная амплитуды, а
A.72)
Конфигурации полей
для колебаний видов
TMoi и ТМП показаны
соответственно на рис.
1.10, баг.
Для колебаний типа
ТЕ составляющая Н2
определяется уравне-
уравнением, подобным по ви-
виду уравнению A.69), а
предельные длины волн
связаны с п-ип корнями
уравнения Jm (|) =0.
Так,
К/го=2п/1тп, A.73)
где 2я/?т„ имеет значе-
значения, данные в табл.
1.4. Из табл. 1.3 и 1.4
видно, что если разме-
размеры волновода достаточ-
достаточно велики и позволяют
распространяться коле-
колебаниям вида ТЕ01, то
а)
ТЕ,
тм„
Рис. 1. 10. Виды колебаний в круглом вол-
волноводе.
Направление распространения слева направо:
магнитное поле; электрическое поле.
53

по этому волноводу смогут также распространяться и некоторые
другие виды колебаний. В частности, колебания вида ТЕо1 бу-
будут вырожденными по отношению к обеим поляризациям колеба-
колебаний вида TMU, т. е. они будут иметь одинаковую предельную
длину волны.
Таблица 1.4
Величины Хс/г0 для колебаний вида TEmn
1
2
3
4
1
0
0
0
0
,6398
,8956
,6176
,4716
3
1
0
0
l
,4126
,1785
,7361
,5367
2
0
0
0
2
,0572
,9369
,6302
,4771
1
0
0
0
3
,4956
,7839
,5538
,4308
1
0
0
0
4
,1816
,6769
,4954
,3936
0
0
0
0
5
,9794
,5973
,4492
,3629
0,
0,
0,
0,
6
8376
5354
4115
3372
0
0
0
0
7
,7325
,4858
,3801
,3151
Уравнения полей для колебаний вида ТЕП или основного вида
колебаний будут:
Нг=в\]1 Л ,841-^Y] cos 6 cos (со* — pz),
Я,= В(Рго/3,682)[уо (l,841-^-
— J2 f 1,841 -^Л I cos 6 sin (co^ — pz),
= —В (P/-0/3.39r0)
-^-^1 sinO sin(arf—p
A.74)
?, = —
?o = шЯг/р, '
где В — произвольная постоянная амплитуды, а
Р»=(а>/с)*-Eп/'о)"- A-75)
Уравнения полей для колебаний вида ТЕ01 или кругового элект-
электрического вида следующие:
Hz = -C [Jo C,832r/r0)] cos (со* - pz),
Hr = C (Pro/3,832)[(A C,832 r/r0)] sin (со*—р z),
= соЯг/р,
A.76)
где С—произвольная постоянная амплитуды, а Р определяется
уравнением A.75) с заменой |и на |01.
Распределение полей для колебаний вида ТЕП и ТЕ01 приведено
соответственно на рис. 1.10, а и б.
54

При колебаниях вида ТМо1 осевая и радиальная составляющие
электрического поля находятся во временной квадратуре, так что
максимальная величина результирующего поля является мак-
максимальной величиной наибольшей составляющей [7]. Геометри-
Геометрическое место концов вектора, представляющего результирующее
поле, является эллипсом, большая полуось которого определяет
и максимальную величину результирующего поля, и величину наи-
наибольшей составляющей. Осевая составляющая максимальна при
г =0 и равна величине А. Радиальная составляющая максимальна,
когда dEJdr =0 или когда /7го=О,764. Обычно Ег<^Ег и для этого
случая средний поток мощности
P=yRe j j ErHlrdQdr. A.77)
Вводя выражения для полей, получаем для максимальной мощности
формулу
Pm=El{nrl№Q)(flfc){(flfcY-\V2 ¦ A-78)
При f/fc-=l,5 плотность потока мощности равна. 541 квт/см2. В
случае колебаний вида ТЕП максимальное электрическое поле
возникает при г =0 и 9=^; максимальная плотность мощности
составляет 425 квт/см2. Электрическое поле колебаний вида ТЕ01
будет максимально, когда dE«/dr=0, что происходит при /7го=О,48;
максимальная плотность мощности будет при этом 429 кет/см2.
Коэффициент затухания в децибелах на 100 футов при го, вы-
выраженном в дюймах, определяется для медных волноводов, запол-
заполненных воздухом, следующим образом [77, 109]:
для колебаний вида ТЕП
0,423
('о)
fc
2,38 \ fc
3 ~1
Т
для колебаний вида ТМ01
0,485
им
A.79)
(го)
для колебаний вида ТЕ
0,611
(го)
A.80)
A.81)
55

На рис. 1.11 показано изменение ас с частотой'в медном волноводе
диаметром 2 дюйма E0,8 мм) для каждого из приведенных видов
колебаний. Следует заметить, что кривые затухания для колебаний
видов ТЕП и ТМ01 по форме напоминают кривые затухания для
прямоугольных волноводов, но для колебаний вида ТЕо1 кривая
аномальна, т. е. с увеличением частоты потери безгранично умень-
4 5 В 7 6 10 12,5 15 20 25 30 ' UO 50
Частота, Ггц
Рис. 1. 11. Затухание различных видов колебаний в круглом волноводе как
функция частоты.
шаются. Для металлов, отличающихся от меди, приведенные вели-
величины ас следует умножить на соответствующий коэффициент, по-
помещенный в табл. 1.2.
1.5. СЛОЖНЫЕ ВОЛНОВОДЫ
1.5.1. Поперечные сечения
В коаксиальных линиях волны с продольными полями могут
существовать как высшие виды [89]. Здесь могут распространяться
колебания как вида ТЕ, так и вида ТМ. Конфигурации полей этих
видов и основного вида ТЕМ показаны на рис. 1.12. Критическая
длина волны для колебаний вида ТЕП составляет 2,950 (го+ п), т. е.
равна приблизительно длине средней окружности сечения коакси-
коаксиальной линии. Когда радиус внутреннего проводника приближается
по величине к радиусу внешнего проводника, предельная длина
волны стремится к предельной длине волны для колебаний вида ТЕ01
в прямоугольном волноводе, ширина которого равна половине дли-
длины средней окружности сечения коаксиальной линии. Если же ради-
радиус внутреннего проводника стремится к нулю, то колебания вида
ТЕП в коаксиальной линии постепенно переходят в колебания вида
ТЕИ в круглом волноводе. Для колебаний вида ТМ01 в коаксиаль-
коаксиальной линии предельная длина волны равна 2,029 (го— п), а для ко-
56

Лебаний видов ТМП и ТЕо1 она составляет 1,920 {го— /-,). Предель-
Предельные длины волн для колебаний этих видов, а также для колебаний
видов ТЕ12 и ТМ12, приведенные на рис. 1.13, позволяют определить
предельную длину волны для любых величин радиусов внутрен-
внутреннего и внешнего проводников.
На сверхвысоких частотах размеры коаксиальной линии часто
выбирают достаточно малыми, чтобы исключить распространение
ТШ! ТШ1
а) ТЕМ
,-,- , ^,, ,, „ „у.
7 v\
6) ¦ ГЕ„
6) TE01
Рис. 1. 12» Виды колебаний в коаксиальной линии.
Направление распространения слева направо:
магнитное поле; электрическое поле.
первого высшего вида колебаний ТЕИ. Допустимая мощность, по-
полученная путем подстановки предельной длины волны вида ТЕП
в уравнение A.46), будет
Р —
1 г \2 \« г0
2,95~Г°) lg / X ч * A>82)
52,2
Если A.82) продифференцировать по го и результат приравнять
нулю, то окажется, что максимальная пропускная способность по-
получается при го/о =1,09, что соответствует Zo=44,2 ом.
Можно предложить множество [39, 119] форм поперечного се-
сечения волновода, в том числе полукруглые, треугольные, эллипти-
эллиптические [55], параллелограмные [87] и ромбические [128]. Прямо-
Прямоугольный волновод, у которого узкие стенки заменены полукруг-
полукруглыми, имеет такое же волновое сопротивление, что и волновод с
поперечным сечением a'xb, если а = а'—яй/4, где а—расстояние
между центрами полукругов. Распределение полей некоторых из этих
видов колебаний показано на рис. 1.14. Некоторые из этих видов
57

Пользуйтесь мас-
масштабом справа
а
О 0,05 0,10 0,15 0,20 0,25 0,30 0,35 0,40 0,U5 0,50
Рис. 1. 13. Предельные соотиошеиня в коаксиальной линии.
Кривые позволяют определить ^с для любой величины радиусов внутренне-
внутреннего и внешнего проводников.
Рис. 1. 14. Волноводы с
различными поперечными
сечениями.
Виды колебаний в волново-
волноводах от а до д могут быть
получены из колебаний в
волноводах более простой
формы; « — эллиптический
волновод; ж — прямоуголь-
прямоугольный волновод с полукруг-,
лыми узкими стеиками.
магнитное полег
электрическое поле.
58

колебаний можно получить, если нормально к линиям эЛекТрй-
ческого поля ввести проводящие поверхности [148, 153, 163, 183].
Волны ТЕ иТМ могут распространяться радиально между двумя
проводящими плоскостями [64, 89]. Так как коэффициенты распро-
распространения изменяются в зависимости от расстояния по радиусу,
понятие длины волны теряет свое значение. Амплитуды электри-
электрических и магнитных полей определяются функциями Бесселя и
уменьшаются с увеличением расстояния по радиусу. Распростра-
Распространение волн в случае конических и сферических волноводов было
рассмотрено в работе [119].
1.5.2. Гребневые волноводы
Гребневые волноводы показаны на рис. 1.15, а и б. Свойства та-
таких волноводов хорошо изучены [19, 41, 45, 89, 93, 94, 132]; Хоп-
фер [57] на основе эквивалентной схемы, показанной на рис. 1.15, в,
в
Т Т
'
s I— I—J Направлениех
6) в)
Рнс. 1. 15. Геометрия н схемное представление гребневых волно-
волноводов.
а — волновод с одним гребнем; б— волновод с двумя гребнями; в — эквива-
эквивалентная схема.
рассчитал их точные данные. Соотношения, управляющие услови-
условиями прекращения распространения колебаний в гребневых волно-
волноводах для колебаний вида ТЕ0„, выглядят следующим образом:
для нечетных л
ctg Рж/ - (b/w) tg Ms/2) - В/У01=0,
для четных п
ctg$xl+(b/w)ctgVx(s/2)- B/Yol=0,
где рх=2яА«.
Характеристические проводимости определяются как
Y$/b и Y№=fi
A.83)
A.84)
Полученная величина [89] нормированной проводимости, пред-
представляющая собой действие ступенчатой неоднородности, позво-
позволяет вычислить критические длины волн. Величины %с1а для коле-
колебаний вида ТЕ01 графически представлены на рис. 1.16; кривые
построены для Н-образного волновода с отношением b/а, рав-
равным 0,5. Графики для П-образного волновода, но с отношением
b/а, равным 0,45, приведены на рис. 1.17.
59

Относительная ширина полосы пропускания гребневых волйо-
водов обычно выбирается как отношение предельной длины волны
основного (ТЕ01) вида колебаний к предельной длине волны следую-
следующего более высокого вида колебаний. Предельная длина волны для
колебаний вида ТЕ03 всегда меньше, чем для колебаний вида ТЕ02;
предельная длина волны для колебаний вида ТЕ1о приблизитель-
приблизительно равна 2Ь. Для обычных форматов сечений следующим более вы-
высоким видом колебаний является вид ТЕ02. Кривые для этой теоре-
0.9 1.0
Рис. 1. 16. Кривые предельных длин волн для волновода с двумя гребнями.
Коэффициент \с /а для колебаний вида ТЕ0, представлен графически в зависимости от
s/a для различных значений параметра w/b. Отношение Ь/а= О,50. (См. [57].)
тической ширины полосы как функции s/a с параметром w/b при-
приведены на рис. 1.18 и 1.19. Коэффициент затухания определяется
приближенно выражением [57]
Ц2— 1] A.85)
где R — сложная функция размеров.
Для того чтобы представить данные в общем виде, вводится нор-
нормированное затухание, определяемое как отношение затухания в
гребневом волноводе к затуханию в прямоугольном волноводе с
одинаковой предельной частотой. Это нормированное затухание
вычисляется на частоте f =|/3 Д.. Для волноводов с двумя (рис. 1.20)
и с одним (рис. 1.21) гребнями построены кривые, определяю-
определяющие величину нормированного затухания как функцию относитель-
60

5,5
4,5
j'
3,5
3,0
15
2,0
-У
/
У
/
/
/
у
у
<**
•-—
¦—¦"
/
У
у
¦¦¦¦¦
;=»
^»
^«
¦¦¦•¦
^*-
.«^
—^
=:
инавм
•
¦¦^
— —
-¦ —
——
w
0.15
р-
0,20.
^—,
Ч
0,25
0,35
_0,50
¦
1
S
л
Ч
"ч
•^.
"*»
N 1
л
s
ч
^5
-
Г"~]1
.Ьг
-is
Ч
\
^ —
\
s
S
\
ч
"—
\
s
\
\
«^
¦ ¦
h
\
\\
4
О 0,1 0,2 0,3 ' 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,0
s/a
Рис. I. 17. Кривые предельных длин волн для волновода с одним гребнем.
Коэффициент Хс/а для колебаний вида ТЕ01 представлен графически в зависимости от
s/a для различных значений параметра w/b. Отношение 6/а=0,45. (См. [57].)
е,о
^5,5
-<
-'
1 3,5
3,0
2,5
20
1/
г/
/
/
1
/
/
У
/¦
к
1
/
/
/
У
1
/
/
/
(
У
*
у
,¦¦¦-¦
^^
^^
\
\
(V
>
у
N
S
\
0 N
Л*
¦*^
0,5
\
\
\
N
Ч
ч
\
S,
Ч
ч
V,
Л
N
Ч
х
ч
^.
s
\
ч
\
S
ч
*>>
¦^
¦*»
\
ч
ч
—а —
ZLT
s
¦ММв
Ч
ч

•о
л
L
0,1 0,2 0,3 Ц4 0.5 0,Б 0,7 0,8 0,9 <,0
s/a
Рис. 1. 18. Ширина полосы пропускания волновода с двумя гребнями:
Отношение предельных длин воли для колебаний видов ТЕ01 и ТЕоа представлено
графически в зависимости от s/a для различных значений параметра w/b. Отношение
?>/а=0,5. (См. [57].)
61

5.5
5,0
г, г
i.J
'
15
2.0
7
7
у
/
1
2
w
У
0,1
1
'0,35 '
0,50
г—
(/
—.
<.
\
\
Ч
\
\
ч
ч
S
\
s
N
¦*»
Ч,
N
s
s
\
\
ч
L
-—
\
\
N
ч
к
I
¦Г
N
s
ч
ч
\
s\
¦^
ьъ
— а —
~р
у-
I—
ч.
"Ч
•Si
\
¦с*
А
0 0,1 0,2 0.3 0.1 0,5 0,5
S/a
0,7 0.8 0.9 1,0
Рис. 1. 19. Ширина полосы пропускания волновода с одним гребнем.
Отношение Хс /Хс представлено графически в зависимости от s/a для раз-
различных значении параметра wjb. Отношение Ь/а равно 0,45- (См. [57].)
0,1 0,2
0,3 Ofi 0,5. 0,6 0,7
ф
Рис. 1. 20. Нормированное затухание в волноводе с двумя
гребнями.
Затухание, нормированное по отношению к эквивалентному прямо-
прямоугольному волноводу, представлено графически в зависимости от s/a
с шириной полосы в качестве параметра. Отношение fr/a = 0,50. (См.
[57].)

20
I»
I
/4
\
s
4
Ширина
полосы
/
,—¦
1 ¦
/
у
^=
У
^*
/
/
У
/
/
/
/
1
/
{-
'у.
1
|
I'
,1 0,2 0,3 ОЛ 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9
s/a
Рис. 1. 21. Нормированное затухание в волноводе с одним
гребнем.
Нормированное затуханне представлено графически в зависимости от
s/a с шириной полосы в качестве параметра. Отношение Ь/а—
=0,45. (См. [57].)
20
15
10
8
». 6
-1 5
а *
_- 3
1,5
1,0
0,8
0.S
/
f
/
/
/
/
/
/
/
/
ш
==-
^^
>
/
/
U?UH
— ¦ i
?=-
^*-
„^
^^^^
-
—"-.
===;
—~.
- —.
4f
,«¦
^?>-
«,5
'
"^^
^^
»^^
ч
1
As'
h
4.
0.1
0,2
0,3
0,5
0,6
s/a
0,7
Рис. 1. 22. Допустимая мощность волновода с одним гребнем.
Величины даны для колебаний вида ТЕ01 при Ь/а = 0,45: частота бесконеч-
бесконечна, напряженность поля пробоя равна 30 кв/см. Для любой другой частоты
найденные величины нужно умножить на \/\?. (См. [57].)
63

ной ширины полосы пропускания и отношения s!a. Затухание для
прямоугольного волновода уже было дано на рис. 1,8. Допустимая
мощность для гребневого волновода [571;
j (X/X
Т,
A.86)
где Г — сложная функция геометрии волновода, а Ет относится
к центру гребня.
0,060
0,050
0,010
0,030
0,025
0,020
, 0,015
0,010
0,008
0,00$
0,005
0,004
0,003
0.0025
0,35
1,00
\
ч\
0,1 0,2 0,3 ОЛ 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,0
s/a
Рис. 1. 23. Волновая проводимость волновода с одним гребнем.
Уо=2 P/V , где V, —пиковое напряжение высокой частоты в центре волновода. Кри-
Кривые даны для й/а=0,45 н для бесконечной частоты. Для любой другой частоты полу-
полученные значения нужно умножить на X/Xg. (См, [57].)
Величина Рт/Х2с представлена на рис. 1.22 графически как функ-
функция s/a. Величина Рт представляет собой максимальную мощность,
переносимую в П-образном волноводе на бесконечной частоте.
Вообще говоря, она не будет максимальной мощностью, которую
сможет выдержать волновод, потому что напряженность электри-
электрического поля на краях гребня волновода обычно больше, чем в
центре его, хотя это положение может быть улучшено, если края
будут иметь радиус, равный, например, 0,1 w. Волновая проводи,
мость гребневого волновода может быть определена как Y0=2P/V2,
где Vt относится к центру гребня. Вычисленные значения Ко [57]

представлены графически на рис. 1.23. Значения проводимостей
соответствуют бесконечной частоте и, для того, чтобы получить
правильную величину, их необходимо умножить на коэффициент
m
1.5.3. Волноводы, содержащие диэлектрик
Если волновод полностью или частично заполнен диэлектри-
диэлектрическим материалом, то коэффициент распространения, предельная
длина волны и волновое сопротивление изменятся. Для материалов
с малыми потерями и относительной магнитной проницаемостью,
равной единице, коэффициент изменения фазы полностью заполнен-
заполненного волновода будет
[8-(Я,0/Я,с)«р. A.87)
Предельная длина волны для заполненного волновода равна Хс ]/?,
так что длина волны в "волноводе становится
Для колебаний ТЕ всех видов волновое сопротивление имеет
величину, определяемую уравнением A.61) и умноженную на от-
отношение \d/kg. Это отношение всегда меньше единицы и непрерыв-
непрерывно уменьшается с увеличением е. Для колебаний ТМ всех видов
волновое сопротивление имеет величину, определяемую уравне-
уравнением A.62) и умноженную на отношение Xg/&Xgd. Если (ЯоАсJ<;-,
то отношение всегда будет меньше единицы и с увеличением диэлект-
диэлектрической постоянной будет непрерывно убывать. Однако если
(А,оДсJ>—, то с возрастанием диэлектрической постоянной отноше-
отношение будет сначала увеличиваться до величины, большей единицы,
а затем уменьшаться до нуля.
При наличии малых диэлектрических потерь коэффициент за-
затухания в децибелах на 100 футов для колебаний вида ТЕ01 в пря-
прямоугольном волноводе равен
J_ _-L
0-7eTtg6[e-(VM2l~2 . A.89)
Например, если е =2,1, tg6 =0,0005, / =Ы010 гц и^о = /2А,с, то
потери составляют 28,5 дб на 100 футов. Из-за наличия диэлектри-
диэлектрика длина волны в волноводе несколько изменяется [97],а потери
р стенках увеличиваются примерное j/e раз. Были исследованы вол-
волноводы [30, 31, 32], частично заполненные диэлектриком, но точ-
точный анализ был проведен только для простых структур. Задача
может быть решена, если при рассмотрении полей в волноводе вво-
65

дить различные граничные условия и таким образом находить
решения уравнений Максвелла.
Другой метод анализа состоит в рассмотрении распространяю-
распространяющейся волны как комбинации двух плоских волн, распространяю-
распространяющихся под углом к оси волновода, и нахождении условий исчезно-
исчезновения поля этой сложной комбинации двух волн на стенках волно-
волновода. Этот метод суперпозиции двух элементарных волн [15, 16]
был применен для плоскопараллельного и прямоугольного вол-
волноводов. По уравнениям построены графики критических частот
во всей области изменения геометрических и диэлектрических па-
параметров.
0,5 0,6
а/л
Рис, 1,24. Прямоугольный волновод с диэлектрической пластинкой, парал-
параллельной электрическому полю.
(См. [89].)
Обычный метод анализа состоит в том, что отрезок сложного
волновода представляется в виде линии передачи и вычисляется
волновое сопротивление и вектор распространения в поперечном
направлении, при этом для поля у проводящих стенок записываются
условия короткого замыкания.
Одной из типичных структур является прямоугольный волно-
волновод, содержащий диэлектрическую пластину, расположенную па-
параллельно вектору электрического поля, как показано на вставке
рис. 1.24. Поля втягиваются в диэлектрик [51], в результате чего
фазовая скорость и длина волны становятся меньше, чем фазовая
скорость и длина волны в волноводе, заполненном воздухом. Когда
Длина волны в волноводе становится равной длине волны в свобод-
свободном пространстве, то внутри диэлектрика на границе воздух — ди-
диэлектрик возникает явление полного внутреннего отражения и
большая доля энергии передается в той части волновода, которая
заполнена диэлектриком. Максимальный эффект получается в том
случае, когда диэлектрик помещается в центре поперечного сечения
66

волновода, т. е. в области наибольшей напряженности электричес-
электрического поля. В плоскости отсчета, проходящей через точку Г, эк-
эквивалентная схема волновода для колебаний вида ТЕ01 (рис. 1.24)
состоит из соединения короткозамкнутои и разомкнутой линий пере-
передачи, работающих в режиме колебаний ТЕ. Длина волны Xg при
распространении основного вида колебаний, как показано Мар-
кьювицем [89], будет определяться условием резонанса
а — w
w
A.90)
1,2
о,"
Ц2
— —
b
к'
r
I
^—-
-—-
——¦
—-—
— '-¦
»——
л—--
^—-
f——a ——J
, rrrrrrrrtfrrfun i
b/a=0,45 C=ZfiS у
0,1
0,2
0,3
/
0,4
/
0,5
0,7
Рис. 1.25. Прямоугольный волновод с диэлектрической пластинкой, перпен-
перпендикулярной электрическому полю.
(См. [89].)
График изменения отношения АДг, вычисленного из уравнения
A.90), представлен на рис. 1.24 как функция а/Х для различных
величин w/a. Предполагается, что диэлектрическая постоянная
равна 2,45. Заметим, что кривые располагаются гуще по мере при-
приближения к кривой со значением w/a =1,0, что иллюстрирует дей-
действие сильного поля в центре волновода. Диэлектрическая вставка
увеличивает полосу пропускания прямоугольного волновода [135].
Диэлектрический материал с е =9 и с оптимальной величиной
w/a =0,14 дает относительную полосу пропускания, равную 3,5, в
то же время допустимая мощность почти в два раза больше, чем у
волновода с воздушным заполнением.
Когда в волноводе находится диэлектрическая пластинка со
сторонами, перпендикулярными к силовым линиям электрического
поля прямоугольного волновода, как показано на вставке рис. 1.25,
анализ его более сложен. Распространяющийся вид колебаний
имеет пять неисчезающих составляющих поля Ех, Е , Ег, Нх и
Нг. К нему относятся составляющие электрического и магнитного
полей, направленные вдоль оси волновода, и поперечная составля-
составляющая магнитного поля, направленная по нормали к поверхности
67

раздела между воздухом и диэлектриком. Когда толщина диэлект-
диэлектрика приближается к нулю, составляющие Ег и Ех исчезают и оста-
остаются только Еу, Нх и Нг, которые в волноводе, заполненном воз-
воздухом, соответствуют распространяющимся колебаниям вида ТЕо1.
В плоскости отсчета Т эквивалентная схема поперечного сече-
сечения для основного вида колебаний в волноводе состоит из парал-
параллельного соединения двух короткозамкнутых передающих линий с
колебаниями вида ТМ. Длина волны Xg для основного вида коле-
колебаний определяется из условия резонанса
tg?>=0. A.91)
0,2 0,t 0,S 0,8 1,0
1,8 2,0
Рис. 1.26. Круглый волновод с коаксиальной диэлектрической вставкой.
(См. [89].)
В этом случае характеристики сложного волновода являются функци-
функцией дополнительного параметра — отношения сторон волновода. Сле-
Следовательно, чтобы показать, как изменяется отношение X/Xg при
увеличении толщины диэлектрика w, нельзя пользоваться каким-
либо одним семейством кривых. По этой причине была выбрана ти-
типичная величина Ыа =0,45, и на рис. 1.25 приведено отношение
X/Xg, рассчитанное по уравнению A.91) как функция ЫК для част-
частного случая w/b =0,5 и как функция w/b для частного случая
Ы% =0,4.
Когда в круглом волноводе находится диэлектрик, можно по-
показать, что если нет осевой симметрии, то существование чистых
волн ТЕ или ТМ невозможно. Условия распространения и пре-
предельные длины волн для такой коаксиальной структуры были по-
получены в работах [11, 12, 18, 34, 49, ПО, 129, 130]. Волновод для
колебаний вида ТЕ01, частично заполненный диэлектриком, пока-
показан на рис. 1.26; эквивалентная схема поперечного сечения в плос-
плоскости отсчета в точке Т состоит из параллельного соединения ра-
разомкнутой и короткозамкнутои радиальных передающих линий для
68

колебаний типа ТМ. Длина волнь! в волноводе для колебаний вида
ТМо1 определяется из условия резонанса для У\1Уйф содержащего
функции Бесселя. На рис. 1.26 приведены кривые зависимости
K/Kg от К/2го с параметром п/г0, причем е взято равным 2,54. Когда
k/Xg^>l, критическое отражение (явление полного внутреннего от-
отражения) происходит на границе раздела, и в этом случае наиболь*
шая часть мощности распространяется в диэлектрике. Подобный
анализ может быть проведен и для колебаний вида ТЕо1 в круглом
волноводе.
ЛИТЕРАТУРА
1. Angel ak os, D. J.: «A Coaxial Line Filled with Two Non-con-
Non-concentric Dielectrics», Trans. I.R.E., 1954, MTT-2, No. 2, p. 39.
2. A r s a c, J., Andre, P., and Z а с с a i R.: «Losses in Parallel
Wire Lines», Onde elect., 1954, 34, p. 170.
3. Атака. Н.: «A Series-Laminated Conductor for High Frequencies»,
Proc. I.R.E., 1954. 42, p. 1527.
4. Атака, Н.: «On the Properties of an Isotropic Dielectric in the Elect-
Electric Field at Ultra-High Frequencies», J.I.E.E. Japan, 1940, No. 620,
p. 116.
5. Bachel, J., L e n z, K. L., and Z i n k e, O.: «The Resistance of
Sheets, Strips, Wires, Tubes, and Coils of Various Materials at Frequencies
between 10 c/s and 100 kMc/s», Frequenz, 1955, 9, p. 401.
6. В а г 1 о w , H. E. M.: «Microwaves and Waveguides» (Constable, Lon-
London, 1948).
7. В a r 1 о w , H. E. M.: «The Relative Power Carrying Capacity of
High Frequency Waveguides», Proc. I.E.E., 1952, 99, pt III, p. 21.
8. Bar tie tt, A. C: «Geometry of Rectangular Waveguides», Wireless
Engr, 1948, 25, p. 202.
•9. Bates, R. H. Т.: «The Characteristic Impedance of the Shielded Slab
Line», Trans, I.R.E., 1956, MTT-4, p. 28.
10. В a u d о u x, P.: «Surface Currents and Finite-Conductivity Waveguides»,
Rev. H. F., 1955, 3, p. 17.
11. Beam, R. E., and Wachowski, H. M.: «Shielded-Dielectric-Rod
Waveguides», Trans, Amer. I.E.E., 1951, 70, p. 874.
12. В е а м, R. E., a n d D о b s о n, D. A.: «Duo-Dielectric Coaxial
Waveguide», Proc. Nat. Electronics Conf., 1952, 8, p. 301.
13. Beam, R. E.: «Report of Advances in Microwave Theory and Tech-
Techniques», Trans. I.R.E., 1958. MTT-6, p. 251.
14. В 1 а с k, H. S., M a 1 1 i n с г о f t, CO., M о r g a n , S. P.:
«Experimental Verification of the Theory of Laminated Conductors», Proc. I.
R.E., 1952, 40, p. 902.
15. В 1 a d e 1, J. Van: «Expandibility of a Waveguide Field in Terms
of Normal Modes», J. appl. Phys,. 1951, 22, p. 68.
16. В 1 a d e 1, J. Van, and H i g g i n s, T. J.: «Cut-off Frequency in
Two-Dielectric-Layered Rectangular Waveguides», J. appl. Phys., 1951, 22,
p. 329.
17. В 1 a d e 1, J. Van, and H i g g i n s, T. J.: «Electromagnetic Pro-
Propagation in Two-Dielectric-Layered Parallel-Plane Waveguides», Proc. Nat.
Electronics Conf., 1951, 7, p. 601.
18. В 1 a d e 1, J. Van: «Field Expandability in Normal Modes for a
Multi-Layered Rectangular or Circular Waveguide», J. Franklin Jnst.,
1952, 253, p. 313.
19. В 1 a d e 1, J. V a n, and R о h r, O. Von: «Semicircular Ridges in
Rectangular Waveguides», Trans I.R.E., 1957, MTT-5, p. 103.
20. В lad el, J. Van: «Normal-Mode Methods for Boundary-Excited
Waveguides», Z. angew. Math. Phys., 1958, 9a, p. 193.
69

21. Bolinder, Ё. F.: «The Relationship of Physical Applications of
Fourier Transforms in Various Fields of Wave Theory and Circuitry», Trans,
I.R.E., 1957, MTT-5, p. 153.
22. Bonfiglioli, G.: «Properties of Inhomogeneous Plane Electromagne-
Electromagnetic Waves», AUa Frequenza, 1950, 19, p. 259.
23. Booker, H. G.:«The Elements of Wave Propagation using the Impe-
Impedance Concept», J.I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, p. 171.
24. В о u i x, M.: «Elliptic Polarization of Electromagnetic Radiation»,
Ann. Telecomm., 1954, 9, pp. 275, 298 and 345.
25. В о u i x. M.: «Elliptically-and Circularly-Polarized Electromagnetic
Waves», Onde elect., 1955, 35, p. 126.
26. В r a d s h a w," J. A.: «Calculation of the Propagation Constants of an
Inhomogeneously-Filled Waveguide», Brit. J. appt. Phys., 1952, 3, p. 332.
27. В г о n w e 1 1, А. В., and Beam, R. E.: «Theory and Application
of Microwaves» (McGraw-Hill, New York, 1948).
28. В r u с к, G. G., and Wicher, E. R.: «Slow Transverse Magnetic
Waves in Cylindrical Guides», J. appl. Phys., 1947, 18, p. 766.
*29. В u r s h t e f n, E., and S о 1 о v' e v, L.: «Propagation of a Funda-
Fundamental Wave between Parallel Surfaces», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1955,
101, p. 465.
30. Chambers, L. G.: «Compilation of the Propagation Constants
of an Inhomogeneously Filled Waveguide», Brit. J. appl. Phys., 1952,
3, p. 19.
31. Chambers, L. G.: «Propagation in Waveguides Filled Longitudinally
with Two or More Dielectrics», Brit. J. Appl. Phys., 1953, 4, p. 39.
32. С h a m b e r s, L. G.: «The Propagation Constant of Longitudinal
Magnetic Waves in Dielectric-Filled Waveguides», Quart. J. Mech. appl.
Mach., 1958, 11, pt. 2, p. 244.
33. С h a m b e r s, L. G.: «An Approximate Method for the Calculation of
Propagation Constants for Inhomogeneously Filled Waveguides», Quart. J.
Mech. appl. Math., 1954, 7, p. 299.
34. С h a t t e r j e e, S. K-: «Propagation of Microwaves through a Cylin-
Cylindrical Metallic Guide Filled Coaxially with two Different Dielectrics —
Parts 1 to 5», J. Indian Inst. Set., 1953, 35B, pp. 1, 103, and 149; 1954,
36B, pp. 1 and 48.
35. С h a t t e r j e e , S. K.: «Propagation of Microwaves through an Im-
Imperfectly Conducting Cylindrical Guide Filled with an Imperfect Dielectric»,
J. Indian Inst. Sci., 1955, 37B, p. 1.
36. Chen, T. S.: «Nomographs for Rectangular Waveguides», Electronics,
1955, 28, January, p. 172.
*37. Chen, T. S.: «Calculation of the Parameters of Ridge Waveguides»,
Trans. I.R.E., 1957. MTT-5, p. 12.
*38. С h i s h о 1 m, R. M.: «The Characteristic Impedance of Trough and
Slab Lines», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 166.
39. С 1 e m e n t, P. R., and J о h n s о n, W. C: «A Distributed Electrical
Analog for Waveguides of Arbitrary Cross Section», Proc. I.R.E., 1955,
43, p. 89.
40. С logs ton, A. M.: «Reduction of Skin-Effect Losses by the Use
of Laminated Conductors», Proc. I.R.E., 1951,39, p.767, and Bell.Syst.
tech. J., 1951, 30, p. 491.
41. Cohn, S. В.: «Properties of Ridged Waveguide », Proc. I.R.E., 1947,
35, p. 783.
42. С о 1 1 i n, R. E.: «The Characteristic Impedance of a Slotted Coaxial
Line», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 4.
43. G о u I s о n , C. A.: « Waves» (Oliver and Boyd, London, 1944).
44. D i d 1 a u к i s, M.: «Scattering of Electrical Waves in Slightly Non-
uniform Transmission Lines», Arch, elect. Ubertragung, 1955, 9, p. 269.
45. D u с к w о г t h, G.: «Ridged Waveguide Impedance», Proc. I.R.E.,
1959, 47, p. 2121.
70

46. Ё d e г, F. X., «The Limiting Region between Electromagnetic Milli-
Millimetre Waves and the Long-Wave Infra-red», Funk Ton, 1948, 2, p. 491.
47r E m m r i с h, G.: «Graphical Methods of Determining the Impedance of
Coaxial Cables of,Square Cross-Section», Nachr, tech., 1955, 5, p. 263.
48. Floyd, C. F., and R a w 1 i n s о n, W. A.: «An Introduction to
the Principles of Waveguide Transmission. Part I—Fundamental Concepts:
Generation of Microwave Energy, Part 2—Attenuation, Amplification and
Measurement», Post Office elect. Engrs J., 1954, 47, pp. 63 and 153.
49. F r a n к e 1, S.: «TM01 Mode in Circular Waveguides with Two Coaxial
Dielectrics», J. appl. Phys., 1947, 18, p. 650.
50. Freeman. J. J.: «The Field Generated by an Arbitrary Current Distri-
Distribution within a Waveguide», J. Res, nat. Bur. Stand., 1950, 44, p. 193.
51. F о u 1 d s, K. W. H., and S a m p a i o, P. M. J. С da S.: «Measurement
of Electric-Field Distributions in a Waveguide Containing a Dielectric
Slab, Proc. I.R.E., 1959, 47, p. 1663.
52. F r fl h a u f, H.: «Propagation of U.H.F. Electromagnetic Waves in
Conducting Waveguides of Rectangular Cross-Section: Part 1», Electro-
technik (Berlin), 1951, 5, p. 263.
53. F г о о m e, K. D.: «A New Determination of the Free-Space Velocity
of Electromagnetic Waves», Proc. Roy. Soc, 1958, 247A, p. 109.
54. G u n d 1 а с h, F. W.: «The Technique of Ultra-short Electromagnetic
Waves since Heinrich Hertz», Nachr. Tech. Z., 1957, 10, p. 317.
55. H a r г о w e I 1, R. V.: «An Approximate Theory for Determining the
Characteristic Impedances of Elliptic Waveguide», J. Electronics Control
1958, 5, p. 289.
56. H e t r i с к, D. L.: Propagation of the TMM Mode in a Metal Tube con-
containing an Imperfect Dielectric», J. appl. Phys., 1950, 21, p. 561.
57. H о p f e r, S.: «Design of Ridged Waveguides», Trans. I.R.E., 1955,
MTT-3, No. 5, p. 20.
58. H u d s о n, A. C: «Circular Waveguide Chart», Electronics, 1954, 27
October, p. 194.'
59. H u x 1 e y, L. G. H.: «Wave Guides» (University Press, Cambridge
1947).
60. I n f e 1 d, L., Stevenson, A. F., S у n g e, J. L., and
С h i e n, W. Z.: «Contributions to the Theory of Waveguides.- Parts'l—4»
Canad.J Res., 1949, 27, p. 69.
61. Jackson, W.: «High Frequency Transmission Lines» (Methuen, Lon-
London, 1945).
62. J e n к s, F. A.: «Microwave Techniques», Electronics, 1945, 18
October, p. 120.
63. К a d e n, H.: «Dielectric and Metal Waveguides», Arch, elekt. Ubertr»
gung, 1952, 6, p. 319.
64. К a d e n, H.: «The Radial Propagation of Electromagnetic Waves bet-
between Two Conducting Planes (Radial Waveguides)», Frequent)-», 1955 9
p. 241.
65. К a r b о w i а к, А. Е.: «Theory of Imperfect Waveguides: the Effect
of Wall Impedance», Proc, 1.Е.Е., 1955, 102B, p. 698.
66. К a r b о w i а к, А. Е.: «Microwave Propagation in Anisotropic
Waveguides», Proc. I.E.E., 1956, 103C, p. 139.
67. К a r b о w i а к, А. Е.: «Waveguide Characteristics», Electronic
Radio Engr, 1957. 34, p. 379.
68. К a r b о w i а к, А. Е.: «Some Comments on the Classification of
Waveguide Modes», Proc. I.E.E., 1960, 107B, p. 85.
69. К e I 1 i h e r, M. G., and W a I t о n, E. T. S.: «Micro-Electromagne-
tic Waves», Wireless Engineer, 1946, 23, p. 46.
70. Kern, D. M., and H e d b e r g, R. W.: «Propagation Constant
in Rectangular Waveguide of Finite Conductivity», J. appl. Phvs 1954
25, p. 1550.
71. King, D. D.:«Report of Advances in Microwave Theory and Techniques»
Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No, 3, p. 4.
71

72. Kin g, R. A.: «An Experimental Clogston-2 Transmission Line», Bell
Syst. tech. J., 1959, 38, p. 517.
73. King, R, A., and Morgan, S. P.: «Transmission, Formulae
and Charts for Laminated Coaxial Cables», Proc I.R.E., 1954, 42, p. 1250.
74. К i n g, R. W P • «Transmission-Line Theory» (McGraw-Hill, New
York, 1955).
-75. Kleinwachter, H.: «The Transverse Electromagnetic Lechef
Wave in Coaxial Cable as a Degenerate Waveguide Wave», Arch, elect.
Ubertragung 1953, 7, p. 467.
76. К n u d s e n, H. L.: « Field in a Rectangular Waveguide with Con-
Conducting Membrane», Onde elect., 1953, 33, p. 217.
77. K"u h n, S.: «Calculation of Attenuation in Waveguides», J.I.E.E., 1946,
93, pt IIIA, No, 4, p. 663.
78. L a m о n t, H. R. L.: «Wave Guides» (Methuen, London, 1942).
79. L e d i n e g g, E., and Urban, P.: «Theory of Propagation in Wave-
Waveguides», Ada phys. Austriaca, 1951, 5, p. 1.
80. L e d i n e g g, E., and Urban, P.: «The Completeness ot the Sys-
System of E- and H. Type Waves in Waveguides», Arch, elekt. Ubertragung
1952, 6, p. 280.
81. Let towsky, F.: «A Method of Calculating the High Frequency
Resistance of Cylindrical Conductors of Arbitrary Cross-Section», Arch.
Electrotech. (Berlin), 1953, 41, p. 64.
*82. L e w i n, L.: «Advanced Theory of Waveguides» (Iliffe, London, 1951).
83. L i n d s a y, P. A.: «Normalized Impedance and Reflection Coefficient»,
Wireless Engr, 1954, 31, p. 43.
84. Magnus, W., and О b e r h e t t i n g e r, F.: «On Systems of Linear
Equations in the Theory of Guided Waves», Commun. pure appl. Math.,
1950, 3, p. 393.
85. M a h a p a t r a, S.: «Coaxial Transmission Lines», Electronic Radio»
Engr, 1958, 35, p. 63.
*86. M a 1 о v, W. N.: «The Velocity of Propagation of H02 Waves in
a Multi-Layer Waveguide», Zh, tekh. Fiz., 1950, 20, p. 1509.
87. M a 1 v a n o, R.: «Metal, Waveguides with Parallelogram Cross-Section»,
Nuovo Cim., 1949, 6, p. 265.
88. M a r с h a n d, N.: «Ultra-High-Frequency Transmission and Radia-
Radiation» (Wiley, New York, 1947).
*89. M a r с u v i t z, N.: «Waveguide Handbook» (McGraw-Hill, New York,
1951).
90. M e i n к e, H. H.: «Uniform Designation of Waves in Waveguides»,
Fernmeldetech. Z., 1953, 6, p. 101.
91. Meinke, H. H., and U r b a r z, H. W.: «Characteristic Impe-
Impedance of Rectangular Waveguides with Hlo Waves», Fernmeldetech, Z.
1954, 7, p. 247.
*92. Mel' n i к о v, V. S.: «Calculation of a Lossy Line», Radiotekhika,
1957, 12, No. 1, p. 28.
93. M i h r a n, T. G.: «Closed-and Open Ridged Waveguide», Proc. I.R.E.
1949, 37, p. 640.
94. M i h r a n, T. G., «Impedance of Open-and Closed-Ridged Waveguide»,
Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 1014.
*95. M i r i m a n о v, R. G., and Z h i 1 e i к о, G. I.: «Analysis of Some
Types of Septate Waveguides», Radiotekh. Electron., 1957, 2, No, 2, p. 172.
96. M о о n P., and Spencer, D. E.: «ТЕМ Waves in Cylindrical Sys-
Systems», J. Franklin Inst., 1953, 256, p. 325.
97. Moreno, Т.: «Microwave Transmission Design Data» (McGraw-Hill.
New York, 1948).
98. M о г g a n, S. P.: «Mathematical Theory of Laminated Transmission
Lines, Parts 1 and 2», Bell Syst. tech. J., 1952, 31, pp. 883 and 1121.
99. Mot t, N. F., and G u r n e y, R. W.: «Electronic Processes in Ionic
Crystals» (University Press, Oxford, 1940).
72

100. М о t z, H.: «Electromagnetic Problems of Microwave Theory» (Met-
huen, London, 1951).
101. Muchmore, R. В.: «Essentials of Microwaves» (Wiley, New York,
1952).
102. Muller, R.: «The Stability and Attenuation of Guided Electric
and Magnetic Waves of the Same Critical Frequency», Z. Naturforsch.,
1949, 4a, p. 218.
103. Muller, R.: «Modification of the Electric Field Strength in a Rectan-
Rectangular Waveguide Excited in the Fundamental H10 Mode due to the Intro-
Introduction of a Current- Carrying Thin Circular Wire», Arch, elekt. Ubertra-
gung, 1953, 7, p. 451.
104. Muller, R.: «Electromagnetic Waves in Hollow Metal Cylinders
with Circular Section», Arch, elekt. Ubertragung, 1953, 7, p. 341.
105. О 1 i n e r, A. A.: «Remarks on Slow Waves in Cylindrical Guides»,
J. appl. Phys., 1948, 18, p. 766.
106. Omar, Y. A., and Miller, С F.: «Characteristic Impedance of
Rectangular Coaxial Transmission Lines», Trans. Amer. I.E.E., 1952, 71,
p. 81.
107. Opechowski, W.: «Electromagnetic Waves in Waveguides — Parts
1 and 2», Philips tech. Rev., 1948, 10, pp. 13 and 46.
108. Otto, W.: «Special Slide Rule for Calculating the Internal Wavelength
of E. M. Waves in Waveguides and Cavity Resonators», Nachr. tech.,
1957, 7, p. 294.
109. Papadopoulos, V. M.: «Propagation of Electromagnetic Waves
in Cylindrical Waveguides with Imperfectly Conducting Walls», Quart.
J. Mechanics appl. Math., 1954, 7, p. 326.
110. P i n с h e r 1 e, L.: «Electromagnetic Waves in Metal Tubes Filled
Longitudinally with Two Dielectrics», Phys, Rev., 1944, 66, p. 118.
*111. Pollard, E. C, and S t u r t e v a n t, J. N.: «Microwaves and
Radar Electronics» (Wiley, New York, 1948).
*112.Ragan, G. L.: «Microwave Transmission Circuits» (MsGraw-Hill,
New York, 1948).
113. R a i s b e с к, G.: «Nohuniformities in Laminated Transmission Lines»,
Bell. Syst. tech J., 1959, 38, p. 477.
114. R а у 1 e i g h, Lord: «On the Passage of Electric Waves through Tu-
Tubes or'the Vibrations of Dielectric Cylinders», Phil Mag., 1897,43, p. 125.
* 115. Sarburcher, R. I., and E d s о n, W. A.: «Hyper- and Ultra-
high-Frequency Engineering» (Wiley, New York, 1943).
116. S с h a f f e 1 d, W., and Bayer, H.: «Propagation of Electromag-
Electromagnetic Waves in Circular Waveguides with Finite Wall Conductivity, at
Frequencies near Cut-off», Arch, elekt. Ubertragung, 1956, 10, pp. 89
and 173.
117. S с h e 1 к u n о f f, S. A.: «The Impedance Concept», Bell Syst. tech.
J., 1938, 17, p. 17.
118. S с h e 1 к u n о f f, S. A.: «Impedance Concept in Waveguides»,
Quart, appl. Math., 1944, 2, p. 1.
119. S с h e 1 к u n о f f, S. A.: «Electromagnetic Waves» (Van Nostrand,
New York, 1943).
120. S e i t z F.: «The Modern Theory of Solids» (McGraw-Hill, New York,
1940).
121. S i n с i с h, G.: «Velocity of Energy in Waveguides», Alta Frequenza,
1953, 22, p. 239.
122. S i о n, E.: «Slab Line Nomograph», Electronics, 1956, 29, September,
p. 192.
123. Slater, J. C: «Microwave Electronics-^ (Van Nostrand, New York,
1950):
124. S о с i о, М. L. de: «Conditions et the Boundary of Imperfectly Co-
Conducting Waveguides», Attt Accad. nazl. Lincei, 1956, 20, p. 469.
*125. Southworth, G. C: «Principles and Applications of Waveguide
Transmission» (Van Nostrand, New York, 1950).
73

* 126. S t r a t t o n, J. A.: «Electromagnetic Theory» (McGraw-Hill, New
York, 1941).
* 127. S v e s h n i к о v, A. G.: «The Principle of Limiting Absorption in a
Waveguide», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1951, 80, p. 345.
128. Swift, W. В., and H i g g i n s, T. J.: «Electromagnetic Pro-
Propagation through Waveguide of Rhombic Cross-Section», Proc. Nat.
Electronics Conf., 1952, 8, p. 274.
129. T e a s d a 1 e, R. D., and H i g g i n s, H, J.: «Electromagnetic
Waves in Circular Waveguides containing Two Coaxial Media», Proc.
Nat. Electronics Conf., 1949, 5, p. 427.
130. T e a s d a 1 e, R. D., and Crawford, G. N.: «Cut-off Frequency
for Circular Waveguides containing Two Coaxial Dielectrics», Proc. Nat-
Electronics Conf., 1952, 8, p. 296.
131. T u r s к i, A.: «Calculations of Losses in Smooth Walls of Circular
Waveguides on the Basis of Maxwell's Equations», Arch, elektrotech.'
(Warsaw), 1956, 5, p. 567.
132. U n g e r, H. G.: «Calculations for Ridged Waveguides», Arch, elekt.
Ubertragung, 1955, 9, p. 157.
133. V a a g e. E. F.: «Transmission Properties of Laminated Clogston-
Type Conductors», Bell Syst. tech. J., 1953, 32, p. 695.
134. V a n h u у s e, V. J.: «On the Proper Frequencies of Terminated Wa-
Waveguides», Physica, 1955, 21, pp. 269 and 603.
135. V a r t a n i a n, P. H., А у r e s, W. P., and Helgesson,
A. L.: «Propagation in Dielectric-Slab-Loaded Rectangular Waveguide»,
Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, p. 215.
136. Watson, W. H.: «Matrix Methods in Transmission Line and Impe-
Impedance Calculations», J.I.E.E., 1946, pt IIIA, No. 4, p. 737.
137. Wheeler, H. A.: «The Transmission-Line Properties of a Round
Wire between Parallel Lines», Trans. I.R.E., 1955, AP-3, No. 4, p. 203.
138. Wheeler, H. A.: «Universal Skin-Effect Chart for Conducting Ma-
Materials», Electronics, 1952, 25, November, p. 152.
139. W i 1 d, W., L a r s e n, H., and E b e r 1, W.: «Contributions on
the Physics of the Multilayer Transmission Line», Arch, elekt. Ubertragung,
1954, 8, p. 346.
140. Williams, G., and В о 1 t о n, H. C: «The Use of the Impedance,
Concept as Applied to Waveguides», Phil. Mag., 1945, 36, p. 862.
141. Williams, W. E.: «Reflection and Refraction of Electromagne-
Electromagnetic Waves at Plane Interfaces», J. Math. Phys., 1957, 36, p. 26.
142. Wong, J. Y.: «On the Theory of a Coaxial Transmission Line Consis-
Consisting of Elliptic Conductors», Canad. J. Phys., 1956, 34, p. 354.
143. Woodward, A. M.: «Transmission in Waveguides», Wireless
Engr, 1947, v. 24, p. 192.
144. Z i n к е, О.: «Characteristic Impedance, Power, Voltage and Current
in Transmission along Lines, in Waveguides and in Free Space», Funk
Ton, 1951, 5, p. 225.
145. Z i n к е, О.: «Circular and Rectangular Waveguides and their Equi-
Equivalent Circuits», Arch. Elektrotech. (Berlin), 1955, 41, p. 364.
146. «TMU Waves in Rectangular Waveguides», Radio Televis. News, 1951,
46, p. 32.
147. G a n n e t, D. K... and S z e к e 1 y, Z.: «A Simple General Equation
for Attenuation», Proc. I.R.E., 1960, 48, p. 1161.
*148. M e г к u 1 о v, V.V.: «On the Field Structure in Cylindrical Waveguide
with Complex Cross-Section», Akust. Zh., 1959, 5, p. 428.
149. R e i с h, H. J., О r d u n g, P. F., К r a u s s, H. L , and S к а 1-
n i k, J. G.: «Microwave Theory and Techniques» (Van Nostrand, New
York, 1953).
150. Levin, H. L.: «Coaxial Line Impedance Chart», Electronics,
1957, 30, November, p. 190.
151. С о 1 1 i n, R. E.: «A Variational Integral for Propagation Constant
of Lossy Transmission Lines», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 339.
74

152. Kurokawa, K-: «Propagation Constants of Waveguides with Wall
Impedances», J. Inst. Elect. Commun, Engrs, Japan, 1959, 42, p. 60,
153. V a 1 e n z u e 1 a, G. R.: «Impedances of an Elliptic Waveguide (for
the eH! Mode»), Trans. I.R.E., 1960 MTT-8 p. 431, and 1961, MTT-9,
p. 38.
154. Kihara Т.: «Approximate Methods regarding Electromagnetic
Waves in Hollow Pipes and Cavities», J. Phys. Soc. Japan., 1947, 2, p. 65.
155. В a h i a n a, L. C, and S m u 1 1 i n, L. D.: «Coupling of Modes in
Uniform, Composite Waveguides», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 454.
156. Chen, T. S.: «Determination of the Capacitance Inductance, and Cha-
Characteristic Impedance of Rectangular Lines», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8,
p. 510.
157. Fan o, R. M., С h u, L. J., and A d 1 e r, R. В.: «Electromagnetic
Fields, Energy, and Forces» (Wiley, New York, 1960).
158. С oil in, R. E.: «Field Theory of Guided Waves» (McGraw-Hill,
New York, 1960).
159. В 1 e a n e y, B. I., and В 1 e a n e у, В.: «Electricity and Magnetism»
(University Press, Oxford, 1957).
160. V i n d i n g, J. P.: «Simple Calculations of Waveguide Wavelength»,
Microwave J., 1960, 3, April, p. 51.
161. Hatcher, B. R.: «Nomograph for Determining Waveguide Wave-
Wavelength», Microwave J., I960, 3, May, p. 58.
162. Young, V. J.: «Understanding Microwaves» (Chapman and Hall,
London, 1960).
* 163. T e r e s h с h e n к о, А. I,: «Waveguide with Cross Section of Dumb-
Dumbbell Shape», Soviet Physics — Technical Physics, 1961, 5, p. 1006, and
Zh. tekh. Fiz., 1960, 30, p. 1074.
164. Young, F., and H о h m a n n, J.: «Characteristics of Ridged Wa-
Waveguides». Appl. sci. Res., I960, B8, p. 321.
165. С h a m p e i x, R.: «Microwaves, their History, Present State and
Future», Ada Electronica, 1960, 4, p. 7.
166. Garver, R. V.: «Zo of Rectangular Coax», Trans. I.R.E. 1961,
MTT-9, p. 262.
167. King, M. J., and W i 1 t s e, J. C: «Coaxial Transmission Lines
of Elliptical Cross Section», Trans. I.R.E., 1961, AP-9, p. 116.
168. Barrow, W. L.: «Transmission of Electromagnetic Waves in Hollow
Metal Tubes», Proc. I.R.E., 1936, 24, p. 1298.
169. С h u, L. J., and Barrow, W. L.: «Electromagnetic Waves in
Hollow Metal Tubes of Rectangular Cross Section», Proc. I.R.E., 1938,
26, p. 1520.
170. Page, L., and Adams, N. I.: «Electromagnetic Waves in Con-
Conducting Tubes», Phys. Rev., 1937, 52, p. 647.
171. Carson, J. R., Mead, S. P., and S с h e 1 к u п о f f, S. A.:
«Hyperfrequency Waveguides — Mathematical Theory», Bell Syst. tech.
J., 1936, 15, p. 310.
172. Southworth, G. C: «Hyper-Frequency Waveguides», Bell
Syst. tech. J., 1936, 15, p. 284.
173. Weber, R. H.: «Electromagnetic Vibrations in Metal Tubes», Ann.
Phys. (Leipzig), 1902, 4, p. 721.
174. К a 1 a h n e, A.: «Electric Oscillations in Annular Metal Tubes»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1905, 18, p. 92, and 1906, 19, p. 80.
175. S pence, R. D., and W e 1 1 s, С. Р.: «The Propagation of Ele-
Electromagnetic Waves in Parabolic Pipes», Phys. Rev., 1942, 62, p. 58.
176. S о n a d a, S.: «Electromagnetic Waves Propagating through Metallic
Tubes of Sectoral Section», Electrotech. J. Tokyo, 1937, 1, p. 214.
177. В r i 1 1 о u i n, L.: «Propagation of Electromagnetic Waves in a
Tube», Rev. gen. Elect., 1936, 40, p. 227.
178. I w а к a t a, H.: «General Consideration for Travelling Electromag-
Electromagnetic Waves in a Long Hollow Tube», Nippon elect, commun. Engng,
1940, 19, p. 178, and 1941, 23, p. 127.
75

179. R у t о v, S. M.: «The Attenuation of Electromagnetic Waves in Tu-
Tubes», J. Phys. (Moscow), 1940, 2, p. 187.
180. R e i d e 1, H.: «The Metallic Hollow Conductor as a Transmission
Line for Electromagnetic Waves», Hochfreq. Elektroak., 1939, 53, p. 122.
181. V a 1 e n z u e 1 a, G. R.: «The Cut-off Wavelength of Composite Wa-
Waveguides», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 363.
182. H a n s e n, R. C, and Weiss. M. Т.: «Report on Advances in
Microwave Theory and Techniques», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 278.
*183. S m о г g о n s к i i, V. Ya.: «The Carrying Capacity of Elliptical Wa-
Waveguide tor EOi Waves», Radiotekhnika, 1961, 16, No. 4, 67, and Radio
Engng, USSR, 1961, 16, No, 4, p. 101.
184. T om i у asu, K.: «Table for Determining Cutoff Frequencies for
Circular Waveguides», Microwave J., 1961, 4, November, p. 111.
185. Barrow, W. L., and S с h a e v i t z, H.: «Hollow Pipes of Relati-
Relatively Small Dimensions», Elect. Engng, 1941, 60, p. 119.
186. Kemp, J.: «Electromagnetic Waves in Metal Tubes of Rectangular
Cross-Section», J. I.E.E., 1941, 88, p. 213.
187. Schelkunoff, S. A,- «Electromagnetic Waves in Conducting
Tubes», Phys. Rev., 1937, 52, p. 1078.
188. Schriever, O.: «Physics and Technique of the Hollow Space Con-
Conductor», Elektrotech. Z., 1940, 61, p. 749.
189. S о u t h w о r t h, G. C: «Some Fundamental Experiments with Wa-
Waveguides», Proc. I.R.E., 1937, 52, p. 647.
190. Southworth, G. C: «Waveguides tor Electrical Transmission»,
Elect. Engng, 1938, 57, p. 91.
191. С 1 a v i e r, A. G.: «Theory of Cylindrical Dielectric Waveguides and
Coaxial Cables», Bull. Soc. Frans. Elect., 1938, 8, p. 355, and Elect.
Ccmmun., 1939, 17, p. 276.
192. W are, L. A.: «Ultra-High-Frequency Transmission in Waveguides»,
Elect. Engng, 1942, 61, p. 598.
193. Ferraro, V. С A., and F 1 i n t, H. Т.: «Longitudinal Elecro-
magnetic Waves between Parallel Plates», Proc. Phys. Soc, 1941, 53,
p. 170.
194. Flint, H. Т., and P i n с h e г 1 e, L.: «The Impedance of Hollow
Waveguides», Proc. Phys. Soc, 1943, 55, p. 329.
195. Everett, F. C: «Rectangular and Circular Waveguide Nomograms»,
Commun., 1943, 90, p. 90.
196. В г о n w e 1 1, A.: «Universal Waveguide Chart», Electronics, 1943,
16, December, p. 147.
197.. Cooper, G. R.: «Circular Waveguide Fields», Electronics, 1945, 18,
"February, p. 106.
* 198. All pert, Y. L.: «On the Propagation of Electromagnetic Waves in Tu-
Tubes», J. tech. Phys., 1940, 16, p. 1358.
199. L i n d m a n, K. F.: «The Propagation of Electric Waves through a
Metallic Tube and between Two Parallel Metallic Plates», Z. tech. Phys,
1942, 23, p. 95.
200. В u с h h о 1 z, H.: «The Waveguide of Circular Cross-Section with
Layered Dielectric Insert», Ann. Phys. (Leipzig), 1943, 43, p. 313.
201. P i n с h e r 1 e, L.: «Reflection and Transmission by Absorbing Die-
Dielectrics of Electromagnetic Waves in Hollow Tubes», Phil. Mag., 1943,
34, p. 521.
202. R i e d i n g e r, A.: «Waves in Guide Tubes», Telegraph. Fernsp. Tech.,
1942, 31, p. 40.
203. В г о n w e 1 1, A.: «Transmission-Line Analogies of Plane Electro-
Electromagnetic-Wave Reflections», Proc. I.R.E., 1944, 32, p. 233.
204. M о u 1 1 i n, E. В.: The Propagation of Electric Waves in a Rectan-
Rectangular Waveguide, J. I.E.E., 1945, 92, pt 111, p. 8.
205. M а с к е о w n, S. S., and Miles, J . W.: «The Plane-Wave Reso-
Resolution of Guided Waves», Proc I.R.E., 1945, 33, p. 805.
76

206. К а п а п Т.: «On the Eigen-Values of an Electromagnetic Wave-
Waveguide», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1946, 222, p. 380.
207. Roe. G. M.: «Normal Modes in the Theory of Waveguides*, Phys. Rev ,
1946, 69, p. 255.
208. S о r i a, R. M., and H i g g i n s, T. J.: «A Critical Study of Varia-
tional and Finite-Difference Methods for Calculating the Operating
Characteristics of Waveguides and other Electromagnetic Devices», Proc.
Nat. Electronics Conf., 1947, 3, p. 670.
209. Buchholz, H.: «The Quasi-Optics of Ultra-Short-Wave Guides»,
Elekt. Nachr. Tech., 1938, 15, p. 297.
210. D г о s t e, H. W.: «Ultra-High-Frequency Transmission along Cy-
Cylindrical Conductors and Non-Conductors», Telegraph. Feinsp. Tech.,
1938, 27, pp. 199, 273, 310 and 337.
211. L e d i n e g g, E.-. «The Field-Line Diagram of the Magnetic Mode of
Oscillation in the Cylindrical Guide of Circular Cross Section», Hochfreq.
Elektroak., 1943, 62, p. 38.
212. Maxwell, J. C: «A Treatise on Electricity and Magnetism» Crd
Ed. reprinted by Dover, New York, 1954).
213! J о h a n s e n, E. L.: «Scattering Coefficients for Wall Impedance
Changes in Waveguides», Trans. I.R.E., 1962, MTT-10, p. 26.
214. S к i 1 e s, J. J., and H i g g i n s, T. J.: «Determination of the Chara-
Characteristic Impedance of U. H. F. Coaxial Rectangular Transmission Lines»,
Proc. Nat. Electronics Conf., 1954, 10, p. 97.
215. Swift, W. В., and H i g g i n s, T. J.: «Determination of the
Operating Performance of Waveguides of Arbitrary Cross-Section by Hy-
percircle Analysis», Proc. Nat. Electronics Conf., 1954, 10, p. 83.
*216. Slater, J. C.: «Microwave Electronics», Rev. mod. Phys., 1946,
18, p. 441.
217. В г i 1 1 о u i n, L.; «Theoretical Study of Dielectric Cables», Elect.
Commun., 1938, 16, p. 350.
218. С о u r t e 1, R.: «The Perturbation of a Problem of Proper Values
by Modification of the Boundary: the Case of the Propagation of Electro-
Electromagnetic Waves in Cylindrical Guides», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1943,
217, p. 261.
219 P r e d a, A.: «The Electromagnetic Field in Waveguides», Teleco-
municatii, 1958,2, p. 151.
220. H a r t i g, H. E., and Mellon, A. M.: «The Transmission of
Damped Electromagnetic Waves through Small Hollow Metal Tubes»,
Phys. Rev., 1938, 54, p. 646.
221. С 1 a v i e r, A. G., and A 1 t о v s к у, V.: «Experimental Research on
the Propagation of Electromagnetic Waves in Cylindrical Guides», Rev.
gen. Elect., 1939, 45, p. 697.
222. С h u, L. J.: «Electromagnetic Waves in Elliptic Hollow Pipes of
Metal», J. appl. Phys., 1938, 9, p. 583.
223. H u A. Y., and I s h i m a r u, A.: «The Dominant Cut-off Wave-
Wavelength of a Lunar Line», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 552.
* *
*
9. Б е й т с Р. Характеристическое сопротивление экранированной
плоской линии. В сб. переводов «Полосковые системы сверхвысоких
частот», под ред. В. И. Сушкевича. Изд-во иностранной литературы,
1959, стр. 78.
29. Тэурштейн Э., Соловьев Л. О распространении основной
волны между параллельными поверхностями. ДАН СССР, 1955, т. 101,
№ 3, стр. 465.
37. Тсунг Шан Чен. Расчет параметров П- и Н-волноводов. «Во-
«Вопросы радиолокационной техники», 1957, вып. 5 D1).
38. Чишольм Р. Характеристическое сопротивление жолобной и пло-
плоской линий. В сб. «Полосковые системы сверхвысоких частот», Изд-во
иностранной литературы, 1959, стр. 87.
77

82. Л е в и н Л. Современная теория волноводов. Пер. с англ. Изд-во
иностранной литературы, 1954.
86. Малое Н. Н. Скорость распространения волн Н02 в многослойных
волноводах. ЖТФ, 1950, т. 20, стр. 1509.
89. «Справочник по волноводам». Пер. с англ., под ред. Я. Н. Фельда.
Изд-во «Советское радио», 1952.
92. Мельников В. С. Расчет поглощающей линии. «Радиотехника»,
1957, т. 12, № 1, стр. 28.
95. М и р и м а и о в Р. Г., Ж и л е й к о Г. И. Анализ некоторых ти-
типов диафрагмированных волноводов. «Радиотехника и электроника»,
1957, т. 2, вып. 2, стр. 28.
111. «Основы техники сантиметровых волн в радиолокации». Пер. с англ.,
под ред. А. Н. Брейтбарта. Изд-во «Советское радио», 1951.
112. «Линии передачи сантиметровых волн». Пер. с англ., под ред. Г. А. Ре-
Ремеза, т. 1 и 2. Изд-во «Советское радио», 1951.
115. Сарбахер Р., ЭдсоиВ. Техника сверхвысоких частот. Пер.
с англ., под ред. Л. Д. Гольдштейиа, Связьиздат, 1947.
125. Саусворт Дж. К. Принципы и применения волноводной пере-
передачи. Пер. с англ., под ред. В. И. Сушкевича. Изд-во «Советское радио»,
1955.
126. Стрэттои Дж. Теория электромагнетизма. Пер. с англ., под ред.
С. М. Рытова. Гостехиздат, 1948.
127. Свешников А. Г. Принцип предельного поглощения для волновода.
ДАН СССР, 1951, т. 80, № 3, стр. 345.
148. Меркулов В. В. О структуре поля в цилиндрическом волноводе
с комплексным поперечным сечением. «Акустический журнал», 1959,
т. 5, стр. 428.
163. Терещенко А. И. Волновод гантельной формы поперечного
сечення. ЖТФ, 1960, т. 30, № 9, стр. 1074.
183. Сморгонский В. Я- Пропускная способность эллиптического
волновода при волие Е01. «Радиотехника», 1961, т. 16, № 4, стр. 67.
198. Альперт Я- Л. О распространении электромагнитных волн в
трубах. ЖТФ, 1940, т. 16, стр. 1358.
216. С л э т е р Дж. Электроника сверхвысоких частот. Перевод с англ.,
под ред. С. Д. Гвоздовера. Изд-во «Советское радио», 1948.

ГЛАВА 2
ПРАКТИЧЕСКИЕ ЛИНИИ ПЕРЕДАЧИ
2.1. ТЕОРИЯ ЛИНИИ ПЕРЕДАЧИ
2.1.1. Импедансные соотношения
Свойства сверх высокочастотных линий передачи могут быть вы-
выведены [211] из соотношений между напряжением и током [272,
274, 278, 281, 284]:
дЦдг = —(GV+CdV/dt),
где V и / — величины в произвольной точке z на линии, a L, С,
R и G — параметры линии на единицу длины.
Если опустить множитель е'ы, то общее решение уравнения
B.1) будет
V=Vfe->z+Vb&z, B.2)
/=(y/e-i*-lV-T*)/Z0, B.3)
в котором Vf является суммой прямых волн, распространяющихся
от источника, a Vb — суммой обратных волн, распространяющихся
к источнику.
Коэффициент распространения дается выражением
B.4)
а отношение V к / как для прямой, так и для обратной составляю-
составляющих распространяющейся волны является волновым сопротивле-
сопротивлением, которое определяется выражением
B.5)
79

В области сверхвысоких частот Zuc^YLIC и обычно является чисто
активным сопротивлением. Пусть линия передачи длиной / нагру-
нагружена на импеданс ZL, а импеданс источника, как показано на
рис. 2.1, а, равен Zs. Удобно заменить yl комплексным углом:
6=у/=«0+/у0=а/+/р/. B.6)
Лада.-ощая волна
Отраженная (олна.
i'j
Рис. 2.1. Свойства нагруженной
линии передачи.
Кривые показывают изменение напря-
ження и тока вдоль лнннн.
поэтому входное сопротивл ение
Если амплитуда волны напряже-
напряжения, входящей в линию, есть Vf, то
отраженная волна, возвратившая-
возвратившаяся ко входу линии, будет pV^e-28
и, таким образом, результирую-
результирующее напряжение у источника
Vs=Vf(l+pe-2*). B.7)
Коэффициент отражения по на-
напряжению
p=(ZL-Z0)/ZL+Z0) B.8)
будет комплексной величиной,
модуль которой равен отношению
амплитуд отраженной и падающей
волн напряжения у нагрузки, а
аргумент представляет собой опе-
опережение по фазе напряжения,
сопровождающее отражение.
Ток на входе
Is=(Vf/Z0)(l-per-*b), B.9)
= Zo [(ZL+Z0 th 0)/(Zo - ZL th в)]. B.10)
В тех случаях, когда можно пренебречь затуханием в линии,
Y становится чисто мнимой величиной, равной ;р, так что
ZS=ZO [(ZL+jZ0 tgp/)/(Z0+/ZL tg p/)]. B.11)
Если линия короткозамкнута на конце, то ZL=0 и Zs=;Zotgp/,
а если линия на конце разомкнута, то ZL=oo и Zs — —jZ0 ctg p/.
Если / =-j, то tgp/ =oo, и тогда ZsZL=Zl, т. е. четвертьволновая
линия преобразует величину оконечного сопротивления в величи-
величину обратно пропорциональную. Если ZL = Z0, то линия согласована.
Напряжение и ток вдоль отрезка передающей линии без потерь
меняются, как показано на рис. 2.1, б; это изменение можно рас-
рассматривать как результат возникновения стоячей волны, вызван-
вызванной интерференцией прямой и обратной распространяющихся волн.
Коэффициент стоячей волны по напряжению равен
80

Vf — V i) 1 — p Zo
Подобные соотношения могут быть получены в значениях полных
проводимостей. КСВН может быть выражен в виде номограммы
[63]; приведенные выше уравнения применимы как к волноводам
[69], так и к коаксиальным линиям. Часть падающей мощности,
которая отражается, равна l(S — 1)/(S +1)]2, а часть мощности,
поглощаемая в нагрузке, составляет 4S/(l+5J.
2.1.2. Круговая диаграмма
Определение параметров передающей линии облегчается, если
воспользоваться графическим представлением; хотя имеются при-
примеры перспективных [109] и других [48] видов диаграмм, наиболее
часто применяется круговая диаграмма на плоскости [79, 168,
172]. В одном выводе (см. работу [83]) уравнение B.10) после~под-
становки из уравнения B.6) записывается так:
ZL + Zo th (Ц,+/Оо)
Другая комплексная величина Ф = «х+ jvl может быть определена
следующим образом:
ZL/Z0=thO=th («,+/»,), ' B.14)
что даст
Zs = Rs+jXs=Z0tb(9+<D)=Zoth[(u0+u1)+j(oo+v1)]. B-15)
Назначение круговой диаграммы состоит в определении вели-
величин и я v, удовлетворяющих соотношению
Z=#+/X=Z0th(u+/o), B.16)
когда заданы R и X, или, наоборот, в определении величин R и X,
когда заданы и и v. Процесс сложения и вычитания гиперболичес-
гиперболических функций может быть в этом случае выполнен без труда. Рас-
Рассмотрим круговую диаграмму, построенную в виде декартовой сет-
сетки, но только в более обычной полярной форме, которая была раз-
разработана Смитом [160, 161]. Рассмотрим преобразование
Z/Z0=(/?+/X)/Z0=th4T=th («+/»); B.17)
отсюда
e-24«==_(Z_Zo)/(Z+Zo). BЛ8)
Подставляя в уравнение B.18) t = e~2*, получим
1+|=7ТТ- <2Л9>
81

Подставляя (p -f jq), (u + jv) и ^- + /V вместо/, Ч1", и Z/Zo, no-
лучим p-[-jq=e-'2n (cos 2v — jsm2v), B.20)
1. B.21)
Таким образом, уравнения связывают точку (р, q) в плоскости t
с соответствующими точками (R/Zo, X/Zo) и (м, t») в плоскостях
ZIZo и Ч1". Удобно ввести велинину п =,у-, которая согласно урав-
уравнению B.6) равна величине Wk. При изменении v от 0 до п п изме-
изменяется от 0 до 0,5.
Полярная форма круговой диаграммы образована двумя парами
семейств кривых в плоскости t: и = const, п = const и -=- = const,
у- = const. Из уравнения B.20) следует, чтор = е~2м cos 4лп и q =
= — e~2Msin Ann, откуда
e-A", a -^-= — tg4n«. B.22)
Таким образом, кривые u =const являются окружностями с цент-
центрами в начале координат и с радиусами, равными е~2", а кривые
п = const образуют сетку радиальных прямых линий, исходящих
из начала координат с наклоном —4лл. После рационализации
правой части уравнения B.21) и перестановки членов получим
. B.24)
Таким образом, кривые /?/Z0= const являются окружностями
с радиусами ZJ(R + Zo), центры которых лежат в точках [—1 +
+ Z0/(R + Zo)], 0. Любая окружность R/Zo = const пересекает
р-ось (<7=0) в точках р =—1 и р = — 1 + 2Zof(R + Zo). Следователь-
Следовательно, все окружности R/Zo проходят через точку (—1,0) в плоскости t.
Кривые XfZ0 = const являются окружностями с радиусами Zo/X,
центры этих окружностей лежат в точках (—1, —ZJX) на ординате,
проходящей через точку в точке (—1,0). Очевидно, что р-ось яв-
является касательной ко всем окружностям XIZ0= const в точке
(—1,0). Легко показать, что квадрат, построенный на линии цент-
центров, равен сумме квадратов, построенных на радиусах, откуда сле-
следует, что окружности R/Zo= const и X/Zo = = const образуют орто-
ортогональную сетку.
Полярная форма номограммы или круговой диаграммы линии
передачи в ее законченном виде показана на рис. 2.2. Семейства
окружностей и, R/Zo и XfZ0 наложены в /-плоскости друг на друга.
Прямые линии п =const проводятся в каждом конкретном случае
при использовании диаграммы или получаются с помощью пово-
поворотной планки, я-шкала наносится по краю диаграммы. Таким об-
82

разом легко определить входиое сопротивлеиие линии данной дли-
длины, нагруженной на известное сопротивление. В частности, свойства
четвертьволновых и полуволновых короткозамкнутых и разомкну-
разомкнутых линий становятся очевидными. Диаграмма может быть также
использована для вычисления полных проводимостей. При нали-
наличии потерь коэффициент затухания определяется выражением
i GZol.
К нагрузке
К генератору
Отрицательное
реактивное
сопротибление
Длина
Волны
Положительное
реактивное
сопротивление
Рис. 2.2. Круговая диаграмма полных сопротивлений
для однородной линии передачи.
Полное сопротивление 0,5+/, 0,5. представленное точкой Р, сог-
согласуется с помощью добавления емкостного сопротивления
—/1,0, включенного иа расстоянии 0,072 X в сторону к генератору.
Если двигаться от конца линии к генератору, то вследствие этих
потерь точки, определяющие на диаграмме полные сопротивления,
измеряемые в различных поперечных сечениях линии, будут лежать
иа спирали, выходящей из начальной точки и стремящейся к цент-
центру диаграммы. Полные сопротивления с отрицательными актив-
активными сопротивлениями могут быть построены на обращенных [228,
229, 230] или двойных [227] круговых диаграммах.
2.1.3. Широкополосное согласование
Оптимальная электрическая характеристика устройства СВЧ
обычно получается в том случае, когда на входе линии передачи
сопротивление устройства равно волновому сопротивлению линии.
83

Удовлетворительное согласование в небольшом диапазоне частот
легко получить [174] с помощью сосредоточенных реактивных про-
водимостей 1107] или четвертьволновых трансформаторов [58].
Более часто требуется работать в широкой полосе частот, и это до-
достигается путем соответствующего расчета узла, использованием
широкополосных линий передачи и применением широкополосного
согласования. Были выполнены некоторые исследования в области
согласования [24, 30, 50, 51, 153, 174].
Например, можно использовать такой согласующий элемент,
который обладает не только требуемой реактивной проводимостью,
но также точной частотной зависимостью [68, 123, 219, 220]. Если
устройство согласовано на частоте ьз1, то на более высокой частоте
(о2 на линии можно найти такое положение, где полная проводи-
проводимость равна 1— jB. Если элемент, резонирующий на частоте оз1у
включить в линию параллельно, то на этой частоте такая комбина-
комбинация будет неотражающей. Если выбрать надлежащим образом доб-
добротность Q элемента, то реактивная проводимость на частоте @2
может быть сделана равной -\-В. Так, например, как показано на
рис. 2.3, а, КСВН в диапазоне частот от ау1 до со2 почти равен еди-
единице; для сравнения пунктирной линией показан КСВН для резо-
резонансного элемента.
В другом случае, представленном на рис. 2.3, б, узкополосное
согласование дает кривую А, чувствительную к изменению частоты.
Входная полная проводимость в другом сечении линии будет изо-
изображаться кривой В. Если теперь согласовать узел с помощью
индуктивной реактивной проводимости, смещенной на расстояние
немногим более, чем четверть длины волны, то, как показывают
кривые С и D, в этом случае получается наименьшее изменение со-
согласования с частотой. В некоторых случаях улучшение характе-
характеристики достигается за счет того, что согласующие элементы по-
помещаются перед узлом и после него.
Согласование с помощью четвертьволновых трансформаторов
получается широкополосным вследствие применения многих секций
[148], расчетные таблицы для таких многозвенных трансформато-
трансформаторов приведены в работе [194]. Устройство является линейным, ког-
когда все скачки полного сопротивления равны, экспоненциальным,
когда относительное изменение каждого скачка полного сопротив-
сопротивления равно постоянной величине, и биномиальным [61], когда
скачки полного сопротивления пропорциональны коэффициентам
биномиального ряда.
Биномиальный трансформатор работает в довольно широкой
полосе частот и применяется часто. Однако, допуская некоторое
рассогласование на центральной частоте, можно получить согла-
согласование на двух частотах, расположенных симметрично по обе сто-
стороны от центральной частоты; это дает еще более широкую полосу
согласования [42]. Такой метод расчета можно распространить на
согласующую цепь из N четвертьволновых трансформаторов, при-
причем коэффициент отражения на N различных частотах делается
84

равным нулю. В такой чебышевской конструкции L120, 223) лога-
логарифмы отношений скачков полного сопротивления выбираются так,
чтобы характеристика КСВН в полосе частот имела одинаковые
выбросы.
Широкополосное .
согласование >
Рис, 2.3. Методы широкополосного согласования:
а —частотная характеристика КСВН прн согласовании со-
соответственно простой диафрагмой (узкополосное согласо-
согласование) и резонансной диафрагмой (широкополосное сог-
согласование); б—согласование с помощью реактивной прово-
проводимости, расположенной на соответствующем расстоянии
от нагрузки. Частота дана в гигагерцах.
Практические устройства рассмотрены в работах [36, 39, 175,
Когда требуется получить хорошее согласование сопротивле-
сопротивления [70] в широкой полосе частот, используются неоднородные
линии передачи [94]. В работах [17, 131, 137, 138, 180] приведены
некоторые приближенные решения сложных дифференциальных
85

уравнений. Болиндер, в частности, показал [25, 26, 217], что если
трансформатор на дальнем конце согласован, то коэффициент от-
отражения на выходе будет
~(\nZOz)dz.
B.25)
Очевидно, что величина р будет функцией отношения /А, и ее
Можно рассматривать как преобразование Фурье для функции
d(\n Zoz)/dz = P(z). Интеграл от P(z)dz с пределами 0 и / всегда
И \Р\
0,35 | , :г-г-г ; , 0,08
0,30
0,15
0,20
0,15
0,10
0,05
\
\
V
f \
0,075 1\
гд^Плабный переход
1^. ^ , 1 Нагрузка
/ \
0,06
о.о г
^Экспоненциальное
По дуге полуокружности
V
0,5
1,0
L/X
1.0
ю
1.)
L/X
1,0
,мин
Рис. 2.4. Преобразование сопротивления неоднородными линиями.
Отношение сопротивлений во всех случаях равио 2; а—картина отражения для экспо-
экспоненциальной линии; б—коэффициент отражения бокового лепестка для различных
распределений р (г). (См. |188].)
равен ln(Z0BbIX/Z0BX). Одним из простейших примеров является
экспоненциальная линия [67, 135, 1811, для которой P(z)~ посто-
постоянная величина. В этом случае
sin
2nt
B.26)
Соотношение между р и /Д представлено графически на рис. 2.4, а:
диаграмма отражения имеет один главный лепесток и несколько
боковых. Для широкополосного согласования боковые лепестки
должны быть малы , а для того чтобы трансформатор не был слиш-
слишком длинным, желательно, чтобы основной лепесток был узким.
Следовательно, оптимальная неоднородная линия должна иметь
такую диаграмму отражения, в которой ширина главного лепестка
была бы минимальной, а боковые лепестки ничтожно малы.
Виллис и Синха [188, 189, 218] исследовали частную функцию
для P(z), которая дает оптимальное соотношение между р и /А.
86

Например, функция Гаусса Дает нулевые боковые лепестки, но так
как функция исчезает только на бесконечности, она не приводит
к практически приемлемому результату. Более хорошее решение
получается в виде ряда, состоящего из постоянного члена плюс чет-
четные гармоники от cos^-; хороший результат достигается при /»А, и
р (z) =( 1-0,889 cos 2^+0,0112 cos 4^j In (-^^\. B.27)
Коэффициент отражения падает до нуля при /^sA., а первый боковой
лепесток для отношения полных сопротивлений, равного 2, будет
0,002. Другие трансформаторы основаны иа распределении P(z) по
дуге полуокружности [217], по гиперболической [157] и параболи-
параболической [193] линиям. На рис. 2.4, б сравниваются различные типы
конических линий; абсциссы представляют собой минимальные
величины 1/к для получения заданного коэффициента отражения.
Широкополосные конические переходы минимальной длины полу-
получаются также на основе расчета по Чебышеву [167].
2.2. РАБОЧИЕ ПАРАМЕТРЫ
2.2.1. Перекрытие по частоте
Выбор частного типа линии передачи определяется следующими
факторами: перекрытием по частоте, затуханием и допустимой мощ-
мощностью. По коаксиальным линиям можно передавать широкий диа-
диапазон частот, начиная от нуля и до частоты, ограничивающей рас-
распространение волн высших видов. Отношение радиусов внутренне-
внутреннего и внешнего проводников определяет волновое сопротивление, а
действительные размеры — затухание и допустимую мощность.
Оптимальный расчет коаксиальных линий для сверхвысоких час-
частот был сделан Блэкбэндом [23] и другими авторами [145, 158,
162]; наилучшая компромиссная величина волнового сопротивления
для термопластических кабелей общего применения оказалась рав-
равной 50 ом, а для кабелей с малыми потерями с воздушным заполне-
заполнением —75 ом. Коаксиальные линии имеют следующие недостатки:
сложную конструкцию, высокое затухание и низкую допустимую
мощность.
Как линии передачи сверхвысоких частот, волноводы имеют
определенные преимущества и находят самое различное примене-
применение [12, 214]. Необходимое для перекрытия данного частотного
спектра число волноводов зависит от рабочей полосы, которая огра-
ограничивается на высокочастотном конце спектра либо свободным рас-
распространением колебаний высших видов, либо недостаточным за-
затуханием их, а на низкочастотном конце — увеличением затухания
и полным прекращением распространения колебаний основного вида.
Например, распространение в прямоугольном волноводе колебаний
только одного вида ТЕо1 обеспечивается при отношении ширины
87

воздух или другой диэлектрик
поверхностного
слоя
Глубина
поверхностного
слоя
волновода к длине волны, лежащем в пределах от 0,5 до 1,0, и при
отношении высоты волновода к длине волны, меньшем 0,5, но опти-
оптимальные размеры зависят от многих факторов. Фазовая скорость
и волновое сопротивление быстро изменяются по мере приближения
к предельной частоте, и поэтому работать вблизи этой области не-
нежелательно. Плоский волновод с малым отношением его высоты к
длине волны имеет низкое волновое сопротивление, что дает воз-
возможность более легко осуществлять широкополосное согласование.
При моделировании размеры выбираются обратно пропорциональ-
пропорциональными рабочей частоте.
2.2.2. Затухание
Практические передающие линии обладают затуханием, обус-
обусловленным омическими потерями в проводниках [15, 102, 146, 163].
Коэффициент затухания волноводов для данного материала и рабо-
рабочей частоты изменяется при-
Глуоина близительно. обратно пропор-
пропорционально периметру; таким
образом, для малых потерь
волновод должен быть сделан
большим.
Более того, потери при на-
наличии стоячей волны увеличи-
увеличиваются в2A+52) /A+5J раз,
если мощность постоянна на
выходе источника, и в A +
-f-S2)/2S раз — если мощность
поверхностного постоянна на нагрузке. Поте-
Потери в передающей линии- воз-
возрастают при наличии твердых
диэлектриков [73] и от полу-
полупроводящих пленок [111] на
металлических стенках.
Небольшая глубина по-
поверхностного слоя приводит к
тому, что омические потери в
линиях сверхвысоких частот
очень зависят от малейших
несовершенств поверхности.
Так, из рис. 2.5 видно, что
если неровности поверхно-
поверхности велики по сравнению с глубиной поверхностного слоя, то вы-
высокочастотные токи будут проходить большие пути. Морган [128]
показал, что при величине шероховатости поверхности, равной глу-
глубине поверхностного слоя, коэффициент затухания возрастаетв 1,60
раз; когда шероховатость поверхности в два раза больше глубины
поверхностного слоя, то затухание возрастает в 1,80 раз; для
Воздух или другой диэлектрик
Воздух или другой диэлектрик
на
Рис. 2.5, Влияние шероховатости
длину пути тока:
а —шероховатость поверхности равна нулю;
б—шероховатость мала по сравнению с глу-
глубиной поверхностного слоя (показана также
вторичная текстура большого периода); в —
шероховатость велика по сравнению с глу-
глубиной поверхностного слоя.

величины шероховатости поверхности, равной половине глубины
поверхностного слоя, затухание возрастает в 1,20 раз. По этой при-
причине удовлетворительной обработкой следует считать такую, при
которой шероховатость не превышает 0,13 мкм для посеребренно-
посеребренного волновода на частоте 100 Ггц и 1,3 мкм для алюминиевого вол-
волновода на частоте 1,2 Ггц.
Удельная проводимость металлических поверхностей при высо-
высоких плотностях тока изменяется [27]. Многочисленные измерения
[18, 19, 121, 132, 134, 173, 178] на сверхвысоких частотах различ-
различных материалов с разной обработкой поверхности дали для гладких
стенок большую по сравнению с расчетной величину затухания.
Бенсон [20], проведший серию тщательно поставленных экспери-
экспериментов на частоте 9,375 Ггц, сделал вывод, что расхождения обус-
обусловлены только шероховатостью поверхности. Были смонтированы
небольшие отрезки волноводов, отполированные обычными спосо-
способами, поверхность исследовалась с помощью проекционного мик-
микроскопа. С учетом шероховатости поверхности коэффициент затуха-
затухания [100] в прямоугольном волноводе с воздушным заполнением,
в котором распространяются колебания вида ТЕ01, будет иметь вид
4- '* г / ь \ х2 ь х2 ]
2 ~з~ | ( /Ст-94- — Кт\ I —+Кп -„ „- I . B.28)
6).:
где ц, а связаны с материалом стенок, Кт\ и Кг2 определяются как
отношения длин действительной и идеальной поверхностей соот-
соответственно для узкой и широкой стенок, коэффициент Кр учитыва-
учитывает шероховатость поверхности в продольном направлении и для
тянутых труб мало отличается от единицы. Для волновода с разме-
размечи-1
рами 25,4 X 12,7 мм, изготовленного из латуни с а = 1,6-107 ¦ ,
М
коэффициент затухания а равен 11,24 (/Сп+0,3967 Кт2)- Экспери-
Экспериментальные результаты показали, что- максимальная величина Кп
равна 1,17, а Кт2 составляет 1,25, при этом коэффициент затухания
равняется 0,187 дб/м вместо 0,157 дб/м для Kti~ Kt2 = 1- Следова-
Следовательно, увеличение затухания на величину более чем 20% от тео-
теоретического значения будет наблюдаться довольно редко.
Изучались [21, 155] удельная проводимость и шероховатость
поверхностей, изготовленных электролитическим путем. Для того
чтобы получить хорошие результаты, покрытие и полировка долж-
должны производиться при очень тщательном контроле. Было найдено,
например, что меднение увеличивает Кт\ и Ктг примерно до вели-
величины 1,6, а Кр — приблизительно до величины 1,1. Добавление под-
подсвечивающего агента значительно уменьшает шероховатость. Очень
хорошая обработка поверхности была получена Эллисоном и Бен-
соном [3, 5] на электрополированных поверхностях и на волново-
волноводах, изготовленных путем осаждения иа стальные оправки.
В последнем случае все три коэффициента шероховатости не
превышают 1,001—1,002, при этом получается затухание, очень
89

близкое к идеальной величине. Эта работа по установлению соот-
соответствия между затуханием и текстурой поверхности была распро-
распространена на волноводы, изготовленные из алюминия [61 п ([ферро-
([ферромагнитных материалов [4, 22]. Хотя магнитная проницаемость
ферромагнитных материалов в диапазоне сверхвысоких частот
уменьшается [1], наблюдалось довольно высокое затухание. Сооб-
Сообщалось [17] об измерениях для черных и цветных металлов на ча-
частоте 27 Ггц, а результаты Лендинга [105] показывают, что на мил-
миллиметровых волнах теллуристая медь имеет затухание меньшее,
чем Монетное серебро.
В работах [44, 176] рассмотрено влияние тонкой пленки, нане-
нанесенной на внутренние стенки. Если удельная проводимость мала,
то глубина поверхностного слоя велика, так что наибольшая часть
тока будет протекать в металлической подложке. Так, затухание,
вносимое, например, оксидной пленкой на алюминии, ничтожно.
Подобным образом окиси, которые образуются на медном волноводе,
будут непроводящими и мало влияют на затухание. С другой сто-
стороны, было найдено, что затухание в посеребренном волноводе уве-
увеличивается до 160% после продолжительного пребывания в корро-
коррозирующей атмосфере; это происходит из-за того, что поверхность
оказывается покрытой сульфидами серебра, которые являются
проводящими, но проводимость их много меньше проводимости са-
самого серебра [246]. Родиевое покрытие, нанесенное сразу после
гальванического, уменьшает это явление ценой более высокого
начального затухания.
2.2.3. Допустимая мощность
Допустимая мощность в передающей линии приблизительно
пропорциональна площади поперечного сечения и квадрату макси-
максимальной величины электрического поля, которое может сущест-
существовать без пробоя. Таким образом, линии, предназначенные для вы-
высоких уровней мощности, должны обладать поперечным сечением
возможно больших размеров, но нельзя допускать при этом распро-
распространения колебаний других видов. Когда линия нагружена на
несогласованную нагрузку, чистая переносимая мощность умень-
уменьшается в S раз. Максимальная мощность также уменьшается из-за
нерегулярностей и выступов на внутренней поверхности структуры
[75]. Чтобы учесть эти различные явления, следует при расчете
мощности пробоя вводить коэффициент безопасности,, равный при-
приблизительно четырем.
Механизм электрического пробоя в газе связан с существова-
существованием некоторой начальной ионизации [115] и с другими явлениями,
которые рассматриваются в разд. 18.2. Пробой в воздухе на сверх-
сверхвысоких частотах в нормальных условиях подвергался многим ис-
исследованиям [43, 136, 140, 141, 142, 143, 151, 154]. Максимальная
величина электрического поля зависит от модуляции высокочас-
высокочастотной энергии и медленно уменьшается с увеличением ширины
90

Импульса и частоты повторения. Например, в опытах Купера [43],
выполненных в коаксиальной линии па частоте 2,8 Ггц и в волно-
волноводе на частоте 9,8 Ггц, электрическое напряжение прикладывалось
в виде импульсов длительностью в одну микросекунду и частотой
повторения 400 гц. Было найдено, что при атмосферном давлении
поле пробоя в воздухе составляет приблизительно 70% от постоян-
постоянного значения независимо от длины зазора и частоты. Это значение
обычно принимается равным 30 кв/см и, исходя из него, можно сос-
составить диаграммы пробоя [182].
По линии передачи можно передавать большую мощность, если
работать с высоким вакуумом или, что более принято, при повы-
повышенном давлении. Найдено, что при давлении 100—800 мм рт. ст.
мощность пробоя изменяется пропорционально величине, меньшей
второй степени величины давления, но большей первой. Поле про-
пробоя в воздухе можно увеличить добавкой газов, содержащих галои-
галоиды, такие, как фреон [159] и шестифтористая сера [170]. Свойства
некоторых из этих газов были рассмотрены Сатерлэндом [170],
который сделал заключение, что наивысшее напряжение пробоя
дает арктон. Упомянутые газы имеют тот недостаток, что при раз-
разложении дают вредные продукты, вызывающие коррозию.
2.3. СТАНДАРТНЫЕ ВОЛНОВОДЫ
2.3.1. Прямоугольные волноводы
Волноводы общего применения служат для передачи колебаний
вида ТЕ01. На основе ряда предложенных волноводов [54, 76, 204],
предназначенных для перекрытия спектра сверхвысоких частот,
были согласованы международные стандарты [199, 201, 205]. Раз-
Размеры и отношение сторон волновода основаны на различных техни-
технических факторах. Средняя рабочая, или номинальная, частота при-
принята в 1,5 раза больше предельной частоты, и допустимые отклоне-
отклонения составляют самое большее +20% от этой средней частоты. При-
Принятые внутренние размеры распределяются между двумя рядами
волноводов, как показано на рис. 2.6. За двумя или тремя исклю-
исключениями, отношение сторон этих волноводов общего применения
равно 2, это позволяет переходить от одного волновода к другому,
для чего достаточно провести прямую линию под соответствующим
углом к оси. Этим волноводам присвоены типовые номера, которые
вместе с техническими данными приведены в табл. 2.1; величина
Х/Кс изменяется в диапазоне 0,53—0,80, а А, /А,— в диапазоне
1,18—1,67.
Номинальная мощность рассчитывалась на частоте /?«1,5;
предполагалось, что поле пробоя составляет 30 кв/см, а коэффициент
безопасности по мощности равен 4; для любой другой частоты
упомянутые величины нужно умножить на 1,34 [1 — (/с//J]7'.
Коэффициенты затухания вычислены для чистой меди на ча-
частоте /,. = 1,5, для любой другой частоты величины должны
91

_i -1
быть умножены на 0,421 i(f/frJ+1J (f/fe) 2 t(///<rJ—1 1 2, Для других
материалов и шероховатостей поверхностей требуются другие
поправки.
Волноводы с размерами поперечного сечения от 2,03 X 1,02 мм
до 247,65x123,82 мм изготавливаются из тянутых труб, толщина
300
700
150
lull
во
60
во
а- 30
ы 25
у си
э '•>
а ю
I'.
5 7
174
'
0,8
0.6
05
0,4
/IX
Наклон
г
_J
^,
шкальной, линт
\
*>
2.03x1,02
2,54*1.27 |-
3,76*1,88 |
- чош
г
_J
1
Я/*
1—
4,78*2,3
5,69*2,84
ад*
19,05*9,525
22
28,5x12,
34,85х/5,8р
20./9 | V
1
,86x10,16
62 (- —
__
¦46,55x22,15
58,17x29,08
103,1*0*
/95,58*97,79 г
247,65x123,82 х-
2,1*146,05
\
1
Г"
1
Т"
>*¦
1,09x0,55
1,3 х 0,6>
|
-»
—
—
I
1
(
Шкала 1
, L
4-
_Г
7,11 '3 56
8.64x4,32 ,
W.5J^« T7 1
/г
,95x6.48
1
|
--,
Шкалах
х10 I
J
Т
72,14x34,04
86,36x43,18
109.22*5461
129,54*64,77
—
—
1-
- —
Шкала|
xi t
г— -
1
J
"" 0.3 0,35 0,4 0,5 0,6 0.7 0,8 1 1,25 1,5 1,75 2 IS 3
Рабочая частота, Ггц
Рис. 2.6. Рабочие диапазоны серий прямоугольных волноводов.
Номинальная частота fc равна 1,5 Ггц. внутренние размеры даны в миллиметрах.
стенки и допуски на размеры лежат соответственно в пределах от
1,02 до 3,2 мм и от 0,025 до 0,2 мм. Применяются материалы: медь,
латунь, сплавы серебра, нержавеющая сталь, а для волноводов
больших размеров — алюминий и магний. Иногда используются
биметаллические волноводы из латуни или нержавеющей стали с
серебряным покрытием толщиной 0,13 мм.
92

Технические данные стандартных прямоугольных волноводов
Таблица 2.1
Английский
тип
R.C. S.C.
WG1
WG 2
WG 3
WG 4
WG 5
WG 6
WG 7
WG 8
WG 9A
WG10
WG11A
WG12
WG13
WG14
WG15
Американский
тнп
Е. I. А.
WR 1800
WR 1500
WR1150
WR 975
WR 770
WR 650
WR 510
WR 430
WR 340
WR 284
WR 229
WR 187
WR 159
WR 137
WR 112
Внутренние размеры
Ширина
в дюймах
18,000
15,000
11,500
9,750
7,700
6,500
5,100
4,300
3,400
2,840
2,290
1,872
1,590
1,372
1,122
в милли-
миллиметрах
457,2
381,0
292,1
247,65
195,58
165,1
129,54
109,22
86,36
72,14
58,17
46,55
40,39
34,85
28,5
Высота
в дюймах
9,000
7,500
5,750
4,875
3,850
3,250
2.J50
2,150
1,700
1,340
1,145
0,872
0,795
0,622
0,497
в милли-
миллиметрах
228,6
190,5
146,05
123,82
97,79
82,55
64,77
54,61
43,18
34,04
29,08
22,15
20,19
15,8
12,62
Предельная ча-
частота колебаний
вида ТЕ01, Ггц
0,327
0,393
0,517
0,605
0,765
0,908
1,154
1,375
1,737
2,080
2,579
3,155
3,710
4,285
5,260
Рабочий днапа-
зон Гви,
0,41—0,61
0,51—0,75
0,61—0,96
0,75—1,12
0,96—1,45
1,12—1,70
1,45—2,20
1,70—2,60
2,20—3,30
2,60—3,95
3,30—4,90
3,95—5,85
4,90—7,05
5,85—8,20
7,05—10,0
Затухание,
дб/м
0,001096
0,001437
0,002014
0,002648
0,003937
0,005057
0,007283
0,009383
0,014764
0,018209
0,024606
0,03435
0,041305
0,055774
0,076706
Номинальная
мощность,
кет
115000
85000
45000
33000
21500
14800
9300
6500
4200
2800
2000
1200
900
620
420

Продолжение табл. 2.1
Английский
тип
R. С. S. С,
WG16
WG17
WG 18
WG19
WG20
WG21
WG22
WG23
WG24
WG25
WG26
WG27
WG28
WG29
WG30
WG31
WG32
Американский
тип
Е. I. А.
WR90
WR75
WR62
WR51
WR42
WR34
WR28
WR22
WR 19
WR15
WR12
WR10
—
—
—.
—
Внутренние размеры
Ширина
в дюймах
0,900
0,750
0,622
0,510
0,420
0,340
0,280
0,224
0,188
0,148
0,122
0,100
0,0800
0,0650
0,0510
0,0430
0,0340
в милли-
миллиметрах
22,86
19,05
15,8
12,95
10,63
8,64
7,11
5,69
4,78
3,76
3,10
2,54
2,03
1,65
1,30
1,09
0,86
Высота
в дюймах
0,400
0,375
0,311
0,255
0,170
0,170
0,140
0,112
0,094
0,074
0,061
0,050
0,0400
0,0325
0,0255
0,0215
0,0170
в милли-
миллиметрах
10,16
9,525
7,9
6,48
4,32
4,32
3,56
2,84
2,30
1,88
1,55
1,27
1,02
0,83
0,65
0,55
0,43
Предельная ча-
частота колебаний
вида ТЕ01, Ггц
6,56
7,87
9,49
11,57
14,08
17,37
21,10
26,35
31,4
39,9
48,4
59,0
73,8
90,9
115,8
137,5
173,3
Рабочий диапа-
диапазон. Г 2U,
8,20— 12,4
10,0 — 15,0
12,4 — 18,0
15,0 — 22,0
18,0 — 26,5
22,0 — 33,0
26,5 — 40,0
33,0 — 50,0
40,0 — 60,0
50,0 — 75,0
60,0 — 90,0
75,0 —ПО
90,0 —140
110 —170
140 —220 •
170 -260
220 —325
Затухание,
дб/м
0,1063
0,12861
0,17093
0,22966
0,35761
0,41994
0,56758
0,7874
1,0269
1,4665
1,9587
2,6476
3,7073
5,0524
7,3818
9,3832
13,2874
Номинальная
мощность,
кет
250
205
145
95
52
43
28
18
14
8
5
3,8
2,3
1,5
0,90
0,65
0,42

Этот тип волновода показан на рис. 2.7. Допускаются неболь-
небольшие радиусы скругления на внутренних и внешних углах; уста-
установлены границы [199, 201, 205] для максимального эксцентри-
эксцентриситета внутреннего и внешнего прямоугольника, а также для до-
допустимого прогиба и скручивания. Иногда волноводы с размера-
размерами 165,1X 82,55 мм и больше изготавливаются, как показано на
Радиус скруглена! внешнего угла
"^Радиус скруиени* диу/лретею угла
Рис. 2.7. Волновод из тянутой трубы.
Этот тип волновода обычно используется с размерами от
2,03x1,02 мм до 165,1x82,55 мм и может применяться вплоть
до размеров 292,1X153,05 мм. Толщина стенок изменяется от
1,02 до 3,175 мм, радиус скругления на внутренних углах изме-
изменяется от 0,15 до 1,27 мм, а на внешних —от 0,46 до 1,63 мм.
рис. 2.8, из листового металла. Используются покрытые медью как
стальные, так и алюминиевые листы; волноводы образуются из двух
половин, клепанных или сваренных по шву вдоль средней ли-
линии по широкой стенке. Волноводы с размерами 7,11x3,5 мм
ли 1 . ,,. , ,,,,.,.
Шо5
Обедненное железо
Рис. 2.8. Волновод с продольным швом.
Этот тип волновода может быть использован начиная с размеров
165,1x82,55 мм и больше. Соединения обычно свариваются
либо в стык. либо, как показано, с бортиками.
@,280x0,140 дюймов) более точны [37, 76]. Эти волноводы изго-
изготавливаются методом электроформовки с допусками на размеры
5 мкм. Внешняя поверхность волновода (рис. 2.9), обрабатывае-
обрабатываемая на станке, имеет круглое сечение, что облегчает применение
и придает конструкции необходимую жесткость.
Длину волны в волноводе на различных частотах можно найти,
пользуясь табл. 2.2. Данные относятся к колебаниям вида ТЕ01,
95

Oin^oomt
'^-4 OOOOOOOOOO
оюо101П010Ю
^_.000000000
> <M<MCM<M <
¦*о^1Я1Я1Я^ОМ-00-*—. ООЧЭ
cnoooo
>ооооооооооо
ооаоаоооа>а>а>а>а>а>а>сг>а>сг>оооооооооо
000
000
CMCO
00
00
NQO
0000000
0000000
O—'WCOrfin
97

распространяющимся в волноводе с резонансным размером (т. е.
с внешним размером широкой стенки) 25,4 мм и предельной часто-
частотой 5901,4 Мгц.
Данные могут быть использованы для прямоугольных волново-
волноводов любых размеров или для волновода любой другой формы, но
с той же предельной частотой. При вычислениях было предположе-
предположено, что: диэлектрическая среда с нулевыми потерями имеет отно-
относительную диэлектрическую проницаемость, равную единице;
стенки волновода идеально проводящие; форма внутреннего попе-
поперечного сечеиия идеально прямоугольная; ошибки определения раз-
размеров и частоты равны нулю. Вследствие конечной проводимости
шш.
Радиус скруглена» Цилиндрическая подерхность, обработанная
бнутреннсго угла на станке
Рис. 2.9. Прецизионный волновод.
Этот тип волновода может быть применен при размерах от
0.86X0,43 мм до 0,71x0,36 мм. Внешний диаметр изменяется
от 3,9 мм до 11,1 мм, радиус скругления внутреннего угла изме-
изменяется от 0.04 мм до 0,25 мм.
волновода длина волны в волноводе уменьшается не намного. Из-
Изменения, обусловленные другими параметрами, можно учесть, если
воспользоваться соотношением
B.29)
Если взять натуральный логарифм уравнения B.29) и продиффе-
продифференцировать, то в результате получим
df , , dc ,, „ da
— h
B.30)
где /г=е(уХJ.
В качестве примера можно рассмотреть волновод с резонансной
шириной 25,4 мм. Ошибка в определении предполагаемой величины
скорости света в вакууме составляет 1,7-10~6. Для стандартных
атмосферных условий при температуре воздуха 20°С, давлении
750 мм pm. cm. и относительной влажности 65% е равно 1,00066 и,
таким образом, de/г — —6,6-Ю-4. Точность определения частоты
должна быть такой, чтобы rf///= + 1 ¦ 10~4, а для серийных трубе до-
допусками 0,025 мм da/a= ± 1 • 10—з- для обычных рабочих частот ве-
98

личина h имеет значение от 1,3 до 4,0. Подстановка величин, выра-
выражающих ошибки, в уравнение B.30) дает для большей величины
h dkg/X^ ~4,7- Ю-3 и для меньшей величины h ^А^А^^-в.З ¦ 10~4.
2.3.2. Круглые волноводы
В круглых волноводах обычно не пользуются передачей основ-
основного вида колебаний, так как при этом плоскость поляризации не
определяется однозначно, поскольку дефекты изготовления могут
привести к вращению плоскости поляризации и к эллиптичности
[92, 156]. Однако круглые волноводы часто применяются в таких
специальных случаях, когда по волноводу распространяются волны
с круговой поляризацией или несколько плоскополяризованных
волн. Колебания видов ТМ01 и ТЕо1 используются в круглом вол-
волноводе часто из-за присущей им симметрии картины поля, причем
второй вид колебаний применяется там, где требуется получить
очень малое затухание. В результате этих различных требований
выбор пригодных стандартов для круглых волноводов — задача
нелегкая. Можно показать, что для достижения совместимости или
согласования частотных диапазонов серии круглых и прямоуголь-
прямоугольных волноводов на каждый прямоугольный волновод требуется три
круглых. Это согласование может быть достигнуто для распростра-
распространяющихся колебаний видов ТЕП, ТМ0! и ТЕ(I, значит, сборки, со-
содержащие и прямоугольные, и круглые волноводы, можно модели-
моделировать. Близкое сходство размеров соседних круглых волноводов
обеспечивает распространение только одного вида колебаний ТЕ,,
хотя затухание имеет тенденцию к увеличению. Такие схемы
требуют большого числа волноводов и поэтому не пользуются
успехом.
В табл. 2.3 показан наиболее простой ряд размеров стандартных
круглых волноводов [207]. Эти круглые волноводы подходят для
передачи колебаний видов ТЕХ1 и ТЕ01 на частотах от0,312 до 256 Ггц.
Каждый заданный рабочий диапазон частот ограничен часто-
частотой 1,15/е (для колебаний вида ТЕП) и частотой 0,95 fc (для колеба-
колебаний вида ТЕ2]). Рабочий диапазон для работы с колебаниями вида
ТЕ01 заключен между частотами 1,21 (для колебаний вида ТЕ01)
и 0,91 (для колебаний вида ТЕП2). Для выбора волновода оптималь-
оптимальных размеров установлены два взаимно перекрывающихся ряда
волноводов. Внутренние размеры подогнаны так, чтобы они отве-
отвечали существующему станочному оборудованию, спиральным свер-
сверлам, разверткам и калибрам для облегчения их стыковки с легко
изготовляемыми узлами. По механическим причинам такая подгон-
подгонка производится до размеров 52 мм и дает небольшое перекрытие
частотных диапазонов. Для больших размеров пользуются други-
другими методами изготовления. В таблице указаны допуски на внут-
внутренний диаметр, толщину стенок и эллиптичность; последняя оп-
определяется для любого поперечного сечения как разность между
максимальным и минимальным диаметрами.
99

Американский
тнп
Е. I. А.
WG
2551
WG2179
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
WG
1862
1590
1359
1161
992
847
724
618
528
451
385
329
281
240
205
175
150
Внутреннн
Диаметр
в дюймах
25,508
21,791
18,616
15,903
13.585
11,606
9,915
8,470
7,235
6,181
5,280
4,511
3,853
3,292
2,812
2,403
2,047
1,750
1,500
в милли-
миллиметрах
647,90
553,40
472,85
403,94
345,06
294,79
251,84
215,14
183,77
157,00
134,11
114,58
97,87
83,62
71,42
61,04
51,99
44,45
38,10
Стандартные круглые волноводы
г размеры
Допуск, мм
+ нлн —
0,
0,
0,
0,
0,
0
0,
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
64
51
51
38
38
25
25
20
18
15
13
13
10 •
08
,08
,063
,063
,038
,038
на эллип-
эллиптичность
0,
0,
0,
0,
0,
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
64
56
48
41
36
31
25
20
18
15
13
13
,13
,08
,08
,051
,063
,038
,038
Номинальный
внешний диа-
диаметр, мм
—
—
—
—
—
—.
—
219,20
187,83
158,52
138,18
118,64
101,93
87,68
74,73
64,34
55,29
47,75
41,40
Толщина
среднее
значение
—
—
—
—
—
' —
—
2,032
2,032
2,032
2,032
2,032
2,032
2,032
1,65
1,65
1,65
1,65
1,65
стеикн, мм
допуск
+ нлн —
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
—
—
—
—
—
—
—
,203
,203
,203
,203
.203
,152
,152
,152
,127
,1016
,0762
,0762
Т
аб ли ц а 2.3
Диапазон частот, Ггц
для колебаний
типа TEU
0,312—0,427
0,365—0,500
0,427—0,586
0,500—0,686
0.586—0,803
0,686-0,939
0,803—1,10
0,939—1,29
1,10 —1,51
1,29 —1,76
1,51 —2,07
1,76 -2,42
2,07 —2,83
2,42 —3,31
2,83 —3,88
3,31 —4,54
3,89 —5,33
4,54 —6,23
5,30 -7,27
для колебаний
тепа ТЕ01
0,683- 0,940
0,799— 1,10
0,936- 1,29
1,10
1,28
1,50
1,76
2,06
2,41
2,82
3,30
3,86
4,52
5,29
6,19
7,25
8,51
9,95
11,6
- 1,51
— 1,77
— 2,07
— 2,42
- 2,83
- 3,31
- 3,88
— 4,54
- 5,32
— 6,22
— 7,28
- 8,53
— 9,98
—11,7
— 13,7
—16,0

Продолжение табл. 2.3
Американский
тнп
Е. I. А.
WG128
WG 109
WG 94
WG 80
WG 69
WG 59
WG 50
WG 44
WG 38
WG 33
WG 28
WG 25
WG 22
WG 19
WG 17
WG 14
WG 13
WG И
WG 9
Внутренние размеры
Диаметр
в дюймах
1,281
1,094
0,938
0,797
0,688
0,594
0,500
0,438
0,375
0,328
0,281
0,250
0,219
0,188
0,172
0,141
0,125
0,109
0,094
в милли-
миллиметрах
32,54
27,79
23,83
20,24
17,48
15,09
12,70
11,13
9,52
8,331
7,137
6,350
5,563
4,775
4,396
3,581
3,175
2,769
2,388
Допуск, мм
+ или —
0,033
0,025
0,023
0,020
0,018
0,015
0,013
0,011
0,0097
0,0084
0,007
0,0063
0,0063
0,0063
0,0063
0,0063
0,0063
0,0063
0,0063
на эллип-
эллиптичность
0,033
0,028
0,23
0,020
0,018
0,015
0,013
0,01
0,01
0,0076
0,0025
0,0025
0,0025
0,0018
0,0018
0,0013
0,0013
0,0013
0,0013
Номинальный
внешний дна-
метр, мм
35,84
30,33
26,37
22,78
20,02
17,12
14,73
13,16
11,05
9,855
8,661
7,366
6,579
5,791
5,385
4,597
3,937
3,531
3,150
Толщина стенкн, мм
среднее
значение
1,65
1,27
1,27
1,27
1,27
1,016
1,016
1,016
0,762
0,762
0,762
0,508
0.508
0,508
0,508
0,508
0,381
0,381
0,381
допуск
+ нлн —
0,0635
0,0508
0,0508
0,0381
0,0381
0,0254
0,0254
0,0254
0,0254
0,0254
0.0254
0,0254
0,0254
0,0254
0,0254
0,0254
0,0254
0,0254
0,0254
Диапазон ч
для колебаний
типа ТЕ,,
6,21— 8,51
7,27— 9,97
8,49— 11,6
9,97— 13,7
11,6 — 15,9
13,4 — 18,4
15,9 — 21,8
18,2 — 24,9
21,2 — 29,1
24,3 - 33,2
28,3 — 38.8
31,8 — 43,6
36,4 — 49,8
42,4 — 58,1
40,3 — 63,5
56,6 — 77,5
63,5 — 87,2
72,7 — 99,7
84,8 —116
ЯСТОТ Г' Р11 '
д \* к \J 1 t 1 С tf
для колебаний
типа ТЕ01
13,6— 18,7
15,9— 21,9
18,6— 25,6
21,9- 30,1
25,3— 34,9
29,3— 40,4
34,8— 48,0
39,8— 54,8
46,4— 63,9
53,1— 73,1
61,9— 85,2
69,7- 95,9
79,6—110
92,9-128
101 —139
124 —171
139 —192
159 —219
186 —256

2.3.3. Широкополосные и компактные волноводы
Линии передачи, от которых требуется сочетание компактных
размеров и широкополосной работы в длинноволновом участке диа-
диапазона СВЧ, принимают вид коаксиальных линий.
Прямоугольные волноводы могут использоваться с отношением
сторон, большим, чем отношение сторон волноводов общего приме-
применения, равное 2:1. Определенных стандартов не существует, но
некоторые технические преимущества получаются при сохранении
размеров широкой стенки и изменении размера узкой стенки, если
отношение сторон выбирается из ряда: 2,0; 2J^2; 4; 4]/2 и 8. Таким
образом, относительно легко перейти от волноводов обычной формы
Рис. 2.10. Волноводы с двумя гребнями (а) и одним (б).
к волноводам «плоским». У таких волноводов волновое сопротив-
сопротивление мало, затухание велико, а допустимая передаваемая мощ-
мощность мала и зависит от отношения сторон. Прямоугольные волно-
волноводы общего применения легки и компактны, когда поперечное се-
сечение имеет размеры 10,67x4,32 мм и меньшие. На частотах, на-
например, ниже 18 Ггц полезное уменьшение размеров достигается
при заполнении волновода диэлектриком [11]. При той же предель-
предельной частоте колебаний размеры поперечного сечения и длина волны
в волноводе уменьшаются в ]fe раз, допустимая мощность возра-
возрастает [52].
Волновод может быть заполнен диэлектриком частично или пол-
полностью. В последнем случае волновод, заполненный тефлоном с
е =2,1, имея размеры поперечного сечения 15,8x7 мм, будет ра-
работать в таком же диапазоне частот, что и волновод, заполненный
воздухом, с размерами поперечного сечения 22,86x10,16 мм. Если
положить тангенс угла потерь равным 0,0005, то коэффициент зату-
затухания, обусловленный потерями в диэлектрике, на граничных ча-
частотах 8,2 и 12,4 Ггц будет соответственно 0,9 и 0,964 дб/м. При-
Пригоден также материал, содержащий высокомолекулярный поли-
полистирол с примесью двуокиси титана, который имеет е до 12 и tgfi
меньше 0,0005.
Для предотвращения коронирования необходим хороший кон-
контакт между материалом и внутренними стенками волновода. Сцеп-
Сцепление материала должно противостоять нормальному температур-
температурному циклу, что довольно трудно сделать, так как тепловое расши-
102

рение на 1°С для алюминия и тефлона равно соответственно
2,3-10 5 и 12,3-10~5. Один из методов изготовления волново-
волноводов, заполненных диэлектриком, состоит в следующем: диэлек-
диэлектрический материал обрабатывают на станке до желаемой фор-
формы и размеров, собирают вместе отдельные части и затем покры-
покрывают тонким слоем серебра или меди. Компактность и широко-
полосность характеристик достигается с помощью гребневых волно-
волноводов. В круглых волноводах с четырьмя гребнями могут распрост-
распространяться волны с любой плоскостью поляризации, но обычно ис-
используются гребневые прямоугольные волноводы. Рабочая полоса
частот значительно меньше, чем та, которая определяется отноше-
отношением предельных частот колебаний вида ТЕ02 и ТЕ01. Типичный
Таблица 2.4
Технические данные для Н-образных волноводов (с двумя гребнями)
[Все размеры даны в миллиметрах (см. рис. 2.10, а)]
Диапазон
частот,
Ггц
0,18—0,42
0,27—0,64
0,42—1,00
0,64—1,53
0,84—2,00
1,50—3,60
2,00—4,80
3,50—8,20
4,75—11,0
7,5—18,0
11,0—26,5
18,0—40,0
0,11—0,39
0,27—0,97
0,39—1,40
0,97—3,50
1,40-5,00
3,50—12,4
5,00—18,0
12,4—40,0
а
753,54
493,47
313,26
205,74
156,64
87,76
65,79
37,59
27,69
17,55
11,96
7,32
879,81
353,47
244,55
98,48
68,25
27,28
19,1
7,7
Ъ
350,39
229,46
145,72
95,68
72,85
40,72
30,61
17,48
12,85
8,15
5,56
3,40
378,31
151,99
105,16
42,34
29,34
11,73
8,20
¦ 3,30
W
Р аб о
148,92
97,51
61,90
40,67
30,96
17,35
13,00
7,42
5,71
3,45
2,36
1,45
Рабо
73,76
29,64
20,50
8,25
5,71
2,29
1,60
0,63
s
чая п
188,39
123,37
78,31
51,43
39,17
21,95
16,46
9,40
6,91
4,39
3,00
1,83
чая п
219,96
88,37
61,14
24,61
17,07
6,83
4,78
1,93
t
о л о с
3,17
3,17
3,17
2,03
2,03
1,63
1,27
1,27
1,02
1,02
о л о с
3,17
2,03
2,03
1,27
1,27
1,02
Затухание,
дб/м
а 2,4 : 1
29,79
19,51
12,37
8,13
6,20
3,48
2,59
1,47
1,09
0,69
0,48
0,28
0,00075
0,00141
0,00279
0,00525
0,00787
0,0190
0,0292
0,0669
0,1063
0,2103
0,3740
0,7808
а 3,6: 1
14,76
5,92
4,09
1,65
1,14
0,46
0,33
0,13
0,00459
0,0180
0,0318
0,1240
0,2152
0,8497
1,4534
5,68
Номинальная
мощность,
кет
61960
26570
10710
4620
2676
840,5
472,5
154,3
83,72
33,58
15,63
5,834
28830
4653
2227
361,2
173,5
27,74
13,59
2,21
практический гребневый волновод должен обладать низшей крити-
критической частотой на 18% меньше, чем низшая рабочая частота, а пре-
предельная частота колебаний вида ТЕ02 должна быть на 2% больше
высшей рабочей частоты.
На рис. 2.10 показаны волноводы с одним и двумя гребнями и
указаны практические размеры, которые должны быть заданы.
Оба типа волноводов обладают своими преимуществами, и выбор
их зависит от характера применения и Механических соображений.
103

Таблица 2.5
Технические данные П-образных волноводов (с одним гребнем)
[Все размеры даны в миллиметрах (см. рис. 2.10, 6)]
Диапазон
частот,
Ггц
0,18—0,42
0,27—0,64
0,42—1,00
0,64—1,53
0,84—2,00
1,50—3,60
2,00—4,80
3,50—8,20
4,75—11,0
7,50—18,0
11,0—26,5
18,0—40,0
0,11—0,39
0,27—0,97
0,39-1,40
0,97—3,50
1,40—5,00
3,5 —12,4
5,00—18,0
12,4—40,0
а
714,48
467,89
297,05
195,12
148,51
83,21
62,38
35,66
26,26
16,64
11,34
6,93
792,94
318,57
220,4
88,75
61,52
24,59
17,22
6,93
ь
321,51
210,54
133,68
87,81
66,83
37,44
28,07
16,05
11,86
7,49
5,11
3,12
356,82
143,36
99,19
39,93
27,69
11,07
7,75
3,12
W
Р а б о
S
чая г
134,06 110.74
87,81
55,75
36,63
27,86
15,62
11,71
6,71
4,93
3,12
2,13
1,30
Раб о
61,01
24,51
16,97
6,83
4,72
1,90
1,32
0,53
72,52
46,05
30,25
23,01
12,90
9,68
5,54
4,06
2,58
1,76
1,07
чая п
134,80
54,15
37,46
15,09
10,46
4,19
2,92
1,17
/
I О Л О С
3,175
3,175
2,03
2,03
2,03
1,63
1,27
1,27
1,02
1,02
о л ос
—.
3,175
2,03
2,03
1,27
1,27
1,02
а 2,4
26,82
17,55
11,15
7,32
5,56
3,12
2,34
1,35
0,99
0,635
0,43
0,254
а 3,6
12,19
4,90
3,40
1,37
0,94
0,38
0,25
0,10
Затухание,
<)б/м
. 1
0,00079
0,00148
0,00285
0,00538
0,00814
0,0194
0,0298
0,0695
0,1093
0,2169
0,3838
0,8071
1
0,00525
6,02133
0,0367
0,1437
0,2487
0,9842
1,683
6,59
Номинальная
мощность,
кет
32870
14100
5682
2451
1421
445,8
250,6
81,87
44,43
17,82
8,285
3,095
14550
2348
1124
182,2
87,56
13,99
6,857
1,115
Для облегчения конструкции узлов широко применяются волно-
волноводы с одним гребнем, а волноводы с двумя гребнями предпочитают
для длинных линий передачи, так как расстояние между двумя
гребнями легче выдержать в нужных допусках. Гребневые волно-
волноводы, перекрывающие [9] диапазон частот 1—40 Ггц, включают
образцы с относительным перекрытием частот 4:1; описан также
специальный волновод для использования в диапазоне 5,2—
9,6 Ггц [10]. Относительно недавно был стандартизирован [286]
ряд волноводов, охватывающий несколько перекрывающихся частот-
частотных диапазонов. Волноводы с двумя гребнями приведены в табл. 2.4,
с одним гребнем — в табл. 2.5. Приведено также затухание для
меди и номинальная мощность с коэффициентом безопасности, рав-
равным 4 на частотеfc = yli. Размеры этих волноводов были выбраны
такими, чтобы получить оптимальные характеристики и, вместе с тем,
облегчить изготовление, получить максимальную допустимую мощ-
мощность, максимальный зазор и минимальное затухание в заданной
полосе частот. Для относительных полос частот, равных соответ-
соответственно 2,4:1 и 3,6:1, размеры волноводов с двумя гребнями были
выбраны так: s/a=0,25, wlb =0,425 и 0,195, 6/a=0,465 и
0,430, "kja =2,690 и 3,706. Соответственно были взяты размеры
104

волновода с одним гребнем: s/a =0,155 и 0,170, wlb =0,417 и
0,171, &/а =0,450, Хс/а =2,837 и 4,112. Во всех случаях радиус
скругления гребня л, имеет величину 0,2 w, другой внутренний
радиус г2 в соответствии с размерами волновода имеет величину от
0,38 мм до 1,27 мм. Волноводы имеют то же самое изменение по
частоте величин Xg к Zo и поэтому позволяют производить моде-
моделирование от одного диапазона к другому.
Поперечное сечение
ЗкбиШентная
2.4. МЕТОДЫ СОЕДИНЕНИЯ
2.4.1. Выравнивание волноводов
Неоднородность в соединении между двумя линиями передачи
может возникнуть либо вследствие изменения в поперечном сече-
сечении, либо вследствие поперечного смещения осей. В общем случае
эта особенность может быть
представлена эквивалентной
схемой, включающей реак-
реактивную параллельную прово-
проводимость и изменение волново-
волнового сопротивления. Такая
эквивалентная схема спра-
справедлива только для достаточ-
достаточно больших расстояний от
неоднородности, где волны
высшего порядка затухают
до ничтожных величин. Для
неотражающего соединения,
таким образом, требуется,
чтобы размеры соединяющих-
соединяющихся линий были совершенно
одинаковы и их оси идеально
выровнены [49].
Для коаксиальных линий
теоретический анализ [185] и
численные результаты [186]
показывают, что реактивная проводимость принимает вид экви-
эквивалентной параллельной емкости, включенной в точке, где
резко изменяется диаметр одного или обоих проводников.
Была также получена эквивалентная схема соединения волново-
волноводов [35, 46, 53, 95, 113, 114, 116]. В случае прямоуголь-
прямоугольного сечения [59, 125, 187] ступенька, показанная на рис. 2.11, а,
приводит к трансформатору с коэффициентом трансформации
Рис, 2.11. Неоднородности в волновод-
ных соединениях:
а —изменение по высоте; 'б —изменение по
ширине.
F. B.31)
а параллельная реактивная проводимость определяется выражением
105

fc \, Ь+Ь' 2[ 4ЬЬ>
' h'jlnb-b' г[Пьгь
Изменение ширины (рис. 2.11, б) приводит к соотношению
у0
а параллельная реактивная проводимость равна половине прово-
проводимости тонкой диафрагмы тех же размеров. Если размеры сочле-
сочленяющихся волноводов аъ Ьг и а2, Ь2, то КСВН для малых рассогла-
рассогласований будет определяться отношением афг1агЬх. В соединениях
волноводов эти неоднородности имеют практическое значение [46,
96, 129, 139]. Хотя их влияние может быть уменьшено согласова-
согласованием полных сопротивлений [133], обычно следует удостоверяться,
что оно мало. Мерой требуемого качества могут являться изме-
измерения, выполненные при боковом смещении по одному из внут-
внутренних размеров волновода на 2% или при повороте одного вол-
волновода на 4°. Эти измерения дали КСВН, равный 1,005 @,045 дб).
Если внутренние размеры сочленяющихся волноводов будут от-
отличаться на 0,5%, то КСВН снова примет то же значение.
Если волноводы сочленены не идеально, то появляется активное
сопротивление контакта, которое вызывает в волноводе небольшое
отражение, а также небольшое затухание. Потери энергии на излу-
излучение могут привести к интерференции с излучением близко распо-
расположенных радиоустройств. Токи высокой частоты в прямоуголь-
прямоугольных волноводах при распространении волны вида ТЕ01 текут про-
продольно только по широким стенкам, и поэтому особенно важно сде-
сделать хороший контакт в этих точках [242, 253].
Волноводы выравниваются с помощью соединителей, которые в
основном состоят из двух фланцев, сочленяющиеся поверхности ко-
которых плоские, гладкие и составляют прямой угол с осями волно-
волновода. Для удовлетворительной работы требуется также, чтобы флан-
фланцы были одинаковы и симметричны и исключали бы возможность
неточной ориентации. Соединитель должен быть таким, чтобы лю-
любой узел можно было легко удалить из волноводного тракта; сле-
следует также предусмотреть средства для герметизации. После того
как фланцы соединены, не должно быть незакрепленных частей;
предпочтителен соединитель, который можно использовать по же-
желанию либо как простой, либо с контактной прокладкой, либо как
дроссельный.
2.4.2. Контактные прокладки и дроссели
Контактное соединение достигается с помощью плоских флан-
фланцев, укрепленных на волноводе. Для того чтобы получить хороший
КСВН порядка 1,002 @,018 дб), степень механического выравни-
выравнивания и точность изготовления фланцев должны быть очень высо-
106

кими. Соединитель, менее чувствительный к небольшим непрямо-
линейностям и дефектам изготовления соединительных фланцев,
имеет медно-асбестовую прокладку или контактную прокладку,
состоящую из тонкой полоски мягкого алюминия или меди. Экспе-
Экспериментальная прокладка для временных установок покрыта слоем
индия толщиной 0,051 мм. Индий — мягкий материал, который
при зажиме образует несварное соединение с хорошим электричес-
электрическим контактом. В другом типе контактной прокладки использует-
используется несколько упругих пальцев, либо скрученных, либо разведен-
разведенных в противоположных направлениях так, что, когда фланцы сое-
соединены, между стенками волноводов образуется электрическое сое-
соединение. Эти прокладки не чувствительны к частоте, и образец,
показанный на рис. 2.12 (волновод с сечением 165,1x82,55 мм),
имеет КСВН меньше 1,002 @,018 дб)во всем рабочем диапазоне
частот.
А -
A -t-r
I I I I I I I I i | I I I I I I I I М I I I I
Номинальные
размеры f65,f*32,55MM
IS пальцев,
26пальце6
1 1 | I I П I I I I Г Г1 П11 П \\
А
- А
- С
Рис. 2.12. Контактная прокладка.
В этом примере пальцы согнуты попеременно в противопо-
противоположных направлениях. Отверстия С служат для механи-
механического согласования.
Другим средством создания электрического соединения на сое-
соединительных фланцах являются дроссельные системы. Они исполь-
используются в местах разрыва токонесущих поверхностей, особенно там,
где часто бывает разборка, или там, где отдельные части тракта
перемещаются относительно друг друга. Большинство дроссельных
систем основано на применении короткозамкнутой полуволновой
передающей линии; короткое замыкание, будучи трансформиро-
трансформированным в плоскость сочленения, поддерживает непрерывность
электрического контакта в соединении, несмотря на наличие там
механического зазора. Механическое соединение осуществляется
в точке, бтетоящей на расстоянии четверти длины волны, там, где
ток и несовершенства контакта заметно не сказываются.
На рис. 2.13 показано типичное дроссельное соединение для
прямоугольных волноводов; для ясности изображения плоская
соединительная поверхность не показана. Одна часть — четверть-
107

волновая линия с коротким замыканием на конце — Имеет форму
коаксиальной линии, размеры ее могут быть вычислены с хорошей
точностью. Другая часть представляет собой радиальный волновод
[28, 184]; вследствие неоднородности возбуждения на периферии пря-
прямоугольного волновода конструкция его находится опытным путем.
Прямоугольный
волновод
... _Л
Рис. 2. 13. Широкополосные дроссели.
Размеры даны в табл. 2. 6.
Ширина полосы увеличивается, если сделать первую четверть-
четвертьволновую линию с большим, а вторую (радиальную) часть с малым
волновым сопротивлением. Правильно сконструированное дрос-
дроссельное соединение имеет КСВН в 20%-ной полосе частот меньше
чем 1,02 @,18 дб).
В табл. 2.6 приведены размеры некоторых дроссельных соеди-
соединений с использованием обозначений рис. 2.13. Небольшой ра-
радиус скругления s средней точке дроссельной системы служит для
увеличения допустимой мощности, так что допустимая мощность
дроссельного соединения не меньше, чем у основного волновода.
Этот тип дросселя показан на рис. 2.14, а для волновода спопереч-
0,076
0,076
0,076
Рис. 2.14. Различные типы дросселей:
а —в форме кольца; б —в форме полукольца; в —в форме сегмента. Волновод попереч-
поперечного сечения 7,11X3,56 мм; частота 35 Ггц. Все размеры даны в миллиметрах.
108

ным сечением 7,11x3,56 мм. В другой конструкции дросселя, по-
показанной на рис. 2.14, б, используются канавки серповидной фор-
формы. Конструкция, показанная на рис. 2.14, в, основана на прямых
Таблица
Широкополосные дроссельные конструкции
[Все размеры даны в миллиметрах (см. рис. 2.13.)]
2.6
Волн
А
72,14
58,927
47,55
40,39
34,85
28,5
22,86
19,05
15,8
12,95
10,67
8,64
7,11
5,69
4,78
3,76
3,10
2,54
2,03
овод
В
34,0
29,1
22,15
20,19
15,8
12,6
10,16
9,52
7,9
6,48
4,32
4,32
3,56
2,84
2,39
1,88
1,55
1,27
1,02
с
84,3 .
66,4
55,63
46,13
40,6
32,26
25,78
21,74
18,03
14,78
12,0
9,86
8,15
6,53
5,46
4,32
3,53
2,92
2,34
Д р о с с е
В | В
98,6
77,47
64,92
53,85
47,24
37,97
31,11
25,32
21,03
17,25
13,6
11,51
9,45
7,57
6,35
5,00
4,11
3,38
2,69
0,91
0,74
0,63
0,53
0,43
0,38
0,29
0,23
0,19
0,15
0,13
0,10
0,09
0,076
0,063
0,051
0,038
0,025
0,025
л ь
F
21,84
17,78
14,48
12,32
10,29
8,76
6,73
5,52
4,83
3,96
3,28
2,64
2,18
1,75
1,45
1,14
0,94
0,79
0,63
а
2,3
1,9
1,52
1,27
1,02
0,76
0,51
0,46
0,41
0,31
0,20
0,18
0,15
0,127
0,102
0,076
0,063
0,051
0,051
параллельных щелях; для того чтобы упростить изготовление, ще-
щелевая секция делается в форме сегмента. Такие дроссели не нахо-
находят широкого применения, иногда их используют для специальных
целей. Дроссельные системы могут применяться в волноводах с
симметричными полями, в таких, как коаксиальный волновод с
колебаниями типа ТЕМ и круглые волноводы с колебаниями вида
ТМог и ТЕИ; размеры дросселей в этом случае можно рассчитать
более точно. В передающей линии предпочтительней иметь следую-
следующие соединители: плоский фланец на генераторе, затем либо дрос-
дроссельный, либо плоский фланец и на конце линии со стороны нагруз-
нагрузки дроссельный фланец.
Недостатком дроссельных соединений является то, что попереч-
поперечное смещение волноводов приводит к появлению резонансов, доб-
добротность которых может достигать 500. Измерения с помощью зон-
зонда и наблюдения дуги при пробое показывают, что кроме основного
вида колебаний, показанного на рис. 2.15, а, может возбуждаться
вид колебайий второго порядка, показанный на рис. 2.15, бив,
с двумя поляризациями и с четырьмя максимумами электрического
поля на периферии.
Например, найдено, что дроссельный соединитель для волно-
волновода с поперечным сечением 72,14x34,04 мм, рассчитанный на по-
109

лосу частот 5% со средней частотой 3 Ггц, имеет на частотах 2,79
и 2,75 Ггц КСВН более 10, когда после сборки смещение в плоско-
плоскости Н (см. рис. 2.15, г) достигает соответственно величин 4 и 6,35 мм.
Рис. 2.15. Электрическое поле в волноводе и дросселе:
а — возбуждение нормального вида колебание. Пунктирные
круги представляют собой металлические стерженьки, ко-
которые применяются иногда для сдвига резонансной час-
частоты; б — возбуждение одного высшего вида колебаний;
в —возбуждение ортогонального высшего вида колебаний;
а—направления перекоса, перекос в любом направлении
вызывает возбуждение колебаний нескольких высшнх видов.
В неопубликованной работе Дэвиса (D. J. Da vies) показано, что
дроссель для волновода с поперечным сечением 68,17x36,83 мм,
рассчитанный для работы в диапазоне частот от 4,90 до 3,29 Ггц,
имеет резонансы, подобные показанным на рис. 2.15, бив, соот-
соответственно на частотах 3,52 и 3,55 Ггц. Введение металлических
вставок, как показано на рис. 2.15, а, уничтожает первый резонанс,
а частоту второго сдвигает до 4,07 Ггц. Некоторые улучшения мо-
могут быть получены при использовании материалов с потерями, по-
помещаемых так, чтобы гасить эти нежелательные виды колебаний,
а выравнивание и расположение соединительных фланцев должно
быть сделано, насколько возможно, точным.
2.4.3. Крепежные и зажимные устройства
Существует много методов закрепления соединительных флан-
фланцев. У фланцев стыкующегося типа на заднем конце имеется часть,
к которой прикрепляется волновод. Для того чтобы получить хо-
110

рошее выравнивание и предотвратить искажение внутренних по-
поверхностей, необходимо применять специальные меры, например
пользоваться удаляемыми сердечниками, поэтому этот метод не
находит общего применения. В соединении штепсельного типа в од-
одном из фланцев имеется паз, в который входит волновод, обеспечивая
таким образом выравнивание и дополнительную жесткость. В сое-
соединении проходного типа внутренние поверхности волновода явля-
являются непрерывными, и, хотя соединительные поверхности фланцев
требуют полировки после сборки, этот метод является наиболее
предпочтительным. В четвертом указанном типе соединения в од-
одном из фланцев имеется круглое отверстие для приема прецизион-
прецизионного волновода. Все эти типы фланцев рассчитаны на припои сред-
средней температуры, такие, как «изифло» (easiflo), мягкий припои и
припой, предназначенный для пайки алюминия и легких сплавов.
Фланцы обычно изготовляются из медных, алюминиевых и магние-
магниевых сплавов в зависимости от материала, из которого выполнен
волновод.
Простым, но удовлетворительным средством соединения и вы-
выравнивания волноводных фланцев является закрепление с помощью
болтов, изготовленных с жесткими допусками, и точно просвер-
просверленных и расположенных в определенных местах отверстий [262].
Предпочтительней применять самоконтрящиеся гайки; практика
последних лет соответствует международным стандартам и исполь-
использует унифицированную систему резьб [208—210].
На рис. 2.16 показано устройство, в котором фланцы могут быть
круглые и квадратные, с дросселем или плоские (с контактной про-
Рис. 2.16. Соединение с помощью квадратных фланцев,
скрепляемых между собой болтами.
В показанном примере используется широкополосный дроссель,
во фланце которого вырезан паз для волновода; а —дроссельный
фланец; б —плоский фланец; в —прокладки; г —крепежный болт;
д — затягивающая гайка.
кладкой или без нее). Размеры некоторых из этих фланцев стандар-
стандартизированы [200, 202] и приведены в табл. 2.7. Обозначения взяты

из рис. 2.17. Определение положения отверстий производится от-
относительно отверстия волновода.
Рис. 2. 17. Герметизированные фланцы дроссельного типа.
Размеры даны в табл. 2. 7.
Таблица 2.7
Герметизированные фланцы дроссельного типа
(Все размеры даны в миллиметрах)
Отверстие
волновода
А
72,14
58,17
47,55
34,85
28,5
22,86
15,80
10,67
7,11
в
34,04
29,08
22,15
15,80
12,6
10,16
7,9
4,32
3,56
Размеры круглого
или квадратного
С нлн Е
120,65
120,65
95,25
69,85
18,72
16,26
12,14
8,51
6,73
D или F
135
135
92
79,4
17,17
15,49
12,62
8,12
6,35
флаица
9 или G.H
1 °
22 з
0°
0°
60°
47,5
41,3
33,3
22,2
19,05
Фиксирующие
отверстия
Коли-
Количество
8
8
8
6
4
4
4
4
4
Номинальный
диаметр
отверстия
6,35
6,35
4,85
4,85
4,22
4,22
3,56
2,87
2,87
Эти фланцы применяются для волноводов с внутренними раз-
размерами от 10,67x4,32 мм до 72,14x34,04 мм. Размеры и допуски
на отверстия выбраны так, чтобы получить полную взаимозаменя-
взаимозаменяемость, а допуски на расположение отверстий позволяют получить
хорошие электрические характеристики.
Для больших волноводов дроссельные фланцы очень громоздки,
и поэтому применяют фланцы прямоугольной формы с контактной
прокладкой или без нее; типичная сборка показана на рис. 2.18.
Такой прямоугольный фланец используют также вместо большого
соединителя дроссельного типа для волновода с размерами попереч-
поперечного сечения меньше чем 22,86x10,16 мм. Размеры этих фланцев
стандартизированы и приведены в табл. 2.8. Обозначения показаны
112

Рнс. 2. 18. Соединитель с прямоугольными фланцами, скрепляемыми между
собой болтами.
В пЬказанном примере используется контактная прокладка с пружинящими пальцами;
а —плоский фланец; б — прокладка; в —контактная прокладка; г —крепежный болт;
о —затягивающая гайка.
на рис. 2.19. Расположение отверстий также дается относительно
отверстия волновода. Самая высокая точность выравнивания для
различных соединительных устройств, в которых фланцы свинчи-
свинчиваются с помощью болтов, обеспечивается сверлением по крайней
Канавка для прокяадки-
Вопно&од
Рис. 2. 19. Плоские прямоугольные герметизированные фланцы.
мере двух отверстий после того, как фланцы собраны на волново-
волноводах. Точное расположение этих отверстий получается применением
при сверлении кондуктора, помещенного внутри волновода. Еще
большая точность может быть получена при использовании рас-
расширяющегося кондуктора или калиброванного волновода с приме-
применением затем плотно подогнанного кондуктора.
Если необходимо, чтобы соединитель часто разъединялся, мож-
можно применять несколько видов разъемных зажимных устройств.
113

Таблица 2.8
Плоские герметизированные прямоугольные фланцы
[Все размеры даны в миллиметрах (см. рис. 2.19)]
Отверстие
волновода
А
165,1
109,22
86,36
72,14
58,17
47,55
40,39
34,85
28,5
22,86
в
82,55
54,61
43,18
34,04
29,08
22,15
20,19
15,80
12,6
10,16
Размеры фланца
С
31,72
23,82
17,04
14,68
12,7
11,13
9,52
7,95
D
58,70
43,69
38,10
29,57
26,67
23,22
22,22
18,26
_
Е
60,30
45,39
34,14
32,54
27,18
14,27
12,7
11,13
_
_
F
100,0
77,99
59,54
48,62
41,15
35,92
32,33
27,79
о
142,9
111,1
96,8
76,2
65,85
63,5
61,9
49,2
я
225,4
165,9
139,7
114,3
98,4
88,9
81,0
68,3
_
Фиксирующие отверстия
Количество
12
' 12
12
12
12
8
отверстия X, У
исключаются
8
отверстия X, У
исключаются
8
отверстия X, У
исключаются
8
отверстия X, У
исключаются
8
отверстия X, У
исключаются
Номинальный
диаметр
отверстия
7,95(Х=6,35)
6,35
6,35
6,35
6,35
6,35
6,35
4,85
4,3
4,3
Для таких устройств могут потребоваться фланцы специального
типа, но в некоторых случаях [10] устройство может быть таким,
что в нем используются стандартные фланцы со стандартными раз-
размерами отверстий и расположением их центров. В Англии для вол-
Рис. 2. 20. Соединительное устройство с фиксатором и накидной гайкой.
Показанный образец имеет плоские шлифоввнные поверхности и предназначен для
прецизионного волновода с поперечным сечением 7,11x3,56 мм; а —плоский фланец;
б —прокладки; в—накидная гайка; г — направляющая втулка.
114

новодов с размерами поперечного сечения 28,5X12,6 мм и меньше
широко используется удобная форма зажима, показанного на
рис. 2.20. В этой конструкции бо-
боковое и угловое механическое
согласование достигается за
счет фиксирующей цилиндриче-
цилиндрической муфты. На боковых сторо-
сторонах фланца имеются плоскости,
так что зажимное кольцо может
скользить по фланцу после
сборки его на волноводе. Муфта
снабжена вторым большим клю-
ключом, чтобы предотвратить при
завинчивании перекос фланцев.
В показанном примере фланцы
имеют круглые отверстия, в
которые вставляются преци-
Волнобай
Канавке
"для прокладки
Рис. 2. 21. Размеры фланцев с фикси-
фиксирующей муфтой.
зионные волноводы. Угловое
механическое согласование фланца обеспечивается применением
при пайке простого кондуктора. В табл. 2.9 приведены размеры стан-
стандартных фланцев, при этом использованы обозначения на рис. 2.21.
Таблица
Фланцы с фиксатором
[Все размеры даны в миллиметрах
(см. рис. 2.21)]
2.9
Отверстие волновода
А
28,5
22,86
15,8
12,95
10,67
8,64
7,11
—
5,69
4,77
0,86
в
12,6
10,16
7,9
6,48
4,32
4,32
3,56
2,84
2,39
0,43
Размеры фланца
С (макс)
48,46
47,57
33,32
28,56
21,6
18,63
15,0
—
D
1,73
1,61
1,27
1,27
1,15
1,20
1,20
—
Я
23,04
22,4
15,42
12,62
9,6
8,0
—
—
6,2
2.5. УПЛОТНЕНИЕ И ГЕРМЕТИЗАЦИЯ
2.5.1. Волноводные системы
Передающие линии СВЧ должны быть герметизированы, для
того чтобы предохранить систему от грязи, влаги, а в тропическом
климате — от плесени и насекомых, т. е. от всего того, что приводит
к увеличению затухания и к снижению допустимой мощности.
115

Герметизация дает возможность поддерживать нужное рабочее
внутреннее давление, что позволяет избежать пробоя или корон-
коронного разряда. Она обеспечивает также работу различных уст-
устройств в условиях низкого давления или высокого вакуума.
Простейшее уплотнение или уплотняющее окно состоит из не-
нерезонансной тонкой полоски из диэлектрического материала. Для
хорошей механической прочности в волноводах часто используется
слюда [112]. Применяются также тонкие полистироловые и тефло-
новые пленки. Влияние, обусловленное неоднородностью в осевом
направлении, сводится к минимуму благодаря тому, что пленка
вставляется между плоским и дроссельным фланцами. Если вол-
волновод на дальнем конце от уплотняющего окна нагружен на согла-
согласованную нагрузку, То нормированное полное сопротивление со
стороны диэлектрика будет [146]
(8- 1)(^2- %2g)-\ B.34)
где t и s относятся к материалу уплотняющего окна. Уплотняю-
Уплотняющее окно действует подобно последовательному емкостному сопро-
сопротивлению, которое очень мало изменяется с изменением рабочей
длины волны. В другом типе нерезонансного уплотняющего окна
[13] используется волновое сопротивление волновода с колебания-
колебаниями типа ТМ, заполненного диэлектриком:
f. B.35)
Если построить зависимость ZTMid от Х/кс для различных величин
е, то окажется, что любые две кривые пересекаются. Отсюда сле-
следует, что волновые сопротивления двух волноводов одинакового
поперечного сечения, которые заполнены различными диэлектри-
диэлектриками и в которых распространяются одинаковые колебания типа
ТМ, могут быть сделаны при некоторой длине волны одинаковыми.
Это условие выдерживается, если один волновод заполнен возду-
воздухом, когда
X = [гт-.J*"- B'36)
Такие плоские диэлектрические уплотняющие окна, применя-
применяемые в волноводах с колебаниями вида ТМ, могут быть использо-
использованы вместе с соответствующими переходами для волноводов с ко-
колебаниями вида ТЕ.
Повышенная механическая прочность достигается при наличии
полуволновой вставки из диэлектрика с малыми потерями. Более
широкая рабочая полоса получается со вставкой Т-образной фор-
формы длиной 3/4^. Центральная диэлектрическая секция целиком за-
заполняет волновод и обеспечивает герметизацию, а четвертьволновые
ступеньки обеспечивают согласование между волноводом, запол-
116

ненным диэлектриком, и волноводом с воздушным заполнением.
Для работы на частоте 9,5 Ггц было сконструировано керамическое
ступенчатое уплотняющее окно [85]. Для получения уплотнения
при высоком давлении и одновременно для согласования были
применены два конических монокристалла сапфира с малыми вы-
выступающими концами [103]. КСВН в полосе — 2% относительно
частоты 24 Ггц оказался меньше 1,05, уплотняющее окно успеш-
успешно выдерживало разницу давлений в 10" атм.
Достаточно хорошее уплотнение состоит из полоски диэлектрика
с малыми потерями соответствующей толщины, укрепленной в ре-
резонансном держателе. Держатель связан с сосредоточенной парал-
параллельной реактивной проводимостью, которая устраняет рассогла-
рассогласование, вызываемое диэлектрической пластиной. В прямоуголь-
прямоугольном волноводе держатель может быть выполнен в виде металличе-
металлической пластины с надлежащим образом выбранными размерами вход-
входного окна круглой или прямоугольной формы. Обычно в качестве
диэлектрика берется один из видов стекла с малыми потерями, ко-
которое может быть легко спаяно с металлом, хотя также применяют-
применяются и различные виды керамики [64, 127, 144]. Как правило, дрос-
дроссельные соединения монтируются с одной стороны пластины, и
КСВН в этом случае в полосе частот —5% может быть лучше чем
1,05. Было разработано несколько конструкций резонансных окон
[47, 55], в том числе и широкополосные конструкции [74, 78, 266].
Путем включения параллельной реактивной проводимости на фик-
фиксированном расстоянии с одной стороны от резонансного окна
были получены очень широкополосные характеристики [31, 32].
Используя керамику из форстеритовой (forsterite) смеси, получили
КСВН меньше чем 1,08 в полосе частот 8,7—10,0 Ггц. Многие кон-
конструкции предназначены для работы на высоких уровнях мощно-
мощности [104]; следует принимать специальные меры против возбужде-
возбуждения колебаний высших видов, которые стремятся возникнуть вбли-
вблизи резонансного окна.
Для того чтобы увеличить допустимую мощность, давление внут-
внутри волноводов часто повышают до 3 кг/см2 и более. Волноводная
прямоугольная труба плохо выдерживает перепады давления; вы-
вызываемые искажения в типичном случае показаны на рис. 2.22 в
утрированном виде. Прогиб стенок можно рассчитать в предполо-
предположении, что стенка ведет себя как равномерно нагруженная балка,
закрепленная на одном конце; момент инерции волновода длиной
25,4 мм A дюйм) равен /3/12. Если р — разность давлений, прогиб
центра определяется суммой прогибов, обусловленных давлением
на стенку и изгибающим моментом на углах. Вэджил [177] опреде-
определяет этот полный прогиб как
8(a+b)ts
B 37)
Если подставить b вместо а в формулу B.37), то получится прогиб
по узкой стенке. Если разность давлений слишком велика, напря-
117

жение в стенках превышает предел упругости, и в результате по-
появляется остаточная деформация.
Эта внешняя деформация приводит к небольшому изменению
волнового сопротивления волновода, ноне вызывает заметного рас-
рассогласования, так как деформация значительно уменьшается вбли-
вблизи соединительных фланцев, где, конечно, ее влияние было бы наи-
наиболее ощутимым. Однако эта деформация вызывает изгибающий
момент, который приводит к прогибу вовнутрь по узким стенкам.
Это означает, что резонансный размер и, следовательно, длина волны
в волноводе изменяются, что может приводить к значительным
искажениям, когда в данной передающей линии важны фазовые со-
соотношения. Неопубликованная экспериментальная работа Джейм-
_ Разность Шмний
I килограммах
— на кб. сантиметр
п
М
1—
1
i
i
Рис. 2.22. Деформация волновода от избыточного
внутреннего давления.
Изгибающий момент М вызывает деформацию на узких
стеиках, направленную вовнутрь волновода.
са (W. J. James) подтверждает, что величина изменения фазы оп-
определяется этой теорией искажения. Так как часто волновод после
пайки отжигается, то даже небольшие перепады давления влияют
на работу узла. Для волноводов с поперечными сечениями 165,1 X
X82,55 мм; 72,14X34,04 мм и 22,86X 10,16 мм типичными предель-
предельными величинами давления являются соответственно 0,3 кг/см2,
0,9 кг/см2 и 1,8 кг/см2. Уравнение B.37) дает ключ к уменьшению
этого искажения. Модуль упругости может быть увеличен, если
применять такие материалы, как нержавеющая сталь, причем для
сохранения хорошей проводимости изнутри делается покрытие из
серебра или меди. Жесткость волновода может быть искусственно
увеличена внешними скобками, хотя найдено, что эти скобки долж-
должны быть расположены очень близко друг к другу, чтобы искаже-
искажение не увеличивалось больше установленных пределов. Может быть
увеличена толщина стенки волновода; так, для волновода с попе-
поперечным сечением 72,14x34,04 мм увеличение толщины стенки от
2,03 до 3,2 мм значительно уменьшает искажение.
Совершенно другой подход состоит в том, что прямоугольный
волновод окружается кожухом, внутри которого поддерживается
давление такой же величины как и в волноводе. Разность давлений
прикладывается теперь к кожуху, форма которого наиболее при-
118

годна для предотвращения искажения и, конечно, не оказывает
никакого электрического влияния на волноводную систему. Стен-
Стенка волновода может быть изготовлена из двух тонких металличе-
металлических полосок, между которыми помещается сердечник, выполнен-
выполненный в виде сот; жесткость в этом случае увеличивается примерно
в 20 раз. Механические деформации могут также появляться и в аку-
акустических полях большой напряженности, в результате переда-
передаваемый сигнал будет модулироваться по фазе. Этот микрофонный
эффект проявляется вплоть до звуковых частот; эксперименты
[224] показывают, что он может быть уменьшен, если подобрать со-
соответствующим образом толщину стенки или покрыть все внешние
поверхности поглощающим материалом.
2.5.2. Соединители и сочленения
Линии передачи СВЧ, по которым передаются большие мощно-
мощности, должны быть хорошо герметизированы для работы при давле-
давлениях вплоть до 3,5 кг/см2 и на больших высотах при изменении темпе-
температуры от — 50 до + Ю0°С. Некоторые небольшие утечки неизбежны,
однако герметизацию можно сделать хорошей, присоединяя пере-
передающую линию к резервуару и к насосу через осушитель, содержа-
содержащий, например, гель кремниевой кислоты. Если передающая ли-
линия находится внутри герметизированной системы, то соединитель-
соединительные фланцы могут быть миниатюрного негерметизированного типа
[206]. Но обычно линия остается незащищенной, и поэтому у боль-
большинства фланцев вырезаются канавки для уплотнительных про-
прокладок. Такие прокладки должны быть сделаны из материалов, у
которых не появляется остаточная деформация при продолжитель-
продолжительной работе под давлением, кроме того, они должны служить защи-
защитой от попадания масла и насекомых [65] и, может быть, с помощью
пропитки фунгицидами — от образования плесени [198].
Существует два различных типа прокладок. Первый тип, по-
показанный на рис. 2.16 и 2.20, имеет круглое сечение и изготовляется
из материала, который способен принимать необходимую форму,
но не сжимается. Размеры прямоугольной канавки таковы, что при
любых допусках прокладка выступает на 15% своего диаметра. При
соединении фланцев получается полный металлический контакт,
при этом остается зазор объемом около 10%. Обычно применяются
синтетические материалы, такие, как неопрен, но для работы при
температуре ниже—40°С предпочтительней натуральная резина;
по-видимому, новые сорта кремниевой резины будут еще лучше.
Эти прокладки, покрытые смазкой, рассчитанной на низкое давле-
давление, находят применение в системах СВЧ с непрерывной откачкой.
Второй тип прокладок плоского прямоугольного сечения, по-
показанный на рис. 2.18, изготавливается из способного к сжатию
материала. Толщина прокладки на 50% больше, чем глубина ка-
канавки, при соединении прокладка сжимается и образует хорошее
уплотнение. После предварительных опытов [76] в качестве подхо-
119

дящего материала было выбрано соединение пробкового неопрена
с твердостью по Шору (Shore), равной 70. Этот тип прокладки при
соединении требует значительно больших усилий, чем круглые
прокладки, и поэтому для того, чтобы избежать искривлений, флан-
фланцы должны быть сконструированы очень тщательно. Если в волно-
водном соединителе не пользуются контактной прокладкой, то про-
прокладки в двух соединяющих фланцах давят друг на друга, но, тем
не менее, создают хорошее уплотнение. Прокладки часто применя-
применяются в волноводных узлах, в которых требуется герметизация и
которые содержат подвижные части, например, вращающиеся со-
сочленения.
2.6. ПРОСТЫЕ ПЕРЕХОДЫ
2.6.1. Изгибы, уголки и скрутки
Редко встречаются случаи, когда тракты СВЧ располагаются на
заметном расстоянии друг от друга по прямой линии или в одной
плоскости, поэтому необходимы изгибы, уголки и скрутки. На
рис. 2.23 приведены две конфигурации изгибов прямоугольного
t-средн
a) ffj
Рис, 2.23. Типы волноводных изгибов:
а—в плоскости Я; б —в плоскости ?. Для волновода с поперечным
сечением 7,11x3,56 мм подходящей величиной г будет 19,60 мм (в плоскости И)
и 17,91 мм (в плоскости Е).
волновода. На рис. 2.23, а показан изгиб в плоскости Я, называе-
называемый так потому, что плоскость изгиба совпадает с плоскостью
магнитного поля. Изгиб в плоскости Е, показанный на рис. 2.23, б,
лежит в плоскости электрического поля. Эти два типа изгибов по
методу их изготовления характеризуют иногда механическими
терминами (например: «трудный» и «нетрудный», «больший» и
«меньший» и т. д.). Обычный изгиб имеет постоянный радиус [13],
и для того чтобы выбрать правильные размеры, необходимо знать
коэффициент распространения.
Метод, который применял Жуге [88—91], состоит в установле-
установлении системы дифференциальных уравнений для составляющих
поля в таком виде, который позволяет получить приближенное ре-
решение, по форме подобное решению для прямой линии. Левин
120

[106] получил разложение по членам малой величины \1г. Так как
распространение не зависит от направления изгиба, то в решении
оставлены члены по крайней мере до порядка 1/л2. Были построены
функции коррекции для изгибов в плоскости ? и Я в зависимости
от радиуса изгиба. С помощью методов матриц [81, 149] были ана-
анализированы изогнутые волноводы и получены эквивалентные схемы
[126, 260].
Оптимальные электрические характеристики получаются в том
случае, когда длина изгиба составляет целое кратное от половины
длины волны в волноводе. Существующие небольшие отражения
на соединении между прямым и изогнутым волноводами могут
быть компенсированы с помощью сосредоточенных реактивных
>\
г)
Рпс. 2.24. Различные типы волноводных уголков:
а — скос в плоскости ? (размер Ъ' для угла 90° приблизительно равен 0.86 Ь); б — двон-
юскости ? (размер /' для угла 90° приблизительно равен 0,45 Ь); в — уго-
:ти ? со штырем; г —скос в плоскости Я_(размер а' Для угла 90* приб-
приблизительно равен 0,93а).
ной скос в пл<
лок в плоское
проводимостей. С другой стороны, изгиб можно сделать достаточно
хорошим [192], если постепенно менять кривизну от максимальной
величины в центре до нуля в точках перехода к прямому участку.
Особые меры должны быть приняты в изгибах круглых волноводов,
так как если распространяются колебания вида ТЕИ, то стремится
установиться ортогональная поляризация, а если распространя-
распространяются колебания вида TEOi, то стремятся возникнуть колебания
высших видов, и в частности колебания вида ТМХ1. Во многих ти-
типах изгибов важно выдерживать необходимое поперечное сечение
и иметь хорошее качество отделки поверхности по всей длине.
Уголки в волноводе с крутым изгибом компактны и имеют хо-
хорошие электрические характеристики. Эквивалентной схемой угол-
уголков [146, 150] в плоскостях Е и Н является Т-образная схема с по-
последовательными реактивными сопротивлениями и параллельной
реактивной проводимостью, их абсолютные величины очень вели-
велики, и при некоторых углах наступает резонанс. Наименьшее отра-
отражение получается в том случае, если срезать часть уголка, как по-
показано на рис. 2.24, а. Размер Ь' зависит от угла и высоты волновода.
Лучшая ширина полосы достигается комбинацией уголков двух
видов, т. е. при уголке с двумя скосами (см. рис. 2.24, б); расстоя-
расстояние Г определяется экспериментально. В другой конструкции угол-
уголка в плоскости Е, показанной на рис. 2.24, в, используется цилин-
121

дрический штырь, а на рис. 2.24, г показан уголок в плоскости
Н с одним скосом. Разработаны [192] многоступенчатые уголки,
в которых углы подобраны так, что коэффициенты отражения рас-
распределены по биномиальному закону. Коэффициент отражения
для угла 6<1,0 рад равен KQ2, где К равно 0,13—0,23 во всем ра-
рабочем диапазоне волновода. Согласование в 10%-ной полосе полу-
получается для уголка 90°, имеющего три ступеньки: 26,3°, 37,4е и 26,3°;
уголок 180° имел пять ступенек: 21,3°, 42,6°, 52,2°, 42,6° и 21,3°. Бы-
Были сконструированы и другие широкополосные волноводные уголки
[257, 258].
-72,7-
ЩШ^17'
S)
-*—
¦f
—12,7-
п
*¦
I
е)
Рис. 2.25. Преобразователи поляризации в прямоугольном вол-
волноводе.
Частота 35 Ггц. Поперечное сеченне волновода 7,1 1X3,56 мм; а —меха-
—механическая скрутка трубы; б —ступенчатая скрутка, углы которой подобра-
подобраны таким образом, что распределение коэффициентов отражения соот-
соответствует биномиальному закону; в —резонансный штырь в полуволно-
полуволновом квадратном резонаторе.
Изменение поляризации можно получить с помощью скрутки
[250], показанной на рис. 2.25, а; наилучшее согласование полу-
получается при длине скрутки, равной нескольким полуволнам в
волноводе. Левин [106] получил волновые уравнения в спираль-
спиральной системе координат и вывел выражение в значениях III, где
/— длина, на которой поперечное сечение волновода поворачива-
поворачивается на 360°. Поправочный член, учитывающий длину волны в вол-
волноводе, достаточно мал для волноводов квадратного сечения и для
скруток, длина которых в несколько раз больше ширины волново-
волновода. Ступенчатая скрутка, показанная на рис. 2.25, б, полезна лишь
в ограниченной области. Она состоит из ряда четвертьволновых
122

ступенчатых секций, расположенных под такими углами, что воз-
возникающие отражения компенсируются [183, 222].
Отражения пропорциональны квадрату величины угла, и в по-
показанной конструкции отражения от каждой ступеньки следуют
биномиальному ряду. Ширина полосы увеличивается с увеличе-
увеличением числа секций, три секции в волноводе с поперечным сечением
7,11 Х3,5 мм на частоте 35 Ггц имеют КСВН в 10%-ной полосе луч-
лучше чем 1,05. Были сконструированы [87] волноводные скрутки из
большого числа латунных штампованных пластин: например, в
волноводе с размерами поперечного сечения 23X 10 мм использова-
использовалась пластина толщиной 0,013 мм с электрическими длинами + Г,
КСВН устройства при перекрытии частот в отношении 1,5:1 был
меньше 1,02. В преобразователе поляризации, показанном на
рис. 2,25, в, два прямоугольных волновода, соединенных под прямым
углом своими широкими стенками, присоединяются к резонатору
с квадратным сечением; связь осуществляется с помощью штыря,
расположенного под углом 45°.
2.6.2. Переходы и преобразователи
Волноводы одинакового поперечного сечения, но с присоедини-
присоединительными фланцами различного типа или разной конструкции могут
быть соединены с помощью перехода. Такое устройство состоит из
короткого отрезка волновода с необходимыми соединительными
фланцами. Когда оба соединительных фланца дроссельного типа,
остаточные последовательные реактивности могут быть скомпен-
скомпенсированы, если сделать электрическую длину перехода равной не-
нечетному числу четвертей длины волны. Было найдено, что такой
переход, применяемый для волновода с поперечным сечением
59,2X29,1 мм, имеет КСВН на частотах 3,20; 3,40; 3,60 и 3,65 Ггц,
равный соответственно 1,019; 1,012; 1,010 и 1,012 (или в децибелах
0,171; 0,108; 0,090 и 0,108).
Если соединяемые передающие линии имеют различные попереч-
поперечные сечения, то переход должен содержать элемент, согласующий
полное сопротивление, или преобразующую секцию. Один метод
использует плавное изменение поперечных размеров, например, в
коаксиальной линии [62] размеры одного или обоих проводников
могут плавно изменяться. В волноводах плавный линейный переход
[86] имеет хорошую характеристику и прост в изготовлении. Ко-
Коэффициент отражения будет минимальным, когда длина плавного
перехода приблизительно равна пке12; при вычислении физической
длины необходимо учитывать [108, 124] изменение Xg с изменением
поперечного сечения. Если аг и а2— соответственно наибольшая и
наименьшая ширина, а / — длина плавного перехода, то ширина
в любом поперечном сечении перехода на расстоянии z будет
a=ai+S3lZLEAl. {2.38)
123

Длина перехода может быть получена из выражения
'-^— da.
2-1
{¦ [Bа)"
2а~
B.39)
'Если проинтегрировать и выразить длину перехода через длину
волны в волноводе, то получим
п (а2 —ai)
/=-
2а2
'¦ — т— ] — arc cos
g
2fll 2
B.40)
Для небольшого изменения поперечного сечения средняя длина
волны в плавном переходе равна 1/6 длины волны в волноводе с
Дроссельная
канавка
Плабный
переход
Кана!ка—
it» прокладки
Рис. 2.26. Преобразующий переход.
Этот переход предназначен для соединения прямоугольных
волноводов с различными размерами поперечного сечення,
частота 9,375 Ггц.
шириной, равной ширине входного сечения плюс 2/3 длины в вол-
волноводе шириной, равной ширине сечения в средней части перехода
плюс 1/6 длины волны в волноводе с шириной, равной ширине вы-
выходного сечения. Была исследована оптимальная длина [107],
полученная с помощью формулы, выведенной для отражений на
концах перехода. При крутых углах плавного перехода для полу-
получения широкополосной характеристики может оказаться необхо-
необходимым согласовать эти неоднородности с помощью сосредоточенной
проводимости. Были изготовлены переходы с чебышевской харак-
характеристикой [40, 97, 98]; даны расчетные кривые и приведены экс-
экспериментальные результаты для синусоидальных [119] и других
[117, 118] трансформаторов.
Необходимо принимать меры [167, 243], чтобы избежать воз-
возбуждения паразитных видов колебаний в этих неоднородных ли-
линиях. Типичный линейный трансформатор для соединения волново-
волноводов с поперечными сечениями 28,5x12,6 мм и 23x10 мм показан
на рис. 2.26; электрическая длина плавного перехода равна ^g/2,
электрическая длина между дроссельными фланцами равна %g.
На миллиметровых волнах находят практическое применение бо-
124

Плавный переход
лее длинные плавные переходы; так, для соединения волноводов с
поперечными сечениями 3,1x1,55 мм и 0,86X0,43 мм наиболее
подходящая длина для перехода будет 9,5 мм. Было найдено, что
различные типы плавных переходов удобны для соединения прямо-
прямоугольного волновода с волново-
волноводами Н-образного поперечного се-
сечения 171, 72] и гребневыми волно-
волноводами [82, 124]. Так как конфи-
конфигурация поля колебаний вида
ТЕо1 в прямоугольном волноводе
не очень отличается от конфигура-
конфигурации поля колебаний вида ТЕХ1
в круглом волноводе, то в этом
случае можно снова применить
плавный трансформатор [122].
Такой переход показан, например,
на рис. 2.27, он предназначен
для работы в диапазоне 26,5—
40,0 Ггц. Для облегчения изготов-
изготовления диаметр поперечного сечения
круглого волновода должен быть больше диагонали прямоугольного
волновода, а это может потребовать применение дополнительного
короткого плавного перехода в круглом волноводе.
Прямоугольный
волновод
Круглый волновод
Рис. 2.27. Плавный переход от
прямоугольного волновода к круг-
круглому.
Диапазон частот 26,5 — 40,0 Ггц.
Переход длиной 25,4 мм соединяет
прямоугольный волновод с попереч-
поперечным сечением 7,11X3,65 мм с круг-
круглым волноводом диаметром 8,34 мм.
Рис. 2.28. Ступенчатые диэлектрические переходы.
Все размеры даны -в миллиметрах; а — частично заполненная коаксиальная линия;
б — частично заполненный гребневый волновод; в — переход от прямоугольного волно-
волновода к круглому.
Другой метод согласования двух неодинаковых волноводов ос-
основан на применении ступенчатых или четвертьволновых транс-
трансформаторов. В случае прямоугольных волноводов, отличающихся
только по высоте, расчет упрощается, так как характеристическое
сопротивление пропорционально именно высоте волновода. В каж-
каждом соединении между волноводом и трансформатором существует
параллельная емкостная проводимость, которая компенсируется
125

другой, расположенной на расстоянии J/4 длины волны. В перехо-
переходах между прямоугольным и круглым волноводами'можно исполь-
использовать волновод с промежуточным поперечным сечением [146],
наилучшие характеристики получаются с одним из типов многосту-
многоступенчатых конструкций [164, 191, 244, 251, 263, 268].
Изготовление трансформаторного перехода намного облегчается,
если ступеньки изготовляются в виде диэлектрических вста-
вставок; в этом случае необходимо учитывать влияние места соедине-
соединения. Например, переход от коаксиальной линии с воздушным за-
заполнением к коаксиальной линии с диэлектриком может быть сде-
сделан с помощью секторов с различными углами или с помощью вту-
втулок различного радиуса; в любом случае ступеньки могут быть вы-
выбраны так, чтобы получить чебышевское или другое распределение.
Типичная конструкция [169], показанная на рис. 2.28, а, имеет в
диапазоне 4,0—7,0 Ггц КСВН меньше 1,04. Трансформатор для
двух гребневого волновода, показанный на рис. 2.28, б имеет в диа-
диапазоне 2,0—4,0 Ггц КСВН меньше 1,08. Диэлектрические вставки
позволяют сделать компактные трансформаторы для перехода от
прямоугольного волновода к круглому. В диапазоне 8,5—9,6 Ггц
конструкция [130], показанная на рис. 2.28, в, имеет КСВН меньше
1,05. Если диэлектрическая проницаемость высока, то энергия
концентрируется в диэлектрике, следовательно, стержень неболь-
небольшого диаметра с плавным изменением размеров на каком-либо конце
может служить основой для перехода между волноводами различ-
различных форм и размеров [254, 276].
2.7. ГИБКИЕ ВОЛНОВОДЫ
2.7.1. Спиральные конструкции
Если возможно перемещение отдельных узлов волноводной сис-
системы относительно друг друга, то по крайней мере часть линии
передачи должна быть гибкой. Желательно, чтобы линии изгиба-
изгибались в любой плоскости, скручивались и растягивались, и чтобы это
могло бы происходить миллионы раз без ухудшения характеристик.
В коаксиальных гибких линиях или кабелях обычно используется
твердый диэлектрик, например полиэтилен, опрессованный на про-
проводнике, либо сплошном, либо в виде пряди. Диэлектрик экрани-
экранируется одной, иногда двумя металлическими оплетками, на внешнюю
оплетку впрессовывается чехол, обычно из винилового пластика, а
для некоторых применений используется дополнительная защита
в виде стальной бронированной оплетки.
Широко используются гибкие волноводы [8, 60]; наибольшую
трудность представляет создание таких волноводов прямоугольного
сечения. В первых конструкциях по аналогии с коаксиальными ка-
кабелями применялись проволочные экраны или оплетки [264]. Когда
проволоки были параллельны оси, обеспечивалось скручивание,
126

но не изгиб, а когда проволоки располагались под углом 45°, то
волноводы изгибались довольно хорошо, но сопротивлялись скру-
скручиванию. Ни один из этих типов не был прочным или пригодным для'
длительных повторных деформаций.
Улучшенный гибкий волновод представляет собой гусеничную
конструкцию со сцепляющимися звеньями, показанную на
рис. 2.29, а. Эта конструкция обеспечивает три параллельные кон-
контактные поверхности, соединяющие каждый виток со следующим;
гибкость обеспечивается за счет скользящего движения этих соч-
сочленяющихся поверхностей. Волновод наматывается спирально под
большим однородным давлением из формованной тонкой метал-
Рис. 2.29. Различные типы гибких волноводов:
а —гусеничный гибкий волновод; б —спиральный; в —спиральный паянный (иескру-
чивающийся); г —бесшовный гофрированный (иескручивающийся); д — со швом в нуле-
нулевой точке (иескручивающнйся); е —позвонковый.
лической ленты, покрытой серебром. Защитный резиновый чехол
окружает витки, и изготовленный таким образом волновод в уме-
умеренной степени изгибается, скручивается и растягивается. Подоб-
Подобный же тип волновода, показанный на рис. 2.29,6 представляет со-
собой свернутую в спираль конструкцию, но толщина металла очень
мала, а края соседних витков обжаты один с другим. Гибкость
во всех направлениях достигается за счет изгибания тонких метал-
металлических стенок. Лучший контакт возможен за счет уменьшения
скручивания, если спаять витки, как показано на рис. 2.29, в.
Такие волноводы при большом числе повторяющихся изгибов в
плоскостях Е и Н до малого радиуса имеют большой срок службы.
Бесшовный гофрированный гибкий волновод, показанный на
рис. 2.29, г, изготавливается путем гофрирования стенок бесшовной
металлической прямоугольной трубы. Витки имеют кольцевую фор-
форму, и волновод становится гибким за счет изгибания металлических
стенок. Этот волновод прочный, и радиус его изгиба может быть
достаточно мал, но скручиваться он не может. В виде конструкции
со швом по нейтральной линии (рис. 2.29, д) волноводы изготовля-
изготовляются формовкой тонкой гофрированной полоски в волновод прямо-
127

угольной формы, витки имеют кольцевую форму. Шов, соединяю-
соединяющий перекрывающиеся края, пропаивается по центру одной из ши-
широких стенок. Этот гибкий волновод легко изгибается вплоть до
малых радиусов, но практически не скручивается.
Гибкие волноводы описанных типов изготовляются с размерами
поперечного сечения от 7,1x3,6 мм до 72x34 мм. Выпускается
модификация гибкого волновода со швом по нейтральной линии для
легких волноводов из алюминия, а также для гребневых волноводов.
Готовый гибкий волновод снабжается на обоих концах соответству-
соответствующими фланцами; на рис. 2.30, а показан типичный образец гиб-
гибкого волновода для работы на частоте 9,375 Ггц с размерами по-
Рис. 2.30. Собранные гибкие волноводы:
а —спиральный образец; частота 9,5 Ггц; поперечное сечение волновода 23x10 мм;
б —с гофрированной стенкой (изготовленный путем гальванопластики); частота 35 Ггц,
поперечное сечение волновода 7,11x3,56 мм.
перечного сечения 23x10 мм. Другой тип гибкого волновода, по-
показанный на рис. 2.30, б, конструктивно выполнен в виде гармош-
гармошки, он изготовляется путем электролитического осаждения [ПО]
на удаляемой оправке с малыми кольцевыми канавками из вязкого
металла, например золота, толщиной 0,13 мм. Волновод снабжается
также фланцами и защитной резиновой оболочкой. Гибкие волно-
волноводы специально проектируются для устройств, в которых они будут
использоваться, и поэтому часто заранее устанавливается опреде-
определенная длина, связанная с необходимыми скрутками и пово-
поворотами. Гибкость сохраняется при разности давлений порядка
6,6 кг/см2. Допустимая мощность и затухание не намного хуже,
чем у эквивалентного волновода с гладкими стенками, а КСВН
лучше, чем 1,05 [203, 216].
2.7.2. Позвонковая модель
Позвонковый гибкий
радикально отличается
128
волновод, показанный на рис. 2.29, е,
от ранее рассмотренных конструк-

ций: в нем нет непрерывного пути по металлу, непрерывность
электрического пути обеспечивается за счет серии дроссельных
секций. Дроссель — плоские шайбы — крепится в резиновом ко-
кожухе, гибкость обеспечивается за счет деформации кожуха и не-
небольшого изменения расстояния между соседними шайбами. В ре-
Дроссели
Резиновая
ру&ашка
зультате при повторяющихся
изгибах узел имеет практиче-
практически неограниченное время
эксплуатации и несколько
степеней свободы.
Типичный пример волно-
волновода с поперечным сечением
23X10 мм для частоты
9,375 Ггц показан на рис. 2.31.
В ' конструкции исполь-
используются два дроссельных сое-
соединения, расположенных на
расстоянии, равном половине
длины волны в волноводе,
так что отражения от дрос-
дроссельных соединений взаимно компенсируются. Необходимо тща-
тщательно конструировать дроссельные соединения, чтобы при
работе в условиях перекоса не возникали паразитные резонансы.
Позвонковые гибкие волноводы не такие широкополосные, как
нерезонансные структуры, и сравнительно более громоздки. В
более компактном устройстве используются несколько полуволно-
полуволновых радиальных дросселей, собранных в виде гармошки. Гибкость
этих волноводов обеспечивается за счет изгибания металлических
стенок, но они не могут скручиваться.
Рис. 2. 31. Позвонковый гибкий вол-
волновод.
Частота 9,375 Ггц; волновод с поперечным
сечением 23x10 мм.
ЛИТЕРАТУР А
1.
2.
А 1 1 a n s о n, J. Т.: «The Permeability of Ferromagnetic Materials at
Frequencies between 105and Ю10 c/s», J.l.E. E., 1945, 92, pt 111, p. 247.
A 1 1 e n, С P., and L i n d s a y, P. A.: «Some Aspects of Standing-
Wave Patterns», Wireless Engr, 1955, 32, p. 239.
3. Allison, J., and Benson, F. A.: «Surface Roughness and Attenuation
of Precision Drawn, Chemically Polished, Electro-polished, Electroplated
and Electroformed Waveguides», Proc. I.E.E., 1955, 102, pt HI, p. 251.
4. A 1 1 i s о n, J., and Benson, F. A.: «Attenuation and Permeability
of Ferromagnetic Waveguides between 9000 and 9675 Mc/s», Proc, I.E.E.,
1956. 103C, p. 205.
Allison, J., and Benson, F. A.: «Waveguide Surface Finish and
6
Attenuation», Electronic Engng, 1956, 28, p. 482 and 548.
Allison, J., and Benson, F. A.: «Surface Finish and Attenua-
Attenuation of Aluminium Waveguides», Electronic Engng, 1957, 29, p. 36.
Allison, J., Benson, F. A., and Seaman, M. S.: «Charac-
«Characteristics of some Ferrous and Nonferrous Waveguides at 26 Gc/s» Proc.
I.E.E., 1957, 104B, p. 599.
Anderson, A. R., A 1 t о n, R., and Winchell, A. M.: «Flexible
Waveguides», Electronics, 1946, 19, August, p. 104.
9. Anderson, T. N.: «Rectangular and Ridge Waveguide», Trans.
I. R. E., 1956, MTT-4, p. 201.
129
8.

*I0. Anderson, Т. N.: «Double-Ridge Waveguide for Commercial
Airlines Weather Radar Installation», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No.
4, p. 2.
11. Anderson, T. N.: «Practical Dielectric Filled Waveguide» Trans.
I.R.E., 1955, MTT-3, No2, p. 82.
12. Anderson, T. N.: «The Forward Look in Microwave Plumbing for
Systems Applications», Microwave J., 1958, 1, No. 1, p. 22.
13. A n d r e a s о n, M. Q:. «Propagation of Fundamental Modes in Circular
or Square Curved Waveguides of Constant Curvature», Arch, elekt. Uber-
tragung, 1958, 12, p. 414.
14. A n g u 1 о, СМ.: «Discontinuities in a Rectangular Waveguide Partially
Filled with Dielectric», Trans. I.R.E., 1957, MTT-5, p. 68.
15. A r s a c, J., Andre, P., and Zacca i, R.: «Losses in Parallel
Wire Lines», Onde elect., 1954, 34, p. 170.
16. В а г г i n g t о n, A. E., and H у m a n, J. Т.: «A Nonresonant Wave-
Waveguide Window», Proc. I.E.E., 1957, 104B, p. 35.
17. В a u r, E.: «Contribution on Transformation with Inhomogeneous
Transmission Lines», Arch, elekt. Ubertragung, 1959, p 13, p. 114.
18. Beck, A. C, and D a w s о n, R. W.: «Conductivity Measurements
at Microwave Frequencies», Proc. I.R.E., 1950, 38, p. 1181.
19. Вес к, А. C: «Conductivity Measurements at Microwave Frequencies»,
Bell, Lab. Rec, 1950, 28, p. 433.
20. Benson, F. A.: «Waveguide Attenuation and its Correlation with
Surface Roughness», Proc. I.E.E., 1953, 100, pt III, p. 85.
21. Benson, F. A.: «Attenuation and Surface Roughness of Electropla-
Electroplated Waveguides», Proc. I.E.E., 1953,00, pt III, p. 213.
22. В е п s о n, F. A.: «Attenuation in Nickel and Mild-Steel Waveguide at
9,375 Mc/s», Proc. I.E.E., 1954, 101, pt III, p. 38.
23. В 1 а с к b a n d, W. Т.: «The Choice of Impedance for Coaxial Radio-
Frequency Cables», Proc. I.E.E., 1955, 102B, p. 804.
*24. Bode, H. W.: «Network Analysis and Feedback Amplifier Design»
(Van Nostrand, New York, 1945).
25. В о 1 i n d e г, Е. F.: «The Optimum Tapered Transmission Line Mat-
Matching Section», Proc. I.R.E., 1956, 44, p. 1056.
26. Bolinder, E. F.: «Fourier Transforms and Tapered Transmission
Lines», Proc. I.R.E., 1956,44, p. 557.
*27. В о п d a r e n к o, V. V., К о a r t s к h a w a, I. F., P 1 у u 11 o, A. A.,
and Chernov, A. A.: «Resistance of Metals at High Current
Densities, Zh. eksper. teor. Fiz., 1955, 28, p. 191.
28. В г а с e w e 1 1, R. N.: «Step Discontinuities in Disk Transmission
Lines», Proc. I.R.E., 1954, 42, p. 1543.
29. Burrows, С R.: «The Exponential Transmission Line» Bell Syst.
tech. J., 1938, 17, p. 555.
30. С a r 1 i n, H. J., and Rosa, R. La: «Broadband Reflectionless
Matching with Minimum Insertion Loss», Proc. Symp. Modern Network
Synthesis (Polytech. Inst. Brooklyn, 1952).
31. Che n, T. S.: «Output Windows for Tunable Magnetrons», Electro-
Electronics, 1954, 27, May, p. 17,0.
32. Chen, T. S.: «Broadbanding of Resonant-Type Microwave Output
Windows», RCA Rev., 1954, 15, p. 204.
33. С h I a v i n, A.: «Matching Non-Standard Waveguide Sections», Elec-
Electronics, 1953, 26, November, p. 192.
34. С h о w n, J. В.: «Voltage Breakdown Characteristics of Microwave An-
Antennas», Proc. I.R.E., 1959, 47, p. 1331.
35. Cohen, M., and К a h n, W. K.: «Analytical Asymmetry Parameters
for Symmetrical Waveguide Junctions», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7,
p. 430.
36. Cohn, S. В.: «Optimum Design of Stepped Transmission-Line Trans-
Transformers», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No. 3, p. 16.
130

37. С о 1 е m a n, P. D., and Becker, R. С: «Rectangular and Circular
Millimetre Waveguides», Electronics, 1959, 32, May I st, p. 50.
38. С о 1 1 i n, R. E., and V ai 1 I a nc our t, R. M.: «Application of Ray-
leigh — Ritz Method to Dielectric Steps in Waveguides», Trans.
I.R.E., 1957, MTT-5, p. 177.
*39. С о 1 1 i n, R. E.: «Theory and Design of Wide-Band Multisection Quar-
Quarter-Wave Transformers», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 179.
40. С о 1 I i n, R. E.: «The Optimum Tapered Transmission Line Matching
Section», Proc. I.R.E., 1956, 44, pp. 539 and 1055.
41. С oil in, R. E., and Brown, J.: «The Calculation of the Equiva-
Equivalent Circuit of an Axially Unsymmetrical Waveguide Junction», Proc.
I.E.E., 1956, 103C, p. 121.
42. С о 1 1 i n, R. E., and Brown, J.: «Transmission-Line Matching
System», Wireless Engr, 1954, 3), p. 31.
43. Cooper, R.: «Experiments on the Electrical Strength of Air at Centimetre
Wavelengths», J.I.E. E., 1947, 94, pt III, p. 315.
44. С о t t e, M.: «Interpretation of the Effect of an Insulating Film on the
Attenuation of the Wave in a Waveguide with Circular Section », Cables
Transm., 1954, 8, p. 357.
45. D e t t i n g e r, D., and W e n g e n г о f f, R. D.: «A Standard Wave-
Waveguide Spark Gap», Trans. I.R.E., 1953, MTT-1, p. 39.
46. Dukes, J. M. C: «Waveguides and Waveguide Junctions», Wireless
Engr, 1955, 32, p. 65.
47. E d w a r d s, E. V., and Gar off, K.: «Fabrication of a High-Power
Resonant Waveguide Window», Rev. sci. Instrum., 1950, 21, p. 787.
48. E p p г е с h t, G. W.i «A New Circle Diagram for Transformations in
Transmission Line Technique», Arch, elekt. Ubertragung, 1958, 12, p. 289.
49. Epprecht, G. \\\: «Low-Reflection Discontinuities in Diameter of
Coaxial Lines», Tech. Mitt. PTT, 1958, 36, p. 97.
50. F a n o, R. M.: «Theoretical Limitations on the Broadband Matching of
Arbitrary Impedances», J. Franklin Inst., 1950, 249, pp. 57 and 139.
51. Fan o, R. M.: «Theoretical Limitations on the Broadband Matching of
Arbitrary Impedances», Proc. Nat. Electronics Conf., 1947, 2, p. 109.
52. F a r b e r H., and G r i e m s m a n n, J. W. E.: «Dielectric Strength of
Polyethylene at 3,300 Mc/s», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 1002.
53. F a r m e r, E. D.: «Junction Admittance between Waveguides of Arbitrary
Cross-Sections», Proc. I.E.E., 1956, 103C, p. 145.
54. Fen n, W. H.: «Standards for Waveguides», Electronics, 1949, 22, June,
p. 110.
55. F i s к е, М. D. «Resonant Windows for Vacuum Seals in Rectangular
Waveguides», Rev. sci. Instrum., 1946, 17, p. 478.
56. F о r r e r, M. P., and J а у п e s, E. Т.: «Resonant Modes in Waveguide
Windows», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 147.
57. F о г г e r, M. P., and T о m i у a s u, K.: «Determination of Higher-
Order Propagating Modes in Waveguide Systems», J. appl. Phys., 1958,
29, p. 1040.
58. F о u 1 d s, K. W. H.: «Transmission-Line Discontinuities», Electronic
Radio Engr, 1958, 35, p. 263.
59. Franz, К ¦. «Reflection of Hj Waves at a Sudden Change of the Cross
Section of a Rectangular Waveguide», Frequenz, 1948, 2, p. 227.
60. F r e e d m a n, S.: «Flexible Waveguides», Radio-Electronic Engng,
1953, 31, June, p. 7.
61. F u b i n i, E. G., and R о с к e t t, F. H.: «Bandwidth of Quarter-Wave
Sections», Electronics, 1952, 25, October, .p. 138.
62. Gen t, A. W., and W a 1 I i s, P. J.: «Impedance Matching by Tapered
Transmission Lines», J.I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, No. 3, p. 559.
63. Gershon, W.: «VSWR Nomograph», Microwave J., 1958, 1, No. 2,
p. 42.
64. Gibbons, W. F., and W h a 1 e, A. V.: «A New Ceramic Waveguide
131

Window for use in X-Band Valves», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup.,No.ll,
p. 609.
65. G i b 1 i n, J. F., and К i n g, W. Т.: «The Damage to Lead-Sheathed
Cables by Rodents and Insects», Г roc. /.?.?., 1954, 101, pt. I, p. 123.
66. Gibson, J. W., and M il 1 er, С F.: «The Electric Strength of Sulphur
Hexafluoride at Radio Frequencies», J. Electrochem. Soc, 1953, 100,
p. 265.
67. Ghose R. N.: «Exponential Transmission Lines as Resonators and Trans-
Transformers», Trans. I.R.E., 1957, MTT-5, No. 3, p. 213.
68. G r i e m s m a n n, J. W. E.: «Microwave Broadbanding», Proc. Symp.
Modern Network Synthesis (Polytechnic Inst. Brooklyn, 1952).
69. G u e b i 1 s к у, A.: «The Impedance Concept in Waveguide Theory»,
Ann. Telecomm., 1958, 13, p. 114.
70. Gurley, J. E.: «Impedance Matching by means of Nonuniform Transmis-
Transmission Lines», Trans. I.R.E., 1952, AP-4, p. 107.
*71. G u t m a n, A. L.: «Computing Transitions from Rectangular Waveguides
to П-Shaped and H-Shaped Waveguides», Radiotekhnika, 1958, 13, p. 11.
*72. G u t m a n, A. L.: «The Application of the Asymptotic Integration of the
Wave Equation to the Solution of some Waveguides and Resonator Prob-
Problems», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1959, 125, p. 1252.
73. H annon, J. R.: «Factors Affecting Attenuation of Solid-Dielectric Coa-
Coaxial Cables above 3000 Mc/s », Trans. I.R.E., 1956, CP-3, No, 3, p. 99.
74. H a r г о w e 1 1, R. V.: «Elliptic Waveguide Window», Electronic TechnoL,
1960, 37, p. 163.
75. Hart, G. K., Stevenson, F. R., and T a n e n b a u m, M. S.:
«High Power Breakdown of Microwave Structures», Nat. Conv. Rec. I.R.E.,
1956, pt 5, p. 199.
*76. Harvey, A. F.: «Standard Waveguides and Couplings for Microwave
Equipment», Proc. /.?.?., 1955, 102B, p. 493.
77. Harvey, A. F.: «Instruments for Use in the Microwave Band», Proc.
I.E.E., 1951, 98, pt III, p. 781.
78. H e r e w a r d, H. 0., and H i n e, M. G. N.: «A Method of Broad-
banding Waveguide Windows», Proc. I.R.E., 1954,42, p. 1450.
79. H i с к s о n, R. A.: «The Smith Chart», Wireless Wld, 1960, 66, pp. 2
and 82.
80. H о b b s, J. R.: «A Pressurized Waveguide System», Post Office elect.
Engrs. J., 1956, 49, p. 52.
81. H о о p, A. T. de: «On the Propagation Constant in Gentle Circular
Bends in Rectangular Waveguides— Matrix Theory», /. appl. Phys.,
1953, 24, p.. 1325.
82. H о p f e r, S.: «The Design of Ridged Waveguides», Trans. I.R.E.,
1955, MTT-3, No, 5, p. 20.
83. J а с к s о n, W., and Huxley, L. G. H.: «The Solution of Transmis-
Transmission-Line Problems bytheuseof the Circle Diagram of Impedance»//./.?.?.,
1944, 91, pt III, p. 105.
84. Jacobs, I.: «A Generalization or the Exponential Line», Proc. I.R.E.,
1959, 47, p. 97.
85. J e n n y, H. K., and V а с с a r o, F. E.: «A Step-Type Broadband,
X-Band Ceramic Waveguide Window», Trans. I.R.E., 1956, ED-3, p. 30.
86. J о h n s о n, R. C: «Design of Linear Double Tapers in Rectangular
Waveguides», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 374, and I960, MTT-8,
p. 458.
87. Jones, E. M. Т., and Honey, R. C: «A Novel Method for MaKing
Precision Waveguide Twists», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 131.
88. J о u g u e t, M.: «The Effects of Curvature and Curvature Discontinui-
Discontinuities on Wave Propagation in Guides of Rectangular Cross Section», Cables
Transm., 1947, 1, p. 39.
89. J о u g u e t, M.: «Wave Propagation in Curved Guides», С R. Acad.
Sci. (Paris), 1946, 222, p. 537, 223, p. 380, and 224, p. 107.
132

90. J о u g u e t, M.: «The Effect of a Curvature Discontinuity on Propagation
in Waveguides», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1946, 223, p. 474.
91. J о u g u e t, M.: «On Propagation in Curved Guides of Circular Cross
Section», С R. Acad. Sci (Paris), 1947, 224, pp. 549 and 998, and Cables
Tiansm., 1947, 1, p. 133.
92. J о u g u e t, M.: «Properties and Applications of Waveguides of Oval
Section», С R. Acad. Sci. (Paris), 1948, 226, p. 1515.
93. К a r b о w i a k, A. E.: «Guided Wave Propagation in Submillimetric
Region», Proc. I.R.E., 1958, 46, p. 1706.
94. Kaufman, H.: «Bibliography of Non-uniform Transmission Lines»,
Trans. I.R.E., 1955, AP--3, p. 218.
95. Kerns, D. M.: «Analysis of Symmetrical Waveguide Junctions», J.
Res. not. Bur. Stand., 1951, 46, p. 267.
96. Kienlin, U. V., and К п r z 1, A.: «Reflections at Waveguide Flange
Joints», Nachr.Tech. 2., 1958, 11, p. 561.
97. К 1 о p f e n s t e i n, R. W.: «The Optimum Tapered Transmission
Line Matching Section», Proc. I.R.E.. 1956,44, n 1055.
98. К 1 о p f e n s t e i n, R. W.: «A Transmission Line Taper of Improved
' Design», Proc. I.RE., 1956, 44, p. 31.
99. К п о 1, K- S., and D i e m e r, G.: «A Model for Studying Electromagnetic
Waves in Rectangular Wave Guides», Philips tech. Rev., 1949, 11, p. 156.
100. К u h n, S.: «Calculation of Attenuation in Waveguides», J.I.E.E.,
1946, 93, pt IIIA, p. 663.
101. L a n d e с к е г, К-" «On a Property of a Family of Equiangular Spirals
and its Application to some Problems of Wave Propagation», J. appl. Phys.,
1954, 25, p. 41.
* 102. L о s h а к о v, L. N.: «A Method for Calculating Propagation Constants
in Waveguides with Imperfectly Conducting Walls», Radiotekhnika 1956,
11, p. 8.
103. L a w s о n, A. W., and Smith, G. E.: «High-Pressure Microwave
Window», Rev. sci. lustrum., 1959, 30, p. 989.
104. L e b а с q z, J. V., J a s b e r g, J., Shaw, H. J., and Son-
к i n, S.: «High-Power Windows at Microwave Frequencies», Proc. 1.Е.Е.,
1958. 105B, Sup. No. 11, p. 617.
105. L e n d i n g, R. D.: «New Criteria for Microwave Component Surfaces»,
Proc. Nat. Electronics Conf., 1955, 11, p. 391.
106. L e w i n, L.: «Propagation in Curved and Twisted Waveguides of Rec-
Rectangular Cross Section», Proc. I.E.E., 1955, 102, pt III, p. 75.
107. L e w i n, L.: «Reflection Cancellation in Waveguides», Wireless Engr,
1949, 26, p. 258.
108. L e w i n, L.-. «Phase Measurements through Tapered Junctions», Proc.
I.ЕЕ., 1959, 106B, p. 495.
109. Lindsay, P. A.: «Normalized Impedance and Reflection Coefficient»,
Wireless Engr, 1954, 31, p. 43.
110. L i n e s, A. W., and В a 1 m e r, J. R.: British Patent No. 739488.
1952.
¦111. M al i n, V. V.: «Influence of a Semiconducting Film on the Attenua-
Attenuations of Radio Waves in Waveguides with Circular Cross Section», Radio-
tekh. Elektron., 1956, 1, p. 34.
112. M a 1 t e r, L., J e p s о n, R. L., and Bloom, L. R .: «Mica Win-
Windows as Elements in Microwave Systems,» RCA Rev., 1946, 7, p. 622.
113. M a r с u v i t z, N.: «On the Representation and Measurement of Wave-
Waveguide Discontinuities», Proc. I.R.E., 1948, 36, p. 728.
114. M a r с u v i t z, N., and S с h w i n g e r, J.: «On the Representation
of the Electric and Magnetic Fields produced by Currents and Discontinui-
Discontinuities in Wave Guides», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 806.
115. M a r g e n a u, H., and S t i 1 1 i n g e r, D.: «Microwave Conductivity
of Slightly Ionized Air», Л appl. Phys., 1959, 30, p. 1385.
•116. M a r i n, N. P.: «Concerning the Junction of Two Different Plane
Waveguides», Radiotekh. Elektron., 1959, 4. p. 3.
133

117. Matsumaru, K.: «Reflection of Tapered Waveguides», Rep.
Elect. Commun. Lab. (Tokyo), 1958, 6, p. 235.
118. Matsumaru, K-: «Reflection of a Pyramidally Tapered Rectangular
Waveguide», Trans. I.RE., 1959, MTT-7, p. 192.
119. Matsumaru, K-: «Reflection Coefficient of ?-plane Tapered Wave-
Waveguides», Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, p. 143.
120. M a t t h a e i; G. L.: «Synthesis of Tchebycheff Impedance-Matching
Networks, Filters and Interstages», Trans. I.R.E., 1956, CT-3, p. 163.
121. Maxwell , E.: «Conductivity of Metallic Surfaces at Microwave
Frequencies», /. appl. Phys., 1947, 18, p. 629.
122. Mayer, F.: «Transitions from TEoi Mode in Rectangular Guide to
ТЕц Mode in Circular Guide», Л Phys. Radium, 1956, 17, p. 52.
123. M e r t e n, R.: «The Relation between Standing-Wave-Ratio and Band-
Bandwidth in Wide-Band Compensation of a Reactance», Femmeldetech. Z.,
1955, 8, p. 387.
124. M i g 1 i a r o, N. J.: «Designing Tapered Waveguide Transitions»,.
Electronics, 1957» 30, November, p. 183.
125. Miles, J. W.: «The Equivalent Circuit for a Plane Discontinuity
in a Cylindrical Waveguide», Proc. I.R.E., 1946, 34, p. 728.
126. Miles, J. W.: «The Equivalent Circuit of a Corner Bend in a Rectan-
Rectangular Wave Guide», Proc. I.RE., 1947, 35, p. 1313.
127. Moats, R.R.: «Design of Broad-Band Ceramic Coaxial Output Windows
for Microwave Power Tubes», Sylvania Techno!., 1958, 11, No, 3, p. 86.
128. Morgan, S. P.: «Effect of a Surface Roughness on Eddy Current
Losses at Microwave Frequencies», J. appl. Phys., 1949, 20, p. 352.
129. N i с h о 1 1 s, R. В.: «An Estimation of the Discontinuities introduced
by Flange Couplings in Rectangular Waveguides», Elliott J., 1954, 2,
p. 140.
130. 0 1 i n,I. D.: «Dielectric Transformers for X-Band Waveguide», Electro-
Electronics, 1955, 28, December, p. 146.
*131. О r 1 о v, S. I.: «On the Theory of Non-uniform Transmission Lines»,
Zh. tekh. Fiz., 1956, 26, p. 2361.
132. P a g h i s, I.: «Surface Losses in Electromagnetic Cavity Resonators»,
Canad. J. Phys., 1952, 30, p. 174.
133. Parr, J. C.: «Matching Discontinuities in Waveguides», Wireless
Engr, 1953, 30, p. 243.
134. Pellegrini, U.: «Effect of Surface Roughness on Losses in Micro-
Microwave Resonant Cavities», Alta Frequenza, 1955, 24, p. 12.
135. P i e f к e, G.: «The Exponential Line and its Wave Solution», Arch,
elekt. Ubertragung, 1953, 7, pp. 229, and 274.
136. Pirn, J. A.: «The Electrical Breakdown Strength of Air at Ultra-High
Frequencies», Proc. I.E.E., 1949, 96, pt III, p. 117.
*137. P о к г о v s к i i V., U 1 i n i с h, F. P., and S a v v i n у к h. S. K-:
«Local Reflections in Waveguides of Variable Cross-Section», Dokl.
Akad. Nauk SSSR, 1958, 120, p. 504.
* 138. P о к г о v s к i i, V. L., U 1 i n i с h, F. P., and Savvinykh,
S. K-: «On the Theory of Tapered Waveguides», Radiotekh. Elektron.,
1959, 4, p. 161.
139. P о m e г о у, A. F.: «Improved Contact Flanges for Waveguides», Bell
Lab. Rec, 1953, 31, p. 104.
140. Prowse, W. A., and Cl ark, J. L.: «Ultra-High-Frequency Gas Break-
Breakdown between Ragowski Electrodes», Proc. Phys. Soc, 1958, 72, p. 625.
141. Prowse, W. A., and J a s i n s к i, W.: «Observations on the
Electrical Breakdown of Gases at 2,800 Mc/s», Proc. I.E.E., 1951, 98,
pt. IV, p. 101.
142. Prowse., W. A., and Lane, P. E.: «Breakdown of a Gas
subject to Crossed Electric Fields», Nature, 1953, 172, p. 116.
143. Prowse, W. A, and L a n e, P. E.: «The Breakdown of Gases subject
to Crossed Electric Fields», Proc. Phys. Soc, 1956, 69B, p. 33.
134

144. Р г у s а к, N. E.: «Metal-to-Ceramic Seals for Magnetron Waveguides»,
Electronics, 1954, 27, January, p. 282.
* 145. R а с о v i t с h, O. S.: «The Determination of the Optimum Ratio
of Conductor Diameters for a Coaxial Cable». Electrosoyaz, 1941,2, p. 71.
* 1-16. R a g a n, G. L.: «Microwave Transmission Circuits» (McGraw-Hill,
New York, 1948).
* 147. R i b 1 e t, H. J.: «General Synthesis of Quarter-Wave Impedance
Transformers», Trans. I.R.E., 1957, MTT-5, p. 36.
148. R i b 1 e t, H. J., «A General Theorem on an Optimum Stepped Impe-
Impedance Transformer», Trans. /. R. ?., 1960, MTT-8, p. 169.
149. Rice, S. O.: «Reflections from Circular Bends in Rectangular Wave-
Waveguides — Matrix Theory», Bell Syst. tech., J., 1948, 27, p. 305.
150. Rice, S. O.: «Reflection from Corners in Rectangular Waveguide —
Conformal Transformation», Bell Syst. tech. J., 1949, 28, p. 104.
151. Roberts, W.: «Breakdown of Air at Microwave Frequencies», Vide,
1956, 11, No, 65, p. 345.
152. Roberts, W. K.: «A New Wide-Band Balun», Proc. I.R.E., 1957,
45, p. 1628.
* 153. Rosa, R. La and С a r 1 i n, H. J.: «A General Theory of Wideband
Matching», Nat. Conv. Rec. I.R.E., 1953, pt 5, p. 17, and J. Math. Phys.,
1955, 33, p. 331.
154. Rose, D. J., and Brown, S. C: «Microwave Gas Discharge Вгеак-
down in Air, Nitrogen and Oxygen», J. appl. Phys., 1951, 28, p. 561.
155. S a i t o, S.: «Surface Loss of Silver-Plated Metal Plates at 9,000 Mc/s
and its Correlation with Surface Roughness», Proc. I.R.E., 1954, 42,
p. 1810.
156. S a n d s m a r k, P. I.: «Effect of Ellipticity on Dominant-Mode Axial
Ratio in Nominally Circular Waveguides», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3,
No, 5, p. 15.
157. Scott, H. J.: «The Hyperbolic Transmission Line as a Matching Sec-
Section», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 1654.
* 158. S h i n i b e г о v, P. Y.: «Coaxial Cable and its Optimum Design»,
Priroda, 1949, No, 1, p. 69.
159. S k i 1 1 i n g, H. H., and В r e n n e r, W. C: «The Electrical
Strength of Nitrogen and Freon under Pressure», Trans. Amer. I.E.E.,
1942, 61, p. 191.
160. Smith, P. H.: «Transmission Line Calculator», Electronics, 1939,
12, January, p. 29.
161. Smith, P. H.: «An Improved Transmission Line Calculator», Elect-
Electronics, 1944, 17, January, p. 130.
162. Smith, P. H.: «Optimum Ratios for Coaxial Transmission Lines»,
Electronics, 1950, 23, February, p. 111.
163. S о с i о, М. de: «Representation of the Electromagnetic Field in a Wave-
Waveguide with Absorbent Walls», Atti Accad. nazl. Lincei, 1954, 16, p. 63.
164. S о 1 у m a r, L.: «Some Notes on the Optimum Design of Stepped Trans-
Transmission-Line Transformers», Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, p. 374.
165. S о 1 у m a r, L.: «Mode Conversion», Electronic Radio Ensr, 1959
36, p. 461.
166. S о 1 у m a r, L.: «Spurious ModeGensration in Nonuniform Waveguide»,
Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 379.
167. S о 1 у m a r, L.: «A Note on the Optimum Design of Nonuniform Trans-
Transmission Lines», Proc. I.E.E., 1960, 107C, p. 100.
168. S о u t h w о r t h, G. C, «Using the Smith Diagram», Microwave J ,
1959, 2, January, p. 25, and February, p. 24.
169. S u 1 1 i v a n, D. J., and P a r k e s, D. A.: «Stepped Transformers for
Partially-Filled Transmission Lines», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p.
212.
170. Sutherland, J. W.: «A Study of Electrical Breakdown in Wave-
Waveguides at 3,000 Mc/s, Electronic Engng, 1954, 26, p. 538.
135

*171. S v e s h n i к о v, A. G.: «Approximate Method of Calculating a slightly
Irregular Waveguide», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1956, 110, p. 197.
172. T h i n i u s, E.: «The Circle Diagram for Reflection Coefficient», Fern-
meldetech. Z., 1953, 6, p. 468.
173. Thorp, J. S.: «R. F. Conductivity in Copper at 8 mm Wavelengths*,
Proc. I.E.E., 1954, 101, pt III, p. 357.
174. T i s с h e r, F. J.: «Transmission and Matching Theory of Homogeneo-
Homogeneously Guided Waves», Arch, elekt. Ubertragung, 1954, 8, pp. 8, and 175.
*175. T u г о v e r, Y. M., and S t r u t i n s к i, N. I.: «Application of Tcheby-
cheff Polynomials in the Calculation of Step Transitions» Radiotekh.
Elektron., 1956, 1, p. 143.
176. U с h i d a, H., M i s h i а к e, Y., and N i s h i d a, S.: «Transmis-
«Transmission Losses of the Waveguide having Thin Dielectric Film on its Inner
Wall», Sci. Rep. Res. Insts Tohoku Univ., 1953, 4B, p. 287.
177. V i r g i 1 e, L. G.: «Deflection of Waveguide Subjected to Internal
Pressure», Trans. I.R.E., 1957. MTT-5, p. 247.
178. V о g e 1 m a n, J. H.: «Precision Measurements of Waveguide Attenua-
Attenuation», Electronics, 1953, 26, p. 196.
179. Walker, G. В., and Lewis, E. L.: «Vacuum Breakdown
in Dielectric-Loaded Waveguides», Nature, 1958, 181, p. 38.
180. Walker, L. R., and Wax, N.: «Non-uniform Transmission Lines
and Reflection Coefficient», J. appl. Phys., 1946, 17, p. 1043.
181. Wheeler, H. A.: «Transmission Lines with Exponential Taper»,
Proc. I.R.E., 1939, 27, p. 65.
182. Wheeler, H. A.-. «Air Breakdown Chart for Radar Pulses», Electro-
Electronics, 1952, 25, August, p. 148.
183. Wheeler, H. A., and S с h w i e b e r t, H.: «Step-Twist Wave-
Waveguide Components», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, p. 45.
184. Whinnery, J. R., and S t i n s о n, D. C: «Radial Line Discontinui-
Discontinuities», Proc. I.R.E., 1955, 43. p. 46.
185. Whinnery, J. R., and J a m i e s о n, H. W., «Equivalent Cir-
Circuits for Discontinuities in Transmission Lines», Proc. I.R.E., 1944,
32 p. 98.
186. Whinnery, J, R., J a m i e s о n, H. W., and Ro b b i n s, Т. E-:
«Coaxial Line Discontinuities», Proc. I.R.E., 1944, 32, p. 695. --•"""
187. Williams, W. E.: «Stfp Discontinuities in Waveguides», Trans.
I.R.E., 1957, AP-5, 191.
188. Willis, J., and S i n h a, N. K.: «Non-uniform Transmission Lines as
Impedance-Matching Sections», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 1975.
189. Willis, J., and S i n h a, N. K.: «Impedance Transformers», Wire-
Wireless Engr, 1956, 33, p. 204.
190. W i 1 1 о u g h b y, E. O., and W i 1 1 i a m s, E. M.: «Attenuation Curves
for 2:1 Rectangular, Square and Circular Waveguides», J.I.E.E., 1946,
93, pt IIIA, No. 4, p. 723.
191. W r a y, D.: «Frequency Compensation for Simple Stepped Waveguide
Transforming Sections», Electronic Engng, 1959, 31, p. 76.
192. W r a y, D., and H a s t i e, R. A.: «Waveguide Bend», Electronic
Technol., 1960, 37, p, 76.
193. Y a n g, R. F. H.: «Parabolic Transmission Line», Proc. I.R.E., 1955,
43, p. 1010.
194. Young, L.: «Tables for Cascaded Homogeneous Quarter-Wave Trans-
Transformers», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 233.
195. «Square Waveguide Attenuation», RadioTelevis. News, 1951, 46, p. 32.
196. «Rigid Waveguide Specifications», Commun. Engng, 1953, 13, p. 32.
197. «I. R. E. Standards on Antennas and Waveguides: Definition of Terms»,
Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 1721.
198. «General Requirements for Service Telecommunication Equipment», Radio
Components Standardization Committee, DEF 5000 (H.M. Stationery
Office, London, 1957).
13C

199. «Specification for Tubing, Waveguide», Radio Components Standardiza-
Standardization Committee, DEF 5351 (H. M. Stationery Office, London, 1959).
200. «Specification for Couplings, Waveguide», Radio Components Standar-
Standardization Committee, DEF 5352 (H. M. Stationery Office, London, 1958).
201. «Waveguides, Rigid Rectangular», Military Specification M1L-W-85C
(U. S. Government Printing Office, Washington, 1954).
202. «Flanges and Associated Fittings for Rectangular Waveguide Couplings»,
Military Specification MIL-F-3922 (U. S. Government, 1954).
203. «Waveguide Assemblies, Flexible», Military Specification MIL-W-287A
(U. S. Government, 1955).
204. «Rectangular Waveguides», Specification C.C.T.U. 317 (French Govern-
Government, 1950).
205. «Rectangular Waveguides», RETMA Standard, TR-108-A, 1954.
206. «Miniature Waveguide Flanges, Unpressurized Contact Type», RETMA
Standard, RS-166, 1956.
207. «Circular Waveguides», EIA Standard, RS-200, 1958.
208. «Unified Screw Threads», British Standard 1580:1953.
209. «Unified Precision Hexagonal Bolts, Nuts and Plain Washers — Normal
Series», British Standard 1768:1951.
210. «Unified Machine Screws and Machine Screw Nuts», British Standard
1981:1953.
211. S с h e 1 к u п о f f, S. A.: «Generalized Telegraphist's Equations for Wave-
Waveguides», Bell Syst. tech. J., 1952, 3), p. 784.
212. J о u g u e t, M.: «Problems of Propagation in Cylindrical Systems», Cables
Transm.. 1955, 9, p. 3.
213. Klopfenstein, R. W/. «Nonuniform, Inhomogeneous and Isot-
ropic Waveguides», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 193.
214. Parr, J. C: «Some Aspects of Waveguide Technique», J. Teleziis.
Soc, 1958, 8, p. 413.
*215. F e 1 d s h t e i n, A. L.,: «Design of the Optimum Smooth Transition»,
Radiotekhnika, 1959, 14, p. 40.
216. «Specification for Flexible Waveguides», Radio Components Standardiza-
Standardization Committee, DEF 5353 (H. M. Stationery Office, London, 1961).
217. В о 1 i n d er, E. F.: «Fourier Transforms in the Theory of Inhomo-
Inhomogeneous Transmission Lines», K. Tekn. Hogsk. Handl., 1951, 48, p. 1.
218. Willis, J. and S i n h a, N. K-: «Non-Uniform Transmission Lines
as Impedance Transformers», Proc. I.E.E., 1956, 103B, p. 166.
219. Fellers, R. G., and Wiedner, R.T.: «Broadband Admittance
Matching by Use of Irises», Proc. I.R.E., 1947. 35, p. 1080.
220. L e w i n, L.: «Note on Reactive Elements for Broad-Band Impedance
Matching», Elect. Commun,. 1952, 29, p. 75.
221. S о 1 у m a r, L., and E a g 1 e s f i e 1 d, С. С: «Design of Mode
Transducers», Trans. J.R.E., 1960, MTT-8, p. 61.
222. T а к i у a m a, K.: «The Design of Step -Twist Waveguides», Dos-
hisha Engng Rev., 1956, 7, No, 1, p. 5.
223. Levy, R.: «A Guide to the Practical Application of Tchebycheff
Functions to the Design of Microwave Components», Proc. I.E.E., 1959,
106C, p. 193.
224. Goldstein, I., and S о о r s о о г i a n, S.: «Microphony in Wa-
Waveguide», Trans. I.R.E., I960, MTT-8, p. 372.
225. Muller, К. E.: «A Graphical Method for Describing the Transfor-
Transformation Characteristics of Lossy Lines», Hochfreq. Elektroak., 1959, 68,
p. 61.
226. К г a u s s e, W.: «Special Problems of Microwave Measuring Techni-
Techniques using Waveguides», Nachr. tech., 1959, 9, p. 351.
227. К у hi, R. L.: «Plotting Impedances with Negative Resistive Compo-
Components», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 377.
228. Stock, D. J. R., and К a p 1 a n, L. J.: «The Representation of
Impedances with Negative Real Parts in the Projective Chart», Trans.
I.R.E., 1959, MTT-7, p. 475.
137

229. Kaplan, L. J , and S t о с к, D. J. R.: «An Extension of the Refle-
Reflection Coefficient Chart to include Active Networks», Trans. I.R.E.
1960, MTT-7, p. 298.
230. Steere, R.M.: «Novel Applications of the Smith Chart». Microwave J.,
1960, 3, March, p. 97.
231. Rosen, В.: «Transformation of Impedances having a Negative Real
Part and the Stability of Negative-Resistance Devices», Proc. I.R.E.
1960, 48, p. 1160.
*232. Young, L.:«Optimum Quarter-Wave Transformers», Trans. I.R.E.,
1960, MTT-8, p. 478.
233. Young, L.: «The Quarter-Wave Transformer Prototype Circuit»,
Trans. I.R.E,, 1960, MTT-8, p. 483.
234. Young, L.: «Inhomogeneous Quarter-Wave Transformers of Two Sec-
Sections», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 645.
235. Booth, A. E.: «Microwave Data Tables» (Iliffe, London, 1959).
236. P 1 a t z m a n, P. M., and S о 1 t, E. H.: «Microwave Breakdown of
Air in Nonuniform Electric Fields», Phys. Rev., 1960, 1-19, p. 1143.
237. Kelly, D., and M a r g e n a u, H.: «High-Frequency Breakdown
of Air», J. appl. Phys., I960, 31, p. 1617.
238. S i n h a, J. K-: «A Method for the Evaluation of Equivalent-Circuit Pa-
Parameters of an Asymmetric Waveguide Junction», Proc I.E.E., 1960,
107c, p. 324.
239. L e i b о w i t z, M. R.: «Impedance Matching by Charts», Trans.I.R.E.,
1961, MTT-9, p. 101.
240. S о m 1 o, P. I.: «A Logarithmic Transmission Line Chart», Trans.
I.R.E., 1960, MTT-8. p. 463.
241. Hudson, A. C: «A Logarithmic Transmission Line Chart», Trans.
I.R.E., 1959, MTT-7, p. 277.
242. Epprecht, Q. W., «Constructional and Assembly Tolerances for
Rectangular Waveguides», Tech. Mitt. PTT, 1956, 34, p. 370.
*243. G u t m a n, A. L.: «Resonant Regions in Waveguides with Continuously
Variable Cross-Section», Radio Engng Electronics USSR, 1959, 4, p.
97, and Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 2020.
•244. F e 1 ' D s h t e i n, A. L., and I a v i с h, L. R.: «Questions of
Broadband Matching of Certain Types of Microwave Impedances», Radio
Engng Electronics USSR, 1959,4, p. 114, and Radiotekh. Elektron., 1959,
4, p. 2031.
245. Steere, R. M.: «Novel Applications of the Smith Chart», Microwave
J., 1960, 3, March, p. 97.
*246. В а е у е г, Н. С von: «The Effect of Silver Plating on Attenuation at
Microwave Frequencies», Microwave J., 1960, 3. April, p. 47.
247. В r a m h a m, В.: «A Convenient Transformer for Matching Coaxial
Lines», Electronic Engng, 1961, 33, p. 42.
248. Martin, A. V. J., and Young, F. J.: «Calculations on Lines with
Continuously Variable Impedance», Л Phys. Radium, 1958, 19, p. 65A.
249. В e n d e r 1 y, A. A., and К i 1 d u f f, T. J., «A Teflon Microwave
Window», Microwave J., 1961, 4, No. 3, p. 101.
250. S с h n e t z 1 e r, K.: «The Rotation of Polarization with the Twist in
a Rectangular Waveguide», Frequent, 1960, 14, p. 123.
251. H а к е n, W.: «The Design of Two-Step Transforming Sections for
Waveguide», Frequenz, 1960, 14, p. 126.
252. S t о r e r, J. E., and Thompson, T. W.: «ТЕМ Impedance and
Cross Coupling for Small Circular Centre Conductors in a Double Ridged
Waveguide», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 116.
253. V i r g i 1 e, L. G.: «Waveguide Flange Design for Better Microwave
Performance», Electronic Design, 1960, 37, February, p. 76.
254. Clarricoats, P.J.B.: «A Broad-Band Waveguide Junction con-
containing Dielectric», Proc. I. E. E., 1961, 108C, p. 398.
255. Z u с к e r, H., and К п о р, С. M.: «A Low-Reflection Waveguide Win-
Window for X-Band», Proc. Nat. Electronics Conf., 1957, 13, p. 254.
138

*256. L о s h а к о v, L. N.: «A Method of Calculation of the Propagation Con-
Constants of Waveguides with Imperfectly Conducting Walls», Radiotekh-
nika, 1956, 11, p. 8.
257. T а к i у a m a, K-: «Design of ?-Plane Waveguide Corners and their
Characteristics», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1954, 37, p. 411.
258. T а к i у a m a, K.: «Broadband ?-Plane Waveguide Corners», J. Inst,
Elect. Commun. Engrs Japan, 1954, 37, p. 783.
259. S с h n e t z 1 e r, K.: «Reflection of the Fundamental Mode at Wave-
Waveguide Junctions», Arch, elekt. Ubertragung, 1960, 14, p. 177.
260. T a n а к a, S.: «Equivalent Transmission-Line Representations of
Curved Bends of Rectangular Waveguide», Л Inst. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1952, 35, p. 512.
*261. S e d у к h, V. M., and Zorkin, A. F.: «Propagation of Quasi-Circulai
Electromagnetic Waves in a Waveguide of Cross-Like Cross-Section»,
Zh. tekh. Fiz., 1960, 30, p. 159.
262. К г a u s s e, W.: «Special Problems in the Techniques of Microwave
Measurements in Waveguides», Nachr. tech., 1959, 9, p. 351.
263-. W e i-g u a n, Lin: «Step and Taper Waveguide Sections with Rounded
Corners», Sci. Rec. (China), 1960, 4, p. 170.
264. T а к i у a m a, K-: «Measurement of the Propagation Constant of Wire-
Screen Waveguide», Doshisha Engng Rev., 1952, 3, p. 30.
265. Anderson, T. N., and Kent, L. I.: «Standardization of Ridged
Waveguides», Microwave J., 1961, 4, No, 4, p. 74.
266. N u n n, W. M., and P a u 1, L. E.: «A Broad-Band Glass-to-Metal Co-
Coaxial Vacuum Seal», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 248.
267. Johnson, R. C, and Bryant, D. J.: «Linear Tapers in Rectan-
Rectangular Waveguide», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 261.
268. Thompson, Q. H. В.: «An Empirical Design Method for Multi-
section Rldge-Quide Transducers of Large-Impedance Transformation»,
Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 263.
269. McNamara, L. V.: «Letter Code Designations for Microwave Fre-
Frequency Bands», Electronics, 1961, 34, June 2nd, p. 58.
270. King, H. E.: «Rectangular Waveguide Theoretical C. W. Average
Power Rating», Trans. I.R. E., 1961, MTT-9, p. 349.
271. В u с h h о 1 z, H.: «The Influence of the Curvature of Rectangular
Hollow Conductors on the Phase Constant», Elekt. Nachr. Tech., 1939.
16, p. 73.
272. Jackson, Willis: «High Frequency Transmission Lines» (Me-
thuen, London, 1945).
273. R e i s s, K.: «Electromagnetic Waves in a Bent Pipe of Rectangular
Cross-Section», Q. appl. Math., 1943, 1, p. 328.
274. K^i n g, R.: «Transmission-Line Theory and its Application», J. appl.
Phys., 1943, 14, p. 577.
*275. К i s 1 i u к, М. Z.: «Practical Expressions for the Field and Propaga-
Propagation Constants in Curved Rectangular Waveguides», Radiotekhnika, 1961,
16, No. 4, p. 3, and Radio Engng, USSR, 1961, 16, No. 4, p. 1.
276. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В., and Rogers, P. V.: «On the Junction of
Rectangular Waveguides containing Dielectric», J. Electronics Control,
1961. 11, p. 153.
*277. О r 1 о v, S. I.: «Synthesis of Smooth Waveguide Junctions», Radio-
Radiotekhnika, 1961, 16, No. 7, p. 23, and Radio Engng, USSR, 1961, 16, No.
7, p. 32.
278. N e r g a a r d, L. S., and S a 1 z b e r g, В.: «Resonant Impedance of
Transmission Lines», Proc. I.R.E., 1939, 27, p. 579.
279. S о n a d a, S., M о r i m о t o, S., and I t о, М.: «Transmission along
Circularly Curved Waveguides», Electrotech. J. Tokyo, 1939, 3, p. 215,
and 1940, 4, p. 47.
280. В a u m, R. F., «Transmission-Line Charts», Electronics, 1943, 16,
July, p. 92.
139

281. M i d d 1 e t о п, D., and King, R.: «Transmission-Line Theory ap-
applied to Waveguides and Cavity Resonators. Parts I and II», J. appl.
Phys., 1944. 15, pp. 524 and 535.
282. Brown F. M.- «Flow Graphs and Tapered Transmission Lines»,
Proc. I.R.E., 1961, 49, p. 1696.
283. M a 1 о v, N. N.: «Electromagnetic Waves in a Hollow Guide with Ta-
Tapering Cross Section», /. Phys. (USSR), 1941, 4, p. 473.
284. W i 1 1 s h a w, W. E.: «Some Impedance Characteristics of Tapped
Resonant Lines», Phil. Mag., 1940, 29, p. 572.
285. W e iis s f 1 о с h, A.: «A Transformation Section for Decimetric and
Centimetric Waves with Slight Dependence on Frequency», Eiekt. Kachr.
Tech., 1943, 20, p. 189.
286. Young, L.: «Inhomogeneous Quarter-Wave Transformers*, Micro-
Microwave J., 1962, 5, February, p. 84.
10. Андерсон. Прямоугольные волноводы и волноводы типа П и Н.
«Вопросы радиолокационной техники», 1957, вып. 6. D2).
24. Б о д е Г. Теория цепей и проектирование усилителей с обратной связью.
Пер. с англ., под ред. А. А. Колосова и Л. А. Мееровича. Изд-во ино-
иностранной литературы, 1948.
27. Бондареико В. В., Кварп.хаваИ. Ф.,Плютто А. А.,
Чернов А. А. Сопротивление металлов при больших плотностях тока.
ЖЭТФ, 1955, т. 28, №2, стр. 191.
39. К о л л и н. Теория и расчет широкополосных многосекциоииых чет-
четвертьволновых трансформаторов. «Вопросы радиолокационной тех-
техники», 1955, вып. 5B9).
71. Гутман А. Л. Расчет переходов от прямоугольных волноводов
к П- и Н-образиым. «Радиотехника», 1958, т. 13, № |2, стр. 4.
72. Гутман А. Применение асимптотического интегрирования волнового
уравнения к решению некоторых волноводиых и резоиаториых задач.
ДАН СССР, 1959, т. 125, №6, стр. 1252.
76. X а р в е й . Стандартные волноводы и соединительные устройства для
аппаратуры сантиметровых воли. «Вопросы радиолокационной техники»,
1956, вып. 5 C5).
102. Лошаков Л. Н. Об одном способе расчета постоянных распростра-
распространения в волноводах с неидеально проводящими стенками. «Радиотех-
«Радиотехника», 1956, т. 11, №9, стр. 8.
111. Малин В. В. Влияние полупроводящей пленки на затухание радио-
радиоволн в волноводе круглого сечения. «Радиотехника и электроника»,
1956, т. 1, вып. 1, стр. 34.
116. Марьин Н. П. О стыке двух плоских разнородных волноводов.
«Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 1, стр. 3.
131. О р л о в С. И. К теории неоднородных линий передачи. ЖТФ, 1956
т. 26, № 10, стр. 2361.
137. Покровский В. Л., Улинич Ф. Р., Саввиных С. К-»
Локальное отражение в волноводах переменного поперечного сечения.
ДАН СССР, 1958, т. 120, №3, стр. 504.
138. Покровский В. Л., Улинич Ф. Р., Саввиных С. К-
К теории волноводов переменного поперечного сечения. «Радиотехника
и электроника», 1959, т. 4, стр. 161.
145. Ракович О. С. Определение оптимального отношения диаметра про-
проводников коаксиальной линии. «Электросвязь», 1951, т. 2, стр. 71.
146. «Линии передачи сантиметровых волн». Пер. с англ., под ред. Г. А. Ре-
Ремеза, т. 1 н 2. Изд-во «Советское радио», 1951.
147. Р н б л е. Общий синтез четвертьволновых трансформаторов полного
сопротивления. «Вопросы радиолокационной техники», 1957, вып. 4 D0).
153. Л а Р о з а Р., К а р л и н Г. Общая теория широкополосного согласо-
согласования. «Вопросы радиолокационной техники», 1954, вып. 5B3).
140

158. Шиниберов П. И. Коаксиальный кабель и его оптимальный рас-
расчет. «Природа», 1949, № 1, стр. 69.
171. Свешников А. Г. Приближенный метод расчета слабо нерегу-
нерегулярного волновода. ДАН СССР, 1956, т. ПО, № 2, стр. 197.
175. Туровер Я. М., Струтинский Н. И. Применение полиномов
Чебышева для расчета ступенчатых переходов. «Радиотехника и
электроника», 1956, т. 1, вып. 2, стр. 143.
215. Фельдштейн А. Л. К расчету оптимального плавного перехода.
«Радиотехника», 1959, т. 14, №3, стр. 40.
232. Я и г . Оптимальные четвертьволновые трансформаторы. «Зарубежная
радиоэлектроника», 1961, № 2, стр. 129.
243. Гутман А. Л. Резонансные области в волноводах с плавным изме-
изменением сечения. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 12,
стр. 2020. •
244. Фельдштейн А. Л., Я в и ч Л. Р. Вопросы широкополосного со-
согласования некоторых типов комплексных сопротивлений на СВЧ.
. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 12, стр. 2031.
246. Б е й е р. Влияние серебрения на затухание в диапазоне сверхвысо-
сверхвысоких частот. «Зарубежная радиоэлектроника», 1961, №2, стр. 113.
256. Лошаков Л. Н. Об одном способе расчета постоянных распростра-
распространения в волноводе с иеидеально проводящими стенками. «Радиотехника»,
'1956, т. 11, № 9, стр. 8.
261. Седых В. М., Зоркий А. Ф. Распространение квазикруговой
электрической волны в крестообразном волноводе. ЖТФ, 1960, т. 30,
№ 2, стр. 159.
275. К и с л ю к М. Ж- Изогнутый волновод прямоугольного сечения. «Ра-
«Радиотехника*, 1961, т. 16, №4, стр. 3.
277. Орлов С? И. Синтез плавных переходов. «Радиотехника», 1961, т. 16,
№ 7, стр. 23.

ГЛАВА 3
ЭЛЕМЕНТЫ ЦЕПЕЙ И УЗЛЫ
3.1. ЭЛЕМЕНТЫ ЦЕПЕЙ
3.1.1. Неоднородности
Если в волновод введена неоднородность, то первичное поле
близ нее искажается [196]. Новое поле разлагается на падающую
волну, две рассеянные волны, распространяющиеся в противополож-
противоположных направлениях, и ряд быстро затухающих колебаний высших
видов. Благодаря запасу энергии в этих высших видах колебаний
неоднородность ведет себя как реактивная проводимость или как
реактивное сопротивление. Неоднородность эквивалентна емко-
емкости или индуктивности в зависимости от того, превышает ли энер-
энергия, запасенная электрическим полем, ту энергию, которая запа-
запасена магнитным полем. В случае равенства этих энергий возникает
резонанс. Рассеяние симметрично, если электрические поля в
двух рассеянных волнах имеют одну и ту же величину и направле-
направление, антисимметрично, когда волны противофазны, но равны их
амплитуды, и несимметрично, если не равны фазы и амплитуды или
те и другие.
Влияние неоднородности в волноводе может быть учтено с по-
помощью эквивалентной схемы [9, 96, 107, 194, 195] из сосредоточен-
сосредоточенных постоянных. Это можно выполнить на любой фиксированной
частоте, но, вообще говоря, с изменением частоты параметры эк-
эквивалентной схемы будут меняться. Эквивалентная схема зависит
также от того, какие плоскости в волноводе выбраны в качестве
плоскостей отсчета (референсных плоскостей).
Если продольные размеры неоднородности малы по сравнению
с длиной волны, то можно использовать эквивалентную схему в
виде параллельно присоединенной реактивности, включенной не-
непосредственно в месте расположения неоднородности. В том случае,
142

Геометрия неоднородности I н^'я cjreMa
когда толщина неоднородности конечна [26] и отсчетная плоскость
выбрана в центре неоднородности, эквивалентная схема будет бо-
более сложной Т- или П-образной цепью, которая по мере стремления
толщины неоднородности к нулю приближается к простой парал-
параллельной реактивности. Эквивалентная схема изменяется и в том
случае, когда две неоднородности настолько близки друг к другу,
что становится возможным
взаимодействие между возни-
возникающими высшими видами
колебаний.
Тонкая поперечная метал-
металлическая пластинка, частич-
частично перекрывающая волновод,
называется диафрагмой. Экви-
Эквивалентная схема ее состоит
[73^ 99, 144, 178] из реактив-
реактивной проводимости, шунтирую-
шунтирующей волновод в месте распо-
расположения пластинки. Зависи-
Зависимость реактивной проводи-
проводимости от частоты, ее абсо-
абсолютная величина и знак
определяются размером и рас-
расположением отверстия, тол-
толщиной пластинки [23] и
видом волны, распространяю-
распространяющейся в волноводе.
На рис. 3. 1 приведены
примеры диафрагм в круглом
волноводе, в котором рас-
распространяется" волна ТЕП.
Видно, что круглый диск
(рис. 3.1, а) ведет себя как емкость, а круглая диафрагма
(рис. 3.1, б) как индуктивность. Резонансные частоты таких диафрагм
гораздо выше рабочей частоты, однако можно выбрать комбинацию
их и получить кольцевую диафрагму (рис. 3.1, в), которая является
параллельным резонансным контуром. Такая диафрагма будет про-
пропускать мощность на частоте резонанса, но отражать ее на частотах
по обе стороны от резонансной. Кольцо, показанное на рис. 3.1, г,
ведет себя [47] как последовательный резонансный контур. Эта
диафрагма полностью отражает энергию на резонансной частоте,
но пропускает ее на частотах по обе стороны от резонансной.
Если в волноводе распространяются и высшие виды волн, то
весьма существенно, чтобы неоднородностям была придана форма,
не возбуждающая незатухающих высших видов; это означает, что
степень симметрии неоднородности должна быть на порядок выше
степени симметрии любого распространяющегося высшего вида ко-
колебаний. Например, трех- или четырехплечая звезда пригодна для
143
у.
Рис. 3.1. Неоднородности в круглом
волноводе с колебаниями вида ТЕП.
Реактивная проводимость диафрагмы (б)
равна (>>gK0/2rf0) [0,715(rfo/<i,- K — 2,344].

работы с колебаниями вида ТМ01, так как основной вид колебаний
ТЕП обладает лишь дипольной симметрией. Для колебаний вида
ТМ(|1 была вычислена [43] реактивная проводимость тонкой коль-
кольцевом диафрагмы и проведено сравнение ее величины с экспери-
экспериментальными результатами на частоте 6,6 Ггц. Установлено, что
кольцо в таком волноводе действует как параллельная емкость.
В волноводе с колебаниями вида ТЕо1 кольцевая диафрагма ведет
себя подобно шунтирующей индуктивности [151], в то время как в
коаксиальной линии с колебаниями вида ТЕМ неоднородности на
внутреннем или на внешнем проводниках являются шунтирующей
емкостью.
Геометрия Эквивалентная Геометрия Эквивалентная
неоднородности I . схема | | неоднородности схема
Уо Л
Рис. 3. 2. Неоднородности в прямоугольном волноводе с колебаниями
вида ТЕ01.
Были выведены формулы для различных диафрагм в прямоуголь-
прямоугольном волноводе с колебаниями вида ТЕо1 [94, 96, 109, 110, 111].
Данные для емкостных диафрагм [41] приведены на рис. 3.2, а и б
как для симметричных, так и для несимметричных конструкций.
Указанные формулы включают только главный член, поскольку ес-
если частота хоть в какой-то мере отличается от предельной, то члены
более высокого порядка пренебрежимо малы. Емкостные диафрагмы
уменьшают допустимую мощность, передаваемую по волноводу,
а в местах соединения со стенками волновода протекают продоль-
продольные токи, поэтому такие диафрагмы применяются редко.
На рис. 3.2, в и г показаны несимметричная [84] и симметричная
индуктивные диафрагмы. Подобные диафрагмы часто используются
для целей согласования, особенно в форме простой несимметричной
вставки. Комбинация двух вышеупомянутых диафрагм образует ре-
резонансную структуру рис. 3.2, д; приведенная формула дает раз-
размеры для диафрагмы, расположенной в центре.
Круглый металлический штырь, находящийся перпендикуляр-
перпендикулярно электрическому полю, эквивалентен емкостной проводимости,
144

шунтирующей волновод, в то время как такой же штырь, помещен-
помещенный параллельно электрическому полю, ведет себя как шунтирую-
шунтирующая индуктивная проводимость. Штырь может быть расположен
в поперечном сечении волновода симметрично [61] или несиммет-
несимметрично, как показано на рис. 3.2, е. Короткий штырь, частично вы-
выступающий в волновод, эквивалентен емкости; при некоторой дли-
длине стержня наблюдаются резонансные явления, характерные для
параллельно включенного последовательного контура. Резонан-
Резонансная длина приблизительно равна четверти длины волны в свобод-
свободном пространстве.
Неоднородности могут быть также выполнены в форме анизо-
анизотропных зондов [64] и сфер [24]. Емкостные, индуктивные или ре-
резонансные соединения можно конструировать из отрезков волно-
волноводов с плоскими фланцами, взаимно смещенных в поперечном на-
направлении [160]. Эквивалентные схемы" таких соединений близки к
эквивалентным схемам асимметричных диафрагм.
3.1.2. Отверстия связи
Весьма полезным элементом схем является небольшое отверстие,
способное пропускать излучение. В этом случае на проводящей стен-
стенке нормальная составляющая магнитного поля и тангенциальная
составляющая электрического поля исчезают, но тангенциальная
составляющая магнитного поля Ht и нормальная составляющая
электрического поля Еп могут быть отличными от нуля.
Бете [19] рассмотрел случай, когда линейные размеры диафрагм
меньше, чем Х/2п; в этих условиях с достаточной степенью точно-
точности можно считать, что поле вблизи диафрагмы создается невозму-
невозмущенными полями Ht и Еп плюс поля в отверстии диафрагмы. Для
удовлетворения граничных условий необходимо, чтобы на самом от-
отверстии существовали тангенциальное электрическое поле и нор-
нормальная составляющая магнитного поля. Можно считать, что эти
поля обусловлены электрическим диполем, пропорциональным Еп
и направленным перпендикулярно к стенке, а также магнитным
диполем с напряженностью, пропорциональной Ht, расположен-
расположенным в плоскости' стенки. Коэффициентами пропорциональности
будут поляризуемости Р и М отверстия; для отверстий и щелей
поляризуемости могут быть вычислены [164].
Величины поляризуемостей для отверстий, прорезанных в стен-
стенке прямоугольного волновода, в котором распространяется волна
вида ТЕ01, приведены в таблице на рис. 3.3, а. Реактивное сопро-
сопротивление небольших отверстий в таком волноводе равно
Х/20 = 4яМ/аЬкг C.1)
Величину реактивной проводимости центрального отверстия диаф-
диафрагмы в круглом волноводе для колебаний вида ТЕИ можно пред-
представить выражением
Н5

o^— 0,955 rl/Ш. C.2)
Для колебаний вида TMul величина реактивной проводимости оп-
определяется формулой
B/Yo= 0,92 rl/PXg. C.3)
С увеличением размеров отверстия диафрагмы возникают ре-
резонансные явления [27, 180]. Резонансная длина щели шириной
w, которая расположена по
центру плоскости поперечно-
поперечного сечения прямоугольного
волновода, дается эмпири-
эмпирическим соотношением [158]
Отверстие
Круглое
отверстиэ
Продоль-
Продольная щель
Попереч-
Поперечная ицль
Поперечное
селение
ш
М
?
jri'm
ln(U/w-1)
jrlw'
21
МТ
d3
1
rlw'
lnlV.lw-1)
P
d>
12
xlw'
rrlw'
21
I = A/2) yi+Baw/bkgy.
C.4)
Для малых w/l уравнение
C.4) сводится к Z~/w2; таким
образом, в случае узкого
прямоугольного отверстия
диафрагмы резонансная ча-
частота почти точно совпадает с
предельной частотой волново-
волновода, форма поперечного сече-
сечения которого аналогична
форме отверстия диафрагмы.
Такое соответствие сохра-
сохраняется и для других форм
поперечного сечения с малым
отношением сторон, напри-
например для гребневых волново-
волноводов или волноводов с сече-
сечением гантелеобразной формы.
Добротность Q резонансной
диафрагмы, нагруженной на
согласованные волноводы,
равна
Q, = abkg/АяМ. C.5)
Вносимое отверстием затухание, выраженное в децибелах, при
бесконечно тонкой диафрагме составляет
Если частота ниже резонансной и толщина диафрагмы становится
большой, то затухание возрастает на величину, которая асимпто-
асимптотически приближается к величине затухания основного вида коле-
колебаний в волноводе. Поперечное сечение последнего соответствует
146
прямо-
Рис. 3.3. Отверстия связи в
угольном волноводе:
а—таблица поляризуемостей; б — последова-
последовательно-последовательное соединение; в —
параллельно-параллельное соединение; г—
параллельно-последовательное соединение;
д—последовательно-параллельное соединение.

по форме и величине отверстию диафрагмы, а длина — ее толщине.
Это дополнительное затухание может быть записано как
C.7)
Общее затухание определяется выражением Ьцо-{-Lu. Коэффи-
Коэффициент А зависит от толщины, приближаясь к единице для боль-
больших t. В случае узких отверстий величина А примерно равна 3 для
^<0,02 I, медленно убывая с ростом t. Для круглых отверстий ве-
величина А немного больше единицы. На частоте 3 Ггц бесконечно
тонкая диафрагма с размерами щели I =39,8 мм и w/l =0,1 вносит
в волновод с сечением 72x34 мм затухание 5,2 дб, в то время как
диафрагма толщиной 5,08 мм дает затухание 10,8 дб.
Отверстия могут быть также использованы для передачи энер-
энергии от одного волновода к другому [180]. Круглое отверстие обеспе-
обеспечивает в основном связь через электрическое поле, но обычно при-
применяются узкие щели, связь в которых осуществляется только по-
посредством магнитных полей. Как показано на рис. 3.3, б—д, в
зависимости от геометрического расположения волноводов можно
получить параллельную, последовательную или смешанную связь
[38]. Исследована также связь через отверстия, удлиненные в
направлении распространения волны [193].
3.1.3. Параллельные и последовательные тройники
В узлы сверхвысоких частот часто входят соединения плеч,
вводов для энергии или пар зажимов [36]. Для анализа таких схем
с помощью понятий сопротивлений или проводимостеи могут быть
применены законы Кирхгофа, однако многие результаты можно за-
записать более удобно и сжато посредством матриц [96, 105, 200, 201,
202]. Например, матрица рассеяния связывает волны, входящие в
устройство с N парами зажимов, с волнами, выходящими из него-
Связь между волнами напряжений может быть записана в форме
Увых, 1
Увых, 2
-П
S2N
... <S
NN
vBX,
vBX.
vBX
2
N _
C.8)
Элементы главной диагонали Sn, S22 и т. д. являются коэффициен-
коэффициентами отражения, которые можно измерить на различных входах,
если ко всем парам зажимов присоединить согласованные нагрузки.
Все другие элементы матрицы являются коэффициентами передачи,
измеренными в схеме с согласованными выходными зажимами.
147

Например, матрица рассеяния простого четырехполюсника имеет вид
s.J
C.9)
Матрица рассеяния будет полностью симметрична, если коэффициен-
коэффициенты отражения и передачи одинаковы, независимо от того, у какой
пары зажимов они определяются; отдельные узлы подчиняются
условию взаимности. Для систем без потерь справедливы также со-
соотношения унитарности [105, 243, 250].
С помощью отверстий связи или разветвлений [68] можно осу-
осуществить деление мощности лишь в небольшом отношении. Обычно
для целей деления используется Т-образное соединение, в котором
энергию отводят с помощью волновода, перпендикулярного основ-
J
ч
! i
и
t
2
Р J
6)
Рис. 3.4. Т-образные соединения из прямоугольных волноводов:
а —тройник в плоскости Е; б—тройник в плоскости Н. Р,, Рг и Р,— характеристиче-
характеристические плоскости. Типичные значения сопротивлений для волновода с сечением
22,86x10,16 мм на частоте 9,375 Ггц равны: a) Za= — /10,4; Zft=/0,50; Zc=—/4,85;
•Zrf=/0.57; 6) Za=j0,l7; Z6 = /0.19; Zc= — /Ю.4; Zd=jl,OO. (См. [5].)
ному волноводному тракту. В тройнике плоскости Е, показанном
на рис. 3.4, а, сопротивления плеч включены последовательно, в
то время как в тройнике плоскости Н, представленном на
рис. 3.4, б,— параллельно. Размеры неоднородности здесь будут по-
порядка длины волны, и полная эквивалентная схема имеет довольно
сложный характер. Она включает в себя сосредоточенные проводи-
проводимости, зависящие от геометрии соединения, и коэффициент транс-
трансформации, который определяется как доля проводимости бокового
плеча, включенная последовательно или параллельно основному
волноводу. На рис. 3.4, а я б приведены эквивалентные схемы для
двух типов Т-образных соединений.
Алансон, Купер и Каулинг [5] показали, что анализ Т-образных
соединений можно упростить, если пользоваться характеристичес-
характеристическими плоскостями. В понятие характеристической плоскости вкла-
вкладывается следующий смысл: если в.характеристической плоскости
одного из плеч созданы условия короткого замыкания, то энергия,
распространяющаяся по плечу 2, будет полностью отражаться об-
обратно, не попадая в плечо 3. Характеристические плоскости каждо-
каждого плеча отстоят друг от друга на целое число 1/2^-
Следующее свойство таких плоскостей заключается в том, что
когда волна, падающая на соединение из одного плеча, полностью
148

отражается обратно от короткого замыкания в характеристической
плоскости другого ллеча, то электрическое поле во всех характе-
характеристических плоскостях плеча / становится равным нулю. Если,
например, в последовательном Т-образном соединении рис. 3,4, а
плечо 3 нагружено на согласованную нагрузку, а в плече 2 на рас-
расстоянии I от места соединения создано короткое замыкание, то влия-
влияние плеча 2 на распространение энергии из плеча / в плечо 3 эк-
эквивалентно влиянию параллельной реактивной проводимости,
равной
где Ki и К2— постоянные, а /'— расстояние первой характеристи-
характеристической плоскости в плече 2 от соединения.
Когда 1 = 1', то проводимость становится бесконечной и пере-
передачи в плечо 3 не будет. С друго'й стороны, если / выбрано так, что
ctg [2л (I - Г)/Ке\ = - K2IKi, C.11)
то шунтирующая проводимость будет равна нулю и плечо 2 не ока-
оказывает влияния на передачу энергии из плеча 1 в плечо 3. Вычис-
Вычисления, проведенные для ряда размеров волновода, показали, что
плоскости Р1 и Рй в случае тройника плоскости Е удалены от места
соединения на полволны, а в случае тройника плоскости Н — на
четверть волны, в то время как плоскость Р2, определяемая сог-
согласно уравнению C.11) для тройников обоих типов, находится от
места соединения на расстоянии полволны. Эти результаты хорошо
согласуются с экспериментальными данными и с расчетами, получен-
полученными на основе анализа эквивалентных схем.
Таким образом, Т-образные соединения обладают следующими
свойствами: а) всегда можно выбрать такое положение плоскости
короткого замыкания в одном плече, при котором связь между дву-
двумя другими будет отсутствовать; б) если тройник симметричен от-
относительно плеча 3, то можно выбрать положение плоскости корот-
короткого замыкания таким образом, что связь между двумя другими пле-
плечами будет осуществляться без отражения; в) Т-образное соединение
полностью согласовать невозможно. Свойства Т-образного соеди-
соединения могут быть изменены, если для связи использовать не все
поперечное сечение волновода, а диафрагму с круглым отверстием
или со щелью [226].
3.2. ПРЕОБРАЗОВАТЕЛИ ВИДОВ КОЛЕБАНИЙ
3.2.1. Коаксиально-волноводные переходы
При переходе с одного вида линии передачи на другой или с од-
одного вида колебаний на следующий необходим преобразователь
вида колебаний. В случае правильной конструкции все возникаю-
возникающие высшие виды колебаний быстро затухают, а входная линия
передачи при этом оказывается нагруженной на комбинацию актив-
149

Ной и реактивной провоДимостей. Полоса пропускания преобразо-
преобразователя видов колебаний зависит в основном от того, наскол ько быст-
быстро активная проводимость отклоняется с изменением частоты от
величины согласованной нагрузки; наибольшая полоса достигается
при условии, что производная активной проводимости по частоте
равна нулю.
В настоящее время довольно широкое распространение получи-
получили коаксиально-волноводные переходы [15, 260], где волновод мо-
может возбуждаться, например, зондом [2, 71, 86]. Подобие конфи-
конфигураций поля дает возможность возбуждать колебания вида ТМ01 в
круглом волноводе с помощью осевого зонда [244]. Для возбужде-
возбуждения колебаний вида ТЕИ необходим поперечный зонд [97].
i n j Диафрагма
\
'Крестодина.
в)
Рис. 3.5. Широкополосные коаксиально-волноводные переходы.
На рисунках показаны следующие типы: а — переход зондовый; б — пере-
переход типа «дверной ручки>; в—крестовиииый переход; г—соосиый; д—пер-
д—перпендикулярный. (См. [183].)
Возбуждение колебаний вида ТЕ01 в прямоугольном волноводе
при помощи поперечного зонда показано на рис. 3,5, а. Коаксиаль-
Коаксиальная линия здесь оказывается нагруженной на комплексное сопро-
сопротивление
Z= ZOgsin2 Bnlllg) cos2 (nw/a) + /X C.12)
где X — реактивное сопротивление соединения.
Для согласования величина Z должна быть равна активному
волновому сопротивлению коаксиальной линии Zo. Подставляя
выражение для Zog, полученное в разд. 1.4.1, найдем из уравнения
C.12) действительную часть Z в виде
*\ — z^«j ~^
1 +
2а J
SIIT2 т— COS''
,к W
C.13)
Изменяя положение короткозамыкающего поршня или смещая
зонд относительно оси системы, можно получить любое активное
сопротивление, меньшее, чем волновое сопротивление волновода.
Мамфорд [113] подробно проанализировал все параметры уравне-
150

ния C-13) и показал, что существует оптимальное положение Кб-
роткозамыкателя с точки зрения получения максимальной полосы
пропускания и что окончательное согласование достигается посред-
посредством изменения длины зонда и его смещения относительно оси
волновода.
В одной из практический конструкций на частоте 4 Гщ в полосе
частот 20% был получен КСВН менее 1,23 A дб); небольшое видо-
видоизменение конструкции [197] позволило расширить полосу до 30%.
В работе [58] было рассмотрено электрическое поле на конце зонда
и показано, что с прмощью графических методов теория для круг-
круглых волноводов распространяется на случай прямоугольных волно-
волноводов. Допустимая мощность переходов такого типа может быть
повышена, если сделать конец зонда сферическим или продолжить
его в волноводе в виде перехода, напоминающего дверную ручку
(рис. 3.5, б).
Коаксиальная линия может также оканчиваться петлей, кото-
которая вводится в волновод таким образом, чтобы возбуждать в нем
высокочастотное магнитное поле. Согласование достигается под-
подбором размера и расположения петли. В переходе крестообразного
типа внутренний проводник коаксиальной линии вводится в волно-
волновод и соединяется с поперечным стержнем, параллельным Широкой
стенке волновода, как показано на рис. 3.5, в. Короткозамыкатель
удален от соединения на расстояние примерно в четверть длины
волны. Такой переход можно сделать более широкополосным, если
применить ступенчато-гребневую конструкцию [28, 166].
На рис. 3.5, г показан предложенный Уиллером [183] соосный
переход между коаксиальной 50-сш линией с внутренним диамет-
диаметром внешнего проводника 22,22 мм и волноводом сечения 72,1 X
X 34 мм; в диапазоне частот 2,6—3,7 Гщ КСВН был менее 1,1. В пря-
прямоугольном переходе [183], приведенном на рис. 3.5, д, использу-
используется волновод сечения 40,4 X 20,2 мм; на частотах 4,8—6,5 Ггц КСВН
был меньше 1,14.
3.2.2. Переходы с прямоугольного волновода на круглый
Выполненные под прямым углом соединения прямоугольного
волновода с колебаниями вида ТЕ01 и круглого волновода с коле-
колебаниями вида ТЕц показаны на рис. 3.6, а (соединение в плоско-
плоскости Е) и на рис. 3.6, б (соединение в плоскости Н). Согласование до-
достигается в основном выбором формы и расположения клинообраз-
клинообразной вставки. Окончательная регулировка осуществляется индук-
индуктивной диафрагмой или, как в приведенных примерах, четвертьвол-
четвертьволновым трансформатором. В 3%-ной полосе частот с центральной
частотой 9,375 Гщ КСВН меньше 1,05. Каждый такой переход воз-
возбуждает в круглом волноводе поле лишь одной линейной поляри-
поляризации, однако при помощи второго прямоугольного волновода,
повернутого по азимуту относительно первого на 90°, можно воз-
возбудить колебания вида ТЕП с ортогональной поляризацией. Для
151

f
чФ22.2/
1
1 <о
~228
а)
5)
Поглощающая пластина
предотвращения взаимного влияния питающих волноводов места
соединений желательно разнести по оси на расстояние полволны
[199].
Другое устройство [5i] состоит из двух прямоугольных изги-
изгибов; одного в плоскости Е и другого в плоскости Я. Волноводы на-
накладываются один на другой, и общая часть стенок удаляется, так
что на конце образуется крестообразный волновод, форма попереч-
поперечного сечения которого с помощью длинного конуса постепенно из-
изменяется на круглую.
Ф22,22\г*- ~^Ф2?.2<'1~- При согласовании диаф-
диафрагмами в 10%-ной по-
полосе пропускания вели-
величина КСВН будет мень-
меньше 1,1, а развязка между
видами колебаний — бо-
более 40 дб. На рис. 3.6, в
показан предложенный
Томпкинсом [173] пере-
переход для двух видов ко-
колебаний с ортогональной
поляризацией. Посред-
Посредством диэлектрического
трансформатора один
из прямоугольных вол-
волноводов непосредствен-
непосредственно соединяется с концом
круглого волновода. Ко-
Короткое замыкание для
волны с перпендикуляр-
перпендикулярной поляризацией вы-
выполнено в виде тонких
металлических штырей,
параллельных плоско-
плоскости поляризации элект-
электрического вектора Е;
для ортогональной поляризации решетка оказывается прозрач-
прозрачной. В диапазоне 8,6—9,6 Ггц КСВН оказался не выше 1,15, а
изоляция между видами колебаний больше 15 дб.
Переход типа «плавник», предложенный Робертсоном [140,
141] и показанный на рис. 3.7, служит трансформатором колебаний
вида ТЕо1 прямоугольного волновода в колебания вида TEU круг-
круглого волновода. Устройство состоит из отрезка круглого волновода,
в диаметральной плоскости которого расположены две тонкие пла-
пластины —«плавники». Ширина последних постепенно увеличивается
до тех пор, пока они не будут отделены друг от друга лишь неболь-
небольшим промежутком в центре волновода. Таким образом, по существу
вся энергия, связанная с электрическим полем ЕР, преобразуется
в колебания того вида, который распространяется в «плавниковой»
152
ТефлоноВыа
трансформатор
\ Штыри*
Фланец-
Рис. 3.6. Переходы от прямоугольного вол-
волновода к круглому.
Частота 9,375 Ггц. Размеры сечения волновода
22,86X10,16 мм. (См. Ц73]).
а —прямоугольный переход с соединением в пло-
плоскости Е; б —прямоугольный переход с соедине-
соединением в плоскости Я; в —переход для двух видов
колебаний с ортогональной поляризацией.

линий, в то время как на волну, характеризуемую полем Ej, плав-
плавники влияния почти не оказывают.
Типичная характеристика устройства приведена на вставке
рис. 3.7. Если круглый волновод продолжен далее места соедине-
соединения, то переход плавникового типа можно использовать для разделе-
разделения двух перпендикулярно поляризованных волн. Было установ-
установлено, что когда в волноводе присутствует только одна волна, то
любая часть ее энергии может быть поглощена за счет простого
1.S
б)
г
N 3,8 3,9
Прямоугольный
волновод сече ни-
\лЛ
]\
Поглощающая пластина
С сопротивлением/2,5аи/а
Рис. 3.7. Переход от прямоугольного волновода к круглому типа «плавник»:
а —общий вид; б —потери при передаче. (См. [140].)
поворота перехода относительно оси, так чтобы плавники оказались
наклоненными относительно плоскости поляризации волны. В этом
случае поглощенное поле будет пропорционально косинусу угла
наклона.
Если размеры круглого волновода достаточно велики для рас-
распространения волны ТЕоь то по нему могут распространяться и
многие другие виды колебаний, в связи с чем создание перехода на
такой волновод с прямоугольного волновода представляет значи-
значительные трудности. Один из методов его осуществления заключа-
заключается в постепенном изменении поперечного сечения прямоугольного
волновода, так чтобы конфигурация поля в нем приближалась к
конфигурации поля нужного вида колебаний. При другом методе
цилиндрический волновод связывают по узкой стенке прямоуголь-
прямоугольного двумя отверстиями связи, расположенными друг от друга на
расстоянии полволны. В ряде модификаций этого метода исполь-
используется четыре отверстия или более; число их выбирается достаточно
большим для того, чтобы нежелательные виды колебаний не воз-
возбуждались. Так как вид колебаний ТЕо1 является вырожденным
по отношению к виду ТМП в круглом волноводе, то для его подав-
подавления в торцевой стенке прорезают четвертьволновую канавку.
153

В переходах на круглый волновод с волной ТМ„, необходимо
принимать меры предосторожности для поддержания чистоты воз-
возбуждения. Волна ТЕП будет распространяющейся, и обычно тре-
требуется оценить ее величину. При одновременном распространении
двух видов волн будут существовать пространственные биения.
Радиальная составляющая электрического поля на периферии вол-
волновода для колебаний вида ТМ01 равна [129]
C.14)
и для колебаний вида ТЕП
Ё'г = Е" sin б exp; (<at — 2nz/k"g), C.15)
где б есть азимут. Если при z =0 и t —0 разность фаз между двумя
видами колебаний равна ср, то, складывая равенства C.14) и C.15)
и производя деление на exp j(a>t —2nz/kg), получим
Ет = ?'-)?" sin б ехр / Bяг/^+ф), C.16)
где 1/А,, ?
Таким образом, в тех сечениях волновода, где экспоненциальный
член уравнения C.16) обращается Bfl, радиальное поле на перифе-
периферии обладает соответственно максимумом Е'-\-Е" или минимумом
Е'— Е". Период пространственного повторения конфигурации
поля равен длине волны в волноводе kg, и если sin б = + 1, то такие
же максимумы и минимумы будут наблюдаться и у полного элект-
электрического поля. Можно показать, что отношение мощностей двух
видов колебаний равно
Р"/Р' = (l,2kl/k'gQ(E"/E')\ C.17)
Таким образом, простое измерение с помощью зонда дает возмож-
возможность вычислить долю мощности паразитного вида колебаний ТЕ1Г.
Полное устранение колебания вида ТЕП в круглом волноводе
может быть достигнуто несколькими методами [129]; выбор опре-
определенного метода зависит от различных особенностей геометрии
перехода. Так, круглый волновод может быть продолжен далее ме-
места соединения с прямоугольным волноводом для образования ко-
короткой полости, размеры которой выбираются так, чтобы электри-
ческая длина ее была равна одновременно Л-g и zV- Поскольку
связь с колебаниями видов ТМ01 и ТЕИ будет соответственно па-
параллельной и последовательной, то шлейф предотвращает возбуж-
возбуждение последних. Пример такого перехода для частоты 9,375 Ггц
приведен на рис. 3.8, а.
Другой метод основан на подавлении колебаний вида ТЕ1Г.
Четыре щели, расположенные здесь на равных расстояниях по пе-
периферии круглого волновода и заполненные поглощающим материа-
материалом, будут иметь эффективную связь с волной вида ТЕИ и, следо-
следовательно, ее поглощать. Энергию волны такого вида можно также
154

устранять с помощью резонансного кольца 1167], представляющего
для пес короткое замыкание и не оказывающее в то же время влия-
влияния на волну ТМ01. Так как волна TCU с переходом связана слабо,
то при расстояниях между кольцами, кратных TKS, возникают па-
паразитные резонансы. Учитывая это, кольцо следует располагать
в промежуточной точке; чем ближе оно к месту соединения, тем
шире рабочий диапазон. Тонкое металлическое кольцо обычно под-
поддерживается тефлоновым диском, но так как возбуждается только
одна поляризация волны вида ТЕЛ1, то можно также использовать
металлические опоры, перпендикулярные вектору электрического
поля. Конструкция с кольцевым фильтром для частоты 9,375 Ггц
показана на рис. 3.8, б; форма и расположение поршня выбраны так,
10,16
Шлейфный /рильтр
а)
Диафрагма
г)
Рис. 3.8. Возбуждение колебаний вида ТМ01 в круглом волноводе.
Во входном прямоугольном волноводе распространяется волна вида ТЕ01. Часто-
Частота 9,4 Ггц: а —с фильтром в виде шлейфа; б —с фильтром в виде кольца; в —мини-
—минимальное содержание колебаний вида ТЕ,,; г — соосный переход.
чтобы получить согласование. В переходе, изображенном на
рис. 3.8, в, поршень изготовлен таким образом, чтобы свести к мини-
минимуму возбуждение колебаний вида ТЕ1Г; согласование осуществ-
осуществляется с помощью диафрагмы в прямоугольном волноводе.
Могут быть выполнены и соосные переходы путем введения в одну
половину питающего тракта фазового сдвига я. Создание фазового
сдвига требует применения Т-образных соединений и/или диэлек-
диэлектрических пластин. В конструкции, представленной на рис. 3.8, г,
фазовый сдвиг получен с помощью шлейфа; прямоугольный волно-
волновод разделен пополам тонкой перегородкой, которая соединена с
возбуждающим штырем.
3.2.3. Переход от линейной поляризации к круговой
Колебания вида ТЕП с круговой поляризацией могут быть
непосредственно возбуждены в круглом волноводе при помощи
параллельно подключенного плеча прямоугольного волновода. В
случае волны с круговой поляризацией мгновенные токи обтекают
волновод по спирали, делая полный оборот на отрезке, равном дли-
155

Не ВоЛНЫ в Волноводе. Такие токи Можно Возбудить tl29], если рас-
расположить прямоугольный волновод под углом к оси круглого вол-
волновода. Величина угла определяется соотношением
e = arctgBnr0A4.). C.18)
Регулировка положения плоскости короткого замыкания в од-
одном плече круглого волновода дает возможность изменять поляри-
поляризацию волны, распространяющуюся в другом плече, от круговой
до линейной. С помощью преобразователя, возбуждающего волны
двух ортогональных поляризаций, может быть получена любая
степень эллиптичности поля за счет изменения амплитуды и фазы
волн, вводимых через прямоугольные волноводы [7]. В случае не-
непрерывного изменения фазы плоскость поляризации можно по-
повернуть, для чего удобнее всего использовать сигналы, отличаю-
отличающиеся по частоте.
Преобразование линейной поляризации в круговую обычно осу-
осуществляют посредством четвертьволновых пластинок, которые поз-
позволяют получить сдвиг фаз я/2 между двумя видами, находящи-
находящимися в пространственной квадратуре [131]. Например, падающая
волна может быть разложена на составляющие по направлениям,
которые образуют с пластинкой углы +45° и —45°. Если скорости
распространения указанных двух составляющих сделать различ-
различными, то после прохождения некоторого расстояния будет накоп-
накоплен требуемый сдвиг фаз; сложение волн в этой точке даст волну с
круговой поляризацией. Нужные скорости распространения мо-
могут быть получены путем ориентированного соответствующим об-
образом эллиптического или прямоугольного волновода. При другом
способе применяется диэлектрическая пластинка, наклоненная
под углом 45° к падающему электрическому полю. Составляющая
электрического поля, параллельная пластинке, будет распро-
распространяться медленнее, чем та, которая ей перпендикулярна. Для
согласования применяют плавные или ступенчатые переходы.
Хотя разработаны искусственные анизотропные среды [77], в
большинстве практических конструкций используются твердые ди-
диэлектрики, такие как полистирол [129]. Для широкополосных систем
необходимы пластинки, свободные от дисперсии [253]. Имеются со-
сообщения о создании образцов, перекрывающих диапазоны 8,5—
—9,6 Ггц [191] и2,5—4,0Ггц [12],сКСВН,меньшим 1,1, и отноше-
отношением осей эллипса поляризации меньшим 0,1 до; соответствующие
размеры образцов приводятся в табл. 3.1.
Другие методы создания фазового сдвига на я/2 используют вве-
введение реактивной нагрузки для одной из составляющих волны.
Реактивная проводимость может быть распределенной, как в слу-
случае металлических плавников, или сосредоточенной, что, например,
обеспечивает применение индуктивного стержня.
Были вычислены величины трех реактивных проводимостей,
которые требуются для создания произвольной разности фаз [156].
Для емкостных стержней в диапазоне относительных длин волн
156

Таблица 3.1
Ступенчатые четвертьволновые пластинки в круглом
волноводе
Частота 8,5—9,6 Ггц. Диаметр 23,81 мм. 5 секций
Ширина
Длина,
, мм .
мм
0
13
,508
,3
2
9
,79
,92
4
12
,762
,95
2
9
,79
,92
0,508
13,3
Частота 2,5—4,0 Ггц. Диаметр 79,375 мм. 7 секции
Ширина, мм .
Длина, мм
1,
31,65
524 5
9,92
,33
28,2 25,15 25
12,7
,4
9,92
25,15
5,33
28,2
1,524
31,65
к/кс между 0,8 и 0,9 можно скомпенсировать частотную зависимость
проводимости и электрической длины линии, если 1/кс =0,25, где
/ — расстояние между стержнями. Коэффициент эллиптичности
по напряжению такой четвертьволновой пластинки в диапазоне
частот 8,2—9,4 Ггц был менее 1,2. Полуволновую пластинку в лю-
любом случае можно получить либо путем каскадного включения двух
четвертьволновых пластинок, либо путем создания между двумя
ортогональными составляющими волны в одном и том же устройстве
сдвига фаз п.
3.3. НАПРАВЛЕННЫЕ ОТВЕТВИТЕЛИ
3.3.1. Элементы с собственной направленностью
Можно показать [105], что любое полностью согласованное че-
тырехплечее соединение ведет себя как направленный ответвитель.
В дальнейшем будет предполагаться, что плечи / и 2 являются со-
соответственно входным и выходным, а плечи 3 и 4 — вспомогатель-
вспомогательными. Матрица рассеяния направленного ответвителя имеет вид
5 =
0 1\Ц 0
L 0 /I i С 0 J
C.19)
где ?2+|2=Л.
Равенство нулю элементов главной диагонали указывает, что
соединение полностью согласовано, в то время как равенство нулю
элементов другой диагонали свидетельствует об отсутствии связи
между плечами / и 4, а также 2 и 3. Коэффициент связи и направлен-
направленность определяются соответственно через отношения мощностей
P9/Pi и P9/Pt. Существует множество различных типов направлен-
157

ных ответвителей [10, 55, 78, 142], которым посвящено значительное
количество работ [148, 220, 224, 259]. Направленные ответвители,
в частности, могут быть использованы как согласующие устрой-
устройства [69].
Собственная направленность обнаруживается даже одним от-
отверстием связи. Рассмотрим, например, устройство, показанное
на рис. 3.9, а, где связь осуществляется через круглое отверстие.
Если предположить, что основной и вспомогательный волноводы
одинаковы, параллельны и размеры их выбраны так, что к„ = к,,
то [165] А
Р3/Рг =
18а2 &2 к2с) [2 - (кс/ЯJ]2.
C.20)
C.21)
I)
Рис. 3.9. Элементы с собственной направленностью:
а —одно отверстие связи; б —два отверстия связи; в —двойная щель, или крестообраз-
крестообразная диафрагма.
Легко видеть, что отношение P^lPi отличается от единицы. Когда
кс—ку2, Ps/Pi обращается в бесконечность. На других длинах волн
направленность падает согласно уравнениям C.20) и C.21). Направ-
Направленность может быть восстановлена и в случае kg<^kc, если распо-
расположить волноводы под углом друг к другу, величина которого равна
6 = arc sin (Я* — 2ks)/kc ¦
C.22)
Небольшое отражение, возникающее в основном волноводе из-за
отверстия связи, может быть устранено согласующей диафрагмой.
С помощью эллиптической диафрагмы [48] при надлежащем выборе
ее положения и эксцентриситета направленность может быть сде-
сделана бесконечной на любой избранной длине волны. Используются
также и коаксиальные ответвители с одним отверстием связи
[57, 72].
Весьма прост в изготовлении направленный ответвитель, сос-
состоящий из двух волноводов, пересекающихся под прямым углом.
Одиночное отверстие, расположенное на общей диагонали на рас-
расстоянии w от внутренней стенки, создает направленность [165,
227, 255]
158

P-JP,- 1 ! DkVan2g)dg"(nw/a). C.23)
Частотная чувствительность коэффициента связи равна нулю, если
кс~к\^2, но идеальная направленность при любых условиях невоз-
невозможна. В типичном случае [4] для волновода сечением 72,1 Х34 мм
при <2=25,4 мм и да=12,7 мм на частоте 3 Ггц были получены ко-
коэффициент связи —29,2 дб и направленность 10,6 дб; при d =
=6,35 мм и w =3,17 мм — соответственно—75,7 дб и 23,2 дб.
Лучшие результаты получаются с помощью устройства, пока-
показанного на рис. 3.9, б, в котором два отверстия расположены в уг-
углах квадрата со стороной в четверть длины волны. Ухудшение на-
направленности, обусловленное связью через электрическое поле,
можно уменьшить, если отверстия будут излучать в короткие
отрезки волноводов, соединяющие главный волновод со вспомога-
вспомогательным. Электрическую связь можно также снизить, пользуясь
двумя щелями, расположенными, например, так, как показано на
рис. 3.9, в. Если М — магнитная поляризуемость каждой щели,
то мощность Я4 в вспомогательном волноводе равна нулю и
C.24)
Связь и направленность не зависят от частоты при условии, что
щели далеки от резонанса. Связь максимальна, когда w =a/4, и
ее величина для волновода сечением 72,1 Х34 мм и щелей размером
15,875x3,175 мм составляет —46,6 дб.
Другим элементом с собственной направленностью является
пара отверстий или щелей, расположенных друг от друга на расстоя-
расстоянии, равном четверти длины волны. Практически благодаря эффек-
эффекту взаимодействия расстояние между ними несколько отличается
от указанного [142]. Зависимость от частоты улучшается [179],
если в волновод между отверстиями связи ввести небольшие ди-
диэлектрические пластины. Рибле и Саад применяли две щели, проре-
прорезанные в общей широкой стенке двух волноводов [136], при этом
центральная поперечная щель обеспечивала связь по поперечному
магнитному полю, а боковая щель — по продольному. При пра-
правильном выборе поляризуемостей этих двух щелей на заданной
частоте можно получить бесконечную направленность! В этом слу-
случае переходное ослабление является стационарной функцией час-
частоты.
В коаксиальных линиях и на нижней границе диапазона сверх-
сверхвысоких частот применяют направленный ответвитель с собствен-
собственной направленностью, известный под названием рефлектометра
[44, 120, 186]. Устройство состоит из петли, один конец которой
через сопротивление соединен с внешней стенкой линии передачи,
а другой конец— с внутренним проводником вспомогательной ко-
коаксиальной линии. Размеры петли гораздо меньше длины волны,
поэтому она обеспечивает лишь слабую связь с поперечными элект-
электрическим и магнитным полями волны, распространяющейся в глав-
главной линии передачи [88]. Если L — индуктивность петли,
159

R—последовательное сопротивление и Zo — волновое сопротивление
вспомогательной линии, то ток, возникающий благодаря связи по
магнитному полю, равен
/я = ^^i^+L^—' C-25)
где Ан |cos6| — площадь петли, спроектированная на плоскость,
перпендикулярную магнитному полю.
Ток, возникающий благодаря связи по электрическому полю,
равен
Ie = R+z!+1!!l' C'26)
где Ае — эффективная площадь петли, перпендикулярная электри-
электрическому полю Е, силовые линии которого пронизывают петлю.
Если путем соответствующего выбора параметров цепи //,-
сделать равным 1е, то ток в выходной линии для волны одного из
направлений будет отсутствовать, в то время как для волны другого
направления амплитуда тока будет равна 21 и. При этом необходимо,
чтобы
= (Лл | cos в J/Л?) A42 000/Zw,), C.27)
где Zwg — волновое сопротивление основной линии передачи.
В типичном рефлектометре 14] для частоты 3 Ггц, использующем
волновод с сечением 76,2x25,4 мм, величина Zwg составляет около
500 ом. В этом случае
R = 284AH\cosQ\/AE C.28)
и не зависит от Zwg. В настоящее время используются миниатюр-
миниатюрные угольные сопротивления, эффективная высокочастотная ве-
величина которых составляет около 30 аи. Петля радиусом 5 мм обес-
обеспечивает ослабление 37 дб и разрешающую способность 40 дб в
диапазоне частот +0,25% и 30 дб в диапазоне +0,75%. Из-за рассея-
рассеяния в сопротивлении максимальный поток мощности в главном вол-
волноводе должен быть ограничен величиной 1 кет.
Если через стенку волновода ввести чисто индуктивную петлю
и вращать ее в той плоскости, где магнитное поле имеет круговую
поляризацию, то амплитуда наводимого в петле сигнала будет оста-
оставаться постоянной вне зависимости от ориентации петли. Фаза
сигнала, однако, зависит от направления круговой поляризации
и, следовательно, от направления распространения волны [203,
266]. Простая проволочная петля обеспечивает связь и по электри-
электрическому полю, поэтому для устранения емкостной составляющей
тока необходимо использовать отдельный зонд, критически связан-
связанный с петлей. Чисто индуктивную связь можно также получить,
заканчивая основную петлю другой петлей, которая затем связы-
связывается с видом колебаний во вспомогательной линии только ин-
индуктивно 167].
J6Q

3.3.2. Распределенная связь
Улучшение характеристики в полосе частот получается при рас-
распределенной связи, которая может осуществляться либо путем
применения длинной щели, либо с помощью решетки дискретных
элементов. Миллер и Мамфорд [102] описали связь между основным
и вспомогательным волноводами в интервале [—112; +112] посред-
посредством функции q>(z), как показано на рис. 3.10, а и б. Если волна
50
|-
20
S»
J
1
III*
/
\J
iyf(Z)
SJ-
I
^-
_ 6)
0 -ш о иг -
to Вспомогательный вол
1 а) ГйрВнып боян'обод
и
новое
0,6
1,0
1,5
2,0
2.5
3,0
3,5
".О
Рис. 3.10. Характеристики распределенной связи между двумя линиями
передачи:
а —общая схема; б —распределение функции связи <f(z); в—направленность, вычислен-
вычисленная из выражения B*Z/Xg)/sin B*7/*g). (См. [102].)
входит в плечо /, то сумма всех элементов тока прямого направле-
направления в плоскости z =+1/2 равна
+//2
If = KF f «p(z)dz, C.29)
-1/2
где
F = A /2Z0) ехр [- / Bл//у]. C.30)
Коэффициент К показывает, какая доля общего индуцирован-
индуцированного тока во вспомогательном волноводе распространяется вперед
(в направлении возрастания положительных значений координат
на оси z). Сумма всех элементов тока обратного направления & плос-
плоскости z =—1/2 равна
ш
J «р (z) ехр [-/
т
C.31)
J
Если в интервале f—112; +112] фаза функции связи постоянна, то
все элементы тока прямого направления будут суммироваться по
фазе. Однако выражение обратного тока имеет вид преобразования

Фурье [20], поэтому при суммировании будет иметь место вредная
интерференция.
Пусть, например, связь между волноводами в интервале / од-
однородна, как показано на рис. 3.10, б, тогда направленность будет
На рис. 3.10, в направленность показана сплошной линией; для
//^=0,5; 1; 1,5; и т. д. она обращается в бесконечность, а точки
минимума направленности находятся на кривой 2nll\g, показанной
пунктиром. Для получения широкополосной направленности с
уровнем 25 дб связь должна осуществляться на участке длиной около
3Xg. Если на концах интервала функция связи линейно спадает до
нуля, то направленность становится равной
= ()
1ь sirf-J/lg
и точки ее минимума ложатся на кривую (nl/XgJ. В этом случае
широкополосная направленность порядка 25 и 35 дб может быть
получена при размерах интервала связи соответственно в одну или
две длины волны. Если два однородных распределения наложены
друг на друга, то наблюдается смещение двух частот, направлен-
направленность на которых будет совершенной.
Во многих случаях невозможно или затруднительно пользо-
пользоваться непрерывной связью, однако эффект такого распределения
можно имитировать посредством близкорасположенных дискрет-
дискретных элементов связи. Например, преобразование общего распреде-
ния связи для четного числа BN) дискретных элементов, располо-
расположенных симметрично относительно центра с амплитудным распре-
распределением ах... аи, запишется в виде [103]
= 2at cos
C.34)
Отсюда направленность будет равна величине FT при 2nl/Xg=0,
деленной на величину FT, вычисленную для рабочей длины вол-
волны. Если связь рассчитана на длину волны в волноводе, равную
kg, то на частоте, соответствующей длине волны Xg, направленность
будет [cos (nXg/2Xg)]-1; это выражение в векторной форме пред-
представлено на рис. 3.11, а, I. Векторная диаграмма для трех элемен-
элементов с распределением амплитуд 1:2:1, показанная на рис. 3.11,а, II,
дает меньшую результирующую и, следовательно, большую на-
направленность. Еще лучшим будет распределение амплитуд 1:3:3:1,
показанное на рис. 3.11, а, III; направленность в этом случае [112]
равна lcos3(nXg/2Xg)]~1. Значения направленности для этих трех
162

распределений показаны графически на рис. 3.11, б как функции
К'К-
Ьообще говоря, любая решетка элементов, амплитуды связи
которых распределены по биномиальному закону, обладает доволь-
довольно широкой рабочей полосой частот. Можно показать, что для N
элементов, разнесенных друг от друга на четверть длины волны,
направленность равна [cos" (nlg/21)]-1. Таким образом, ширина
полосы возрастает с увеличением Ы, т. е. с ростом длины. На-
Направленные ответвители можно делать широкополосными, также
пользуясь чебышевским распределением [82]. Это распределение
для большого числа элементов трудно осуществить в точности, так
50
^45
1:1
V Vv/I ^
¦ *
A
71
//
\\
\ \
\
1
Ш1-3 3 1
W 12• z г 2 г г i
0,1 0,8 C,9 1,0 1,1 U 1,3
б)
Рис. 3.11. Направленность для различных распределений отверстий:
а —векторная диаграмма, построенная для у? =1,2. Коэффициенты связи в (I), (II) и
ё
(III) одинаковы, а в (IV) в три раза больше; б —рабочая полоса частот.
как неизвестны амплитуды связи в зависимости от геометрии от-
отверстий. Некоторое улучшение достигается в том случае, если поль-
пользоваться четным числом элементов, поскольку ошибки при этом
будут взаимно компенсироваться. Однако при большом числе эле-
элементов можно добиться хороших результатов, если делать ампли-
амплитуду связи у крайних элементов равной половине амплитуды связи
элементов основной решетки [93]. Векторная диаграмма для вось-
восьми элементов приведена на рис. 3.11, а, IV.
Были предложены конструкции, осуществляющие связь с оп-
определенными видами волн в волноводе [87] и попарную связь меж-
между Двумя волноводами в системе из трех волноводов [163]. Рассмот-
Рассмотрены также погрешности направленных ответвителей [17] и пред-
предложены сверхнаправленные решетки [138].
В практических устройствах применяются самые различные ме-
методы связи. Разработаны направленные ответвители для открытых
проволочных линий передачи [50, 101]. Изготовлен направленный
ответвитель [103] в круглом волноводе для измерения парциального
содержания колебаний вида TMU при наличии колебаний вида ТЕ01.
В устройстве, показанном на рис. 3.12, а, использовано четыре вол-
163

новодных шлейфа длиной в четверть волны. Эту сборку можно рас-
рассматривать как две пары четвертьволновых шлейфов, отстоящих
друг от друга на -j A,^[37]. Для двух шлейфов коэффициент свя-
Согласующая R2221S5
ввтавка — ЦЩ.-~-,
Рис. 3.12. Направленные ответвители щелевого типа:
а —четыре разнесенные попарно щели. Частота 8,9 — 9,6 Ггц; б—одна щель в узкой
стенке. Частота 26,5 — 40 Ггц. (См. [182].)
•
зи по мощности равен квадрату отношения волновых сопротивлений
волноводов шлейфа к волновому сопротивлению основного (или
Фланец
Нагрузка
Рис. 3.13. Направленный ответвитель со многими
отверстиями.
Частота 50 —75 Ггц. Сечение волновода 3,76x1,88 мм.
Связь можно менять в пределах от—6 дб до—20 дб. вы-
бнрая диаметры отверстий.
вспомогательного) волновода. Такой ответвитель обычно имеет
переходное ослабление 10—20 дб и направленность около 30 дб.
Уэллс 1182] в направленном ответвителе для диапазона

26,5—4б,0 Ггц применил продольную однородную щель Длиной пол-
полволны, как показано на рис. 3.12, б. Связь через щель использова-
использовалась также и в коаксиальных линиях на частотах ниже 1 Ггц [106].
В качестве отверстий связи часто применяются также круглые
отверстия [65], так как они могут быть выполнены с большой точ-
точностью; имеется расчет [8] как для равномерной, так и для бино-
биномиальной решеток. В конструкции, показанной на рис. 3.13, ко-
которая предназначена для работы на 70 Ггц, однородная решетка
с двух сторон оканчивается отверстиями, возбуждаемыми поло-
половинной амплитудой. Другая решетка [136], в которой на концах
применены две щели половинной амплитуды, имела в 12%-ной по-
полосе частот с центральной частотой 9,5 Ггц переходное ослабление
9,0 +1,0 дб и направленность свыше 50 дб.
3.3.3. Системы с полной передачей мощности
Особые конструктивные задачи возникают в том случае [103],
когда переходное ослабление направленного ответвителя лежит
в диапазоне 0—10 дб. Ответвитель шлейфного типа [133, 188] был
проанализирован путем сведения его к двум двухплечим системам.
Для этого в плоскость симметрии ответвителя помещают сначала
магнитную стенку, а затем электрическую. Эти стенки рассекают
шлейфы в поперечном направлении. Характеристика направленного
ответвителя была затем выражена через свойства полученных про-
производных цепей. Эта работа была продолжена с целью создания
некоторых практических конструкций, обладающих переходным
ослаблением от 0,3 до 10дб [122, 132, 232]. Четырехшлейфный
направленный ответвитель с чебышевским распределением,
предназначенный для полной связи, имел переходное ослаб-
ослабление 0,2 и 2 дб для значений A,gAg, равных 1,1 и 1,2 соответственно.
Направленный ответвитель со связью 3 дб с пятью шлейфами, рас-
распределенными по биномиальному закону, обладал [89] в диапазо-
диапазоне 8,6—10,0 Ггц КСВН, меньшим 1,1, направленностью, большей
25 дб, и постоянным в пределах +0,5 дб коэффициентом деления
мощности.
Более эффективная передача мощности достигается с помощью
распределенной связи [50, 78, 116]. На данной частоте амплитуда
колебаний при измерении длины области связи изменяется в основ-
основной линии по закону косинуса [79] и во вспомогательной линии
по закону синуса. Максимальная связь достигается при длине, крат-
кратной нечетному числу четвертей волны. Для получения нужного пе-
переходного ослабления область связи можно оборвать в любой точке.
В работах [121, 147, 153, 192] были даны некоторые расчетные
соотношения. В ответвителе типа «трансвар», разработанном То-
миясу и Коном [170] и показанном на рис. 3.14, а, возбуждение
вспомогательного волновода осуществляется длинной щелью, снаб-
снабженной рядом поперечных проволок. Как видно из амплитудного
распределения на рис. 3.14, б, имеет место полная передача мощ-
165

Поста из основного во вспомогательный волновод. Граничные ус-
условия, обеспечивающие такое амплитудное распределение, могут
быть, по существу i удовлетворены путем наложения двух распро-
распространяющихся видов колебаний (рис. 3.14, в), которые примерно
равны по амплитуде, но отличаются по фазовой скорости. На ан-
антисимметричный вид колебаний проволочная сетка влияния не ока-
8 ход ной 21проВолочка 8олноВод1
волноВод
Нагрузка
Распределение
амплитуд
Относительные
/разы
колебаний
б)
Антисим-
*-— метричные
колебания
0° ~ 90° 180"
6)
Симмет-
Симметричные
колебания
Рис. 3.14. Направленный ответвитель типа «траыевар» с
полной передачей:
а — вид в разрезе, сечеиие волновода 22,86x10.16 мм: 6 и в —
распределение поля; на антисимметричный внд отверстия не
влияют, в то время как симметричный вид замедляется. (См.
[170].)
зывает, в то время как для симметричного вида колебаний она пред-
представляет определенную нагрузку, в результате чего фазовая ско-
скорость уменьшается. Пространственные биения этих двух видов яв-
являются, таким образом, другим способом объяснения чередования
потока мощности из основного волновода во вспомогательный н
обратно по мере изменения длины области связи.
Типичный ответвитель, выполненный на волноводе сечением
22,86X10,16 мм, имел решетку из 21 проволочки длиной 10,16 мм
с расстоянием между центрами 9,525 мм; КСВН на входе состав-
составлял около 1,1- Когда были открыты 8, 14 и 22 окошка, ответвление
166

Мощности равнялось Соответственно 30, 70 и 100%. На краях
8%-ной полосы пропускания с центральной частотой 9 Ггц ответв-
ответвляемая мощность уменьшалась на 5%, что следовало ожидать из
зависимости величины связи от частоты.
Частотная зависимость может быть исключена путем примене-
применения конструкции Кука [35]. Если, например, коэффициенты из-
изменения фазы двух волноводов, весьма отличаясь на одном конце
области связи, затем непрерывно изменяются так, что совпадают в
ее середине и затем опять отличаются (имеют противоположный знак)
на другом ее конце, то имеет место почти полная передача мощности.
Более того, эта передача не зависит от коэффициента связи, поэтому
ответвитель очень широкополосен. Полная передача мощности воз-
возможна в том случае, когда отношение фазовых коэффициентов будет
бесконечным.
¦ Фокс [53] показал, что полная передача в реальном направ-
направленном ответвителе может быть получена путем одновременного из-
изменения коэффициента связи и коэффициента фазы (остаточное не-
непостоянство мощности при этом существенно ослабляется). Такое
искажение структуры колебаний нормального вида является прин-
принципом, позволяющим получить любое ответвление мощности в от-
ответвителе в очень широкой полосе частот. В случае двух волноводов,
у которых в зависимости от длины области связи коэффициент свя-
связи изменяется синусоидально, а разность фазовых коэффициентов —
косинусоидально, полная передача мощности достигается при эле-
электрической длине 1/2л, а связь на уровне 3 дб — при длине в 1/4я.
Используя области связи надлежащей длины, можно добиться лю-
любого деления мощности. В одной конструкции такого ответвителя
волноводы были связаны по общей узкой стенке щелью с плавно
изменяющейся шириной, положение которой вдобавок подбира-
подбиралось так, чтобы получить необходимое изменение резонансной ши-
ширины волноводов.
3.4. ГИБРИДНЫЕ СОЕДИНЕНИЯ
3.4.1. Тип соединения с фазами, находящимися в квадратуре
Идеальное гибридное соединение [207] является четырехпле-
чим устройством, обладающим тем свойством, что мощность, вве-
введенная в одно плечо, разделяется обычно поровну между двумя из
трех оставшихся плеч, между тем как в четвертое плечо мощность
не ответвляется. Одним из наиболее часто используемых гибрид-
гибридных соединений является 3-дб направленный ответвитель с симмет-
симметричным элементом связи [81]. Наиболее обычными видами гибрид-
гибридных соединений этого типа в волноводах являются конструкции с
короткой щелью, со связью по узкой [137] или по широкой стенке
[205] и шлейфные ответвители [89, 132].
Во всех таких ответвителях сигналы в главном и вспомогатель-
вспомогательном волноводах в идеальном случае находятся в фазовой квадрату-
167

ре, т. е. сдвинуты на л/2. Если плечи пронумеровать надлежащим
образом, то матрицу рассеяния идеального направленного гибрид-
гибридного соединения со связью 3 дб можно получить из уравнения C.19),
полагая s и | равными l/j/2. Для полной изоляции Su равно нулю,
поэтому весьма полезное свойство полностью симметричного гиб-
гибридного соединения без потерь состоит в том, что при согласовании
всех плеч амплитуды волн, распространяющихся в противополож-
противоположных направлениях в главном и во вспомогательном волноводах,
одинаковы [159, 272].
Расчет практических направленных ответвителей со связью
3 дб может быть выполнен весьма точно, если считать, что только
коэффициент деления мощности отличается от идеального; в этом
случае соотношение C.19) можно заменить матрицей более низкого
порядка, элементы которой описывают деление мощности. Анализ
слегка отличающегося от идеального гибридного соединения [81]
дает соотношение между КСВН на входе и изоляцией; для значений
КСВН 1,02; 1,05 и 1,10 изоляция соответственно будет—40, —32
и —26 дб. Разность фаз отличается [137] от идеальной величины 90°
на угол, синус которого равен удвоенной изоляции по мощности;
для изоляции —30 и —20 дб типичные отклонения равны 0,1 и
1,1е соответственно.
3.4.2. Синфазные гибридные соединения
Возможны также гибридные соединения, в которых выходные
напряжения синфазны или противофазны. Такая цепь может быть
выполнена на основе кольцевой линии передачи; например, обыч-
Q
ное кольцо размером Y^-g [176], показанное на рис. 3.15, а, име-
имеет четыре последовательно включенных плеча, расположенных гео-
геометрически под углами соответственно 0, 60, 120 и 180°. В случае
идеального гибридного кольца сигнал, входящий в плечо 3, вызы-
вызывает появление в плечах 2 и 4 синфазных сигналов, в то время как
при подаче сигнала в плечо / в тех же самых плечах возникают рав-
равные по величине противофазные сигналы. Матрица рассеяния тогда
принимает вид
с __
1
У2
" 0
1
0
_—1
1
0
1
0
0
1
0
1
— Г
0
1
0_
C.35)
но описание поведения системы в диапазоне частот требует знания
дополнительных комплексных величин.
Для точной работы кольца средний диаметр его выбирается та-
таким образом, чтобы углу 60° соответствовало расстояние в четверть
длины волны; очевидно, деление мощности и изоляция будут зави-
168

сеть от частоты. Согласование различных плеч достигается правиль-
правильным выбором размеров кольца. Волновые сопротивления кольца
Zoh и плеч Z0.4 должны быть связаны соотношением
Z0A = V2Z0R. C.36)
Омические потери в волноводах приводят [22] к тому, что изоля-
изоляция на расчетной частоте остается конечной; область сопряженно-
сопряженности можно расширить [31 ] за счет небольшого отклонения от вели-
величин, приведенных в уравнении C.36). Результаты вычисления
Рис. 3.15. Гибридные кольца на волноводах.
Частота 35 Гац. Сечение волновода 4,1x3.6 ям; а —длина окружности
s/jXg; 6 —длина окружности '/z^g-
[81] отклонений в делении мощности [133] и фазовых соотношений
приведены в табл. 3.2 для различных уходов от расчетной частоты
10 Ггц; волновод при этом имеет сечение 22.86Х 10,16 мм.
•<Н)
0
0,05
0,10
Характеристика гибридных
Отклоне-
Отклонение часто-
частоты, %
0
1.7
3,4
кевн
1,00
0,93
Изоляция,
дб
оо
35,2
29,3
Таблица 3.2
колец
Деление
мощности,
дб
0
0,025
0,14
Расхожде-
Расхождение фаз,
град
0
2
4
В видоизмененном гибридном кольце одно или несколько после-
последовательно включенных плеч заменено плечами с параллельным
включением, имеющими сопротивление Z\rIZQa и включенными
на расстоянии в четверть длины волны от места прежнего подклю-
169

чения. Другой вариант кольца получается при включении Между
любой парой плеч отрезка с длиной, кратной целому числу полу-
полуволн, В примере [204], приведенном на рис. 3.15, б, такие отрезки
включены между всеми плечами; хотя при этом усиливается час-
частотная зависимость, однако в области миллиметровых волн более
удобна открытая структура.
Путем замены [175] отрезка длиной три четверти длины волны
четвертьволновым отрезком и фазосдвигающим элементом, не за-
зависящим от частоты, было создано широкополосное гибридное коль-
кольцо на коаксиальных линиях [206]. В другой конструкции, которая
Диафрагма
толщиной
0,79^
Стержень 03,П5
и длиной IB.5I '
в)
Рис.3. 16. Гибридные Т-образные системы на волноводах:
а—узкополосиая система для частоты 9,5 Ггц иа волноводе сечением 22,86X10,16 мм;
б—широкополосная система для частоты 35 Ггц иа волноводе сечением 7,1X3,6 мм.
удовлетворительно работает в полосе ±25% с центральной частотой
3 Ггц, питание четвертого плеча осуществляется с помощью симмет-
симметрирующего устройства последовательного типа, причем рас-
расположено оно таким образом, что между двумя плечами существует
плоскость симметрии [3]. Было также исследовано гибридное коль-
кольцо [277], в котором деление мощности между двумя выводами мог-
могло быть сделано произвольным путем подбора волновых сопротив-
сопротивлений отрезков кольца между плечами. Коэффициент деления мощ-
мощности пропорционален квадрату отношения волновых сопротивле-
сопротивлений двух отрезков кольца. В экспериментальной полосковой мо-
модели на частоте 3,76 Ггц было получено значение указанного выше
коэффициента, равное 3,98 дб при изоляции 28 дб.
Комбинированное Т-образное соединение в плоскостях Е и
Н образует другую гибридную схему, для которой деление мощно-
мощности и изоляция не зависят от частоты. Матрица рассеяния определя-
определяется выражением
5 =
1
У 2
0
1
1
. 0
1
0
0
1
1
0
0 -
—1
0
1
-1
0_
C.37)
170

Гибридные Т-образные соединения могут выполняться из коак-
коаксиальных линий [108] или из волноводов, как показано на
рис. 3.16, а. Соединение тогда обладает следующими свойствами:
а) при подключении генератора к последовательному плечу 4 токи в
главных плечах 2 и 3 равны по величине и противофазны, а связь с
параллельным плечом / отсутствует; б) при включении генератора
в плечо / токи в плечах 2 и 3 равны по величине и по фазе, а связи
с плечом 4 нет. По принципу суперпозиции легко показать, что вол-
волна, входящая в плечо 2, делится пополам между плечами 1 и 4,
не ответвляясь в плечо 3.
н
Рис.3.17. Модификации гибридных Т-образиых систем:
а—конструкция для больших мощностей; б — двойной тройннк, сложенный вилкой в
плоскости Е; в—двойной тройник, сложенный вилкой в плоскости Я. (См. [91].)
Описанное Т-образное соединение сконструировано так, что
представляется согласованным со стороны любого плеча, если три
других плеча нагружены на согласованные нагрузки. Саксон и
Миллер [145] показали, что широкополосную характеристику мож-
можно получить в том случае, если высоту основного и параллельного
плеча уменьшить вдвое. Для этого необходимо скомпенсировать
лишь небольшую остаточную реактивную проводимость последо-
последовательного плеча, в то время как параллельное плечо может быть
согласовано с помощью симметрично расположенного штыря или
диафрагмы. Один из образцов для частоты 9,5 Ггц давал в полосе
частот ±5% КСВН, меньший 1,1, и направленность больше 50 дб.
Макет, созданный на частоту 35 Ггц, изображен на рис. 3.16, б.
Для работы при больших пиковых мощностях пригодно Т-об-
Т-образное гибридное соединение, предложенное Лотом [91 ] и показан-
показанное на рис. 3.17, а; как видно, согласующие элементы хорошо скруг-
скруглены для уменьшения пробоя напряжения. Компактные гибридные
Т-образные соединения могут быть получены путем складывания
главных плеч. Двойной тройник, сложенный вилкой в плоскости
Е, можно получить из обычного двойного волноводного тройника,
если отогнуть симметричные плечи назад так, чтобы их центровые
линии (в данном случае уже не совпадающие) оказались параллель-
параллельными центровой линии плеча Е, как изображено на рис. 3.17, б.
Аналогично двойной тройник, сложенный вилкой в плоскости Н,
может быть получен, если симметричные плечи отогнуть назад так,
171

чтобы они были параллельны плечу Н (рис. 3.17, в). В одном из двой-
двойных тройников, сложенном вилкой в плоскости Е и выполненном
на волноводе сечением 28,5x12,62 мм, К.СВН на входе плеча Н
был уменьшен до 1,8 простым выбором формы раздваивающегося
элемента [74]. Прибавление обычных согласующихся элементов
давало в диапазоне частот 8,5—9,6 Ггц величину КСВН в плече
Н—1,08, а в плече Е—1,07. Изоляция симметричных плеч была луч-
лучше, чем 28 дб, допустимая мощность волновода в плече. Е равня-
равнялась 0,9 Мет.
3.4.3. Различные гибридные соединения
Гибридные соединения могут иметь самые различные фор-
формы. Например, два перехода плавникового типа можно объединить
таким образом, что получится гибридное соединение [140, 141], а
3-дб гибридное соединение будет в том случае, если угол наклона
плавников равен 45°. Сочленение пяти волноводов известно под
названием звезды [105]. Звезда имеет пятикратную ось симметрии
и пять плоскостей симметрии. Согласование звезды достигается
введением неоднородностей, которые не нарушают симметрии; на-
например, с помощью плунжера в форме тонкого стержня с концент-
концентрическим рукавом можно осуществлять две независимые операции
настройки. В согласованной звезде мощность, входящая в одно
плечо, делится поровну между четырьмя остальными плечами.
Могут быть построены гибридные кольца [198] с 5, 6 или 10 плеча-
плечами.
В другом типе многоканального гибридного делителя мощности
[190] полый внутренний проводник коаксиальной линии расщепля-
расщепляется на несколько отростков длиной четверть волны. Вследствие
симметрии входной сигнал делится на синфазные сигналы равной
амплитуды. Пятиплечее псевдогибридное Т-образное соединение
состоит [231] из входного волновода, двух нагрузочных волновод-
ных плеч, которые связаны с основным волноводом и имеют фа-
фазовые сдвиги +90 и —90°, и выходного волновода, расщепленного
с помощью перегородки на два нагрузочных волновода.
Турникетное соединение [105, 187], показанное на рис. 3.18, а,
является шестиплечим соединением, причем две поляризации в
круглом волноводе подводятся к двум выводным плечам. Прямо-
Прямоугольные волноводы могут быть связаны либо по плоскости Н,
либо, как показано на рисунке, по плоскости Е. Согласование тур-
никетного соединения требует регулировки трех параметров, что
на практике осуществляется с помощью тройного плунжера, со-
состоящего из тонкого стержня и двух концентрических втулок,
устанавливаемых на дне соединения по оси симметрии. Помещая
короткозамыкатели в различных плечах, можно получить переход
к линейной или круговой поляризации [6, 100, 125, 126, 127].
Мощность, вводимая, например, в плечо 6, не ответвляется в плечи
172

3 и 4, но в плечах / и 2 создает напряжения с относительной ампли-
амплитудой l/j/r2, сдвиг фаз между которыми равен 180°.
Условия взаимности также выполняются, и можно показать,
что мощность, введенная в любой из прямоугольных волноводов,
скажем в плечо /, наполовину ответвляется в круглый волновод с
одной из поляризаций и по одной четверти — в каждый из соседних
волноводов. При этом связь с противоположным волноводным пле-
плечом и с перпендикулярной поляризацией в круглом волноводе от-
отсутствует. Далее, если короткозамыкатели расположить в плечах
3 и 4, причем один на четверть длины волны дальше от перехода,
Круглый
волновод
Рис. 3.18. Шестиплечие устройства:
а — туриикетное соединение; 6 —соединение Парселла. (См. [105].)
чем другой, то отраженные волны возвратятся назад с разностью
фаз 180° и ответвятся в плечо 5. Если теперь регулировать положе-
положения короткозамыкателей, сохраняя разницу между их положениями
в четверть длины волны, то фаза волны в плече 5 будет меняться.
В частности, фазу волны можно сдвинуть на 90° по отношению к
волне в плече 6, в результате чего получится волна с круговой по-
поляризацией.
Комбинация шести прямоугольных волноводов, показанная на
рис. 3.18, б, известна под названием соединения Парселла [105].
Она полностью симметрична в том смысле, что все волноводы эк-
эквивалентны. Это соединение можно рассматривать как образованное
волноводами, вмонтированными в каждую грань куба. Имеется
несколько способов использования соединения. В частности, если
оно согласовано, так что связь между плечами 1 и 6 отсутствует,
то вся вводимая мощность передается в плечо, противоположное
тому, в которое она введена.
173

3.5. РЕГУЛИРУЕМЫЕ ПОЛНЫЕ СОПРОТИВЛЕНИЯ
3.5.1. Устройства с короткозамыкателями
При производстве измерений и согласовании трактов [174,
181] часто требуются переменные полные сопротивления. Отрезок
длинной линии, оканчивающийся подвижным короткозамыкателем,
образует в любой данной плоскости переменную реактивную про-
проводимость, величина которой изменяется от —оо до +°°. Метал-
Металлический плунжер (поршень) со скользящей посадкой редко будет
удовлетворительным, но там, где его применение неизбежно, раз-
размеры всех частей поршня должны быть выполнены очень точно.
В области более низких частот весьма эффективным средством сни-
снижения контактного сопротивления является применение метал-
металлических пальцев. Так как максимальный высокочастотный ток
протекает через короткое замыкание, то контакт может быть улуч-
улучшен, если длину пальцев сделать равной четверти длины волны.
Для получения надежного контакта пальцы должны изготавливать-
изготавливаться из пружинящего материала.
В диапазоне высоких частот обычно используются подвижные
поршни дроссельного типа, в которых короткое замыкание транс-
трансформируется через отрезок линии передачи к лицевой поверхности
поршня, а механический контакт осуществляется в месте минимума
тока [40]. Простой дроссельный поршень такого типа в своей пе-
передней части имеет зазор по всей периферии передней части и свя-
связан с двумя четвертьволновыми отрезками. Волноводные плунже-
плунжеры требуют тщательного расчета и изготовления, так как по ним
текут поперечные токи. В других плунжерах включаются чередую-
чередующиеся низкоомные и высокоомныё четвертьволновые отрезки, в ре-
результате чего низкое сопротивление у опорной стенки трансфор-
трансформируется до еще более низкого действующего значения у лицевой
стенки поршня.
В области миллиметровых волн целесообразно устройство, по-
показанное на рис. 3.19; здесь в прямоугольном волноводе работает
поршень круглого поперечного сечения. Поршень и окружающие
стенки образуют коаксиальную линию, в которой отсутствуют как
колебания вида ТЕа для прямоугольного волновода, так и коле-
колебания ТЕМ (последние вообще не возбуждаются). В системе, одна-
однако, могут распространяться колебания вида ТЕц для коаксиальной
линии, и поэтому размеры поршня должны быть выбраны так, что-
чтобы эти колебания отражались. Работающий на таком принципе пол-
полностью отражающий короткозамыкатель отличается механической
простотой. Однако небольшая утечка мощности за поршень неиз-
неизбежна, поэтому в данном случае для подавления возможных резо-
резонансных явлений применяют небольшие гильзы из поглощающего
диэлектрика. Дроссельные поршни такого вида способны создавать
в широком диапазоне частот КСВН порядка 200.
Реактивная проводимость нужной амплитуды и фазы может быть
создана с помощью отрезка короткозамкнутой линии, известного
174

под названием шлейфа, который помещают в любой точке линии пе-
передачи. Иногда из-за простоты конструкции бывает выгодно при-
применить два или три шлейфа фиксированной длины, особенно в ко-
ШаООа с
потеряна*
'<тш//////////л-
Рис. 3. 19. Подвижной короткозамыкатель с вращающимся плунжером.
Частота 90—140 Ггц. Сечение волновода 2,03x1,02 мм. Круглый поршень снабжен
дросселем для отражения колебаний вида TEjj в коаксиальной линии.
аксиальной линии. Расстояния между шлейфами могут быть раз-
различными [129], но обычно предпочитают расстояние, равное нечет-
нечетному числу восьмых долей длины волны.
Рис. 3.20. Шлейфные волноводные настроечные устройства.
Проводимости, которые можно согласовать, показаны заштрихованными областями на
круговых диаграммах в предположении, что максимальная нормированная реактивная
проводимость равна ± 1: а — два шлейфа в плоскости ? с расстоянием между ними
*/»^g: б — гибридное Т-образное соединение; одно главное плечо на четверть волны
длиннее другого, поэтому перемена плеч при включении позволяет расширить диапа-
диапазон согласования.
На рис. 3.20, а показано устройство для настройки, состоящее
из двух шлейфов, включенных в плоскости Е прямоугольного вол-
волновода. Проводимость шлейфа включена в волновод последователь-
последовательно и представляется уменьшенной пропорционально коэффициенту,
175

который зависит от степени связи. Для удобства шлейфы могут
иметь круглое сечение. Диапазон возможного согласования расши-
расширяется, если используются три шлейфа. Более компактным явля-
является двухшлейфное устройство настройки, в котором короткозамы-
катели размещены в ? и Я плечах, подключенных к одному и тому
же месту волновода (рис. 3.20, б). Здесь же на круговой диаграмме
показан диапазон полных проводимостей, которые можно согласо-
согласовать с помощью такого трансформатора. Этот диапазон увеличива-
увеличивается, если сделать одно главное плечо на четверть волны длиннее
другого, так что могут быть использованы оба метода соединения.
Описанные устройства находят применение на частотах вплоть до
300 Ггц.
3.5.2. Подвижные вставки
Подвижные вставки как в коаксиальных линиях, так и в волно-
волноводах могут служить в качестве согласующих элементов. Посколь-
Поскольку входное сопротивление диэлектрической четвертьволновой встав-
вставки равно ZIj/Zl, to точный выбор диэлектрической проницаемо-
проницаемости и расположения шайбы позволяет провести согласование пол-
полных сопротивлений. Большая гибкость регулировки достигается
при использовании двух диэлектрических вставок, для которых
можно изменять как расстояние между ними, так и положение.
Эффект согласования будет максимальным, когда это расстояние
равно четверти длины волны, и сводится к нулю, если шайбы со-
соприкасаются. Иногда диэлектрику придают форму крыла или стерж-
стержня и вводят его через продольную щель. Могут быть полезными и
металлические сердечники при условии, что приняты меры, предот-
предотвращающие опасность контакта.
Удобной переменной реактивной проводимостью в волноводе
является металлический зонд с различной глубиной погружения.
Если зонд вводится со стороны широкой стенки, то его проводи-
проводимость будет емкостной, становясь далее резонансной при длине
четверть волны и изменяясь к индуктивной с дальнейшим погру-
погружением вплоть до окончательного достижения противоположной
стенки. Простейшим согласующим элементом этого типа является
одиночный зонд, имеющий возможность передвигаться вдоль вол-
волновода на расстояние длины волны или больше. Пример такого
зонда для частоты 35 Ггц изображен на рис. 3.21. Описанные эле-
элементы просты в применении, причем регулировка позволяет плав-
плавно подойти к единственному положению согласования. Однако
диапазон согласования их меньше, чем у шлейфного настроечника,
поэтому подвижной зонд обычно применяют для исправления КСВН,
меньшего 2. В каретке необходимо обеспечить дроссельную систе-
систему, чтобы зонд давал плавное изменение реактивности.
Часто используют комбинацию зондов в фиксированных поло-
положениях; в этом случае зонд может иметь форму винта, вводимого
176

через широкую стенку прямоугольного волновода. Таким образом,
вводится довольно ограниченная величина емкости; для
усиления действия пользуют-
пользуются тремя или даже четырьмя
винтами. Расстояние между
винтами обычно составляет
з
-g- Л.й, и, вообще говоря,
чтобы устранить данное рас-
рассогласование, требуется не
больше двух винтов. Бо-
Более непосредственный подход
к условию согласования до-
достигается с помощью зон-
зондов, которые могут быть сде-
сделаны либо емкостными, либо
индуктивными. Известен про-
простой согласователь, состоящий
из винта большого диаметра
[129], смещенного от осевой
линии волновода и имеюще-
имеющего на конце небольшой вы-
выступ в виде эксцентрично
расположенного тонкого шты-
штыря. Если диаметр винта ра-
равен четверти длины волны,
то при вращении последнего
этот выступ будет создавать сопротивления, различные по фазе
и амплитуде.
3.5.3. Фазовращатели
Фазовращатель представляет собой узел, электрическая длина
которого может меняться, изменяя при этом и фазу проходящей че-
через него волны [229, 239, 242]. Фазовращатель сжимного типа [149,
150] состоит из отрезка прямоугольного волновода, по централь-
центральным линиям обеих широких стенок которого прорезаны продольные
щели; это позволяет сжимать и деформировать волновод подобно
прогибу нагруженной балки, закрепленной на обоих концах [21].
Изменение резонансных размеров волновода изменяет предельную
частоту и, следовательно, скорость распространения, что приводит к
изменению фазы. Для обеспечения хорошего согласования длину
этих приборов делают равной нескольким длинам волн.
Типичный пример фазовращателя для частоты 9,5 Ггц на волно-
волноводе сечением 22,86 X 10,16 мм имеет прорезь длиной 635 и шириной
1,59 мм. Если волновод снабжен как растягивающими, так и сжи-
сжимающими устройствами, позволяющими не только уменьшать,
но и увеличивать его ширину, то фазовращатель может быть про-
прокалиброван. На миллиметровых волнах общая длина сжимной сек-
177
•ичныи
Винт
Рис. 3.21. Согласующее устрсшство со
скользящим зондом.
Частота 26,5 — 40 Ггц. Сечеиие волновода
7,1 12X3,556 мм.

ции становится более приемлемой. Рис. 3.22 иллюстрирует фазовра-
фазовращатель для частоты 26—40 Ггц на волноводе сечением 7,11 X
Х3,56 мм. Для уменьшения концевых отражений щели нагружены
четвертьволновыми секциями; все устройство экранировано.
Щель
Ручка настройки
\Экран
Согласующие
четвертьволновые секции
Рис.3. 22. фазовращатель сжимного типа.
частота 26,5 — 40 Ггц. Сеченне волновода 7,11X3,56 **. Щели оканчиваются чет-
четвертьволновыми секциями.
Хороший фазовращатель [13] получается с длинной диэлектри-
диэлектрической пластиной, расположенной по оси волновода. Если такая
пластина вводится через щель в центре широкой стенки волновода
26.29 (все отверстия)
Рис. 3. 23. Фазовращатель с диэлектрическим крылом.
Крыло можно изготовить из тефлона и укрепить на изолированных
стержнях. Максимальный сдвнг фазы меняется от 192° на частоте
2,75 Ггц до 209° на частоте 3,35 Ггц. КСВН лучше 1,02. (См. [62].)
или перемещается от одной из узких стенок к центру волновода,
то длина волны в волноводе уменьшается и возникает фазовый
сдвиг. Диэлектрик должен быть материалом с малыми потерями,
подобно тефлону или кварцу, и ему нужно придать форму, позволя-
позволяющую уменьшать отражения. В конструкции Хэлфорда [62],
показанной на рис. 3.23, вставка на каждом конце снабжена сту-
ступеньками, размеры которых выбраны так, чтобы коэффициенты
178

отражения от них были бы пропорциональны биномиальным ко-
коэффициентам 1:4:6:4:1. Коэффициенты отражения от опор, распо-
расположенных перпендикулярно электрическому полю, имеют рас-
распределение 1:3:3:1. Полный фазовращатель на волноводе сечения
72,14X34,04 мм в диапазоне частот 2,60—3,15 Ггц обладал КСВН,
меньшим 1,02.
Новый фазовращатель, описанный Коллином [33], основан на
том факте, что сумма коэффициентов распространения в пустом и
полностью заполненном диэлектриком волноводе меньше суммы со-
соответствующих коэффициентов для волновода с диэлектрической
полоской в центре и волновода с двумя дополняющими боко-
боковыми полосками. Если фазовые постоянные будут соответствен-
соответственно Pg, Pd, Ре и' Р5, то смещение центральной диэлектрической
пластины по оси на расстояние г дает изменение фазы Pz, где
Р = (Ы-№-(Р<гНд- C-38)
В реальном фазовращателе три диэлектрические пластины полно-
полностью заполняют поперечное сечение волновода. Если ширина вол-
волновода равна а, то оптимальная толщина центральной пластины
будет 0,15 а. На частоте 9,2 Ггц при а =25,4 мм для значений ди-
диэлектрической проницаемости 2,54; 3,00 и 3,40 величины Р равня-
равнялись соответственно 0,4; 0,57 и 0,75 рад1см. Чтобы обеспечить КСВН
меньше 1,05, коэффициент отражения от каждой неоднородности
в рабочем диапазоне частот не должен превышать 0,006, и поэтому
предпочтительны двух- или трехзвенные трансформаторы.
Тромбонный фазовращатель [1] состоит из подвижного U-об-
разного волновода, который может скользить внутри двух дру-
других волноводов, причем внешние размеры первого хорошо подог-
подогнаны к внутренним размерам последних. Ступеньки в волноводах
согласуются обычными средствами. При сдвиге фаз на 360° общее
механическое перемещение составляет полволны, поэтому необхо-
необходима точная калибровка шкалы. Измерения, проведенные [33]
с таким фазовращателем в диапазоне частот 9,2 Ггц, показали,
что при сдвигах фаз вплоть до 360° отклонения от линейности не
превышали ±0,6°.
В качестве фазовращателей могут использоваться и гибридные
соединения [134, 265]. Например, если генератор включен в плечо
Я (плечо /) гибридного Т-образного соединения, показанного на
рис. 3.16, а, то волны, ответвившиеся в главные плечи 2 и 3, в рав-
равно отстоящих от плоскости симметрии плоскостях будут иметь оди-
одинаковые фазы; если же питание осуществляется через Е (плечо 4),
то сдвиг фаз этих волн составит величину 180°. Если далее в плечи
2 и 3 ввести два подвижных короткозамыкателя на расстояниях со-
соответственно /i и /2= /i+ Я,г/4 от плоскости симметрии, то вся мощ-
мощность, входящая в плечо /, окажется на выходе плеча 4. Действи-
Действительно, волна, поступающая в плечо /, расщепляется в плечах
2 и 3 на две равные синфазные волны. Так как плечо 3 на четверть
179

волны длиннее плеча 2, то две отраженные волны приходят к плос-
плоскости симметрии со сдвигом фаз л, в результате чего в плече / они
будут уничтожаться, в плече 4— суммироваться. Если длину обо-
обоих плеч 2 и 3 увеличить на А/, то общая длина пути волны возрастет
на 2Д/, в связи с чем фаза волны на выходе плеча 4 изменится на
величину BAl/Xg) 2л. Подвижные короткозамыкатели вместо плеч
2 и 3 можно ввести в плечи 1 и 4, при этом такой же относительный
сдвиг фаз получится на
выходе плеча 3, если
генератор присоединен
к плечу 2.
В работе [177] по-
показано, что нелиней-
нелинейности фазового сдвига и
'ЧетВерть-
ВолноВая
пластине
Направление
распростране-
распространения Волны
вида Т?и
ПапуВолноВая
пластина
Плоскопопяри-
зоВанный
Выход
ЧетдертьВол-
новая пла
стина
Волны с кругоВой
поляризацией
Ллоскололяризовон-
нып Вход
Рис< 3. 24. Фазовращатель поворотного типа.
Поворот центральной секции иа угол 9 изменяет
фазу иа 20. Устройство может быть сиабжеио пе-
переходами иа прямоугольный волновод. Для иллюс-
иллюстрации показаны различные формы плассии длиной
четверть и полволиы. (См. [52].)
амплитудная модуляция
являются явлениями
второго и более высо-
высокого порядка, вызван-
вызванными незначительными
рассогласованиями в
структуре. Небольшие
ошибки могут также
обусловливаться асим-
асимметрией конструкции,
однако измерения на
стандартных узлах, где
плечи были согласова-
„ ны винтовыми настроеч-
никами, показали, что фазовый сдвиг линеен с точностью, луч-
лучшей, чем 1 %.
Фазовращатель с плавным изменением фазы, предложенный
Фоксом [52], показан на рис. 3.24. Он состоит в основном извраща-
извращающейся полуволновой пластины, по обеим сторонам которой рас-
расположены четвертьволновые пластины. Последние при необходи-
необходимости могут быть снабжены переходами с круглого волновода на
прямоугольный. Волна с круговой поляризацией, создаваемая
первой пластиной, проходит через полуволновую пластину, в ре-
результате чего меняется направление вращения плоскости поляри-
поляризации. В выходной пластине эта волна опять преобразуется в ли-
линейно-поляризованную. Вращение полуволновой секции на угол
в вызывает изменение фазы выходной волны на 20. Непрерывное
вращение этой секции приводит к непрерывному опережению или
запаздыванию фазы, а вращение с постоянной скоростью дает фик-
фиксированное увеличение или уменьшение частоты сигнала. Все эти
свойства не зависят от направления распространения волны, по-
поэтому, например, волна, отраженная от короткозамыкателя, под-
подвергается удвоенному сдвигу фаз по сравнению с волной, совер-
совершившей однократное прохождение через устройство.
180

Можно показать, что фаза выходного напряжения устройства
возбудителя с круговой поляризацией при падении на него поля-
поляризованной по кругу волны прямо пропорциональна углу поворота
устройства относительно продольной оси. На этом принципе был
разработан фазовращатель [155], в котором два устройства для воз-
возбуждения круговой поляризации с одинаковым направлением вра-
вращения помещались в круглом волноводе, причем одно из уст-
устройств имело возможность вращаться вокруг оси. Если Ki и /С2
являются осевыми отношениями возбудителей, то максимальная
ошибка фазовращателя Дмакс определяется выражением
^, C-39)
где E=(i+O/(+CiC,)
Осевому отношению 2 дб соответствует ошибка около 1 . Если
коэффициент отражения на каждом конце равен р, то
tg Дмакс = 2р2 у 1 - р</A - 2р«). [C.40)
Значение КСВН на каждом конце, равное 1,2, дает ошибку около
Г. Относительная модуляция принимаемого напряжения составляет
A+ Ki К^I{Кг-\- К2) из-за эллиптичности и A+52)/25 из-за на-
наличия стоячей волны. Практический фазовращатель со спираль-
спиральными возбудителями мог вращаться с угловой скоростью 3600 об/мин;
длина его равнялась 139,7 мм, диаметр 25,4 мм, а ошибки
[157] в диапазоне частот 3% не превышали 2°.
3.6. ВРАЩАЮЩИЕСЯ СОЧЛЕНЕНИЯ
3.6.1. Вращающиеся сочленения с колебаниями
кругового магнитного вида
Хотя на симметричном виде колебаний в сферической полости
можно было бы создать универсальное соединение, практически
находят применение комбинации шарнирных или вращающихся
сочленений. Сочленения с небольшим угловым перемещением мо-
могут быть выполнены на основе дроссельных систем, но, вообще
говоря, необходимы большие угловые перемещения до полного по-
поворота. Для того чтобы поддерживать выходную мощность на всех
углах постоянной, требуется, видимо, чтобы соединения основыва-
основывались на симметричной передающей системе и симметричном распре-
распределении поля.
На частотах от 3 Ггц и ниже часто применяют колебания типа
ТЕМ в коаксиальной линии. В таких случаях как внутренние, так
и внешние проводники имеют дроссельную связь, благодаря чему
становится возможным относительное движение. Увеличение ши-
ширины полосы частот можно достичь [208] путем уменьшения волно-
волновой проводимости четвертьволновых отрезков линии по обеим сто-
сторонам дросселя. Другой метод [129] предусматривает размещение
181

Петля
Волновод
Коаксиальная
линия
Дроссель
двух источников связи вдоль линии передачи на расстоянии четвер-
четверти длины волны. Более подробный анализ [76] параметров дрос-
дросселя и размещения показывает, что для большой ширины полосы
частот желательно низкое волновое сопротивление дросселя; при
заполнении дросселя тефлоном в диапазоне частот 70—850 Мгц
был получен КСВН, меньший 1,5.
Вращающиеся сочленения на коаксиальных линиях могут быть
использованы в комбинации с входным и выходным переходами,
образующими часть волно-
~\-Фпанец водной прямоугольной систе-
-' мы. Устройства обычно кон-
конструируются так, чтобы избе-
избежать дроссельной связи меж-
между внутренними проводника-
проводниками. В некоторых таких соч-
сочленениях [59] прямоугольные
волноводы расположены па-
параллельно; если требуется
перпендикулярное располо-
расположение, то весьма удобным
является устройство, пока-
показанное на рис. 3.25. Для
относительного перемещения
входной и выходной линий
внешний проводник коак-
коаксиальной линии разрезается,
но при этом он снабжен дрос-
дросселем, обеспечивающим
электрическую непрерыв-
непрерывность. Разрыв во внутрен-
внутреннем проводнике исключается
вследствие применения зон-
дового перехода; размеры
коаксиальной части выбираются так, чтобы обеспечить достаточное
ослабление колебаний вида ТЕП и устранить изменения уровня
выходной мощности при вращении.
Механические усложнения внутреннего проводника могут быть
устранены, если выбрать колебания вида ТМ01 в круглом волноводе.
Такие вращающиеся сочленения находят широкое применение на
частотах 9 Ггц и выше и всегда используются вместе с переходами
на прямоугольные волноводы. Важно, чтобы колебания вида ТЕП
хорошо подавлялись, так как в противном случае они будут являть-
являться причиной изменения мощности на выходе при вращении.
Если требуется длинное сочленение, то обычно каждое соеди-
соединение снабжается кольцевыми фильтрами, причем существенно обес-
обеспечить такое их размещение, при котором отсутствовали бы резо-
нансы на любой частоте внутри рабочего диапазона. В коротком
вращающемся сочленении, показанном на рис. 3.26, где использо-
182
Зонд
Фланец*
Рис^ 3,25. Вращающееся сочленение.
Частота 8,9 — 9,6 Ггц. Сечение волновода
28,5X12,62 мм. Наружный диаметр коак-
коаксиальной линии равен 12,7 мм. КСВН
менее 1,2.

Круглый I
волновод
\ Прямоугольный.
Волновод
Рис. 3.26. Вращающееся сочленение для волны вида
ТМ01 с фильтром видов колебаний.
Частота 8,9 — 9,6 Ггц. Сечение волновода 25,4X12,7 мм.
Диаметр круглого волновода равен 28,58 мм. КСВН менее
1,05,
Фланец
Герметизирующая
Волновод Плавное согласование
Рис, 3.27. Вращающееся сочленение для волны вида
ТМ01 без фильтра видов колебаний.
Частота 35 Ггц. Сечеиие волновода 7,11X3,56 мм.

ван только один фильтр, общая длина круглого волновода выбира-
выбиралась так, чтобы кольцевой фильтр занимал оптимальное положение
по отношению к каждому переходу. Второе кольцо служит для
отражения колебаний вида ТЕ21, которые хотя и не распространя-
распространяются, но на данной длине имеют недостаточное ослабление.
Вращающееся сочленение для частоты 35 Ггц, показанное на
рис. 3.27, использует переходы, не требующие фильтров. Остаточ-
Остаточная энергия колебаний вида ТЕИ уменьшается еще больше за счет
того, что эффективная длина сочленения сделана равной нечетному
числу четвертей длин волн в волноводе. При всех углах поворота
изменение напряжения было меньше 1 %, а изменение фазы — мень-
меньше 1°. Эта конструкция герметизирована и может применяться в
также герметизированных передающих волноводных системах
с повышенным давлением.
3.6.2. Вращающиеся сочленения различных типов
Пример вращающегося сочленения для передачи волны с фик-
фиксированной плоскостью поляризации показан на рис. 3.28. Здесь
использованы колебания вида ТЕц в круглом волноводе, а дрос-
Волнодов
Дроссель
Подшипники
Фланец
Рис. 3.28. Вращающееся сочленение для волны вида ТЕц
в круглом волноводе.
Частота 35 Ггц. Диаметр волновода 6,35 мм.
сели, введенные в устройство, позволяют избежать затруднений,
связанных с контактом. Так как устройство предназначено для мил-
миллиметровых волн, то шарикоподшипники расположены таким об-
образом, чтобы свести осевые размеры сочленения к минимуму. Волна
вида ТЕщ с круговой поляризацией симметрична, и конструкции
иногда основываются на этом принципе. В сочленении аналогичного
типа [129] между двумя оконечными секциями, предназначенными
для плоскополяризованных волн, вставлена полуволновая пласти-
пластина, которая вращается с угловой скоростью, вдвое меньшей ско-
скорости вращения сочленения; в этих условиях выходная мощность
при всех углах поворота будет постоянной.
Вращающиеся сочленения могут также состоять из нескольких
ступенчато-скрученных секций. Одна из таких структур, описанная
184

Уиллером и Швибертом [184], может поворачиваться на 90° как
направо, так и налево. Четыре грани скрутки и все секции устрой-
устройства имеют размер стандартного волновода. С точки зрения мини-
минимизации верхнего предела коэффициента отражения в данном диа-
диапазоне частот и углов поворота существует оптимальное распреде-
распределение общего угла поворота между отдельными гранями скрутки.
Этот оптимум лежит где-то между равномерным и биномиальным
распределением, и на практике используется ряд 1:2:2:1. В этом
случае отношение углов имеет вид 1 : |/2: ]/2: 1, что дает значения
18,6, 26,4, 26,4 и 18,6°, составляющих вместе 90°. Относительные
Фланец
Сечение яо А
Рис. 3.29. Двухканальное вращающееся сочленение.
Колебания вида ТМ01 возбуждаются зондом, а вида ТЕ01 — щелями на периферии
волновода. (См. [128].)
скорости вращения контролируются металлической лентой со ще-
щелями, которая зацепляет штырьки во всех звеньях. Во всем диа-
диапазоне работы описанного волновода КСВН был лучше 1,1.
В двухканальном вращающемся сочленении, исследованном
Раабом [128] и показанном на рис. 3.29, использовано симметрич-
симметричное распределение поля волны ТЕ01 в круглом волноводе. В одном
из каналов применяются колебания вида ТМ01, возбуждение ко-
которых из прямоугольного волновода осуществляется при помощи
центральных зондов. В другом канале используется волна ТЕОь
причем возможны различные средства ее преобразования.
В описанном устройстве входная энергия направляется в
Т-образное соединение по двум путям. Отражение в месте перехода
отсутствует, если высота окружающего волновода вдвое меньше
высоты питающего волновода, а также если в месте разветвления
помещена треугольная призма нужных размеров. Две волны, рас-
распространяющиеся вокруг в противоположных направлениях, будут
создавать электрическое поле, узел которого расположен на оди-
одинаковом расстоянии от Т-образного соединения, поскольку эта
точка действует как короткое замыкание. Следовательно, щели
185

/ и 2 подобно щелям 3 и 4 всегда уравновешены на любой частоте,
в то время как возможный разбаланс между щелями 1 и 2 или 3 и 4
должен быть малым. Концевые стенки вращающегося сочленения
расположены от центра щелей на расстоянии четверти длины волны.
Такое сочленение для частоты 9,375 Ггц с круглым волноводом
диаметром 44,45 мм и длиной 101,6 мм имело ширину полосы час-
частот 90 Мгц по каналу ТМ01 и 225 Мгц по каналу ТЕ01 при КСВН,
равном 2. Связь между каналами была меньше чем —42 дб.
Томиясу [171] построил кольцевое вращающееся сочленение,
в котором тщательно продуманное расположение позволяет полу-
получить ряд каналов. В устройстве использованы два направленных
ответвителя типа «трансвар», которые пропускают мощность при
трех различных условиях связи. Для первого из них отверстие во
вспомогательном волноводе сделано длиннее решетки связи, по-
поэтому в диапазоне относительных перемещений передается вся
мощность. Для второго условия часть отверстий закрыта,
но общая длина двух каскадно включенных направленных ответви-
телей достаточна для полной передачи. При третьем условии, ког-
когда соединена пара диагональных плеч, ответвитель типа «трансвар»
пропускает всю входную мощность.
Сочленение состоит в основном из двух волноводных колец плос-
плоскости Е с равными диаметрами, расположенных концентрически
так, что узкая стенка у них общая. Электрический контакт обеспе-
обеспечивается продольным зубчатым дросселем [56, 172]. Верхний вол-
волновод имеет в общей стенке вырез в секторе 225°, в то время как
нижнее кольцо содержит два ответвителя типа трансвар с выре-
вырезами в секторе 90°, разнесенными на 45°. При вращении сочленения
ответвители последовательно переходят в один из трех описанных
режимов, так что выходная мощность не меняется. Однако частот-
частотные характеристики обладают большим числом резонансных то-
точек, в которых наблюдается большое затухание. Между этими точ-
точками, например в диапазоне 9,35—9,50 Ггц, вносимые потери и
КСВН постоянны.
3.7. МЕХАНИЧЕСКИЕ ПЕРЕКЛЮЧАТЕЛИ
3.7.1. Механические переключатели с ручным управлением
Переключателем называется устройство, в котором энергия
может быть направлена в один из двух или большего числа кана-
каналов. Дискриминация или отношение входной мощности к мощности
в нежелательной цепи должна быть высокой; к числу других тре-
требований, предъявляемых к переключателям, следует отнести ши-
рокополосность, быстродействие и легкость присоединения многих
каналов.
Простой волноводный переключатель с ручным управлением
показан на рис. 3.30, а. Он состоит из Т-образного соединения
плоскости Е и двух резонансных колец, которые при поперечном
186

расположении относительно волновода ведут себя как идеальные
отражатели. Таким образом энергия, входящая в плечо Л, выходит
из плеча В, причем кольцо в плече С расположено таким образом,
что может обеспечить согласование импеданса. В другом вариан-
варианте применены Y- и Т-образные соединения с единственной петлей,
расположенной в самом соединении. Для целей переключения ис-
используется широкополосный тройник [60].
Вращающийся переключатель, показанный на рис. 3.30, б,
состоит из волновода, содержащего прямоугольный изгиб или
уголок обычно в плоскости Е, который может поворачиваться
Ручка
Корпус
В
Дроссель
Нагрузка
Рис. 3.30. Волноводные переключатели:
а—последовательные тройники с резонансными кольцами, сечение волновода
22,86X10,16 мм; б —поворотная угловая конструкция, сечение волновода 22.86Х
Х10.16 мм; в—конструкция с подвижным плечом, сечеиие волновода 7,11x3,56 мм,
общая длина 76,2 мм.
для последовательного переключения каналов. Дроссели дают воз-
возможность отказаться от трущихся контактов и предотвращают
утечку мощности. На рис. 3.30, в показан вариант переклю-
переключателя с подвижным плечом, который в диапазоне частот 26,5—
40,0 Ггц обеспечивал КСВН меньше 1,1. Эквивалентное плечо со-
содержит небольшую конусообразную насадку, поэтому его вход
приблизительно согласован.
3.7.2. Быстродействующие переключатели
Вращающийся быстродействующий переключатель Кили [75]
состоит из ротора и статора, которые представляют собой метал-
металлические диски, смонтированные на общей оси в непосредственной
близости друг от друга. В каждом-диске прорезаны две круговые
7Р* 187

Концентрические канавки прямоугольного сечения, которые обра-
образуют верхнюю и нижнюю половину прямоугольных волноводов,
разрезанных по средней линии широкой стенки. Ответвление мощ-
мощности в нужном направлении обеспечивается двумя направленными
Т-образными соединениями; волноводы защищены дросселями с
-двойными канавками, прорезанными в статорной пластине. При
вращении происходит быстрое изменение направления передачи
мощности из одного канала в другой. В образце для частоты 35 Ггц
&а волноводах радиусом 76,2 мм была получена дискриминация,
превосходящая 30 дб.
Гибридное соединение А
с короткой, щелью Согласованная
.Гибридное соединение Вуг нагрузка
I с короткой, щелью __ '
i с корот
Boixod
1
Рис. 3.31. Быстродействующий ширсркополосный' механический
чатель. (См. [168].)
переклю-
Другой быстродействующий переключатель частоты 24 Ггц ос-
основан [90] на вращающемся сочленении для волны TMOi. Подклю-
Подключение трех выводов осуществляется через открытые дроссельно-
фланцевые соединения. Неподвижный короткозамыкающий барь-
барьер, в котором сделано отверстие, расположен между фланцами.
По мере вращения ротора мощность последовательно передается
к одному из каналов, а все другие оказываются коротко-
замкнутыми. КСВН во время переключения был меньше двух.
Быстродействующий многоплечий переключатель Титера [168],
показанный на рис. 3.31, основан на 3-дб гибридном направленном
ответвителе. Мощность сверхвысокой частоты, входящая в плечо
Аъ проходит к гибридному соединению А, где делится и поступает
к плечам Сх и С„. Если плечи Сг н С2 закрыты короткозамыкающей
лопастью, то вся энергия отражается и выходит из А2. Если же эти
плечи не закрыты, то вся энергия проходит во второе гибридное
соединение В, а затем после объединения поступает через плечо В2
к входному плечу следующего переключателя. Такая процедура
188

может быть повторена для нескольких переключателей (в данном
примере их число равно четырем).
На практике разбаланс гибридного кольца обычно таков, что
мощность в плече Вх ослаблена по сравнению с мощностью в плече
В2 на 30 дб, в связи с чем требуется лишь небольшая согласованная
нагрузка. На рисунке лопасть изображена так, что подключение
плеч осуществляется один раз за оборот, но практически ротор
обладал шестью лопастями по 16° каждая. Переключатель функцио-
функционировал в диапазоне частот 8,6—10,0 Ггц с КСВН менее 1,15 при
передаче и менее 1,5 в моменты переключения. При скорости вра-
вращения 3600 об/мин было получено 1800 переключений в секунду.
ЛИТЕРАТУРА
1. A d е у, A. W., and В г i t t о n J.: «A Microwave Waveguide Trombone
Phase Shifter», Canad. J. Phys., 1956, 34, p. 1112.
*2. A k h i e z e r, A. I., and L у b a r s k i, G. Ya.: «Theory of the Exci-
Excitation of Oscillations in a Waveguide by means of a Linear Aerial», Zh.
tekh. Fiz., 1950, 20, p. 1049.
3. A 1 b a n e s e , V. J., and P e у s e r, W. P.: «An Analysis of a Broad-Band
Coaxial Hybrid Ring», Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, p. 369.
4. A 1 1 a n , H. R., and Curling, С D.: «The Reflectometer», Proc.
I.E.E., 1949, 96, pt III, p. 25.
5. A 1 1 a n s о n, J. Т., С о о р е г, R., and Cowling T. G.: «The Theory
and Experimental Behaviour of Right-Angled Junctions in Rectangular-
Section Waveguides», J.I.E. E., 1946, 93, pt III. p. 177.
6. Allen, P. J., and T о m p k i n s, R. D.: «An Instantaneous Microwave
Polarimeter», Proc. I.R.E., 1959, 47, p. 1231.
7. A 1 1 e n, P. J.: «Generating a Rotating Polarization», Proc. I.R.E., I960,
48, p. 941.
8. A 11 er ton, Q. L.: «Microwave Directional Couplers», Electronics, 1959,
32, September 18th, p. 40.
9. A 1 tschu ler, H. M.: «On Network Representations of Certain Obstacles
in Waveguide Regions», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 213.
10. Anderson, T. N.: «Directional Coupler Design Nomograms», Micro-
Microwave J., 1959, 2, No. 5, p. 34.
11. Andrews, P.: «A Simple Waveguide Directional Coupler», J. Brit.
I.R.E., 1955, 15, p. 112.
12. А у r e s , W. P.: «Broad-Band Quarter-Wave Plates», Trans I.R.E.,
1957, MTT-5, p. 258.
13. Bacon, G. E., and Duckworth, J. C: «Some Applications of the Prin-
Principle of Variation of Wavelength in Waveguides by the Internal Move-
Movement of Dielectric Sections», J.I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, No. 4, p. 633.
14. В a u r, K.: «Equipment for the Investigation of Polarization Properties
of Transmission Elements in the 4-Gc/s Region», Arch, elekt. Ubertra-
gang, 1958, 12, pp. 371, 407 and 447.
15. Belohoubek, E.: «Investigations on a Wide-Band Junction between
a Coaxial Line and a Waveguide», Arch, elekt. Ubertragung, 1955, 9,
pp. 432 and 469.
*16. В e n e n s о n, L. S.: «Calculation of the Excitation of Waveguides»,
Zh. tekh. Fiz., 1952, 22, p. 559.
17. В e n s о n, F. A.: «Directional-Coupler Errors», Wireless Engr., 1951,
28, p. 371.
18. В e r 1 a n d, H., and V о r t m e i e r, F. W.: «Broadband, Multi-port
Waveguide Switches», Microwave J., 1959, 2, September, p. 30.
19. В e t h e , H. A.: «Theory of Diffraction by Small Holes», Phys Rev.,
1944, 66, p. 163.
189

20. В о 1 i n d e r, F.: «Approximate Theory of the Directional Coupler»,
Proc. I.R.E., 1951, 39, p. 291.
21. Brady, J. J., Pearson, M. D., and Peoples, S.: «Squeeze-Sec-
«Squeeze-Section Phase Shifter for Microwave Measurements», Rev. sci. Instrunt. 1952,
23, p. 601.
22. В u d e n b о m, H. Т.: «Analysis and Performance of Waveguide
Hybrid Rings for Microwaves», Bell Syst. tech. J., 1948, 27, p. 473.
*23. В u t г о v, M. V.: «Symmetrical Diaphragm of Arbitrary Thickness in
a Circular Waveguide», Radiotekh. Elektron., 1958, 3, p. 56.
24. С h a m b г о n, W.: «Diffraction of Centimetre Waves by a Conducting
Sphere in a Waveguide», J. Phys. Radium, 1955, 16, p. 891.
25. С h a t t e r j e e , В.: «Slots in an Imperfectly Conducting Waveguide»,
Indian J. Phys., 1957, 40, p. 278.
26. С h a v a n с e , P., and S a 1 о г t, P.: «Thick Obstacles in Waveguides
and Applications», Ann. Telecomm., 1953, 8, p. 171.
27. С о h n, M.: «Annular Resonant Slots in Dielectric-Filled Circular Wa\ e-
guide», Trans. I.R.E., 1953, MTT-1, November, p. 39.
28. С о h n, S. В.: «Design of Simple Broad-Band Waveguide-to-Coaxial-
Line Junctions», Proc. I.R.E., 1947, 35, p. 920.
29. С о h n, S. В.: «Microwave Coupling by Large Apertures», Proc. I.R.E
1952, 40, p. 696.
30. Coin, S. В.: «The Electric Polarizability of Apertures of Arbitrary
Shape», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 1069.
31. С о 1 a n i, C: «The Hybrid Ring — a Hybrid Circuit for Very High
Frequencies», Frequent, 1954, 8, p. 368.
32. С о 1 i n o, A.: «Notes on the Excitation of Electromagnetic Waves in
Cylindrical Metal Waveguides», J. appl. Phys., 1949, 20, p. 576.
33. С ol 1 i n, R. E.: «Waveguide Phase Changer», Wireless Engr, 1955, 32,
p. 82.
34. С о 1 1 i n, R. E., and V a ill ancou r t, R.M.: «Application of Rayleigh-
Ritz Method to Dielectric Steps in Waveguides», Trans. I.R.E., 1957,
MTT-5, p. 177.
35. С о ok, J. S.: «Tapered Velocity Couplers», Bell Syst. tech. J., 1955, 34,
p. 807.
36. С о r a z z a, Q. C, and Z о 1 d a n, Q.: «The Physical Readability of
a Microwave Junction», Note Recensioni Notiz., 1958, 7, p. 445.
37. С г о m p t о n, J. W.: «A Contribution to the Design of Multi-Element
Directional Couplers», Proc. I.E.E., 1957, 104C, p. 398.
38. С u 1 1 e n, A. L.: «Laterally-Displaced Slot in Rectangular Waveguide»,
Wireless Engr., 1949, 26, p. 3.
*39. D a h 1 m a n, B. A.: «Application of Brewster's Angle to the Design
of Coaxial-Line Components for Microwaves», RCA Rev., 1954, 15, p. 238.
40. D e u t s с h, J., and Zinke, O.: «Non-contacting Plungers for Micro-
Microwave Instruments», Fernmeldetech. Z., 1954, 7, p. 419.
41. D 6 r i n g, H., and Klein, W.: «The Application of Window Coupling
at Centimetre Wavelengths», Elektrotech. Z., 1952, 73, p. 5.
42. Dukes, J. M. C: «Waveguides and Waveguide Junctions»,Wireless
Engr, 1955, 32, p. 65.
43. Dunning, K. L., and Fellers, R. Q.: «The Susceptance of a Thin
Iris in Circular Waveguide with the TM01 Mode Incident», J. appl. Phys.,
1951, 22, p. 1316.
44. Early, H. C: «A Wide-Band Directional Coupler for Waveguide», Proc.
I.R.E., 1946, 34, p. 883.
45. F e 1 1 e r s R. Q , and W i e d n er, R. Т.: «Broadband Admittance
Matching by Use of Irises», Proc. I.R.E., 1947, 35, p. 1080.
46. F e lsen, L. В., and M a r с u v i t z, N.: «Slot Coupling of Rectangular
and Spherical Waveguides», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 755.
47. F e n e r, P., and А к e 1 e у, Е. S.: «Scattering of Electromagnetic Ra-
Radiation by a Thin Circular Ring in a Circular Waveguide», J. appl. Phys
1948, 19, p. 39.
190

48. F i g a n i e r, J., and Ash, E. A.: «Intrinsic Directional Coupler using
Elliptical Coupling Apertures», Proc. I.E.E., 1958, 105C, p. 432.
49. F i n n i 1 a, C. A., Roberts, L. A., and S u s s к i n d, C: «Measu-
«Measurement of Relative Phase Shift at Microwave Frequencies», Trans. I.R.E.,
i960, MTT-8, p. 143.
50. Firestone, W. L.: «Analysis of Transmission Line Directional Coup-
Couplers», Proc. I.R.E., 1954, 42, p. 1529.
51. Fogel, R. L.: «An Orthogonal Mode Transducer», Nat. Conv. Rec. I.R.E.,
1956, pt 5, p. 53.
52. Fox, A. Q.: «An Adjustable Waveguide Phase Changer», Proc. I.R.E.,
1947, 35,p. 1489, and Bell Lab. Rec, 1948, 26, p. 245.
53. F о x, A. Q.: «Wave Coupling by Warped Normal Modes», Bell Syst. tech.
J., 1955, 34, p. 823, and Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No. 6, p. 2.
54. Franz, K.: «Reflection of Electric Waves at a Capacitance Diaphragm
in a Rectangular Waveguide», Arch, elekt. Ubertragung, 1948, 2, p. 140.
55. F r e e d m a n, S.: «Microwave Directional Couplers», Radio Televis.
News, 1950, 14, p. 11.
56. Gabriel, W. F.: «Design Note on a Serrated Choke», Trans. I.R.E.,
¦ 1959, MTT-7, p. 482.
57. G i n z t о n, E. L., and G о о d w i n, P. S.: «A Note on Coaxial Bethe-
Hole Directional Couplers», Proc. I. R. ?., 1950, 38, p. 305.
58. G о о d e n, J. S.: «The Field Surrounding an Antenna in a Waveguide»,
J.I.E.E., 1948, 95, pt III, p. 346.
59. G r a n t h a m, J. P.: «Microwave Rotating Joints», Electronic Engng,
1951, 23, pp. 332 and 377.
60. G r i e m s m a n n, J. W. E., and К a s a i, S. S.: «Broad-Band Wave-
Waveguide Series-Tee for Switching», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 252.
61. G r u e n b e r g, H.: «Symmetrically-Placed Inductive Posts in Rectan-
Rectangular Waveguide», Canad. J. Phys., 1952, 30, p. 211.
62. H a 1 f or d, G. J.: «A Wideband Waveguide Phase-Shifter», Proc., I.E.E.,
1953, 100, pt III, p. 117.
63. H a me, T. G.: «Waveguide Power Dividers», Electronic Engng, 1957, 29,
p. 368.
64. H a u s e r, W.: «On the Theory of Anisotropic Obstacles in Waveguides»,
Quart. J. Mech. appl. Math., 1958, 11, pt 4, p. 427.
65. H e n s p e r g e r, E. S.: «The Design of Multi-Hole Coupling Arrays»,
Microwave J., 1959, 2, No. 8, p. 38.
66. H о n e г j a g e r, R.: «On the Theory of Electromagnetic Radiation in
Metal Tubes,», Z. Phys., 1950, 128, p. 72.
67. H о u s e I e y, P. J.: «Rotating-Loop Reflectometer for Waveguide»,
Proc. I.R.E., 1959, 47, p. 585.
68. H u r d, R. A., and Gruenberg, H.: «H.-Plane Bifurcation of Rectan-
Rectangular Waveguides», Canad. J. Phys., 1954, 32, p. 694.
69. Jakes, W. C: «Broadband Matching with a Directional Coupler»,
Proc, I.R.E., 1952, 40, p. 1216.
70. J e s s e 1, M.: «Diffraction Apertures in Waveguides», C. R- Acad. Set.
(Paris); 1951, 232, p. 1546.
71. J ess el, M.: «Radiation from an Aerial located inside a Rectangular
Waveguide», С R. Acad. Set. (Paris), 1951, 233, p. 783.
72. К a d e n, H.: «Circular-Aperture and Slot Coupling between Coaxial
Lines», Z. angew. Phys., 1951, 3, p. 44.
73. К a h a n, Т.: «Reflection of an Electromagnetic Wave by a Disk located
in a Waveguide», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1946, 222, p. 998.
74. К a h n, W. K.: «?-Plane Forked Hybrig-T Junction», Trans. I.R.E.,
1955, MTT-3, No. 6, p. 52.
75. К i e 1 у D. G.: «A New Type of Waveguide Rotary Switch», J. Brit. I.R.E.,
1953, 13, p. 100.
76. Kin g. H. E.: «Broad-Band Coaxial Choked-Coupling Design», Trans.
I.R.E., 1960, MTT-8, p. 132.
191

77. К i г s с h b a u m, H. S., and Chen, S.: «A Method of Producing
Broad-Band Circular Polarization Employing an Anisotropic
Dielectric», Trans. I.R.E.. 1957, MTT-5, p. 199.
78. К n e с h t 1 i, R. C: «Further Analysis of Transmission-Line Direc-
Directional Couplers», Proc. I.RE., 1955, 43, p. 867.
*79. К r a s n u s h к i n, P. E., and К h о к h 1 о v, R. V.: «Spatial Beating
in Coupled Waveguides», Zh. tekh. Fit., 1949, 19, p. 931.
80. L e b 1 о n d, A.: «Note on Coaxial-Line/Waveguide Junctions: The Case
of Thin Structures», Ann. Radioelect., 1956, 11, p. 331.
81. Lev y, R.: «Hybrid Junctions», Electronic Radio Engr, 1959, 36, p. 308.
82. Lev y, R.: «A Guide to the Practical Application of Tchebycheff Func-
Functions to the Design of Microwave Components», Proc. I.E.E., 1959, 106C,
p. 193.
*83. L e w i n, L.: «Advanced Theory of Waveguides» (II iffe, London, 1951).
84. L e w i n, L.: «The Impedance of Unsymmetrical Strips in Rectangular
Waveguides», Proc. I.E.E., 1952, 99, pt IV, p. 168.
85. L e w i n, L.: «Note on Reactive Elements for Broadband Impedance
Matching», Elect. Commun., 1952, 29, p. 75.
86. L e w i n, L.: «A Contribution to the Theory of Probes in Waveguides»,
Proc. J.E.E., 1958, 105C, p. 109.
87. Lewis, D. J.: «Mode Couplers and Multimode Measurement Techni-
Techniques», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 110.
88. Lombardini, P. P., Schwartz, R. F., and Kelly, P. J.,:
«Criteria for the Design of Loop-Type Directional Couplers for the
L-Band», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 234.
89. L о m e r, P. D., and Crompton, J. W.: «A New Form of Hybrid
Junction for Microwave Frequencies», Proc. I.E.E., 1957,104В, р. 261.
90. Long, M. W.: «A High-Speed K-Band Switch», Proc. I.R.E., 1951,
39, p. 1566.
91. Lot h, P. A.: «Recent Advances in Waveguide Hybrid Junctions», Trans.
I.R.E., 1956, MTT-4, p. 268.
92. Louisell, W. H.: «Analysis of the Single Tapered Mode Coupler»,
Bell Syst. tech. J., 1955, 34, p. 853.
93. Lucas, I.: «End Sections for Matching Waveguide Directional Couplers
of Periodic Structure», Arch, elekt. Ubertragung, 1958, 12, p. 91.
94. M а с f a r 1 a n e, Q. Q.: «Quasi-Stationary Field Theory and its Appli-
Applications to Diaphragms and Junctions in Transmission Lines and Wave-
Waveguides», J. I. E. E., 1946, 93, pt IIIA, No. 4, p. 703.
95. M с К en n a , M. F.: «Low-Loss Structures in Waveguides», Electronic
Radio Engr, 1958, 35, p. 470.
*96. Marcuvitz, N.: «Waveguide Handbook» (McGraw-Hill, New York,
1951).
*97. Markov, Q. Т.: «Excitation of a Circular Waveguide», Zh. tekh. Fiz.,
1952, 22, p. 747.
98. Mayer, F.: «Transitions from the TEOi Mode in a Rectangular Wave-
Waveguide to the TEU Mode in a Circular Waveguide», J. Phys. Radium,
1956, 17, Sup. No. 3, p. 52A.
99. M e i n к e, H. H.: «Diaphragms in Waveguides», Fernmeldetech. Z.,
1951, 4, p. 431.
100. M e у e r, M. A., and Q о 1 d b e r g, H. В.: «Applications of the Turnstile
Junction», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No. 6, p. 40.
101. M u 1 1 e r, R. H.: «A Proposal for Broad-Band Coupling of Power-
Line Carrier Equipment», Trans. Amer. I.E.E., 1949, 68, p. 1028.
102. Miller, S. E., and M u m f о r d, W. W.: «Multi-Element Directio-
Directional Couplers», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 1071.
103. Miller, S. E.: «Coupled Wave Theory and Waveguide Applications»,
Bell Syst. tech. J., 1954, 33, p. 661.
104. Mollwo, L.: «A Contactless Wide-Band Switch for 20-cm Wave-
Wavelengths», Hochfreq. Elektroak., 1957, 65, p. 181.
192

*1O5. Montgomery, С. G., Dicke, R. H., and P u г с e 1 1, E. M.:
«Principles of Microwave Circuits» (McGraw-Hill, New York, 1948).
106. M о n t e a t h, Q. D.: «Coupled Transmission Lines as Symmetrical
Directional Couplers», Proc. I.E.E., 1955, 102B, p. 383.
107. Moreno, Т.: «Microwave Transmission Design Data» (McGraw-
Hill, New York, 1948).
108. M о r i t а, Т., and Sheingol d, L. S.: «A Coaxial Magic-T», Trans.
I.R.E., 1953, MTT-1, November, p. 17.
109. M fl 1 1 e r, R., and Ru с h, E.: «Diffraction of Guided Waves at Plane
Diaphragms», Z. Naturforsch., 1950, 5a, p. 617.
110. M ii 1 1 e r, R.: «An Exact Formulation of the Problem of Diffraction
by Diaphragms with Slits in Waveguides with Rectangular Cross
Section», Z. angew. Phys., 1952, 4, p. 424.
111. M п 1 1 e r, R.: «The Slotted Diaphragm in Rectangular Waveguides»,
Z. angew. Phys., 1953, 5. p. 142.
112. M u m f о r d, W. W.: «Directional Couplers», Proc. I.R.E., 1947,
35, p. 160.
113. M u m f о r d, W. W.: «The Optimum Piston Position for Wide-Band
Coaxialto-Waveguide Transducers», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 256.
* 114. N e у m a n, M. S.: «A Step-by-Step Method for Designing Waveguides
and Oscillating Systems», Radioteckhnika, 1955, 10, p. 12.
115. О g u с h i, В., and Yamaguchi, K.: «Centre-Excited TE01 Mode
Transducer», Rep. Elect. Commun. Lab. (Tokyo), 1958, 6, p. 389.
116. Oliver, В. М.-. «Directional Electromagnetic Couplers», Proc. I.R.E.,
1954, 42, p. 1686.
117. О г t u s i, J. A.: «The Amplitude Concept of an Electromagnetic Wave
and its Application to Junction Problems in Waveguides», Trans.
I.R.E., 1956, AP-4, p. 156.
118. О r t u s i, J., and F e с h n e r, P.: «Geometrical Representation of
the Characteristics of an Active Obstacle inserted in a Waveguide», Ann.
Radioelect., 1949, 4, p. 131.
119. P a 1 m i s a n o, R. R., and Sherman, A.: «Waveguide Coils make
Compact Delay Lines», Electronics, 1958, 31, October 24th, p. 88.
120. P a r z e n, В., and Y a 1 о w, A.: «Theory and Design of the Reflectome-
ter», Elect. Commun., 1947, 24, p. 94.
121. P a s с h e r, H.: «Long-Slot Directional Coupler for H-Mode Waves»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1959, 13, p. 76.
122. Patterson, K. G.: «A Method for Accurate Design of a Broad-Band
Multibranch Waveguide Coupler», Trans. I.R.E-, 1959, MTT-7, p. 466.
123. Pearson, J, D.: «A Contribution to the Theory of Right-Angled
Junctions in Waveguides», «.Quart. J. Mech. appl. Math., 1954, 7, p. 194.
124. P i г с h e r, G.: «Reciprocity Theorem applied to Waveguide Junctions
with Elliptical Polarization», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1954, 239, p. 694.
125. Potter, R.S.:«A Trimode Turnstile Waveguide Junction», Nat. Conv.
Rec. I.R.E., 1956, pt 5, p. 36.
126. Potter, R. S.: «Multiple Mode Excitation of the Trimode Turnstile
Waveguide Junction», Proc. Nat. Electronics Conf., 1956, 12, p. 905.
127. Potter, R. S., and S a g a r, A.: «A New Property of the Turnstile
Waveguide Junction», Proc. Nat. Electronics Conf., 1957, 13, p. 1.
128. R a a b e, H. P.: «A Rotary Joint for Two Microwave Transmission
Channels of the same Frequency Band», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3,
No. 4, p. 30.
*129. R a g a n, G. L.: «Microwave Transmission Circuits» (McGraw-Hill,
New York, 1948).
130. R а о u 1 t, G., and M a r с о n, A.: «An Elliptically-Polarized-Vib-
ration Analyzer for a Circular Waveguide in the 3-cm Waveband»,
С R. Acad. Sci. (Paris), 1954, 238, p. 218.
131. R а о u 1 t, G., F a n g u i n, R., and Marcon., A.; «Analogue of
a Birefringent Quarter-Wave Plate for a Wavelength of 3-2 cm», С R.
Acad. Sci. (Paris), 1955, 240, p. 2497.
193

132. Reed, J.: «The Multiple-Branch Waveguide Coupler», Trans. I.R.E.,
1958, MTT-6, p. 398.
•133. R e e d, J., and W h e e 1 e r, G. J,.: «A Method of Analysis of Symmetri-
Symmetrical Four-Port Networks», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 246.
134. Reed, R. H.: «Modified Magic-Tee Phase Shifter for Microwaves»,
Tele-Tech, 1952, 11, p. 50.
135. R i b 1 e t, H. J.: «A Mathematical Theory of Directional Couplers»,
Proc. I.R.E., 1947, 35, p. 1307.
136. R i b 1 e t, H. J., and S a a d, T. S.: «A New Type of Waveguide Direc-
Directional Coupler», Proc. I.R.E., 1948, 36, p. 61.
137. R i bl e t, H. J.: «The Short-Slot Hybrid Junction», Proc. I R.E.,
1952, 40, p. 180.
138. R i b 1 e t, H. J.: «Superdirectivity with Directional Coupler Arrays»,
Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 994.
139. R i bl e t, H. J., and W i 1 1 i s t о n, R. L.: «X-Band Rotary Joint»,
Trans. I.R.E., 1953, MTT-1, p. 23.
140. Robertson, S. D.: «The Ultra-Bandwidth Finline Coupler», Proc.
I.R.E., 1955,43, p. 739, and Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No. 6, p. 45.
141. Robertson, S. D.: «Recent Advances in Finline Circuits», Trans.
I.R.E., 1956, MTT-4, p. 263.
142. Rosen.S., and В a n g о r t, J. Т.: «A Consideration of Directivity
in Waveguide Directional Couplers», Proc. I.R.E., 1949, 37, p. 393.
•143. R о z h d e s t v e n s к i, B. L., and С h e t a e v, D. N.: «The Problem
of the Elimination of Reflections in Waveguides with Varying Cross
Section», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1951, 79, p. 427.
144. R u с h, E.: «The Effect of a Diaphragm on the Field of an Electromag-
Electromagnetic Wave in a Tube», Ann. Phys. (Leipzig), 1950, 7, p. 248.
145. Saxon, G., and Miller, C. W.: «Magic-Tee Waveguide Junction»,
Wireless Engr. 1948, 25, p. 138.
146. S с h i f f m а п, В. М.: «A New Class of Broad-Band Microwave 90-Degree
Phase Shifters», Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, p. 232.
147. Schuon, E.: «Properties and Design of Long-Slot Directional Couplers»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1958, 12, p. 237.
148. Schwartz, R. F.: «Bibliography on Directional Couplers», Trans.
I.R.E., 1955, MTT-3, No. 3, p. 42.
149. S e v e r i n, H.: «An Improved S^u^26 Section with Constant-Width
Region», Z. angew. Phys., 1954, 6, p. 262.
150. S e v e r i n, H.: «The Squeeze Section, a Simple and Universal Measu-
Measurement Apparatus for Centimetre Wavelengths», Tech. МШ. PTT., 1955,
33, p. 130.
151. S h e i n g о 1 d, L. S.: «The Susceptance of a Circular Obstacle to an
Incident Dominant Circular-Electric Wave», J. appl. Phys., 1953, 24,
p. 41.
152. S h e i n g о 1 d, L. S., and S t о r e r, J. E.: «Circumferential Gap in
a Circular Waveguide Excited by a Dominant Circular-Electric Wave»,
J. appl. Phys., 1954, 25, p. 545.
153. S h i m i z u, J. K.., and Jones, E. M. Т.: «Coupled-Transmission-
Line Directional Couplers», Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, No. 4, p. 403.
154. Shraoys, J.:«A Note on Reflection from Dielectric Structures in Wa-
Waveguide», J. appl. Phys., 1948, 19, p. 797.
155. S i с h a k, W., and L e v i n e, D. J.: «Microwave High-Speed Conti-
Continuous Phase Shifter», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 1661.
156. Simmons, A. J.: «A Compact Broad-Band Microwave Quarter-Wave
Plate», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 1089.
157. Simmons, A. J.: «Errors in a Microwave Rotary Phase Shifter»,
Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 869.
*158. Slater, J. C: «Microwave Transmission» (McGraw-Hill, New York,
1942).
159. Smith, J. M.: «A Property of Symmetric Hybrid Waveguide Junc-
Junctions», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 253.
194

160. S m u 1 1 i n, L. D., and Glass, W. G.: «The Offset Waveguide
Junction as a Reactive Element», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 1124.
161. S m у t h e, W. R.: «Narrow Gaps in Microwave Problems», Rev.
mod. Phys., 1948, 20, p. 175.
162. S oh on, H.: «Wide-Band Phase Delay Circuits», Proc. I.R.E., 1953,
41, p. 1050.
163. S о 1 v m a r, L.: «Some Properties of Three Coupled Waves», Trans.
I.R.E., 1960, MTT-8, p. 284.
164. Stevenson, A. F.: «Theory of Slots in Rectangular Waveguides»,
J. appl. Phys., 1948, 19, p. 24.
165. S u r a i n, K.: «Directive Couplers in Waveguides», J.I.E.E., 1946,
93, pt IIIA, No. 4, p. 725.
166. S w e r n, L.: «Broadband Coaxial-Line to Waveguide Adaptors using
Step-Ridge Transformers», Proc. Nat. Electronics Ccnf., 1953, 9, p. 805.
167. S z e p e s i, Z.: «Ring Mode Filter for Type Hu Waves in Circular
Waveguides», Onde elect., 1950, 30, pp. 230 and 293.
168. Teeter, W. L.: «A High-Speed Broad-Band Microwave Waveguide
Switch», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No. 5, p. 11.
169% Teichmann, Т.: «Completeness Relations for Loss-Free Microwave
Junctions», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 701.
*170. T о m i у a s u, K.., and С о h n, S. В.: «The Transvar Directional Coup-
Coupler», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 922.
171. T о m i у a s u, K.: «A New Annular Waveguide Rotary Joint», Proc.
I.R.E., 1956, 44, p. 548.
172. T о m i у a s u, K.., and Bolus, J. J.: «Characteristics of a New
Serrated Choke», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 33.
173. T о in p к i n s, R. D.: «A Broad-Band Dual-Mode Circular Wave-
Waveguide Transducer», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 181.
174. T w i s 1 e t о n, J. R. G.: «The Transformation of Admittance through
a Matching Section and Lossless Waveguide Junction», Proc. I.E.E.,
1959, 106B, p. 175.
175. Tyminski, W. V., and H у 1 a s, A. E.: «A Wide-Band Hybrid
Ring for U. H. F.», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 81.
176. T у r r e 1, W. A.: «Hybrid Circuits for Microwaves», Proc. I.R.E.,
1947, 35, p. 1294.
177. V a i 1 1 a n с о u r t, R. M.: «Errors in a Magic-Tee Phase Changer»,
Trans. I.R.E., 1958, MTT-5, No. 3, p. 204.
* 178. V a i n s h t e i n, L. A.: «Diaphragms in Waveguides», Zh. tekh. Fiz.,
1955, 25, p. 841.
179. V о s s, W. G.: «Modified Two-Hole Directional Coupler», Electronic
Radio Engr, 1959, 36, p. 28.
180. W a t s о n, W. H.: «Resonant Slots», J.I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, No.
4, p. 747.
181. W e i s s f 1 о с h. A.: «Use of Short-Circuiting Pistons in the Study of
Junctions and Directional Couplers», Ann. Telecomm., 1954, 9, p. 81.
182. Wells, E. M.: «A Short-Slot Hybrid for 9 mm», Matconi Rev., 1954,
17, p. 86.
183. Wheeler, G. J.: «Broadband- Waveguide-to-Coaxial Transitions»,
Nat. Conv. Rec. I.R.E., 1957, 5, pt I, p. 182.
184. Wheeler, H. A., and Schwiebert, H.: «Step Twist Waveguide
Components», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No. 5, p. 44.
185. Wheeler, M. S.: «Two-Section Tranjmission-Line Transformer»,
Wireless Engr, 1955, 32, p. 15.
186. Wolf H.: «The Theory of Reflectometers», Arch, elekt. Ubertragung,
1954, 8, p. 585.
187. Y о s h i d a, S.: «On the Microwave Turnstile Junction», J. lnst.
Elect. Commun. Engrs Japan, 1952, 35, p. 466.
188. Young, L.: «Branch Guide Couplers», Proc. Nat. Electronics Conf.,
1956, 12, p. 723.
195

189. «I. R. E. Standards on Antennas and Waveguides: Definitions for Wave-
Waveguide Cmponenb, 1955», Proc /. R. E., 1955, 43, p. 1073.
190. W i 1 к i n s о n, E. J.: «An Л'-Way Hybrid Power Divider», Trans.
I.R.E., 1960, MTT-8, p. 116.
191. T о m p к i n s, R. D.: «A Dispersionless Dielectric Quarter-Wave
Plate in Circular Waveguide», Proc I.R.E., I960, 48, p, 1171.
192. Conning., S. W.: «Theory of the Slotted-Tube Hybrid Junction»,
Proc. I.R.., 1960, 48, p. 248.
193. О 1 i n e r, A. A.: «Equivlent Circuits for Small Symmetrical Longitu-
Longitudinal Apertures and Obstaches», Trans I.R.E., 1960, MTT-8, p. 72.
194. S p r u с h, L., and В a r t r a m, R.: «Bounds on the Elements of the
Equivalent Network for Scattering in Waveguides: Part I — Theory»,
J. appl. Phys., 1960, 31, p. 905.
195. В a r t r a m, R., and S p r u с h, L.: «Bounds on the Elements of the
Equivalent Network for Scattering in Waveguides: Part 2 — Application
to Dielectric Obstacles», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 913.
196. Huxley, L. G. H.: «A Survey of the Principles and Practice of Wave-
Waveguides» (University Press, Cambridge, 1947).
197. Friedman, D. S.: «Optimum Bandwidth for Waveguide-to-Coaxial
Transducers», Trans. I.R.E., 1957, MTT-5, p. 75.
198. В u d e n b о m, H. Т.: «Transmission Properties of Hybrid Rings and
Related Annuli», Nat. Conv. Rec. I.R.E., 1957, pt 1, p. 186.
199. К i n g d о п, В. Е.: «A Circular-Waveguide Magic Tee and its Appli-
Application to High-Power Microwave Transmission», J. Brit. I.R.E., 1953,
13, p. 275.
200. Cohen, M., and К a h n, \V. K.: «Analytical Asymmetry Parameters for
Symmetrical Waveguide Junctions», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 430.
201. Kerns, D. M.: «Analysis of Symmetrical Waveguide Junctions», J.
Res. nat. Bur. Stand., 1951, 46, p. 267.
202. P a n n e n b о r g, A. E.: «On the Scattering Matrix of Symmetrical
Waveguide Junctions», Philips res. Rep., 1952, 7, p. 133.
203. T i s с h e r, F. J.: «Rotatable Inductive Probe in Waveguides», Proc.
I.R.E., 1955, 43, p. 974.
204. С u t г о n a, J. J.: «The Theory of Biconjugate Networks», Proc. I.R.E.,
1951, 39, p. 827.
205. Hodge, E.: «Compact Top-Wall Hybrid Junction», Trans. I.R.E.,
1953,: MTT-1, p. 39.
206. В г о w n, G. H., M о r r i s о n, W. C, Behrend, W. L., and R e d-
deck, J. G.: «Method of Multiple Operation of Transmitter Tubes
Particularly Adapted for Television Transmission in the U.H.F. Band»,
RCA Rev., 1949, 10, p. 161.
207. Campbell, Q. A., and Foster, R. M.: «Maximum Output Net-
Networks for Telephone Substation and Repeater Circuits», Proc. I.R.E.,
• 1920, 39, p. 231, and Trans. Amer. I.E.E., 1920, 39, p. 231.
208. M u e h e, С. Е.: «Quarter-Wave Compensation of Resonant Disconti-
Discontinuities», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 296.
209. Augustine, C. F., and С h e a 1 J.: «The Design and Measurement
of Two Broadband Coaxial Phase-Shifters», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8,
p. 398.
210. M a g i d, M.: «Precision Microwave Phase Shift Measurements», Trans.
I.R.E., 1958, 1—7, p. 321.
211. E n g e n, G. F., and В e a t t y, R. W.: «Microwave Reflectometer
Techniques», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 351.
212. E n g e n, G. F.: «A Method of Improving Isolation in Multi-Channel
Waveguide Systems», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 460.
213. Barnett, E. F.:«A New Precision Waveguide Phase Shifter», Hewlett-
Packard У.,1955, 6, No. 5, and Trans, I.R.E., 1955, I—4, October, p. 150.
214. J о hns о n, R. С, Н о 11 i m a n, A. L., and H о 1 1 i s, J. S.: «A Wave-
Waveguide Switch Employing the Offset Ring-Switch Junction», Trans.
I.R.E., 1960, MTT-8, p. 532.
196

215. A d а с h i, S., and Kennaugh, E. M.: «The Analysis of a Broad-
Band Circular Polarizer including Interface Reflections», Trans, I.R.E.,
1960, MTT-8, p. 520.
216. P r i с e, O. R., and L e i с h t e r, M.: «Scattering Matrix for an /V-Port
Power-Divider Junction», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 669.
217. R о b i n s о n, S. J.: «Broad-Band Hybrid Junctions», Trans. I.R.E.,
1960, MTT-8, p. 671.
218. Stiisser, W.: «The Magic T», Frequenz, 1960, 14, p. 17.
219. Kerns, D. M.: «Half-Round Inductive Obstacles in Rectangular
Waveguide», J. Res. nat. Bur. Stand., 1960, 64B, p. 113.
220. Koike, R.: «Recent Advances in the Use of Coupled Transmission
Lines as Directional Couplers», Proc, I.E.E., 1961, 108B, p. 120.
221. В о s m a, H.: «Two Capacitive Windows in a Rectangular Waveguide»,
Appl. sci. Res., 1958, B7, p. 131.
222. Burg, F. A. W. van den: «Transmission in a Rectangular Waveguide
Loaded with an Arbitrary Number of Capacitive Screens», Appl.sci.
Res., 1958, B7, p. 153.
223. Searing, R. M.: «Variable Capacitance Diodes used as Phase-Shift
Devices», Proc. I.R.E., 1961, 49, p. 640.
*224. M a s h к о v t s e v, R. M., В e n s m a n, L. Z., and Khokhrev,
A. A.: «A Wide-Band Waveguide Directional Coupler», Radio Engng
USSR, 1960, 15, p. 12, and Radiotekhnika, I960, 15, p. 8.
225. T r e m b 1 a y, R.: «A Microwave Phase-Shifter with Dielectric Prisms»,
Canad. J. Phys., 1961, 39, p. 409.
*226. А к h i e z e r, A. N.,: «Coupling of Rectangular Waveguides by Means
of a Hole in the Wide Wall», Zh. tekh. Fiz., 1960, 30, p. 851.
227. H or ak., J.: «Directional Couplers with the Waveguides Perpendicular
to Each Other», Slab. Obz., 1960, 21, p. 72.
*228. Rapaport, Q. N.: «Calculation of a Symmetrical Diaphragm in
a Circular Waveguide», Zh. tekh. Fiz., 1952, 22, p. 1004.
229. Y a n a 1, H.: «Waveguide Phase-Shifter using Metallic Plate», J. Inst.
Elect. Commun. Evgrs. Japan, 1952, 35, p. 29.
230. A 1 f or d, A., and Watts, С. В.: «A Wideband Coaxial Hybrid»,
Nat. Conv. Rec. I.R.E., 1956, 4, pt 1, p. 171.
231. О к а у a, A.: «A Five-Port Matched Pseudo-Magic Tee», Trans. I.R.E.,
1961, MTT-9, p. 216.
232. S t б s s e r, W.: «The 3-dB Coupler», Frequenz, 1960, 14, p. 117.
233. S с h u e g r a f, E.: «A Polarization Filter with Symmetric Excita-
Excitation of Нц Waves», Frequenz, 1960, 14, p. 121.
234. S t a r k, L.: «Design of a Coaxial Hybrid Junction», Trans. I.R.E., 1961,
MTT-9, p. 124.
235. Reed, J., and Wheeler, G.: «A Broadband Fixed Coaxial Power
Divider», Nat. Conv. Rec. I.R.E., 1957, 5, pt 1, p. 177.
236. В г e e t z, L. D.: «An Annular Waveguide Rotary Joint with Wave-
Waveguide Feed», Commun. Electronics, 1954, No. 11, p. 62.
237. В а г к s о n, J. A.: «Coupling of Rectangular Waveguides having
a Common Broad Wall which contains Uniform Transverse Slots»,
Wescon Conv. Rec. I.R.E., 1957, 1, pt 1, p. 30.
238. W e i-g u a n, Li п.: «Coupling between a Rectangular Waveguide and
a Circular Waveguide or a Cylindrical Cavity through a Small Hole»,
Sci. Sinica, 1959, 8. p. 650"
*239. G e r t s e n s h t e i n, M. E., and В г у ansk i i, L. N.: «A Low-Ref-
Low-Reflecting Waveguide Phase-Shifter», Radiotekh. Elektron., 1958, 3, p. 710.
240. Ruppersberg, H. K.: «A Short-Circuiting Plunger for a Coaxial
Line», Arch, elekt. Ubertragung, 1956, 10, p. 358.
241. R i h а с z e k, A.: «Waveguides in Ultra-High-Frequency Engineering»,
Electrotech. Z., 1956, 8, p. 207.
242. О к a m u r a, S., S u g a n o, M., and S u m i t a, M.: «A New Type of
Waveguide Phase Shifter», J. inst. Elec. Commun. Engrs Japan, 1956,
39, p. 419.
197

243. R a t o, J. de: «Impedance and Scattering Coefficients in Waveguide
Transmission Systems», Rev. Telecom., 1956, 11, p. 60.
244. Sander, A.: «Excitation and Propagation of the Ео„ Waves in Circu-
Circular Waveguides, with a Coaxial-Line Input and Output», Arch, elekt.
Ubertragung, 1956, 10, p. 77.
245. M а к i m о t о. Т., and Y о к о u с h i, S.: «Study of a Detecting Probe
in a Rectangular Waveguide», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan.
1953, 36, p. 310.
246. Suzuki, M.: «Impedance of Adjusting Screws projecting into a Wave-
Waveguide», J. Inst. Elect. Commun. Engrs. Japan, 1954, 37, p. 626, and
1955, 38, p. 89.
247. Suzuki, M.: «Dielectric Elements in a Rectangular Waveguide»,
J. Inst. Elect. Commun. Engrs. Japan, 1955, 38, p. 22.
248. T о m i у a s u, K..: «Intrinsic Insertion Loss of a Mismatched Micro-
Microwave Network», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, No. 1, p. 40.
249. К a t o, N.. and I s о b e, Т.: «The Characteristics of someCylindri-
cal Objects in a Rectangular Waveguide», J. Inst. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1955, 38, p. 167.
250. Matthews, E. W.: «The Use of Scattering Matrices in Microwave
Circuits», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3, No. 2, p. 21.
251. Hunton, J. K., Poulter, H. C, and R e i s, С S.: «High-Direc-
«High-Directivity Coaxial Directional Couplers and Reflectometers», Hewlett-
Packard J., 1955, 7. No, 2, p. 1.
252. Miiller, R.: «The Variation of Electric Field Strength in a Rectan-
Rectangular Waveguide supporting the Hol Fundamental Mode due to the
Presence of a Thin Cicrcular Wire», Arch, elekt. Ubertragung, 1953, 7,
p. 451.
253. M a r g e r u m, D. L.: «Broadbanding Circular-Polarizing Transducers»,
Trans. I.R.E., 1953, MTT-1, November, p. 24.
254. S с h i r m a n, J. D.: «Equivalent Circuit for the Excitation of Wave-
Waveguides», Nachr. tech., 1953, 3, p. 492.
255. T a n а к a, S., and О к а к u г а, Т.: «Characteristics and Improvement
• of Bethe-Hole Directional Couplers for Waveguides», J. Inst. Elect.
Commun. Engrs Japan, 1953, 36, «p. 489.
256. P r a t t, A.: «Two Types of Waveguide Switches», Trans. I.R.E., 1953,
MTT-1, November, p. 30.
257. T a n а к a, S.: «A New Equivalent Circuit for the Coaxial-to-Wave-
guide Junction and the Concept of Elementary Impedance», J. Inst.
Elect. Commun. Engrs Japan, 1952, 35, p. 563.
258. Suzuki, M.: «Theory of the Rectangular Iris in a Waveguide», J. Inst.
Elect. Commun. Engrs Japan, 1953, 36, p. 54.
259. К u m a g a i, S., and I t а к u г а, K-: «Theoretical and Experimental
Researches on New Type Directional Couplers», Technol. Rep. Osaka
Univ., 1953, 3, p. 257.
260. T a n а к a, S.: «A Broad-band Coaxial-to-Waveguide Junction», J.
Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1954, 37, p. 172.
261. M а к i m о t о, Т.: «Precision Measurement of Symmetrical Inductive
Window in Rectangular Waveguide» J. Inst. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1953, 36, p. 94.
262. Oh, L. L., and Lund en С D.-. «High-Speed Microwave Switch»,
Electronics, 1961, 34, July 7th, p. 60.
263. О h, L. L., and L u n d e n, С D.: «Zigzag-Line Couplers transfer Micro-
Microwave Power. Noncontacting Switch has Long Lifetime», Electronics,
1961, 34, July 14th, p. 58.
264. Young, L.: «Design Chart for Quarter-Wave Stubs», Microwave J.,
1961, 4, May, p. 92.
265. Wong, J. Y.:«A Mechanical Waveguide Hybrid Phase Shifter», Trans.
I.R.E., 1961, MTT-9, p. 364.
266. M a h e г, В.: «An L-Band Lc<ip-Type Coupler», Trans. I.R.E., 1961,
MTT-9, p. 362.
198

267. L e w i n, L.: «On the Resolution of a Class of Waveguide Discontinuity
Problems by the Use of Singular Integral Equations», Trans. I.R.E.,
1961, MTT-9, p. 321.
268. N о w a k, W.: «The Use of Asymmetric Coupling for Waveguide Direc-
Directional Couplers with Frequency-Independent Coupling Factor», Hochf-
req. Elektroak. ,1960 69, p. 179.
269. N о w a k, W.: «The Oblique-Slot Coupler, a New Waveguide Directional
Coupler for Frequency-Independent Loose Couplings», Hochfreq. Elekt-
Elektroak., 1960, 69, p. 193.
270. R о g a 1, В., and С u 1 1 e n, A. L.: «Wide-Band Coupling Systems
between a Waveguide and a Transmission Line», Proc. I.E.E., 1961,
108 C, p. 433.
271. К a d e n, H.: «Electromagnetic Waves in Multi-terminal Couplings
of Rectangular Waveguide», Arch, elekt. Ubertragung, 1961, 15, p. 61.
272. J о n e s, С W.: «Concerning Hybrids», Microwave J.,1961, 4, October,
p. 98.
273. В г a u n, F. A.: «Contacting Piston for a Small-Height Waveguide»,
Rev. sci. Instrum., 1961, 32, p. 992.
274. S с h e 1 к u n о f f, S. A.: «The Impedance of a Transverse Wire in
a Rectangular Waveguide», Quart, appl. Math., 1943, 1, p. 78.
*275. К i s u n к o, G. V.: «Theory of Excitation of Waveguides», Bull. Acad.
Sci. (USSR), 1946, 10, p. 217, and Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1946, 51,
p. 199.
*276. Mandelstam, L.: «Some Questions connected with the Excitation
and Propagation of Electromagnetic Waves in Tubes», Zh. eksper. tear.
Fit., 1945, 15, p. 461.
277. P о n, C. Y.: «Hybrid-Ring Directional Coupler for Arbitrary Power
Divisions», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 529.
*278. К о v t u n, N. M., and Tereshchenko, A. I.: «TheCharacteris-
«TheCharacteristics of Ferrite Phase Shifters consisting of H-Waveguides», Zh. tekh.
Fiz., 1961, 31, p. 834, and Soviet Physics — Technical Physics, 1962,
6, p. 602.
279. Barnett, E. F.: «A Precision X-Band Phase Shifter», Trans. I.R.E.*
1955, IT-4 p. 150.
280. M i у a g i, M.: «Parallel Push-Pull Hybrid Circuit», Trans. I.R.E.,
1962, MTT-10, p. 35.
281. Q e t s i n g e r, W. J.: «Ridge Waveguide Field Description and Appli-
Application to Directional Couplers», Trans. I.R.E., 1962, MTT-10, p. 41.
282. Shel ton, W. L.: «Ridged Waveguide Receiver and Components»,
Microwave J., 1962, 5, April, p. 101.
283. W о m а с к, С. Р.: «The Use of Exponential Transmission Lines in Mic-
Microwave Components», Trans. I.R.E., 1962, MTT-10, p. 124.
284. Wort, D. J. H.: «Directional Coupler in Oversize Waveguide», J. sci~
Instrum., 1962, 39, p. 317.
2. Ахиезер А. И., Любарский Г. Я- К теории возбуждения
колебании в волноводе с помощью линейной антенны. ЖТФ, 1950,
т. 20, стр. 1049.
16. Б е н е н с о н Л. С. К расчету возбуждения волноводов. ЖТФ, 1952,
т. 22, стр. 559.
23. Б у т р о в М. В. Симметричная диафрагма произвольной толщины
в круглом волноводе. «Радиотехника и электроника», 1955, т. 16,
стр. 891.
39. Д а л ь м а н. Применение угла Брюстера при проектировании эле-
элементов коаксиальных линий для сантиметровых волн. «Вопросы ра-
радиолокационной техники», 1955, вып. 3 B7), стр. 120—130.
79. К Р а с н у ш к и и П. Е., Хохлов Р. В. Пространственные бие-
биения в связанных волноводах. ЖТФ, 1949, т. 19, стр. 931.
199

83. Левин Л. Современная теория волноводов. Пер. с. англ., под
ред. Э. Л. Бурштейна. Изд-во иностранной литературы, 1954.
96. «Справочник по волноводам». Пер. с англ., под ред. Я- Н. Фельда.
Изд-во «Советское радио», 1952.
97. М а р к о в Г. Т. Возбуждение круглого волновода. ЖТФ, 1952,
т. 22, стр. 747.
105. «Теория линий передачи сверхвысоких частот». Пер. с англ., под
ред. А. И. Шпунтова. Изд-во «Советское радио», 1951.
114. Н е й м а и М. С. Ступенчатый метод расчета волноводных и колеба-
колебательных систем. «Радиотехника», 1955, т. 1, стр. 12.
129. «Линии передачи сантиметровых волн». Пер. с англ. под ред.
Г. А. Ремеза. Изд-во «Советское радио», 1951.
133. Рид, Уилле р. Метод исследования симметричных цепей с четырь-
четырьмя выводами. «Вопросы радиолокационной техники», 1957, вып. 3C9).
143. Рождественский Б. Л., Ч е т а е в Д. Н. Проблема расчета
отражений в волноводах с изменяющимся поперечным сечением.
ДАН СССР, 1951, т. 79, стр. 427.
158. Слэте р Дж. Передача ультракоротких волн. Пер. с англ., под ред.
С. Д. Гвоздовера. Гостехтеоретиздат, 1946.
170. Томиясу К-, Кон С. Направленный ответвитель. «Вопросы ра-
радиолокационной техники», 1954, вып. 1A9).
178. ВайиштейнЛ. А., Диафрагмы в волноводах. ЖТФ, 1955, т. 25,
стр. 841.
224. Машковцев Б. М., Б е н ц м а и Л. 3., X о х р е в А. А. Широ-
Широкополосный волиоводный направленный ответвитель. «Радиотехника»,
1960, т. 15, стр. 8.
226. Ахиезер А. Н. О связи прямоугольных волноводов с помощью
отверстия в широкой стенке. ЖТФ, 1960, т. 30, стр. 851.
228. Рапопорт Г. Н. Расчет симметричной диафрагмы в круглом вол-
волноводе. ЖТФ, 1952, т. 22, стр. 1004.
239. Герценштейи М. Е., Брянский Л. Н. Малоотражающий
волиоводный фазовращатель. «Радиотехника и электроника», 1958,
т. 3, стр. 710.
275. Кисунько Г. В. Теория возбуждения волноводов. «Бюллетень
АН УССР», 1946, т. 10, стр. 217 и ДАН СССР, 1946, т. 51, стр. 199.
276. Мандельштам Л. Некоторые вопросы, связанные с возбужде-
возбуждением и распространением электромагнитных воли в трубах. ЖЭТФ,
1945, т. 15, стр. 461.
278. К о в т у н Н. М., Терещенко А. Л. Характеристики феррито-
вых фазовращателей, выполненных иа Н-волноводах. ЖТФ, 1961,
т. 31, стр. 834.

ГЛАВА 4
МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЙ И ПРИБОРЫ
4.1. ИЗМЕРЕНИЕ МОЩНОСТИ
4.1.1. Принципы и методы измерений
Методы и аппаратура, используемые в области измерений,
изменяются в соответствии с природой и величиной исследуемого
параметра [17, 63, 126, 151, 193, 308, 310, 333, 351, 352, 364, 365,
371]. Важно, чтобы прибор был не только точным, но и мог бы ра-
работать в широкой полосе частот. Методы измерения мощности мож-
можно классифицировать как методы, основанные на генерировании,
поглощении и контроле мощности. Вторая группа методов позво-
позволяет измерять мощность непосредственно, в то время как при треть-
третьей группе необходимо знать затухание (ослабление). Измерение
мощности может быть относительным; в этом случае необходима
калибровка приборов по известным стандартам, или абсолютным
когда результаты измерения могут быть непосредственно выражены
в принятых единицах [382].
Так как на сверхвысоких частотах мощность часто модулирует-
модулируется импульсами, то должны применяться методы, позволяющие из-
измерять как пиковую, так и среднюю мощность. Если обозначить их
соответственно через PPk, Pav, то
Pav = fptpPpk- D-1)
Шкалу мощностей можно разбить на малые мощности — менее
10 мет, средние — от 10 мет до 10 вт, и большие — свыше 10 вт.
Для измерения мощности менее 1 мквт обычно применяется
распространенный метод генерирования; это измерение связано
с техникой радиоприема, рассмотренной в гл. 16 т. II.
Иногда мощность измеряют [389] путем определения связанных
с ней величин тока и напряжения [390]. Коллард [66] описал элект-
201

роскоп с золотыми листочками, пригодный для измерения мощно-
мощности в диапазоне сверхвысоких частот. В этом электроскопе узень-
узенькая полоска золота вводилась в щель, прорезанную в стенке линии
передачи. Электроскоп можно было отградуировать на низких
частотах, чтобы он показывал среднее квадратичное значение на-
напряжения. Отклонение листочка наблюдалось с помощью микро-
микроскопа. При использовании резонансных методов на частотах 3 и
10 Ггц могла быть измерена мощность соответственно 50 и 500 мквт.
В варианте этого метода [190] используется тонкая диафрагма,
которая резонирует под действием колебаний, модулированных
звуковой частотой. Силы, действующие на диафрагму, обусловле-
Катод
Рис, 4. 1» Измерение напряжения электронно-лучевым методом:
а —расположение применяемых волноводов; б —энергия электрона в
зависимости от угла пролета. (См. [265].)
ны электрическим и магнитным полями, которые, однако, проти-
противоположны по направлению. Амплитуда колебаний могла быть
измерена благодаря тому обстоятельству, что диафрагма являлась
частью конденсаторного микрофона.
Электронно-лучевые методы применяются на практике [134,
144] для измерения средних и больших мощностей. Метод Томаса
[265] состоит в ускорении электронного пучка, проходящего по-
поперек вакуумной секции линии передачи; измерительное устрой-
устройство для волноводов показано на рис. 4.1, а. Если Ег—= максимум
электрического поля в волноводе, а 6 — фаза, с которой входит
электрон, то окончательная энергия будет определяться выраже-
выражением
W = (ebEi/nn) {cos (пп+Щ — cos 0}, D.2)
где п — число полупериодов при пролете.
Это соотношение изображено графически на рис. 4.1, б, причем
время пролета практически выбирается таким, чтобы получить мак-
максимальное взаимодействие. Энергия, приобретаемая электронами,
измеряется с помощью отрицательного постоянного напряжения
смещения, величину которого можно связать с полем. Затем из
вектора Пойнтинга вычисляется мощность с учетом различных воз-
возмущающих явлений.
202

Нить из платины
диаметром 0,025пп
Для указания наличия и относительной величины мощности
применяются детекторы [245]; типичным примером служит выпря-
выпрямительный диод. Полупроводниковый диод имеет чувствительность
5 мка/мквт и способен обнаруживать мощность 2,5 • 10^12 вт с ши-
шириной полосы 100 гц; время отклика составляет 0,5 мксек, а дрейф
около 1,5-10~2 град-1. Для получения квадратичной характеристи-
характеристики отклика с точностью до 2% входная мощность не должна пре-
превышать 1 мквт. Вакуумные диоды
стабильны и прочны и применя-
применяются в широком диапазоне мощ-
мощностей. Хороший к. п. д. детек-
детектирования получается [127] в
диапазоне от 100 вт до 100 кет;
в таких условиях напряжение на
выходе детектора достаточно ве-
велико и может быть обнаружено
на обычном быстродействующем
осциллографе без предваритель-
предварительного усиления. С этими диодами
можно непосредственно измерять
импульсную мощность на сверх-
сверхвысоких частотах. Диоды в коак-
коаксиальной линии работают в диапа-
диапазоне частот 3—35 Ггц.
В другом приборе для измере-
измерения больших мощностей приме-
применяют неоновую лампу тлеющего
разряда, слабо связанную с ли-
линией передачи. Высота столба
тлеющего разряда, или величина
тока ионизации, позволяет грубо
определять величину мощности.
Следующий измеритель мощности контрольного типа, показанный
на рис. 4.2, состоит в основном из двух сопротивлений в виде очень
тонких проволочек (диаметром 0,0254 мм), натянутых между ши-
широкими стенками волновода. Доля поглощаемой мощности может
изменяться выбором положения проволочек в поперечном сечении
волновода. Расстояние между осями проволочек равно -^Xg. Один
из образцов измерителя на частоте 9,5 Ггц указывал среднюю мощ-
мощность в пределах от 30 мет до 100 вт. Такие приборы широкополос-
широкополосны, и их показания в импульсных системах не зависят от формы им-
импульса и частоты повторения. Если нагрузка несогласована, то
можно показать, что истинная мощность будет пропорциональна
указываемой с коэффициентом пропорциональности 2S/A+ S2).
Удобными средствами обнаружения мощности служат термопа-
термопары, которые питаются от небольшой петли, вводимой в линию пере-
передачи [48]. Видоизмененное устройство состоит из двух проволочек,
Рис. 4.2. Измеритель мощно-
мощности контрольного типа с про-
проволочным сопротивлением.
Рабочая частота 9,5 Ггц, волновод
сечением 28,45X12,62 мм, КСВН=
= 1,02.
203

разнесенных аксиально на -т^ё и натянутых между узкими стенками
волновода. Термопары расположены в центре; в них вводятся по-
потерн за счет нанесения на поверхность небольшого количества ак-
вадага. Большая чувствительность получается при использовании
нескольких термопар; в устройстве, работающем на частоте 35 Ггц,
показанном на рис. 4.3, термопары введены только через одну
узкую стенку волновода. Чувствительные элементы состоят из пар,
содержащих медь со сплавом «Эврика», вмонтированных в стек-
стеклянные капсулы с малыми потерями, причем сами пары погружены
в смесь аралдита с графитовым порошком. Такие элементы легко
устанавливать, и они обладают воспроизводимыми и устойчивыми
характеристиками.
Волновод
Термопара
Разъем
L
Фланец
Рис. 4.3. Контрольный измеритель мощности с термопарами.
Частота 35 Ггц, волновод сеченнем 7,11X3,56 мм. Среднее значение входной мощ-
мощности равно 20 вт. Вносимые потери менее 0,4 дб (ваттметр типа 7325); а —внд сбо-
сбоку со снятой крышкой; б-»разрез в среднем ^поперечном сеченин.
Характеристики узлов сверхвысоких частот на больших уровнях
мощности можно имитировать, работая при пониженном давлении
или устанавливая большую стоячую волну с регулируемой фазой.
Рассогласования нагрузки генератора можно избежать, пользуясь
имитирующим устройством [128], состоящим, например, из резо-
резонансного кольца (резонатора бегущей волны), питаемого через
направленный ответвитель [344]. Могут быть использованы также
гибридные кольца [290]: действующая мощность для одного кольца
будет в два раза больше номинальной, для N колец множитель бу-
будет 2N. С такими имитаторами узел подвергается воздействию бе-
бегущей волны, так что условия проверки близко соответствуют
реальным условиям работы [395].
Мощность гармоник довольно трудно измерить, так как в лиг
ниях передачи она может переноситься различными видами коле-
колебаний, причем эти виды колебаний при наличии неоднородностей
или выводов могут переходить один в другой [396]. Один из методов
[306, 307] основан на использовании скользящего электрического
зонда, который вводится через широкую стенку волновода, и для
анализа электрического поля в волноводе положение зонда изме-
изменяется как в продольном, так и в поперечном направлениях.
204

В таком устройстве трудно избежать электрического пробоя,
и для предотвращения дуги всякий раз, когда зонд переводится
в новое положение, источник мощности необходимо отключать.
В другом методе[305] непосредственное измерение мощности высших
видов колебаний оказывается возможным благодаря применению
набора калиброванных ответвителей, которые чувствительны к оп-
определенным видам колебаний. Диагностика электрических полей
может также производиться с помощью [208] ряда небольших ка-
калиброванных зондов, укрепленных на узкой и широкой стенках вол-
волновода. Использование автоматического вычислительного устрой-
устройства, запрограммированного для выполнения необходимых мате-
математических операций, позволяет получить нужные результаты че-
через полчаса.
4.1.2. Методы измерений, основанные на преобразовании
мощности в тепловую энергию
Абсолютные измерения мощности обычно выполняются путем
превращения радиочастотной мощности в тепло. Затем тепловая
энергия используется для получения термо-э. д. с. или эффекта
изменения сопротивления; обе величины измеряются хорошо из-
известными методами постоянного тока или по низкой частоте. В одном
из методов абсолютного измерения средних мощностей применяются
болометры или бареттеры. Эти приборы состоят из укрепленного
соответствующим образом короткого отрезка очень тонкой, обычно
платиновой нити, обладающей достаточным сопротивлением для то-
того, чтобы он мог служить согласованной нагрузкой линии передачи.
Рабочее сопротивление бареттера обладает положительным темпе-
температурным коэффициентом, но обычно ограничено малыми предела-
пределами значений. Такие бареттеры можно изготавливать с повторяю-
повторяющимися характеристиками чувствительности и импедансными ха-
характеристиками, но они плохо ведут себя при перегрузке. Измене-
Изменение сопротивления обычно обнаруживается мостами постоянного
тока или тока звуковой частоты [100].
Наиболее точные результаты измерений получаются по методу
замещения, при котором после регулировки мощности сверх-
сверхвысоких частот последняя отключается и через нить бареттера про-
пропускается ток звуковой частоты, величина которого изменяется до
тех пор, пока не восстановится равновесие моста. Зная сопротивле-
сопротивление нити [202], можно определить мощность сверхвысоких частот.
Точность метода замещения зависит от эквивалентности теплового
действия токов низкой и сверхвысоких частот.
Одна из погрешностей бареттера обусловлена поверхностным
эффектом [59, ПО]. Если сопротивления элемента на сверхвысоких
и на звуковых частотах будут соответственно Rrf и Raf, то раз-
разность между ними составит
(Ra/~ Rrf)lRrf = 2,39- Ю-4 P/lTk, D.3)
205

Фланец
/Резонан-
/Резонансная
диафрагма
бареттер
Дроссель
где Р — мощность, рассеиваемая на нити бареттера длиной /,
а Г — внешняя температура.
Для хорошо сконструированных болометров эта разность
составляет всего 1%. Погрешности, обусловленные охлаждением за
счет теплопроводности и конвекции, могут быть сделаны пренебре-
пренебрежимо малыми, если мощность сверхвысоких частот невелика по
сравнению с полной калибровоч-
калибровочной мощностью по постоянному или
переменному току [37, 59]. В слу-
случае мощных болометров, охлажда-
охлаждаемых теплоизлучением, ошибки,
обусловленные стоячей волной
вдоль проволочки [185], могут
быть большими. Некоторые боло-
болометрические головки могут об-
обладать резонансами и чрезмерны-
чрезмерными потерями, особенно в перестраи-
перестраиваемых типах головок. Если отсут-
отсутствуют эталонные источники мощ-
мощности для определения таких по-
потерь, полезен метод измерения
эффективности головки по измене-
изменению сопротивления [27, 148].
Диаметр тонких проволочек,
обычно используемых в качестве
нити бареттеров, изменяется в
пределах 0,9—2,0 мкм, и выпол-
выполняют их из так называемой волла-
стоновой проволоки, в которой тон-
тонкий платиновый сердечник окружен
серебряной оболочкой диаметром
0,025 мм. После установки прово-
проволоки в головке болометра сереб-
серебряная оболочка осторожно удаляется с помощью раствора азот-
азотной кислоты; этот процесс выполняется посредством микроманипу-
микроманипулятора. Поглощающий элемент болометра обычно заключен в капсу-
капсулу [130], которая вставляется в высокочастотную головку, содер-
содержащую выводы и средства согласования. Погрешности, вызванные
стоячей волной вдоль проволочной нити, могут быть сведены к
минимуму при надлежащем выборе ее длины.
Согласование можно еще улучшить резонансной диафрагмой,
как это сделано в бареттерной головке для частоты 10 Ггц (рис.
4.4), или пользуясь двумя проволочками, разнесенными на расстоя-
расстояние, равное нечетному числу четвертей длин волн. Для частот от
24 Ггц и выше проволочка обычно устанавливается непосредственно
в волноводной сборке. С целью уменьшения дрейфа колебания темпе-
температуры окружающей среды следует свести к минимуму, что вполне
возможно, если, например, поместить проволочку в вакуум. Для
206
Рис. 4.4. Бареттерная головка в
волноводе.
Рабочая частота 9,5 Ггц, волновод
сечением 22,86x10,16 мм. Резонанс-
Резонансная диафрагма дает широкополосное
согласование.

сопротивлений 100—200 ом типичные значения чувствительности
составляют 5 ом/мвт или 50 мкв/мквт при минимальной обнаружи-
обнаруживаемой мощности около 0,01 мквт. Другие характеристики включа-
включают [245] постоянную времени 0,5мсек, дрейф 1,5• Ю-3град-1 и мак-
максимальную среднюю мощность 10 мет.
Другой поглощающий элемент для болометров состоит из тонкой
металлической пленки, укрепленной на диэлектрике. Как и ранее,
необходимо принять меры, чтобы условия нагрева токами высокой
и низкой частоты были эквивалентными. В энтракометре Колларда
[67] для частоты 9,5 Ггц пленка имеет структуру сетки и занимает
участок боковой стенки волновода, при этом поглощается только
часть передаваемой мощности. В более поздних моделях резистив-
ная пленка располагается поперек волновода и обладает такой ве-
величиной поверхностного сопротивления, что падающая мощность
поглощается полностью с незначительным отражением. Были раз-
разработаны модели для частотных диапазонов 11,5—18,0 Ггц,
18,0—26,5 Ггц и 26,5—40 Ггц с пределами измерения мощности от
1 до 100 мет. На частотах 4 и 7 Ггц имеются энтракометры для из-
измерения мощностей порядка 1 вт.
В болометре ЛейнаПбО, 162, 163, 164, 348] тонкая слюдяная
полоска с платиновым напылением располагается в поперечной пло-
плоскости волновода. Если сопротивление полоски по постоянному то-
току сделано равным волновому сопротивлению волновода 377 \glk ом,
то небольшая индуктивная составляющая, обусловленная геомет-
геометрией полоски, может быть скомпенсирована регулировкой положе-
положения отражающей нагрузки волновода на расстоянии, немного боль-
большем ~Xg. Воспроизводимые результаты в промышленных образ-
образцах [355] были получены при напылении нихрома на пластинку из
кронгласса (щелочно-известковое стекло) толщиной 0,1 мм; с по-
помощью подвижных короткозамыкателей во всем рабочем диапазоне
соответствующего волновода удалось получить КСВН меньше 1,15.
Очень широкополосны устройства на коаксиальных линиях;
один из таких болометров [190] мог измерять мощность до 25 мет
в полосе частот 1—ДО Ггц. Коаксиально-пленочный болометр [125],
перекрывающий диапазон от 200 Мгц цоАГгц, имел КСВН порядка
1,02 и погрешность в измерении мощности между 20 и 200 мет около
1%; тепловая постоянная времени резистивной пленки равнялась
12 сек.
Другим типом элемента является термистор [32, 33, 38, 221];
он состоит из крошечной бусинки полупроводящего материала, со-
составленного из смеси различных окислов металлов и равномерно
распределенной по объему металлической меди. Бусинка поддержи-
поддерживается двумя тонкими платино-иридиевыми проволочками диамет-
диаметром 0,025 мм. Большая часть сопротивления термистора сосредото-
сосредоточена в материале бусинки, который имеет большой отрицательный
температурный коэффициент сопротивления. Как видно из характе-
характеристики по постоянному току, приведенной на рис. 4.5, сопротивле
207

нне бусинки можно легко установить регулировкой тока равным
любому значению от 10 до 1 000 ом. Таким образом, проблема согла-
согласования термистора с линией упрощается. Сопротивление бусинки
как функция температуры выражается следующим образом [184,
328]:
Г) г> (ъТ%/(Т-\-СР) ,ь л\
где Tk — постоянная, a Rk — сопротивление, определяемое фор-
формулой
Р — p.. p~Tk/T° {А ХЛ
и Rt и Ri0 — соответственно сопротивления бусинки при темпера-
температурах Г и Го, в то время как С — коэффициент пропорциональности,
0,3 1,0 3,0
Токи, на
Бусинка
оксида
Рис. 4.5. Характеристики типичной термисториой бусинки.
На вставке показано устройство бусннкн. Кривые дают значения
напряжения тока и поглощаемой мощности при различных температурах.
связывающий линейно действия окружающей температуры и нагре-
нагрева, обусловленного мощностью Р, на сопротивление бусинки. Если
к постоянному сопротивлению Rs, включенному последовательно
с термистором, приложить разность потенциалов V, то падение на-
напряжения на сопротивлении бусинки будет равно
Vt = VRt/(Rs+Rt). D.6)
Выражая Р в уравнении D.4) через V2tIRt, получим
-VI
In (Я,//?*)
D.7)
Устойчивое состояние достигается, когда значение сопротивления
бусинки таково, что величины Vt, определяемые формулами D.6)
и D.7), будут одинаковыми. Условие баланса может быть найдено
графически, если построить на одном и том же графике две кривые,
выражающие зависимость Vt от Rt. Сопротивление Rs должно
208

быть достаточно велико, чтобы ограничить величину тока до безопас-
безопасного значения.
Термисторы часто используются в сочетании с мостами сопротив-
сопротивлений, причем последние должны быть так сконструированы [118,
214, 228], чтобы условие баланса было устойчивым. Для наивысшей
точности или для измерений мощности порядка 1 мквт предпочти-
предпочтительны неуравновешенные мосты. Для облегчения и ускорения из-
измерений удобны мостики с прямым отсчетом, причем было разра-
Выход па постоянному
тони (или по збукоВой.
частоте)
Винт
настройки
ПаксопиноВый
кожух
бусинка ^Подвижный
тернистора короткоэсшыкатель
Рис. 4. 6. Термисториая головка.
Рабочий диапазон частот 26,5 — 40 Ггц. Волновод сечением
7,1 1X3,56 мм.
ботано несколько вариантов [24, 71, 223, 242]. В плечи моста часто
вводят компенсирующие термисторы низкой частоты для коррек-
коррекции изменений окружающей температуры.
Термистор довольно устойчив к перегрузкам, и типичные харак-
характеристики его таковы: постоянная времени 1 сек, чувствитель-
чувствительность 35 ом/мвт, дрейф 1,8-10 2 град^1 и предельная пиковая пе-
перегрузка 400 лет. Разработано несколько типов головок [184,261].
В образце [315] для работы на частоте 9,5 Ггц термистор расположен
во внутреннем проводнике коаксиальной линии, которая связана
через переход с волноводом.
В приборе для частоты 1,7—2,3 Ггц [186] используется два
термистора по 100 ом, которые включаются последовательно в цепь
моста, но параллельно для мощности высокой частоты, поэтому коак-
коаксиальная линия с >.ё=50 ом оканчивается согласованной нагрузкой.
На сантиметровых волнах бусинка обычно защищается небольшой
стеклянной капсулой, в которую впаиваются два никелевых про-
водничка диаметром 0,76 мм. На частотах от 24 Ггц и выше в стек-
стекле возникают потери, поэтому бусинку желательно располагать
209

непосредственно в высокочастотной структуре. На рис. 4.6 показана
термисторная головка, предназначенная для работы на частоте
35 Ггц; предусмотрены различные регулировки, и вся головка для
уменьшения дрейфа заключена с целью теплоизоляции в паксоли-
новый (paxolin) экран.
Тщательное сравнение [14, 255, 256, 366] термисторов с другими
измерителями 'мощности показало, что на частотах около 3 Ггц
расхождения в показаниях приборов не превышают ±3%. Предпола-
Предполагается, что на частотах выше 15 Ггц термисторные приборы будут
подвержены возрастающей ошибке, обусловленной совместным дей-
действием сопротивления вводов, а также активного сопротивления
и емкости термистора [68]. Практические результаты [315] показы-
показывают, что ошибка гораздо меньше величины, полученной на основе
такого простого анализа, причем значение мощности на частоте
35 Ггц получается заниженным примерно на 30%. Полупроводнико-
Полупроводниковый болометр, свободный от погрешностей такого рода, состоит
[39] из напыленной в вакууме германиевой пленки толщиной
1 мкм, защищенной слоем полистирола. При частоте модуляции
30 гц чувствительность такого болометра составляет 60 мкв/мквт;
температурный коэффициент сопротивления равен примерно 25 х
Х1О-2 град-1.
В калориметрах сверхвысоких частот скорость образования теп-
тепла можно измерить непосредственно, наблюдая повышение темпе-
температуры, или косвенно, перенося тепло до измерения к другой
среде. В обоих случаях калориметрический процесс может быть цир-
циркулирующим либо статическим. Более удобным является процесс
замещения, при котором калиброванное сопротивление, через кото-
которое протекает известный ток, дает такое же повышение температу-
температуры, что и при мощности сверхвысоких частот. В приборах с цирку-
циркулирующим или непрерывным потоком температура на выходе
превышает температуру на входе. В установившемся режиме при
повышении температуры на AT средняя мощность будет [72, 195]
P=PcpQAT. D.8)
В качестве рабочей жидкости неизменно используется вода, а повы-
повышение температуры измеряется с помощью решетки термопар.
В некоторых первых волноводных калориметрах [270] для 3 и
10 Ггц жидкость протекала через полистироловую трубку, которой
для улучшения согласования придавалась клинообразная форма;
совершенное перемешивание воды достигалось с помощью внут-
внутренних перегородок. На частоте 10 Ггц использовалась трубка из
стекла с малыми потерями, которая вставлялась в волновод наклон-
наклонно, чтобы постепенно ввести ее в область максимального электриче-
электрического поля [149]. С тех пор были разработаны улучшенные варианты
калориметров проточного типа для 3 Ггц [203] и более низких ча-
частот [262], а также широкополосные [139] и балансные [201] кон-
конструкции. Подобные приборы были построены и на коаксиальных
210

линиях [232]: в одной из моделей [210] для работы на частотах
1—3 Ггц заполненная водой секция согласовывалась с главной ли-
линией при помощи конусообразного перехода, выполненного из дву-
двуокиси титана. Такие калориметры проточного типа используются
главным образом для измерения больших мощностей [335, 342,
372], хотя, измеряя разность температур с помощью термисторов,
можно получить [358] большую чувствительность.
Для измерения мощностей, меньших 100 мет, предпочтительнее
статические калориметры [50]: мощность сверхвысоких частот в та-
таких приборах рассеивается в нагрузке, повышение температуры ко-
которой служит мерой входной мощности. Основным соотношением
будет [259]
Р = С§ + ^, D.9)
где 6 — относительная температура, С—теплоемкость, a R—
тепловое сопротивление. В приборах адиабатического типа R де-
делается очень большим [104], и для определения Р достаточно знать
dQ/dt. В неадиабатических калориметрах, где сопротивление R
конечной величины тщательно калибруется, решение уравнения
D.9) имеет вид
6 = 6,A— е-'-'*), D.10)
где 6S—установившееся повышение температуры, определяемое
RP, и х — тепловая постоянная времени RC.
Для уменьшения погрешности до 0,2% необходимо время ожида-
ожидания около 6т. Так как для получения хорошей чувствительности R
должно быть достаточно большим, то для короткого времени изме-
измерения нужна небольшая теплоемкость. Один из таких приборов
[176] действовал на частоте 9,3 Ггц и состоял из электрически про-
прокалиброванного анероидного микрокалориметра типа сдвоенной
установки Джоуля. Нагревательные элементы, состоящие из тонких
платиновых проводничков, подвешивались в полостях с толщиной
стенок 0,25 мм; разность температур измерялась с помощью термо-
термостолбика из 20 термопар. Тепловые флюктуации окружающей среды
уменьшались путем помещения калориметра в массивный латунный
стакан, погруженный в большую масляную ванну. Мощность 10 мет
была измерена с точностью 1%. Подобные приборы были разработа-
разработаны для использования на частоте 7 Ггц [316] и для миллиметровых
волн [231]. Такие калориметры с сухой нагрузкой были изготов-
изготовлены для широкой полосы частот: набор приборов перекрывал
диапазон частот 0—75 Ггц и по мощности от 100 мквт до 100 мет
[259].
В микрокалориметре Гордона—Смита [238] для индикации мощ-
мощности использован принцип дифференциального воздушного термо-
термометра [93]. Устройство, работающее на частоте 9,375 Ггц, показано
на рис. 4.7, в нем две одинаковые стеклянные камеры соединены
капиллярной трубкой. В каждой из двух камер помещены пластины,
21t

покрытые углем; одна из них поглощает высокочастотную мощность,
которую нужно измерить, а другая нагревается постоянным током.
Пластинам придана V-образная форма, причем угольное покрытие
оказывается внутри. Пластины имеют также сужение, благодаря
которому при нагреве в любом случае имеет место одинаковое рас-
распределение температур вдоль пластин. Короткозамыкатель уста-
установлен таким образом, что суживающиеся пластины представляют
для волновода согласованные нагрузки. Для индикации баланса
мощностей подогрева в капиллярную трубочку вводится капля крем-
кремниевого масла, обладающего малой вязкостью (чтобы получить наи-
Эквивалентная
мощность постам-
нога тока .
Балансирующая
мощность посто-
постоянного тока -^
Стеклянный, сосуд
Рис. 4.7. Дифференциальный воздушный термометр, используемый как
микрокалориметр.
Рабочая частота 9,4 Ггц. Волновод.сечением 22,86X10,16 мм. Стеклянные камеры
диаметром 10 мм. Капилляр диаметром 0,5 мм. Общая длина около 381 мм.
(См. [238].)
высшую достижимую чувствительность); положение капли визуаль-
визуально наблюдается с помощью небольшого микроскопа. Окончательное
определение высокочастотной мощности производится путем измере-
измерения эквивалентной мощности постоянного тока, поддерживающей
состояние баланса. Может быть измерена мощность от 10 до
100 мет с разрешающей способностью около 0,2 мет. Инструмент
прост в конструктивном отношении и может быть приспособлен как
Для более низких, так и для более высоких частот.
4.1.3. Эффект Холла и давление излучения
Действие ряда приборов для измерения мощности сверхвысоких
частот основано на новых физических явлениях. Вообще говоря,
действие, производимое полями сверхвысоких частот, в любом слу-
случае, за исключением очень больших мощностей, настолько мало, что
для его обнаружения требуется очень чувствительная аппаратура.
Такие приборы могут быть прокалиброваны абсолютными мето-
методами, и поэтому представляет интерес провести их сравнение с обыч-
обычными приборами. Вероятно, применять их стоит в лаборатории, где
212

производится калибровка приборов и используются специальные
меры для точной установки и устранения малых вибраций.
В 1880 г. Холл [121] обнаружил, что в металлическом проводни-
проводнике, помещенном во внешнее магнитное поле, происходит искривле-
искривление линий тока. Это искажение получается от электрического поля,
образующего прямой угол с током, проходящим через проводник,
и с магнитным полем. Теория высокочастотного эффекта Холла
в металлах была разработана Донованом [90]. В дальнейшем Бар-
лоу [19, 20, 23] показал, что в полупроводнике благодаря ортого-
ортогональному пространственному соотношению между током и плотно-
плотностью магнитного потока, создаваемых самой электромагнитной вол-
волной, возникает э. д. с. Холла, чье среднее по времени значение для
толщины t определяется выражением
V = Re {(#„/0 IX В*}. D.11)
Коэффициент Холла равен
где Nn, \idn и Np, \idp относятся соответственно к избыточным элект-
электронам и дыркам.
Далее, как было показано в разд. 1.3, луч электромагнитного из-
излучения, падающий нормально на идеально отражающую поверх-
поверхность, оказывает на нее давление 2S/c. Иначе, эту механическую силу
можно рассматривать как возникающую из-за действия на ток плот-
плотности магнитного потока, причем величина силы на единицу длины
равна
xH*). D.13)
Обсуждая эти явления, Каллен [20] указал, что эффект Холла и дав-
давление излучения являются фактически различными проявлениями
одного и того же основного процесса.
Анализируя соотношение между давлением излучения и эф-
эффектом Холла, Барлоу [18] показал, что на сверхвысоких частотах
существенную роль играют токи смещения. Предположим, что пло-
плоская волна, распространяющаяся вдоль оси г, падает на полупрово-
полупроводящий материал, поверхность которого лежит в плоскости ху, как
показано на рис. 4,8, а. Составляющие поля даются выражением
— дНх1дг = оЕу + ее0 dEy/dt = Jy, D.14)
где общая плотность тока Jу = Jус + Jyd включает составляющие
как токов проводимости, так и токов смещения. Механизм взаимо-
взаимодействия между двумя составляющими тока имеет отношение, во-
первых, к подвижным зарядам и, во-вторых, к связанным зарядам;
эти два случая можно рассмотреть в отдельности. Для элементар-
элементарного объема среды dxdydz механическая сила, действующая на со-
213

ставляющую тока проводимости Jycdxdz на элементе длины dy,
равна
dFzc = \i0H ((Jycdxdz)dy, D.15)
где
Jyc = oEr D.16)
Подобным образом
dFzd = ц0 Нх {J'yd dx dz) dy, D.17)
где
Jyd=(e—l)eodEy/dt. D.18)
выйоды к гальванометру
Полупроводник Мастщян^. пЩпроводнико1ый
I /М-о, ??t>,6 \ винты ^ ,•>
/а) 5)
Рис. 4. 8. Измерение мощности с использованием эффекта Холла.
Полупроводник помещец в резонансную полость. (См. [21].)
Сила Fzc действует на подвижные заряды в среде, вызывая появле-
появление вторичного электрического поля Ezc, гак что
dFzc = t,QcNcEzcdxdydz, D.19)
где ? — множитель, учитывающий то обстоятельство, что электри-
электрическая сила, действующая на отдельные заряды, отличается от
приложенного поля; Qc — заряд, a Nc — плотность подвижных
носителей. Подобным же образом, так как сила Fzd действует на
электрические диполи и связана с электрическим полем Ezd, то
= lQdNdEzddxdydz,
D.20)
где |, Qd и А^ — множители, относящиеся в данном случае к связан-
связанным зарядам.
Опуская координатные индексы и объединяя уравнения D.15),
D.16) и D.19), получим следующее выражение для электрического
поля, обусловленного явлением Холла, возникающего вследствие
проводимости среды:
D.21)
Ес =
214

Соответствующее поле, возникающее вследствие смещения в ди-
диэлектрике и определяемое уравнениями D.17), D.18) и D.20), равно
Ed = (lQd Nd)-' (е - 1) е0 ^0 НдЕ/dt =
= Red (e — 1) е0 ц0 HdEldt. D.22)
Для полупроводников ? = 8/Зя, а для материалов типа п существу-
существующая в настоящее время теория дает
/?He = 3n/8QcATc. D.23)
Соотношение Клаузиуса — Мосотти гласит, что величина \ при-
приблизительно равна (г g '. Для давления излучения, представля-
представляющего силу, действующую на единицу площади, уравнения D.19)
и D.20) дают
dp, = ZQC Ne Ec dz = Ес dzlRHc D.24)
и
dpd = lQdNdEddz = Eddz/RHd. D.25)
Э. д. с. Холла и давление излучения для образца конечных размеров
могут быть получены путем интегрирования, причем результаты
показывают, что коэффициент Холла определяется отношением
между э. д. с. Холла и сопутствующим ей давлением излучения.
Типичные значения величин (на частоте 4 Ггц) следующие: для
германия типа п а = 3,85; е = 16, Nc = Ю21, RHc = 7,4-Ю-3,
Янл = 5,8-Ю-9; для кремния типа п о = 0,2, е = 12, Rhc =
= 6,2-10~~2, а /?я^того же самого порядка, что и у германия; для
полиэтилена a = 2,55-10~4, e = 2,3, RHd = 5,8-10~8 и RHc < RHd.
Уравнение D.11) показывает, что э. д. с. Холла имеет ту же
самую форму Re(ExH*), что и плотность потока мощности электро-
электромагнитного поля, поэтому эффект Холла может быть использован
для измерения мощности на сверхвысоких частотах [19], [23].
Устройство Барлоу и Стефенсона [21 ] показано на рис. 4,6. Кристалл
германия типа п расположен параллельно узкой стенке волновода
в центре прямоугольного резонатора, возбуждаемого с помощью
щели из главной линии передачи. В этом положении высокочастот-
высокочастотное магнитное поле вследствие резонанса полости возрастало.
В торцевых стенках были предусмотрены винты, предназначав-
предназначавшиеся для настройки и регулировки электрической симметрии.
Ток через элемент получался от электрического зонда, который
входил в главный волновод на 2 мм. Частота равнялась 4 Ггц, а раз-
размеры образца составляли 0,2X0,2x0,07 см. Э. д. с. Холла измерялась
с помощью фотоэлектрического гальванометра-усилителя и состав-
составляла около 5 мне на 1 вт мощности в основном волноводе. Около12—
15% мощности в главном волноводе поглощалось резонансной по-
полостью, добротность которой была около 2000. Изменение направле-
направления потока мощности в главном волноводе вызывает изменение знака
э. д. с. Холла. Замеченная небольшая асимметрия, по-видимому,
215

обусловлена остаточным действием выпрямителя. Когда главный
волновод был короткозамкнут, то никакой измеримой э. д. с. Холла
на выходе не наблюдалось. Прибор с различными усовершенствова-
усовершенствованиями [249] позволяет измерять мощность от 3 мет до 20 вт
с ошибкой ±3%. Частотный диапазон прибора этого типа также рас-
расширен [22] до 10 Ггц.
Измерение давления излучения [187] на оптических частотах
дало результаты, находящиеся в близком соответствии с формулой
D.13), тем самым была показана возможность использования этого
эффекта на сверхвысоких частотах [271, 272, 375, 376]. В одном
опыте [60] с применением магнетрона, генерирующего на частоте
9,375 Ггц среднюю мощность 50 вт, сила, действующая на поверх-
[Согласрёш
I время
Крутящие
головка
_ . , Подвес из а ¦.
волновое< к1арце1ой-
Стекпянна» ось
^/ecxvii
а стержень
Корошо-
За мы катет,
Время
Амортизатор
V V/
Рис. 4. 9. Вибрационный динамический ваттметр:
а —основной принцип; б —общий внд; в —цикл переключения. (См. [80].)
ность площадью 2 см2, была порядка Ю-2 дин. Каллен [75, 76, 77]
показал, как эти силы использовать для измерения мощности, про-
протекающей по волноводу. В таком приборе точность измерения огра-
ограничивается мешающим действием тепловой конвекции воздуха, ко-
которая возникает благодаря тепловому действию токов, протекающих
в металлической лопасти. Улучшенная конструкция Каллена и
Стефенсона [81] состоит из прямоугольного волновода, содержащего
плоскую металлическую лопасть, подвешенную так, что она может
вращаться вокруг оси, параллельной широкой стенке волновода.
Электрическое поле волны ТЕ01 оказывает на лопасть давление,
в результате чего она стремится занять поперечное положение.
Когда лопасть расположена под углом 45° к оси волновода (опти-
(оптимальное расположение), то для согласования применяют индуктив-
индуктивные диафрагмы. В диапазоне частот 9,1—9,7 Ггц может быть изме-
измерена мощность от 10 до 60 вт с точностью ±1,6%. Была также раз-
разработана двухлопастная широкополосная конструкция [83, 194].
Большие поля возбуждаются в резонансных полостях, и, на-
например, Калра [147] вычислил силу, возникающую при воздействии
216

высокочастотного магнитного поля коаксиальной полости на корот-
козамкнутое металлическое кольцо. Силы и крутящие моменты,
действующие на сфероидальные тела в резонансных полостях, были
проанализированы Линдтом [169]. Предпочтительнее конструиро-
конструировать прибор для непосредственного получения крутящего момента.
Предположим, что мы имеем резонансную полость, показанную на
рис. 4.9, а, содержащую электромагнитную энергию W, при этом
частота колебаний составляющих поля равна /г. Далее предположим,
что показанный на рисунке стержень поворачивается относительно
своего первоначального положения б на небольшой угол 68, при-
приводя к изменению резонансной частоты на б/г, тогда, согласно тео-
теореме действия [173], изменение накопленной энергии равно
6W/W = bfrlfr. D.26)
Однако согласно закону сохранения энергии на стержень должен
действовать крутящий момент, величина которого равна
= Тт. D.27)
Сочетание уравнений D.26) и D.27) в пределе дает
T = (W/f,)dfrfdB. D.28)
Для поддержания постоянного запаса энергии нужно компенсиро-
компенсировать потери, подавая непрерывно мощность, величина которой Р
определяется из уравнения
Qu = 2nfr W/P. D.29)
Комбинация уравнений D.28) и D.29) дает
Т = {PQj2nf*) d/r/d6. D.30)
Этот принцип был использован Бэйли [15] для измерения мощности
на частоте 3 Ггц. Была применена полость с резонансом для колеба-
колебаний вида TEoi B круглом волноводе диаметром 152,4 мм и длиной
101,6 мм. Крыло в виде посеребренного стержня диаметром 2,41 мм
и длиной 32,39 мм было укреплено на расстоянии 38,1 мм от оси
резонансной полости на полистироловом стержне диаметром
1,5 мм и затем с помощью провода из фосфористой бронзы под-
подвешивалось к крутящей головке. Величина d/r/d6 определялась
путем поворота крыла вручную вокруг оси и измерения резонансной
частоты при использовании достаточно малой входной мощности,
чтобы можно было пренебречь силой, действующей на крыло. При-
Прибор измерял мощность около 50 мет с точностью 5%.
Было показано, что такие крутильные ваттметры [82] могут
быть сделаны более чувствительными, особенно на верхнем участке
области сверхвысоких частот, если воспользоваться принципом ме-
механического резонанса, применяемым в вибрационных гальвано-
гальванометрах. Вибрационные ваттметры такого рода были разработаны
Калленом и Фрэнчем [80] для частот около 10 Ггц. Устройство их
217

показано на рис. 4.9, б: стержень подвешен в прямоугольном ре-
резонаторе с колебаниями вида ТЕ011. Когда стержень ориентирован
под углом 45° к плоскости поперечного сечения волновода, то по-
полость резонирует, при этом отверстие связи выбрано так, что оно
обеспечивает согласование и кварцевая нить находится в ненапря-
ненапряженном состоянии.
Если теперь заставить механическую систему колебаться, то
резонансная частота полости будет периодически изменяться. Если
при наличии крутильных колебаний на вход подать мощность сверх-
сверхвысоких частот, то в те моменты времени, когда стержень проходит
через положение, соответствующее углу 45°, резонанс полости будет
быстро нарастать и спадать, а механическая система дважды за
период подвергаться при этом воздействию импульсного крутящего
момента. Огключая мощность сверхвысоких частот, как пока-
показано на рис. 4.9, в, в течение тех полупериодов, когда импульс
является тормозящим, можно поддерживать крутильные колеба-
колебания. Если выключение мощности производится вблизи крайних
точек колебаний, когда резонансная полость почти полностью рас-
расстроена, то точный момент отключения не важен. Амплитуда кру-
крутильных колебаний будет зависеть от напряженности электрического
поля и, следовательно, от мощности сверхвысоких частот. Вибраци-
Вибрационный ваттметр позволяет измерять мощность непрерывных колеба-
колебаний от 5 до 30 мет с точностью ±2%.
4.2. ИЗМЕРЕНИЕ ЗАТУХАНИЯ
4.2.1. Геометрические аттенюаторы
Если в передающую линию без потерь между согласованным гене-
генератором, питающим линию мощностью Ps, и согласованной нагруз-
нагрузкой, поглощающей мощность Pl, включен какой-то узел, то вноси-
вносимые потери, или рабочее затухание, равно
LL= 10 log (Ps/Pl). D.31)
Принимая во внимание эти условия, можно предложить [106, 274]
два принципиальных метода измерения, при одном из которых не-
неизвестный сверхвысокочастотный узел фактически удаляется и вно-
вносимые потери определяются как отношение измеренных мощностей,
а при другом узел заменяется эталоном.с которым узел сравнивается.
Если между источником с коэффициентом отражения по напряже-
напряжению ps и нагрузкой с коэффициентом отражения по напряжению рь
включен аттенюатор с коэффициентом передачи по напряжению xv
и коэффициентами отражения по напряжению рвх, Рвых, то действи-
действительные вносимые потери определяются выражением [26]
LL = 10 log
D.32)
218

Были также выведены соотношения для каскадно включенных по-
постоянных [29] и переменных аттенюаторов [229].
В одном из приборов, применяемых в качестве абсолютного
стандарта затухания, использован запредельный волновод [49J,
в котором могут существовать только затухающие виды колебаний.
В волновод на некотором расстоянии от точки возбуждения можно
ввести зонд или другое съемное устройство и извлекать из волновода
мощность, которая будет пропорциональна квадрату напряженно-
напряженности поля в данной точке. Так как напряженность поля по мере удале-
удаления от точки возбуждения убывает экспоненциально, то устройство
действует как переменный аттенюатор, ослабление которого будет
линейной функцией расстояния [339]. Коэффициент затухания
получается из уравнения A.60) и равен [391]
- jz . D.33)
Чтобы измерять длины, на которых наблюдаются ослабления, обыч-
обычно предусматривают точные средства, а для их упрощения применяют
круглые волноводы. С целью уменьшения зависимости а от частоты
обычно выбирают диаметр волновода таким, чтобы fjf было велико
во всем рабочем диапазоне частот. Например, если аттенюатор
должен использоваться в диапазоне частот от /х до 1,5/х н если а
должно быть постоянно с точностью до 1%, то диаметр волновода
надо выбирать таким, чтобы fc ~^~ 7',Щ\. Обычно применяются коле-
колебания вида ТМо1, для которых
VWFWf <4-34>
или ТЕИ, для которых
VWFWt D-35)
Если значение а должно быть известно с обычно требуемой точ-
точностью, то размеры волновода также должны быть точно известны;
таким образом, когда /с > f,
В аттенюаторах с использованием колебаний вида ТМ01 входные
и выходные линии обычно являются коаксиальными, нагружен-
нагруженными на круглые металлические диски, связь между которыми яв-
является емкостной. Такие аттенюаторы имеют тот недостаток, что
наличие малейшей эллиптичности и эксцентриситета дисков при-
приводит к возбуждению колебаний типа ТЕ. Даже если волна ТЕП
возбуждается очень слабо, она при больших ослаблениях все же
будет давать ошибку, так как затухает гораздо медленнее, нежели
2ia

ТМо1. Может оказаться полезной надлежащая ориентация слегка
эллиптических дисков, но, вообще говоря, аттенюаторы такого типа
не часто применяются на практике. В обычной конструкции [155]
предельного аттенюатора используется круглый волновод, возбужда-
возбуждаемый колебаниями вида ТЕ1Ь входные и выходные присоединения
осуществляются посредством петель или волноводов. Если радиус
волновода настолько мал, что частотным членом в уравнении D.35)
можно пренебречь, то ослабление становится равным 16/г0 дб/'м.
Как показал Браун [52], для очень точных расчетов должна
вводиться поправка на поверхностный эффект, обусловленный ко-
конечной проводимостью стенок волновода. Погрешности возникают
также вследствие возбуждения колебаний высших видов; для умень-
уменьшения амплитуды колебаний вида ТМ01 следует применять экран
Фарадея, а для уменьшения возбуждения колебаний вида ТЕ12 —
двойную петлю. Если поперечное сечение волновода не вполне круг-
круглое, то могут возникнуть ошибки, обусловленные возбуждением
составляющей, поляризованной под прямым углом к требуемому
направлению.
Предельный аттенюатор требует согласования сопротивлений,
так как входное сопротивление его для больших расстояний между
элементами связи является, вообще говоря, реактивным. Согласую-
Согласующие секции применяются в виде распределенных резистивных осла-
ослабителей, резистивных петель связи и сосредоточенных последова-
последовательных пли параллельных резистивных элементов. В аттенюаторах,
предназначенных для частот 10 Ггц и ниже, нередко применяют от-
отрезки кабеля с потерями, хотя практичны также и резистивные пет-
петли. На частотах 3 Ггц входные и выходные присоединения могут быть
выполнены гибким коаксиальным кабелем, в то время как на частоте
9 Ггц вход может быть волноводной, а выход — коаксиальной ли-
линией передачи. В приборах, предназначенных для использования
на частоте 24 Ггц и выше, применения кабелей и подвижных меха-
механических соединений желательно избегать. Здесь можно пользо-
пользоваться принципом диэлектрического стержня [237], вдвигаемого
в предельный волновод, размеры которого выбираются такими, что
распространение в нем волны будет только там, где имеется диэлек-
диэлектрик.
Конструкция такого аттенюатора, пригодная для работы на ча-
частоте 35 Ггц, показана на рис. 4.10; входная и выходная линии —
волноводы с сечением 7,1x3,6 мм. В месте соединения волновода
диэлектрический стержень постепенно переходит к меньшему диа-
диаметру для уменьшения возбуждения колебаний высших видов.
Граничные условия на поверхности раздела таковы, что если в ди-
диэлектрике существует только основной вид колебаний, то и в запре-
запредельной области, заполненной воздухом, будет существовать только
основной вид колебаний. Резистивный согласующий диск вставлен
в оболочку из полистиролового диэлектрика, чтобы он мог находить-
находиться в узле тока. Так как индуктивное сопротивление запредельного
волновода равно примерно /, то длина полистироловой оболочки на
220

диске должна равняться приблизительно -skg. В конце предельного
волновода может быть помещен полистироловый стержень длиной
примерно -дЯ^, так чтобы реактивный импеданс предельного волно-
Опоры для
микроме-
микрометра
Прямоуголь-
Прямоугольный
Волновод
Запредельная
область
Согласующий,
короткозамыкатель
Полистироловый,
стержень
Резистивный.
согласующий,
-диск
Рис. 4.10. Предельный аттенюатор с подвижным
диэлектриком.
Рабочая частота 35 Ггц, волновод сеченнем 7,11X3,56 мм.
вода, отнесенный к месту соединения его с прямоугольным волно-
волноводом, равнялся бы нулю и отражения в прямоугольном волноводе
отсутствовали бы. Типичными для предельных аттенюаторов явля-
являются вносимые потери около 14 дб и линейный диапазон изменения
затухания по крайней мере до 120 дб. Такие аттенюаторы, однако,
довольно громоздки, и их применение ограничивается случаями,
когда требуются большие пределы изменения ослабления.
В более удобном приборе для сверхвысоких частот затухание
выражают как функцию угла; этот прибор, подобно предельному
аттенюатору, является абсолютным устройством. Такой аттенюатор
с вращающейся пластиной [123, 248,294] состоит из отрезка кругло-
круглого волновода, разделенного, как показано на рис. 4.11, на три сек-
221

ции, в которых распространяется волна вида ТЕц. Предусмотрены
переходы на нормальный прямоугольный волновод. Каждый из
отрезков волновода содержит резистивную пластину, которая по-
поглощает в основном всю энергию волны, плоскость поляризации
которой по электрическому вектору параллельна поверхности пла-
пластины. Фиксированное положение пластин в оконечных секциях
таково, что они параллельны широкой стенке прямоугольного волно-
волновода. Это делает устройство взаимным и обеспечивает правильное
преобразование от основного вида колебаний в прямоугольном волно-
волноводе к основному виду колебаний в круглом волноводе. Если пласти-
пластина в центральной секции (которая является подвижной) повернута
на угол 6 по отношению к пластинам в концевых секциях, то разло-
йросселыае
гоедине-
Волноводньш
плавный, переход
Резистивные
пластины
"^ Опора ^Реэистибная
пластина
Рис. 4.11. Переменный аттенюатор с вращающейся пластиной.
Типичная габаритная длина составляет 483 мм для частоты 9,5 Ггц
и 279 мм для 35 Ггц. Резнстивные пластины представляют собой
металлизированное стекло; центральная пластина может поворачиваться.
жение падающего на нее электрического поля показывает, что па-
параллельная составляющая ?sin6 будет поглощаться, а перпендику-
перпендикулярная ?cos6 — передаваться. Следовательно, плоскость поляри-
поляризации повернется на угол 6. На последнюю пластину падает элек-
электрическое поле ?cos6 под углом 6, и поэтому можно показать, что
пользуясь снова разложением на квадратурные составляющие, пе-
передаваемая составляющая будет Е cos 6. Затухание в этом случае
окажется
LL = 20 lg (sec2 6) D.37)
плюс небольшие постоянные вносимые потери. Полезное преиму-
преимущество рассматриваемых аттенюаторов заключается в том, что закон,
выраженный в уравнении D.37), не зависит от частоты. Более того,
устойчивость калибровки не зависит от стабильности поглощающих
пластин при условии, что они дают достаточное затухание. Еще од-
одним преимуществом является тот факт, что вследствие небольшой
толщины пластины в центральной секции вращение ее не вызывает
изменения фазы выходящей волны. Типичные значения параметров
для модели, используемой на частоте 35 Ггц, таковы: точность от-
отсчета ±0,1 дб в пределах значений 0—20 дб, коэффициент отражения
по напряжению менее 0,025 и вносимые потери менее 3 дб.
Абсолютный метод [166] точной калибровки аттенюаторов ос-
основан на применении трехплечего волноводного моста, в котором
222

вход от источника сигнала и выход на детектор происходят через
гибридное Т-образное соединение. Плечо 1 содержит калибруемый
переменный аттенюатор, аттенюатор установки уровня и фазовра-
фазовращатель, плечо 2 содержит переменный аттенюатор, фазовращатель и
соединяющий переключатель, наконец, плечо 3 содержит подобный
же переключатель и фиксированный аттенюатор, позволяющий по-
подать на детектор сигнал нужной амплитуды V и произвольной фазы.
Процедура калибровки, состоит в проведении следующих операций:
а) при отключенном плече 2 и при максимальном затухании исследу-
исследуемого аттенюатора мост балансируется так, что сигнал на выходе
плеча 1 должен быть равен — V; б) при включенном плече 2, но вы-
выключенном плече 3, мост опять балансируется настолько, чтобы сиг-
сигнал на выходе плеча 2 равнялся бы + V; в) при всех трех включен-
включенных плечах сигналы на выходе плеч 2 и 3 должны быть равны 2V,
а на выходе плеча 1 —У. Для новой балансировки моста исследу-
исследуемый аттенюатор должен быть установлен так, чтобы в плече /
было напряжение —2V, т. е. изменение на —6,02 дб. Процесс по-
повторяется для получения дальнейших ступеней: —3,52, —2,50 дб
и т. д. Небольшие погрешности, обусловленные отражениями от
различных узлов, сводятся к минимуму путем применения поглоща-
поглощающих развязок, и на частоте 9,5 Ггц в пределах затухания 0—20 дб
можно получить точность ±0,02 дб.
4.2.2. Фиксированные аттенюаторы и оконечные нагрузки
Удобным типом аттенюаторов сверхвысоких частот будет такой,
в котором поглощение энергии происходит в резистивном материале,
т. е. в материале с потерями. В своем простейшем виде такой атте-
аттенюатор действует как развязка, вводя в линию передачи заданные
потери. На сверхвысоких частотах многие материалы обладают по-
потерями [34, 263], но так как фактическое ослабление, создаваемое
аттенюаторами, не столь важно, то резистивным частям придают
вид пластин из паксолина, полижелеза (polyiron), пластмасс с при-
примесями [244] и проводящей керамики [293]. Эль-Ибиэри [98] при-
применял для аттенюаторов материал, поглощающий высокочастотную
энергию, образованный в результате добавления в смолу типа Марко
(Marco resin) или другую полиэфирную смолу частиц карбонильного
железа размером о мкм. Свойства материала зависят от соотношения
железа и пластмассы; он должен обладать механической прочностью
и легко обрабатываться на станке. На частоте 9 Ггц при сплошном
заполнении волновода с поперечным сечением 22,86x10,16 мм ма-
материалом, у которого весовые отношения железа к пластмассе были
0; 0,7 и 1,4, длины волн были соответственно равны 2,1, 1,4 и 1,4 см;
а коэффициенты затухания 0,2; 4,5 и 9,5 дб/см. Такие поглощающие
материалы обычно согласуются с волноводной линией, имеющей
воздушное заполнение, с помощью обычных конусных или ступенча-
ступенчатых переходов. Построены также аттенюаторы с сосредоточенными
резистивными элементами в коаксиальных линиях [58].
223

Удовлетворительно в аттенюаторах служат резистивные пленки;
они могут принимать вид поглощающей металлической фольги [56],
бакелитовых полосок, покрытых графитом, или металлизированных
стеклянных пластин. Использование металлов в виде очень тонких
пленок с точно выдержанной толщиной и с защитным изолирующим
покрытием делает аттенюаторы нечувствительными к атмосферным
влияниям, придает им электрическую и механическую стабильность
и обеспечивает низкий температурный коэффициент затухания. Стек-
Стекло используется в качестве основания (опоры) при нанесении пленки,
так как оно имеет высокую температуру плавления, гладкую поверх-
поверхность, малые диэлектрические потери, химически инертно, кроме
того, негигроскопично, не подвержено короблению и изменению
формы. Обычно на стекло напыляется пленка из нихрома или хрома
До получения нужного значения поверхностного сопротивления,
например 50—1000 ом на квадрат. Затем наносится защитная пленка
из фтористого магния.
При другом методе на стекло наносится металлизирующий ра-
раствор платины и палладия, затем стекло подвергают обжигу, пока
органические вещества не разложатся, а образовавшаяся металличе-
металлическая пленка не вплавится в поверхность. На такие поглощающие
элементы не действуют самые суровые климатические условия: на-
например, 84 дня тропических циклов между 20 и 35° С при 95% от-
относительной влажности и 2000 час при температуре окружающей
среды 100° С. В поглощающих элементах обычно применяются на-
настолько тонкие пленки, что точным указателем их ослабляющего
действия на сверхвысоких частотах может служить величина их
сопротивления по постоянному тойу. Эти методы дают высокую сте-
степень воспроизводимости в условиях массового производства. Ре-
Резистивные пластины помещают в такой области линии передачи,
где электрическое поле велико; длину их и поверхностное сопротив-
сопротивление подбирают так, чтобы получить необходимое затухание.
Аттенюатор, за которым следует короткозамкнутая цепь, дает
удобную и эффективную эквивалентную нагрузку или согласован-
согласованную нагрузку для линии передачи [145]. Для хорошего согласова-
согласования сопротивлений необходимо, чтобы на входе аттенюатора и ко-
роткозамыкателя коэффициент отражения был бы малым. Например,
для вносимых в линию потерь 30 дб при распространении энергии
в одном направлении КСВН должен составлять около 1,002; чтобы
не нарушить такое хорошее согласование, требуется согласующий
конический переход размером в несколько длин волн. На практике
желательно, чтобы значение коэффициента отражения было неболь-
небольшим в возможно более широкой полосе частот. Этого можно достичь,
используя диссипативные неоднородные линии передачи [64, 138],
однако чаще применяются диэлектрики с потерями и резистивные
пленки.
Согласованная нагрузка для коаксиальной линии [233] была
создана смешиванием смолы типа Марко (Marco resin) с утроенным
по весу количеством порошка карбонильного железа. Общая длина
224

устройства была 304,8 мм; узел был согласован с линией, заполнен-
заполненной воздухом, имеющей волновое сопротивление 71 ом, с КСВН,
меньшим 1,02, в диапазоне частот 2,7—5 Ггц. Нижний частотный
предел может быть значительно снижен при использовании [319]
в качестве внутреннего проводника однородной коаксиальной линии
цилиндрической резистивнои пленки. Однако на частоте 3 Ггц
длина нагрузки составляет всего один сантиметр, поэтому номиналь-
номинальная рассеиваемая мощность невелика.
В улучшенной конструкции [124] используется внешний про-
проводник с критическими размерами, профиль его выполнен в форме
трактрисы; экспериментальная нагрузка в 24,3 ом имела длину
59,69 мм, и импеданс ее отличался от результата измерения по по-
постоянному току всего на 1 % и обладал чрезвычайно малым фазовым
углом на всех частотах, вплоть до наивысшей измеренной частоты, а
именно 3,45 Ггц. В нагрузке, предназначенной для рассеяния 1 кет
мощности, размеры резистивнои пленки выбирались таким образом,
чтобы обеспечить равномерное рассеяние. Сопротивление с золотой
пленкой имело диаметр 0,5 см и длину около 122 см; погружение
его в четыреххлористый углерод позволяло довести величину рас-
рассеиваемой мощности до 6 вт1см. Входное сопротивление равнялось
75 ом, и в диапазоне частот от 100 Мгц до 2,5 Ггц КСВН был менее
1,05.
Волноводные нагрузки [168, 236] существуют в различных
формах. В нагрузках для низких и умеренных мощностей применя-
применяются резистивные пластины [46, 275], в то время как для высоких
мощностей [9, 132] используют металлокерамику, в состав которой
входит тонкий порошок железа [46]; для увеличения уровня рас-
рассеиваемой мощности иногда применяют теплоотводы в виде охлажда-
охлаждающих ребер. В прецизионных нагрузках часто используют металли-
металлизированные стеклянные пластинки; на рис. 4.12, а показаны образцы
волноводных нагрузок, коэффициент отражения напряжения ко-
которых в 12% полосе частот с центральной частотой 10 или 35 Ггц
не превосходит 0,001. Очень короткая согласующая нагрузка, по-
показанная на рис. 4.12, б, состоит из металлической пленки с точным
значением поверхностного сопротивления, помещенной поперек оси
волновода, который оканчивается четвертьволновой коротдозамкну-
той секцией. Поглощающие нагрузки могут также быть укорочены
путем гофрировки стенок волновода [356, 360].
Введение некоторых видов настроек [275] позволяет получить
совершенное согласование в узкой полосе частот. Подвижная на-
нагрузка для прямоугольного волновода [117] дала КСВН порядка
1,005—1,15; гораздо большие пределы регулировки могут быть полу-
получены с помощью трансформатора с двумя диэлектрическими встав-
вставками [99]. Нагрузка, описанная Битти в [28], скользит внутри
прямоугольного волновода и состоит из короткозамыкателя, к ко-
которому прикреплена полоска из поглощающего материала, под-
поддерживаемая диэлектрическим стержнем, который может поворачи-
поворачиваться и скользить относительно короткозамыкателя. Фаза коэф-
225

фициента отражения от полоски может быть изменена путем ее пе-
перемещения, а величина коэффициента отражения — путем поворота
полоски. С помощью независимой настройки по этим двум положе-
положениям можно получить полное согласование, в то же время когда по-
полоска расположена перпендикулярно электрическому полю, про-
МеталлизироВан-
ные стеклянные
пластины
^Скользящая опора
а.)
роВаиная ?
стеклянная
пластина fi)
Рис. 4.12. Согласованные нагрузки в волноводе:
а —для рабочей частоты 35 Ггц, волновод сечением 7,11X3,56 мм, КСВН=1,002;
б —для рабочей частоты 9,5 Ггц, волновод сечением 22,86x10,16 мм. КСВН=1,1.
исходит полное отражение. Оперируя настройкой устройства, можно
получить в линии любой нужный коэффициент отражения. Устрой-
Устройства другого рода основаны на гибридных Т-образных соедине-
соединениях [367].
4.2.3. Переменные аттенюаторы
Очень удобным элементом для'переменного аттенюатора в прямо-
прямоугольном волноводе, в котором распространяется волна вида TEoi,
является резистивная пленка [62], параллельная силовым линиям
электрического поля. В одной из конструкций аттенюатора такая
пленка, нанесенная на подвижную диэлектрическую пластину
в форме крыла, вводится через щель, прорезанную в широкой стенке
волновода параллельно оси распространения. Пример устройства
такого аттенюатора, применяемого на частоте 35 Ггц, показан на
рис. 4.13; по мере введения в волновод пластины затухание воз-
возрастает до максимальной величины около 20 дб. Утечку энергии
через щель в волноводе можно уменьшить с помощью соответст-
соответствующих поглощающих материалов, располагаемых около ее краев.
В аттенюаторе с подвижной пластинкой резистивная полоска
укреплена на двух тонких проводниках, оси которых разнесены на
нечетное число |Яг, и механически перемещается из области слабого
в область сильного электрического поля. Согласование аттенюатора
лучше всего достигается с помощью секций, поглощающих мощность,
как показано на рис. 4.14, а. Например, пластина на любом конце
может быть снабжена суживающейся секцией длиной ~Xg или чет-
четвертьволновой секцией, которая покрыта поглощающим материалом
только наполовину или покрыта полностью пленкой с вдвое боль-
226

шим сопротивлением. При тщательном выполнении и калибровке
эти прецизионные аттенюаторы позволяют производить измерения
с очень высокой точностью.
Характеристики аттенюаторов с металлизированными пластина-
пластинами обычно определяются экспериментально, но могут быть выражены
[95], как показано на рис. 4.14, б, через параметры эквивалентной
схемы, состоящей из последовательного соединения сопротивления
и индуктивности пленки с емкостью между пленкой и стенкой волно-
волновода. Эти постоянные являются функциями параметров пленки, ее
опоры и положения, занимаемого в волноводе. Такие приборы могут
Регулировочный
винт
Резистивная
пластина , Зажимный
винт
Волновод ¦
Рис. 4.13. Переменный аттенюатор с пластинкой
в виде крыла.
Рабочая частота 26,5-40 Ггц, волновод сечением 7,ИХ
Х3.56 мм. Резистнвиая пластника вводится в волновод
через щель.
давать максимальное затухание около 40 дб, и если принять соот-
соответствующие меры, то вносимые потери можно сделать ниже 1 дб
Большие затухания могут быть достигнуты при использовании плен-
пленки с низким поверхностным сопротивлением, однако значения
менее 120 ом на квадрат будут благоприятны для резонанса между
емкостным и индуктивным сопротивлениями [294]. Это проявляется
как выброс или провал, положение которого зависит от частоты и
который налагается на обычную плоскую часть типичной зависимо-
зависимости затухания от перемещения пленки; для удовлетворительной ра-
работы с тем, чтобы на частоте около 3 Ггц получить затухание 40 дб
длина пластины должна, по крайней мере, равняться 356 мм ¦
Существование резонанса такого рода используется для созда-
создания широкополосных аттенюаторов. При ограниченных пределах
перемещений пластины кривые ослабления на различных частотах
пересекаются между собой, благодаря чему уменьшается разброс
затухания в зависимости от частоты. Например, в диапазоне частот
±5/о поглощение порядка 30 дб может изменяться только на
±0,5 do. Типичный прецизионный переменный аттенюатор с пласти-
пластинами для частот 26,5—40 Ггц показан на рис. 4 14 в
Построены приборы, в которых [112, 347, 353]'изменение пере-
передаваемой мощности достигается путем модуляции проводимости
пластинки из полупроводника, помещенной в волновод. Например,
227

Ганн и Хогарт [119] использовали эффект инжекции носителей. На
рис. 4.15, а показано устройство модулятора, в котором тонкая пла-
пластинка из германия пересекает под углом полость прямоугольного
волновода. Одна из широких стенок пластинки подвергается шли-
шлифовке, а другая — травлению, в результате чего на этих двух по-
Микранетрическая
голодна
г—
—
,1,1.1.1.1.1,1.1.1,?
Фиксирующие
отверстия
волновода
Ролик
Рычаг
Пленка с высоким
сопротивлением
а)
Рис. 4.14. Переменный аттенюатор с подвижной пластиной:
а—методы согласования полных сопротивлений; б—эквивалентная схема; в —общий вид
прибора для диапазона рабочих частот 26,5 — 40 Гщ\ сечение волновода 7,11X3,56 мм
верхностях получаются соответственно большая и малая скорости
рекомбинации электронных и дырочных носителей. Если пластинку
поместить в поперечное магнитное поле с индукцией около 3000 гс,
то будет наблюдаться отклонение как дырок, так и электронов либо
по направлению к поверхности с большей скоростью рекомбинации,
либо от нее в зависимости от направления управляющего тока, про-
протекающего через пластинку. Происходящее изменение концентра-
228

ции носителей тока, в свою очередь, вызывает изменение поглощения
высокочастотной мощности. Типичные результаты, полученные на
частоте 35 Ггц для материала с удельным сопротивлением 40 ом -см,
приведены на рис. 4.15, б, время отклика при этом составляло не-
несколько микросекунд.
Работа модулятора, разработанного Арчером, Гибсоном и Грен-
виллем [11], основана на явлениях подвижности носителей в полу-
полупроводниках [354]. Скорость дрейфа носителей в германии, как
видно из рис. 4.16, а, при возрастании электрического поля стремит-
стремится к пределу. На сверхвысоких частотах подвижность для данных
условий определяется крутизной этой кривой. Так, при сильных
электрических полях, когда скорость носителей достигает насыще-
Магнитное
поле
Волновод
Управля-
Управляющий ток
а)
Германий
п-типп
Поверхность
А подвергнута
травлению
ПоверхностьА'
отшлифована
50 100 150 200 250 ЗМ
Напряжение(8)и ток (ма)
Б)
Рис. 4.15. Полупроводниковый модулятор с инжекцией носителей:
а —общий внд полупроводника и волновода (сечением 7,11x3,56 мм) для
рабочей частоты 35 Ггц; б —затухание как функция управляющего напряжения
и тока. (См. [119].)
ния, крутизна кривой подвижности равна нулю и материал стано-
становится как бы прозрачным — отсюда происходит и название для моду-
модуляторов этого типа «транспаритор» х. Конструкция эксперименталь-
экспериментального устройства для работы на частоте 35 Ггц показана на
рис. 4.16, б.
В качестве образца была взята пластинка из германия и-типа
с удельным сопротивлением 5 ом-см, толщиной 0,254 мм и шириной
(в направлении распространения носителей) около 6 мм. Для умень-
уменьшения явлений нагрева приложенное поле в несколько киловольт
на сантиметр модулировалось импульсами; для предотвращения ин-
жекции дырок в месте расположения положительного ввода в гер-
германий был сделан мм+-переход. Изменение затухания с полем
показано на рис. 4.16, в; довольно значительные потери на отраже-
отражение обусловлены плохим согласованием. В другом устройстве об-
область полупроводника p-i-n структуры с собственной проводимо-
проводимостью была помещена внутрь волновода [297]. Если на контакты
в п- и р-областях подать прямое смещение, то в область с собствен-
1 От английского слова transparent—прозрачный. (Прим. псрев.)
229

ной проводимостью будут инжектироваться дырки и электроны, а
мощность сверхвысоких частот будет поглощаться этими подвижны-
подвижными носителями зарядов. Время, необходимое для установления опре-
определенной (равновесной) концентрации, по порядку величины равно
среднему времени жизни электронно-дырочных пар; тем самым ча-
частота модуляции ограничена величиной около 5 кгц. На частоте
75 Ггц при изменении постоянного тока смещения на 15 ма получа-
получалось изменение поглощения мощности на 11 дб; потребление мощ-
мощности при этом составляло около 10 мет. Для частоты 9,5 Ггц был
сконструирован [313] модулятор, в котором поперек полости волно-
волновода был помещен германиевый стержень диаметром 3 мм, а воль-
ю1
I
У
Германий
Ц
Щель
Плавный переход
\
Волновод
** переход
Поло/ките
ныпВ- ¦'-
Юг Y 5 Ю1^ ТТо'
Электрическое поле, в/см
а)
%*
€
ь-
2
Постоянное
\
~\
¦"""¦
\
ч
часп
35 Г
Поте
на л
жене
К
ото
щ
пра-
V
О 1 2 3 U
Приложенное поле, к8,
В)
Рис. 4.16. Полупроводниковый модулятор типа «транспаритор»:
а —эффект насыщения скорости дрейфа носителей прн"снльных "электрических полях-
б—экспериментальное устройство для рабочей частоты 35 Ггц, сечение волновода
7,11X3.56 мм; в—затухание в функции от приложенного электрического поля. (См.
фрамовый зонд вводился в волновод через небольшое отверстие в его
узкой стенке. Подача на зонд 10-микросекундных импульсов вызы-
вызывала инжекцию добавочных неосновных носителей, что, в свою оче-
очередь, приводило к увеличению проводимости и поглощению мощ-
мощности сверхвысоких частот.
Делители мощности — это многоплечие устройства, которые мо-
могут быть отрегулированы так, что поступающая энергия сверхвысо-
сверхвысокой частоты будет делиться между выходами в любом желаемом
отношении [122]. Например, в простом Т-образном соединении пере-
перемещение короткозамыкателя в боковом плече вызывает изменение
мощности, протекающей по главному волноводу, а остаток энергии
отражается обратно к источнику питания. Более сложные устрой-
устройства с двумя плечами, содержащими спаренные короткозамыкающие
поршни, могут отводить мощность из одного плеча, содержащего,
скажем, полезную нагрузку, в другое плечо, содержащее эквивалент-
эквивалентную нагрузку, сохраняя условия согласования с источником мощ-
мощности.
В другой конструкции [264] применено каскадное включение
двух широкополосных гибридных соединений с короткими щелями.
230

Электрическая длина одного из соединяющих волноводов постоянна,
в то время как во втором расположен фазовращатель, посредством
которого управляют делением мощности. В полосе частот от 8,6 до
9,6 Ггц входной КСВН не превышал 1,2, вносимые потери равнялись
0,4 дб и мощность на выходе любого плеча могла изменяться в пре-
пределах 0—40 дб.
Гибридное кольцо, показанное на рис. 4.17, состоит в основном
из круглого волновода с колебаниями вида ТЕП, к обоим концам
которого присоединены переходы на прямоугольный волновод.
Круглый волновод содержит вращающееся сочленение, так что отно-
относительное расположение входных и выходных пар соединений может
Поглощающая^
нагрузка i
Выходная
мощность
от генератора
Подвижный^ у^?> Хг^П°ВшТ
кораткоза.ны-2 /^——~±s\
комель
^Вращающееся
Согласованная сочленение
нагрузка
Рис. 4. 17. Гибридное соединение на круглом вол-
волноводе как переменный аттенюатор.
Вращение на выходе вызывает изменение мощности, появ-
появляющейся в плече С. В другом устройстве положения
плечей зафиксированы, а вращающееся сочленение заменено
двумя четвертьволновыми пластинками, причем одна непод-
неподвижна, а другая вращается.
меняться. Когда входное плечо А расположено под углом 45°
к плечам С и D, то устройство действует как гибридное соединение;
энергия делится поровну между плечами С и D, а связью с плечом В
можно пренебречь. При вращении выходной секции мощность в за-
зависимости от угла поворота изменяется в плече С косинусоидально,
а в плече D — синусоидально; таким образом, получается гибридное
соединение с переменным ослаблением.
Применения подвижных частей можно избежать, если вместо
вращающегося сочленения ввести в круглый волновод две четверть-
четвертьволновые пластинки. Первая пластинка неподвижна и возбуждает
волну с круговой поляризацией, в то время как вторая — анализа-
анализатор, может поворачиваться и таким образом изменять плоскость
поляризации выходной волны; это, в свою очередь, вызывает изме-
изменение в плечах выходной мощности. Такие делители мощности
хорошо приспособлены для работы на больших уровнях мощности
[152, 153], так как поглощающий элемент расположен в отдельном
231

плече. Это означает, что мощность может поглощаться' з нагрузке,
которая специально предназначена для постепенного ее поглощения
и может соответствующим способом охлаждаться.
4.3. ИЗМЕРЕНИЕ ПОЛНЫХ СОПРОТИВЛЕНИИ
4.3.1. Трансформация цепей
Непосредственное измерение полных сопротивлений (или полных
проводимостей) на сверхвысоких частотах затруднительно и поэтому
производится редко [322, 323, 324, 325, 326]. С точки зрения обычно-
обычного применения линий передачи достаточно измерить лишь отношение
определяемого полного сопротивления к волновому сопротивлению
линии. Разработанные методы [301 ] основаны на преобразовании
цепей, исследовании картины стоячей волны и применении мостовых
устройств. Результаты можно выразить либо с помощью отдельных
измерений, либо с помощью некоторых форм динамических представ-
представлений. Если Z— неизвестное полное сопротивление, то, как было
показано в разд. 2.1.1, его абсолютная величина выражается через
КСВН и коэффициент отражения следующим образом:
|Z/ZO| = S = A-MP|)/A-!PJ). . D.38)
Если измерение производится на расстоянии /, этот результат видо-
видоизменяется вследствие потерь в линии передачи [181, 341]. Если
S' — измеренный КСВН, то величина КСВН нагрузки определится
выражением .
S = cth[{arcth(l/S')} —а/]. D.39)
При измерении полного сопротивления может потребоваться
знание поляризации [204] или, что бывает чаще, фазы [309, 349].
В последнем случае техника измерений будет связана с применением
соответствующих устройств, например калиброванного коротко-
замыкателя или фазовращателя, в сочетании с системой, позволя-
позволяющей сравнить исследуемый узел со стандартным. Рассогласование
должно быть сведено к минимуму, так как оно вводит ошибки,
обусловленные взаимодействием сигналов. Фазовая ошибка будет
приблизительно равна arcsinp, и поэтому точность измерений при
увеличении рассогласования ухудшается, а дополнительные ошибки
вводятся потерями [314].
В типичной схеме, работающей на частоте 6 Ггц, используется
зонд, передвигающийся вдоль волновода [311]; исследуемый фазо-
фазовращатель нагружается калиброванным короткозамыкателем. По-
Повышенная точность достигается при применении двухканальной или
мостовой схемы [309], в которых неизвестный фазовращатель уравно-
уравновешивается эталонным. Улучшения, получаемые с этими мостовыми
схемами, зависят от того, что фаза сигнала сохраняется при изме-
изменении частоты сигнала, даже, например, вплоть до звуковых частот.
232

Этот принцип был использован для создания фазометров с прямым
отсчетом для частот 9 Ггц [91] и 100—520 Мгц [250].
Отрезок линии передачи между местом измерения и измеряемой
нагрузкой может обладать трансформирующими свойствами, и его
можно рассматривать как цепь с двумя плечами. При отсутствии
потерь такая двухплечая схема при определенном выборе плоскостей
отсчета может быть представлена идеальным трансформатором,
свойства которого могут быть определены различными способами.
В методе трех точек [283] параметры эквивалентной схемы определя-
определяются из измерения входного сопротивления цепи, когда она на-
находится в каждом из трех состояний, например: короткозамкнута,
разомкнута и нагружена на неотражающую нагрузку. Перемещая
короткозамыкатель в пределах \Xg от выбраной плоскости отсчета,
можно создать условия корокого замыкания и холостого хода.
Другой метод приводит к канонической цепи [40,41, 42, 43, 280]
с эквивалентной схемой, имеющей простой физический смысл. Ко-
Короткозамыкатель, присоединенный к выходным зажимам, устанав-
устанавливается в нескольких положениях, и входные полные сопротивле-
сопротивления, соответствующие этим положениям, наносятся на круговую
диаграмму. Радиус окружности, наилучшим образом проходящей
через эти точки, нормируется по отношению к радиусу круговой
диаграммы. Для определения положения плоскости отсчета окруж-
окружность входных полных сопротивлений поворачивают относительно
центра круговой диаграммы до тех пор, пока ее центр не ляжет на
действительную ось. Этот метод может быть распространен на опре-
определение элементов матрицы рассеяния, зная которые можно опре-
определить, по величине входного сопротивления, сопротивление на-
нагрузки. Если Sn, S12, S22 — элементы матрицы рассеяния, то
такое преобразование может быть выполнено с помощью дробноли-
нейного соотношения
P« = Sn-s S\ ¦ D.40)
Такое преобразование может быть выполнено и на диаграмме полных
сопротивлений [235]; круги постоянного коэффициента отражения
в одной плоскости математически преобразуются в соответствующие
круги в другой плоскости.
Измерение малых неоднородностей без потерь можно выполнить
по методу сдвига узлов [103, 279, 296]. Здесь, как и ранее, цепь на-
нагружается наг короткозамыкатель, по мере продвижения которого
вдоль линии происходит циклический сдвиг положения минимума
стоячей волны во входной линии. Величина этого сдвига является
мерой коэффициента отражения неоднородности. В варианте этого
метода замыкают накоротко как входную, так и выходную линии, так
что цепь образует часть резонансного контура. Короткозамыкатели
перемещаются так, чтобы постоянно поддерживать состояние ре-
резонанса, и данные о их положении снова будут мерой коэффициента
233

отражения. Был проведен анализ для случая, когда трансформатор
содержал потери [8, 105, 252]. Например, графическая интерпрета-
интерпретация [86, 87, 253, 282] уравнения D.40) дает мощный метод, который
равным образом пригоден как для цепей с потерями, так и для цепей
без потерь и который может быть распространен на неоднородные
линии передачи. Проективные диаграммы [85] можно также рас-
распространить на активные цепи [146] и полные сопротивления с от-
отрицательными действительными частями [251 ].
Полные сопротивления узлов, которые содержат или которые
можно сделать так, чтобы они содержали полупроводниковый диод-
диодный детектор, можно измерить простым способом [243]. В линию
передачи от источника к нагрузке намеренно вводят рассогласова-
рассогласование и включают калиброванный аттенюатор и фазовращатель. Фазо-
Фазовращатель регулируется так, чтобы получить поочередно максималь-
максимальную и минимальную передачу мощности к детектору, в то врем"я как
аттенюатор регулируют так, чтобы через диод в обоих случаях про-
протекал один и тот же ток. Отношение мощностей будет равно
{-Фг) • <4-41>
Если Ss ^> Sl, to отношение становится равным Sf. При экспери-
экспериментах на частоте 9 Ггц достигнутые результаты хорошо согласова-
согласовались с результатами, полученными более сложными методами.
4.3.2. Картина стоячей волны
Распределение поля вдоль линии передачи может быть исследо-
исследовано посредством небольшой петли, которая реагирует на магнитное
поле, или, что применяется чаще, посредством небольшого зонда,
чувствительного к электрическому полю. Зонд, извлекая из линии
передачи весьма небольшую часть мощности, сам вводит в нее про-
проводимость [5]. Шунтирующая реактивная проводимость обуслов-
обусловлена отражением и может быть сведена к нулю соответствующей на-
настройкой в цепи зонда, в то время как шунтирующая активная про-
проводимость представляет поглощенную мощность. С увеличением
глубины погружения зонда, в линию активная проводимость воз-
возрастает, ее типичные значения для прямоугольного волновода при-
приведены ниже в табл. 4.1.
Активная проводимость вносит ошибку в определение картины
стоячей волны. Если S, S' соответственно фактический и измеренный
КСВН, то
S = S'(\+S+SGp/Y0)(l+S+Gp/Y0)-K D.42)
Например, если [Gp/Y0 = 0,018, то наблюдаемое" значение КСВН
будет равно 1,99 при действительной величине 2,00. Измеренное
значение будет совпадать с действительной величиной лишь в слу-
случае согласованной нагрузки. На практике выбираемая глубина
234

Таблица 4.1
Активная проводимость зонда
Отношение глубины погру-
погружения к высоте волновода
0
0,025
0,05
0,10
0,15
0,20
Относительная
проводимость
0
0,000025
0,00023
0,0014
0,0055
0,018
Поглощенная
мощность, дб
— оо
—46
—36
-29
—23
-17
погружения зонда представляет компромисс между величиной, при
которой получается достаточно выпрямленный сигнал, и величиной,
дающей максимально допустимую ошибку измерения. Очевидно,
что фазовые измерения следует всегда производить в положении
минимума напряжения.
Картина стоячей волны в линии передачи может быть определена
с помощью системы фиксированных зондов. Даффин [92] использо-
использовал для этого три минимально необходимых зонда; полученное им
выражение для сопротивления нагрузки имеет простой вид лишь
в том случае, когда расстояние между зондами равно ^kg. Че-
Четыре зонда, разнесенные друг от друга на расстояние i^g, дают
отсчеты, которые можно легко интерпретировать для получения
величины неизвестного полного сопротивления, пользуясь некото-
некоторыми кривыми на круговой диаграмме. Отношение показаний
напряжения на третьем зонде к напряжению на первом зонде
и отношение показаний напряжения на четвертом и на втором
зондах используются для построения параметрической диаграммы,
которая, будучи перенесена на круговую диаграмму, позволяет
определить полное сопротивление [113]. Если К.СВН превосхо-
превосходит 10, то применяют точный метод, включающий наблюдение
формы картины поля вблизи минимума [53, 217]. Метод заклю-
заключается первоначально в нахождении величины минимума напряже-
напряжения. Затем находят два положения зонда, в которых напряжение
в два раза превосходит величину минимума. Если расстояние
между этими двумя положениями равно /0, а характеристика де-
детектора квадратичная, то К.СВН будет
S = %JnL.
D.43)
Обычный метод измерения полных сопротивлений основан на ис-
исследовании картины стоячей волны посредством измерительной
линии. Используется один зонд, который обычно бывает под-
подвижным (хотя он может быть и фиксированным и отделенным
от нагрузки переменным неотражающим фазовращателем). Таким
235

образом, измерительная линия состоит в основном из средства
перемещения зонда, который вводится в электрическое поле через
продольную щель, прорезанную в стенке линии передачи. Щель
должна быть расположена параллельно линиям местных токов.
В коаксиальной линии с колебаниями вида ТЕМ щель может рас-
располагаться на периферии в любом месте, в то время как в прямо-
прямоугольном волноводе с колебаниями вида TEOi щель должна быть
расположена по центру любой из широких стенок. Обычно длину
щели делают достаточной для того, чтобы иметь возможность
определить два или три максимума и минимума стоячей волны.
Наличие щели шириной w увеличивает волновое сопротивление
коаксиальной линии на величину w2 [4л2(го — г?)! [239]. В слу-
случае прямоугольного волновода длина волны в волноводе и волновое
сопротивление возрастают на относительную величину w2hg/8nba3.
Щель делается по возможности более узкой; для точных измерений
ее влияние можно скомпенсировать небольшим изменением размеров
линии передачи. Обычно бывает необходимо свести к минимуму
лишь отражение, что достигается когда на концах щели делаются
полуволновые клинообразные сужения или четвертьволновые сту-
ступеньки. Если щель расположена несимметрично, то возбуждаются
волны с электрическим вектором, поперечным щели. Эти щелевые
волны полностью отражаются на каждом конце щели и в месте
расположения каретки зонда, поэтому при некоторых положениях
каретки возможны резонансные явления. Если толщина стенок
волновода равна t, то предельная Я,„ длина волны в волноводе
для щелевой волны определяется неявно следующим выражением
[1841:
tg (™) = ? [21п f0-372?-^) + 2 +Щ D.44)
Щелевые резонансы могут быть устранены путем сохранения сим-
симметрии щелевой секции и введения нужного затухания с помощью
кусочков поглощающего материала.
Измерительные линии должны обладать хорошей механической
конструкцией [184, 276, 327]. Линии передачи должны быть точны
по размерам, а перемещение каретки быть таким, чтобы зонд всегда
двигался параллельно внутренней стенке линии передачи, откло-
отклоняясь, например, не более чем на 2 микрона. Перемещение может
осуществляться по направляющим типа «ласточкин хвост», вдоль
параллельных стержней или вдоль плоских поверхностей, по
которым катятся роликовые подшипники. Механизм перемещения
не должен наклонять каретку; практически для этого служат
тонкая металлическая лента, гибкая проволока и фрикционный
механизм. Отсчет фазы, определямый положением каретки, про-
производится по верньерной шкале или, для увеличения точности,
по часовому индикатору. На практике обычно делают экранировку
зонда в форме язычка из металла, составляющего одно целое с ка-
236

реткой зонда и заполняющего все пространство щели, оставляя
лишь небольшой зазор. Эта экранировка уменьшает флюктуации
на выходе зонда, возникающие из-за небольших изменений ширины
щели [362]. Между нижней поверхностью каретки и верхней по-
поверхностью линии передачи создается незначительный механический
зазор. Низкое полное сопротивление у щели получается за счет
соответствующего расположения дросселей.
В коаксиальных измерительных линиях внутренний проводник
должен быть тщательно отцентрирован [35, 154, 330, 331, 368].
Щель должна быть достаточно узкой для того, чтобы избежать
Зонд
Цилиндрический
внутренний
проводник
Коаксиаль-
Коаксиальный вы/од
Плоскопараллельные
наружные пластины
Рис. 4. 18. Измеритель стоячей волны с плоскопа-
плоскопараллельнои линией:
а—распределение электрического поля (сплошные линии) и
магнитного поля (пунктирные лнннн); б—общий вид прибо-
прибора. (См. [285].)
возмущения поля, но в то же время и достаточно широкой с тем,
чтобы поддерживать емкость зонда постоянной, без непрактично
строгих допусков. Эти трудности устранены в конструкции, описан-
описанной Холли и Элдредом [285]. Путем конформного преобразова-
преобразования w = tgz поперечное сечение коаксиальной линии в плоско-
плоскости w может быть преобразовано в плоскости z в сечение плоскопа-
плоскопараллельной линии со слегка эллиптическим внутренним проводни-
проводником, как следует из рис. 4.18, а. Там же показаны силовые линии
электрического и магнитного полей. Такая конструкция примерно
в 8 раз менее чувствительна к изменению глубины погружения
зонда, чем измерители обычного типа.
В реальном плоскопараллельном измерителе боковые пластины
имеют конечную ширину; при отношении ширины пластин к рас-
расстоянию между ними около 5,6 излучение получается таким же,
как излучение из щели шириной 0,015 мм в коаксиальной линии
диаметром 25,4 мм. Для простоты изготовления центральному
проводнику придается в сечении круглая форма. Переход с коакси-
коаксиальной линии к плоскопараллельной эквивалентен введению шунти-
237

рующей емкости, которая может быть скомпенсирована введением
отрезка линии с более высоким волновым сопротивлением. Типичное
расположение, показанное на рис. 4.18, б, применимо вплоть
до частот в 10 Ггц; один из образцов измерительной линии, пере-
перекрывающий диапазон 0,5—4,0 Ггц, обладал собственным КСВН
около 1,006.
Волноводные измерительные линии из-за отсутствия внутрен-
внутреннего проводника проще в конструктивном отношении, хотя их
небольшие размеры иногда требуют более строгих допусков.
Принципы хорошего конструирования с детальным описанием
моделей описаны для частот 3 и 9 Ггц [47, 131 ]. В устройстве,
разработанном Хантоном [136], одну и ту же каретку и суппорт
можно приспособить для волноводов разных размеров. Для пере-
перекрытия диапазонов частот 4—18 и 12—40 Ггц было достаточно
двух приборов. В последнем приборе в качестве механизма уста-
установки каретки был использован прецизионный ведущий винт,
несущий два барабанных лимба с нанесенными на них делениями
шкалы. Зонд перемещался с помощью многозаходного винта,
снабженного люфтовыбирающей пружиной. Каретка опиралась
на прецизионные подшипники, катящиеся между прецизионными
канавками, с закаленными поверхностями. Оба прибора для удобства
обращения работали при ненастроенном зонде. На рис. 4.19 показа-
показана, предложенная автором, щелевая измерительная линия для диа-
диапазона 60—90 Ггц. Направляющими служили два параллельных
стержня, каретка перемещалась с помощью фрикционного меха-
механизма, диодный детектор был встроен в измерительную головку.
Были разработаны измерители стоячей волны щелевого типа
на гребневом волноводе с двумя гребнями [345].
При измерении полного сопротивления с помощью измерителей
стоячей волны возникают ошибки нескольких видов [121, 240].
Так как обычно пользуются малыми мощностями, то необходима
тщательная экранировка источника высокочастотной энергии и де-
детектора. Остаточные ошибки могут быть устранены путем калибров-
калибровки [196] или, если не требуется измерение фазы, путем соответст-
соответствующей регулировки [69] короткозамкнутого аттенюатора до полу-
получения того же самого распределения максимумов и минимумов,
которое дает неизвестное сопротивление. Общая точность наилучших
измерителей стоячей волны такова, что на частоте около 10 Ггц
можно измерять КСВН при почти согласованной нагрузке до 1,002
и фазу при большом рассогласовании с точностью до 0,01 мм.
На частоте 300 Мгц было произведено измерение полного сопро-
сопротивления с помощью измерителя стоячей волны и высокочастотного
моста, причем получилось соответствие в пределах 1%; следует
ожидать, что это соответствие будет сохраняться вплоть до частот
40 Ггц.
Процесс измерения КСВН можно ускорить, если каретке при-
придать возвратно-поступательное движение. В одной из усовершен-
усовершенствованных конструкций щелевая секция была изогнута в форме
238

дуги окружности, так что зонд мог непрерывно вращаться [216, 338].
Напряжение, пропорциональное движению зонда, получаемое с по-
помощью катушки связи, и усиленные сигналы от детектора могли
быть поданы соответственно на горизонтальные и вертикальные
пластины осциллографа.
Другой метод подхода к этой проблеме состоит в'том, что выход-
выходной сигнал от детектора подается на усилитель с высококачествен-
высококачественной автоматической регулировкой усиления. Максимальный сиг-
Настройка
зонда
Зонд
Выходной
Волновод
а)
Ручка переме-
перемещения каретм
Направ-
Направляющие
стержни
'Фрикцион
'егулировка
зонда'
Основание
Рис. 4.19. Щелевой волноводный измеритель стоячей волны:
а —детали зонда, вндны четвертьволновые дроссели; б — прибор для диа-
диапазона рабочих частот 60 — 90 Ггц, использующий волновод сечением
2,85X1,549 мм.
нал с выхода усилителя, таким образом, фиксируется, и для оп-
определения КСВН достаточно измерить минимальный сигнал на
выходе. Еще в одном из методов используется [157] детектор,
который запоминает экстремальные показания напряжения сигна-
сигнала за время одиночного перемещения каретки зонда. Отношение
этих двух напряжений вычисляется электронными методами, и
вычисленный КСВН индицируется на приборе как стационар-
стационарное значение.
4.3.3. Мостовые методы
Методы измерения полных сопротивлений на сверхвысоких
частотах с помощью мостов обладают рядом преимуществ. Неиз-
Неизвестное полное сопротивление в таких случаях сравнивается
239

с известным эталоном, причем требуются две независимые регули-
регулировки для согласования модулей полных сопротивлений и фазовых
углов. В практических конструкциях мостовых схем две регули-
регулировки в основном независимы и позволяют осуществлять быструю
балансировку моста. Величина сопротивления находится непосред-
непосредственно по калибровке моста, и точность измерения принципиально
зависит от точности стандарта (эталона) сопротивлений и от точ-
точности конструкции мостовой схемы [334, 361 ].
Эталон полных сопротивлений в виде R + \Х может быть
получен путем параллельного (или последовательного) соединения
подвижного короткозамыкателя с согласованной нагрузкой. На
практике можно достичь почти идеального короткого замыкания,
но гораздо труднее получить согласованную нагрузку. В методе
скользящей нагрузки [6, 174] положение элементов регулируется
так., что отражения от цепи и от нагрузки попеременно склады-
складываются и вычитаются, а наблюдаемое изменение является мерой
коэффициента отражения; таким образом может быть достигнуто
почти десятикратное увеличение точности измерения.
Простейшая мостовая схема обладает четырьмя плечами, и ее
действие основано на том факте, что если сопротивления, включен-
включенные в два плеча, одинаковы, то передача мощности между двумя
другими плечами отсутствует. Пригодные для нашей цели мосто-
мостовые схемы выполняются на гибридных кольцах, трехдецибельных
направленных ответвителях и Т-образных гибридных соединениях;
вообще говоря, гибридные Т-образные соединения предпочтительнее,
так как избирательность их зависит только от симметрии структуры
и может превосходить 50 дб. '
На коаксиальных линиях были построены различные псевдо-
псевдомостовые схемы, использующие, например, [57] наборы емкостных
или индуктивных зондов. Неравные полные сопротивления можно
сравнивать с помощью гибридного соединения, показанного на
рис. 4.17, причем угол между переходами определяет коэффициент
моста [152]. Предложены также симметричные шестиплечие мосто-
мостовые схемы, основанные на турникетном соединении и на схеме
Парселла [61 ]. Такие схемы ведут себя как мост Уитстона в том
смысле, что связь между плечами 1 и 2 отсутствует лишь тогда,
когда цепи, подключенные к оставшимся четырем плечам, связаны
соотношением Z3Z4 = Z5Z6. Таким образом, если Z6 — эталонное
сопротивление R + jX, a Z4, Z5 — переменные реактивные сопро-
сопротивления, то баланс может быть получен для произвольной вели-
величины неизвестного сопротивления Z3. Фазовый угол эталонного
сопротивления равен фазовому углу неизвестного сопротивления,
а отношение реактивных сопротивлений в плечах 4 и 5 дает
множитель. Следовательно, после калибровки шестиплечий мост
позволяет получить величину неизвестного сопротивления только
в значениях физических длин.
Полное сопротивление может быть измерено с помощью прибо-
приборов, дающих прямой отсчет потока мощности, протекающей по линии
240

передачи. Одним из таких приборов является 1340] направленный
ответвитель, у которого мощность во вспомогательном плече состав-
составляет лишь небольшую часть мощности, проходящей в главном
волноводе. Хотя это устройство может быть использовано как мост
с нулевым отсчетом, оно является также и рефлектометром [1, 2],
преимущества которого были рассмотрены ранее. Если в обоих
вспомогательных плечах ответвителя помещены детекторы с одина-
одинаковой чувствительностью, то можно определить отношение прямой
и отраженной бегущих волн, т. е. коэффициент отражения от нагру-
нагрузки [44, 101, 241, 288, 302]. Связанные с этим соотношения из-за
несовершенства направленного ответвителя позволяют получить
только приближенные результаты [230]. Ответвители, имеющие
направленность свыше 40 дб и КСВН менее 1,05, характеризуются
хорошей точностью в относительном диапазоне частот 1,5 : 1.
С помощью метода усиленных откликов [30] можно повысить
точность при измерении малых значений КСВН. Если имеется
в распоряжении источник сигнала с устойчивой амплитудой, то до-
достаточно измерить только мощность, распространяющуюся в обрат-
обратном направлении. На данной частоте точность может также быть
повышена вспомогательной подстройкой [300]; такой метод также
дает информацию о фазе нагрузки. Фазу можно определить и с по-
помощью вспомогательного зонда напряжения, как описано Парценом
[200]. Пусть V[, Уги Vp будут соответственно напряжения падающей
волны, отраженной волны и напряжение на зонде. Измеренная
величина VjVt определяет размер окружности на диаграмме
полных сопротивлений, a Vp/Vi дает другую окружность, пересе-
пересекающую первую. В действительности возможны две точки пересе-
пересечения, но их можно различить, помещая в качестве вспомогательного
зонда неоднородность известного характера, например емкостную
кнопку. Если / есть расстояние между вспомогательным зондом
и точкой, соответствующей минимуму напряжения, то
cos 2p/ = {Vl -V2r —Vf)/2Vr Vt. D.45)
Выходное напряжение этих рефлектометров, если необходимо,
можно записать на самописце [108, 287].
Рассмотрение полей в прямоугольном волноводе показывает,
что волна вида ТЕ01, распространяясь по направлению к нагрузке,
будет производить правополяризованную по кругу волну, в то время
как волна, распространяющаяся в противоположном направлении,
будет давать левополяризованную волну. Таким образом, несогла-
несогласованная нагрузка приведет к эллиптически поляризованной волне,
осевое отношение которой равно отношению суммы и разности
амплитуд составляющих, а последние, в свою очередь, пропорцио-
пропорциональны относительным амплитудам волн вида ТЕо1 в прямоугольном
волноводе; следовательно, осевое отношение равно КСВН. Ясно
также, что угловое положение большой или малой осей эллипса
241

поляризации при изменении фазового угла коэффициента отражения
будет изменяться линейно; изменение коэффициента отражения
на 360° вызывает изменение фазового угла на 180°. Этот новый
принцип был использован Коном 165] э приборе, показанном
на рис. 4.20.
Поляризованная
детекторная
1олоВка
Коническая
диссипатиВная
развязка
Вращающееся
сочленение
К измеряемо-
измеряемому полному
сопротидлению
Прямоугольный
Рис. 4. 20. Измеритель полных сопротивлений с
использованием круговой поляризации:
а —общий вид; б, в, г—различные конфигурации отверстий
связи. (См. [65].)
Вспомогательный волновод связан с главным посредством
отверстия, форма и расположение которого выбраны так, что
волна с круговой поляризацией возбуждается лишь в случае согла-
согласованной нагрузки. Это происходит потому, что щели / связаны
с поперечным магнитным полем прямоугольного волновода, а
щель 2 — с продольным магнитным полем. Следовательно, щели /
и 2 возбуждают в круглом волноводе волны вида ТЕц, которые
ортогональны в пространственном и временном отношении. Если
положение и размеры щелей выбраны надлежащим образом, то
амплитуды этих двух волн будут одинаковыми и, таким образом,
будет возбуждаться волна с круговой поляризацией. Фаза и амп-
амплитуда коэффициента отражения от несогласованной нагрузки мо-
может, таким образом, быть определена путем поворота 1304, 369] nq-
ляризованного детектора.
242

В приборе для работы на частоте 9,5 Ггц было применено элект-
электронное вращение с помощью намагниченного феррита. Информация
получалась из выходного сигнала и подавалась на прибор, про-
прокалиброванный непосредственно в значениях КСВН или коэффици-
коэффициента отражения. Такие индикаторы оказались полезными [281]
при заводском испытании узлов. Для частот в диапазоне 3 Ггц
пригодна вращающаяся индуктивная петля; остаточные емкостные
явления устраняются, если эту петлю закончить другой петлей,
которая таким образом будет связана с данным видом колебаний
во втором волноводе только индуктивно [135]. Такие устройства
просты и прочны, хотя и обладают чувствительностью к изменению
частоты.
Разработано несколько методов, позволяющих наблюдать пол-
полное сопротивление непосредственно на экране осциллографа [4,13].
В индикаторе Рибле [213] поля в волноводе анализируются спе-
специальным ответвителем, на зажимах которого вырабатываются
напряжения, идентичные с теми, которые развивались бы на двух
несвязанных зондах, разнесенных друг от друга на всех частотах
на \%g. Эти два напряжения вводятся в измеритель отношений,
выход которого связан с вертикальными пластинами осциллографа.
При соответствующем расположении нагрузки и анализатора
картина на экране осциллографа для ряда частот представит истин-
истинные величины КСВН. С появлением генераторов обратной волны
и ламп бегущей волны стало возможным быстрое измерение полных
сопротивлений в широком диапазоне частот [188 291]. Балансные
измерительные системы [172] позволяют производить одновременно
автоматическое измерение амплитуды и фазы как функций частоты
в диапазоне 8,7—9,6 Ггц. В другом типе прибора [88] на осцил-
осциллографе наблюдается зависимость коэффициента отражения от час-
частоты; типичная модель перекрывает интервал частот 7,5—11 Ггц.
Волноводная система состоит из двух направленных ответвителей,
включенных выходом к выходу; испытуемое устройство включается
в качестве нагрузки. Цепь обратной связи обеспечивает постоянство
уровня падающей мощности.
Многофункциональной называется такая система, в которой
развертка на осциллографе имеет вид круговой диаграммы полных
сопротивлений [329]. Сэмюэль [225] использовал источник постоян-
постоянной амплитуды для питания волновода, вдоль которого были
расположены четыре пронумерованных от / до 4 зонда, разнесенные
через -kg, к выходам зондов были присоединены одинаковые де-
детекторы с квадратичными характеристиками. Выражая напряжение
в падающей и отраженной волнах соответственно как l/,cos cot
и Vrcos(co/ +6),. получим, что на выходе детектора / будет на-
напряжение
l/j = 1 V? (l + P2+2pcose + ВЧ члены), D.46)
243

а на выходе детектора 3
V3 = ~ Vf A _] р2._ 2р cos О -1-ВЧ члены). D.47)
ВЧ члены при детектировании исключаются, так что
Vi — V3 = 2pV2cos6. D.48)
Подобным же образом
у2 — V4 = 2pV2 sin 6 D.49)
и
Vt + V3 = V? A + p2) = V2+Vt. D.50)
Если разности Vx — Vs и V2 — V4 подать соответственно на X
и К пластины осциллографа, то положение пятна будет опреде-
определяться координатами х = /CpsinO и у — /CpcosO, и в результате
получается график полных сопротивлений. Постоянная К и центр
диаграммы определяются калибровкой с помощью подвижного
короткозамыкателя. Типовой прибор [304] позволяет проводить
непрерывное наблюдение полных сопротивлений в относительном
10% диапазоне частот в области 9,5 Ггц с точностью по КСВН
лучшей, чем 0,03; максимальная ошибка, обусловленная фикси-
фиксированными зондами, получается на краях диапазона и составляет
±4% по модулю коэффициента отражения и ±2° по фазе.
Прибор для графического изображения полных сопротивлений
[273], перекрывающий диапазон 8,2—12,4 Ггц, отбирает образцы
волн с помощью направленных «тветвителей. Образец отраженной
волны модулирован прямоугольными импульсами. Образец прямой
волны задержан во времени для компенсации отрезка линии
между .ответвителями. Каждый из образцов волн делится на две
равные части, которые объединяются в двух квадратичных де-
детекторах, причем в одну из частей падающей волны вводится опере-
опережение по фазе в 90°. Выходные напряжения подаются на пластины
осциллографа для получения круговой диаграммы. Фазы и ампли-
амплитуды отраженного сигнала, образцы которого получаются от высоко-
высококачественного направленного ответвителя, могут быть определены
с большой точностью при условии пользования гетеродинными
методами детектирования и низкой промежуточной частотой [284].
Нужная частота гетеродина может быть получена от источника
сигнала как боковая полоса с помощью непрерывно вращающе-
вращающегося фазовращателя. Сигнал от смесителя разлагается на X и Y
составляющие для отклонения пятна на экране осциллографа пу-
путем сравнения его фазы с сигналом, который вырабатывается в
системе, синхронизированной по фазе с модулятором одной боковой
полосы частот. В приборе [303] для частоты 9,5 Ггц можно измерить
коэффициент отражения до 0,0001 с точностью лучше чем ±10%;
дополнительные особенности этой системы включают частотные
отметки на экране, калиброванные шкалы для фазовых углов и
прецизионные аттенюаторы для амплитудных измерений.
244

ЛИТЕРАТУРА
1. Adams, R. Т., and H о г v a t h, Л.: «Broad-band Reflectometers
at High Frequencies», Elect. Commit п., 1955, 32, p. 118.
2. Allan, H. R, andCurli n g, С D.: «The Reflectometer», J.I.E.E.,
1949, 96, pt III, p. 25.
3. A 1 p e r t, D.: «A High-Power Attenuator for Microwaves», Rev. set.
Instrum., 1949, 20, p. 779.
4. Altar, W., and С о 1 t m a n, J. W.: «Microwave Impedance-Plotting
Device», Proa. I. R ?., 1947, 35, p. 734.
5. Altar, W., Marshall, F. В., and Hunter, L. P.: «Probe
Error in Standing-Wave Detectors», Proa. 1. R. ?., 1946, 34, p. 33.
6. A 1 t s с h u 1 e r, H. M., and О 1 i n e r, A. A.: «Microwave Measurements
with a Lossy Variable Termination», Proc. I. E. ?., 1956, 103C, p. 392.
7. A 1 t s с h u 1 e r, H. M , and К a h n, W. K.: «Nonreciprocal Two-Ports
Represented by Modified Wheeler Networks», Trans. /. R. ?., 1956, MTT-4,
p. 228.
8. A 1 t s с h u 1 e r, H. M.: «A Method of Measuring Dissipative Four-Poles
' Based on a Modified Wheeler Network», Trans. I. R. ?,, 1955, MTT-3,
No. 1, p. 30.
9. Anderson, T. N.: «High-Power Microwave Dummy Loads», Tele-
Tech, 1953, 12, p. 92.
10. Armistead, M. A., Spencer, E. G., and Hatcher, R. D.:
«Microwave Semiconductor Switch», Proc. /. R. ?., 1956, 44, p. 1875.
11. Arthur, J. В., Gibson, A. F., and G r a n v i 1 1 e, J. W.: «The
Effect of High Electric Fields on the Absorption of Germanium at Micro-
Microwave Frequencies», J. Electronics, 1956, 2, p. 145.
12. A s h d о w n, G.: «Waveguide Measurements», Electronic Engng, 1946,
18, p. 318.
13. В а с h m a n, H. L.: «Automatic Plotter ior Waveguide Impedance»,
Electronics, 1956, 29, March, p. 184, and Trans, /. R. ?., 1955, MTT-3,
No. 1, p. 22.
14. В a i 1 e y, R. A., French, H. A., and L a n e, J. A.: «The Compari-
Comparison and Calibration of Power-Measuring Equipment at Wavelengths of
3 cm and 10 cm», Proc. I. E. ?., 1954, 101, pt III, p. 325.
15. Bailey, R. A.: «A Resonant-Cavity Torque-Operated Wattmeter for
Microwave Power», Proc. I. E. ?,, 1955, 102C, p. 59.
16. В a i 1 e y, R. L., and Quirk, J. В.: «U. H. F. Meter Measures Low
Power Levels», Electronics, 1954, 27, November, p. 159.
*17. Barlow, H. E. M., and С u 1 1 e n, A. L., «Microwave Measurements»
(Constable, London, 1950).
18. В a r 1 о w, H. E. M.: «Hall Effect and its Counterpart, Radiation Pressure,
in Microwave Power Measurement», Proc. /. ?. ?., 1957, 104C, p. 35.
19. Barlow, H. E. M.: «Application of the Hall Effect in a Semiconductor
to the Measurement of Power in an Electromagnetic Field», Nature, 1954,
173, p. 41.
*20. Barl ow, H. E. M.: «The Application of the Hall Effect in a Semicon-
Semiconductor to the Measurement of Power in an Electromagnetic Field», Proc.
1. E. ?., 1955, 102, pt III, p. 179.
21. В a r 1 о w, H. E. M., and S t e p h e n s о n, L. M.: «The Hall Effect and
its Application to Power Measurement at Microwave Frequencies», Proc.
I. E. ?., 1956, 103B, p. 110.
22. В a r 1 о w, H. E. M., and К a t а о к a, S.: «The Hall Effect and its
Application to Power Measurement at 10 Gc/s», Proc. I. E. E., 1958,
105B, p. 53.
23. Barlow, H. E. M.: «The Hall Effect and its Application to Micro-
Microwave Power Measurement», Proc. I. R. ?., 1958, 46, p. 1411.
24. Bath, С G., and Goldberg, H.: «A Self-Balancing Thermistor
Bridge», Proc. Nat. Electronics Conf., 1947, 3, p. 47.
245

25. В е a t t y, R. W., and Macpherson, A. C: «Mismatch Errors in
Microwave Power Measurements», Proc. 1. R. ?., 1953, 41, p. 1112.
26. В e a t t y, R. W.: «Mismatch Errors in the Measurement of Ultra-High-
Frequency and Microwave Variable Attenuators», J. Res. nat. Bur.
Stand., 1954, 52, p. 7.
27. В e a t t y, R. W. and R e g g i a, F.: «An Improved Method of Measu-
Measuring Efficiencies of U!tra-High-Frequency and Microwave Bolometer
Mounts», J. Res. nat. Bur. Stand., 1955, 54, p. 321.
28. В e a t t y, R. W.: «An Adjustable Sliding Termination for Rectangular
Waveguide», Trans. I. R. ?., 1957, MTT-5, p. 192.
29. В e a t t y, R. W.: «Cascade-Connected Attenuators», J. Res. nat. Bur.
Stand., 1950, 45, p. 231.
30. В e a t t y, R. W.: «Magnified and Squared V. S. W. R. Responses for
Microwave Reflection-Coefficient Measurements», Trans. I. R. ?., 1959,
MTT-7, p. 346.
31. В e a u с h a m p, K. G.: «A Phase-Sensitive Detector», Electronic
Industr., 1958, 17, p. 74.
32. Beck, A.: «The Stability of Thermistors», J. sci. Instrum., 1956, 33,
p. 16.
33. Becker, J. A., Green, С. В., and Pearson, G. L.: «Properties
and Uses of Thermistors—Thermally Sensitive Resistors», Trans. Amer.
1. E. ?., 1946, 65, No. 11, p. 71!.
34. В e n s о n, F. A., and Pearson, R. M.: «A Comparison of the Proper-
Properties of Certain Materials used in Low-Power Microwave Attenuators»,
Electronic Engng, 1953, 25, p. 502.
35. Benson, F. A., and Lusher, G. V. G.: «A Coaxial Standing-Wave
Indicator for Frequencies near 10,000 Mc/s», Electronic Engng, 1954, 26,
p. 534.
36. Bhattacharayya, A. N.: «Microwave Modulation by Variable
Circuit Elements comprising Waveguides or Cavity Resonators», Indian
J. Phys., 1949, 23, p. 175.
37. В 1 e a n e у, В.: «Radio Frequency Power Measurement by Bolometer
Lamps at Centimetre Wavelengths», J. I. E. ?., 1946, 93, ptlllA, No.
9, p. 1378.
38. В 1 e u z e, J.: «The Properties and Application of Thermistors», Onde
elect., 1953, 23, pp. 497 and 578.
*39. В о g о m о 1 о v, V. N.. I 1 i s а у s к i, Y. V., К о r n f e 1 ' d, M.,
S о с h a v a, L. S., and S t r u n i n, R. I.: «Low-Inertia Germanium
Bolometers», Zh. tekh. Fiz., 1957, 27, No. 1, p. 213.
40. В о 1 i n d e r, E. F.: «Impedance and Polarization-Ratio Transfor-
Transformations by a Graphical Method Using the Isometric Circles», Trans.]. R. ?.,
1956, MTT-4, p. 176.
41. В о 1 i n d e r, E. F.: «Graphical Method of Determining the Efficiency
of Two-Port Networks», Proc. I. R. ?., 1957, 45, p. 361.
42. В о 1 i n d e r, E. F.: «Graphical Methods for Transforming Impedances
through Lossless Networks by the Cayley-Klein Diagram», Acta polytech.,
1956, 7, No. 5, p. I.
43. В о 1 i n d e r, E. F.: «General Method of Analyzing Bilateral Two-Port
Networks from Three Arbitrary Impedance Measurements», Ericsson Tech.,
1958, 14, No. 1, p. 3.
44. В о г с h e t, M.: «Directional Couplers and Measuring Bridges for the
Determination of Forward and Backward Travelling Waves on H. F.
Transmission Lines», Telefunken Z., 1955, 28, p. 246.
45. Bosch, J. C. van den, and Bruin, F.: «Automatic Milliwattmeter
for Electromagnetic Radiation», Appl. sci. Res., 1953, B3, p. 260.
46. В о s t i с к, G.: «Microwave Terminations», Electronics, 1960, 33, Ja-
January 8th, p. 50.
47. В о t, J. Le, and M a t a g n e r, S. Le: «Design and Construction of an
Accurate Standing-Wave-Ratio Meter for the 9-5 kMc/s Band», J. Phys.
Radium, 1953, 14, p. 299.
216

48. В r i с о у t, P. A.: «Thermoelectric Wattmeter for Centimetre Waves*,
Ann. Acfas. 1952, 18, p. 124.
49. В r i о t, Л.: «Waveguides beyond the Cut-off Frequency: Application
to Piston Attenuators», Onde elect., 1950, 30, p. 57.
*50. Brodsk i i, W. I., and P г о п e n к о, V. I.: «Microcalorimeter for
Measuring Super-High-Frequency Power in the 3cm Range», Izmeritelnaya
Tekh., 1957, 5, p. 65.
51. Brown, Q. H., and С о n к 1 i n, J. W.: «Water-Cooled Resistors
for Ultra-High Frequencies», Electronics, 1941, 14, April, p. 24.
52. Brown, J.: «Corrections to the Attenuation Constants of Piston Atte-
Attenuators», J. I. E. ?., 1949, 96, pt III, p. 491.
53. В u с h a n a n, T. J.: «The Measurement of High Standing-Wave
Ratios», Proc. I. E. ?., 1952, 99, pt IV, p. 372.
54. В u h r, J. de: «A New Method of Analyzing Linear Quadrupoles», Fernmel-
detech. Z., 1955, 8, pp. 200 and 335.
55. Burroughs, H., and В г о n w e 1 I, A. B.: «An Ionized-Gas Energy
Detector for Microwaves», Proc. Nat. Electronics Conf., 1951, 7, p. 590,
and Tele-Tech, 1952, 11, p. 62.
56. В u s e с к, Н., and К ! a g e s, G.: «The Homogeneous Rectangular
Waveguide with Attenuating Foil», Arch, elekt. Uberiragung, 1958, 12,
p. 163.
57. Byrne, J. F.: «A Null Method for the Determination of Impedance in
the 100—400 Mc/s Range», Proc. Nat. Electronics Conf., 1947, 3, p. 603.
58. С a r ! i n, H. J., and G r i e m s m a n n, J. W. E.: «A Bead Supported
Coaxial Attenuator for the Frequency Band 4,000—10,000 Mc/s», Proc.
Nat. Electronics Conf., 1947, 3, p. 80.
59. С a r ! i n, H. J., and S u с h e r, M.: «Accuracy of Bolometric Power
Measurements», Proc. I. R E., 1952, 40, p. 1042.
60. Carrara, N., and L о m b a r d i n i, P.: «Radiat ion Pressure of Cen-
Centimetre Waves», Nature, 1949, 163, p. 171.
61. Chodorow, M., G i n z t о n, E. L., and Kane, P. :«A Microwave
Impedance Bridge», Proc. I R. ?., 1949, 37, p. 634.
62. С 1 a r к e, W. W. H., and M а у s m о г, С W. K.: «Precision Wave-
Waveguide Attenuator», А. Т. Е. J., 1954, 10, p. 114.
63. С 1 а у t о n, R. J., H о u 1 d i n, J. E., L a m о n t, H. R. L., and
Willshaw, W. E.: «Radio Measurements in the Decimetre and Centi-
Centimetre Wavebands», J. I. E. ?., 1946, 93, pt 111, p. 97.
64. Clemens, G. J.: «A Tapered Line Termination at Microwaves», Quart.
J. Math., 1950, 7, p. 425.
65. С о h n, S. В.: «Impedance Measurement by means of a Broadband Circu-
Circular-Polarization Coupler», Proc. 1. R. ?., 1954, 42, p. 1554.
66. С о 1 1 a r d, J.: «The Measurement of Voltage at Centimetre Wavelengths»,
J. I. E. ?., 1946, 93, pt IIIA, No. 9, p. 1393.
67. С о 1 1 a r d, J.: «The Enthrakometer, an Instrument for the Measurement
of Power in Rectangular Wave Guides», J. 1. E. ?., 1946, 93, pt IIIA,
No. 9, p. 1399.
68. С о 1 1 a r d, J., N i с о 1 1, G. R., and Lines, A. W.: «Discrepancies
in the Measurement of Microwave Power at Wavelengths below 3 cm»,
Proc. Phys. Soc, 1950, 63B, p. 215.
69. С о 1 1 i n g s, E. W.: «Voltage Standing-Wave Ratio Measurement»,
Electronic Radio Engr, 1958, 35, p. 287.
70. С о m t e, G., and P о n t h u s, A.: «Experimental Study and First Results
of Measurements of the Attenuation of TEnl (Hnl) Waves in Short Sections
of Straight Circular Waveguide», Cables Transm., 1952, 6, p. 333.
71. Cooper, D. C: «A Simple Direct-Reading Thermistor Bridge», Electro-
Electronic Engng, 1954, 26, p. 448.
72. С г о w 1 e y-M i 1 1 i n g, M. C, Gordon, D. S., Miller, C.W.,
and Saxon, G.: «The Measurement of Power at Centimetric and Deci-
metric Wavelengths», J. 1. E. ?., 1946, 93, pt IIIA, p. 1452.
247

73. Cu lien, A. L.; «Measurements of Microwave-Transmission Efficiency»,
Wireless Engr, 1949, 26, p. 255.
74. Си lien, A. L.: «Absolute Power Measurement at Microwave Frequencies»,
Nature, 1949, 163, p. 403.
75. С и 1 1 e n, A. L,: «Absolute Measurement of Microwave Power by Radia-
Radiation Pressure», Nature, 1950, 165, p. 726.
76. С и 1 1 e n, A. L.: «Absolute Measurement of Microwave Power in Terms
of Mechanical Forces», Nature, 1951, 167, p. 812.
77. С и 1 1 e n, A. L.: «The Measurement of Microwave Power by Radiation
Pressure», Engineering, 1951, 172, p. 377.
78. С и 1 I e n, A. L.: «Absolute Power Measurement at Microwave Freque-
Frequencies», Proc. 1. ?. ?., 1952, 99, pt IV, p. 100.
79. С и 1 1 e n, A. L.: «A General Method for the Absolute Measurement of
Microwave Power», Proc. I. E. ?., 1952, 99, pt IV, p 112.
80. С и 1 I e n, A. L., and F r e n с h, H. A.: «An Instrument for the Absolute
Measurement of Low-Level Microwave Power in the 3-cm Band», Proc.
1. E. ?., 1957, 104C, p. 456.
81. С и 11 e n, A. L., and Stephenson, L.M.: «A Torque-Operated Watt-
Wattmeter for 3 cm Microwaves», Proc. 1. E. ?., 1952, 99, pt IV, p. 294.
82. С и 1 I e n, A. L.: «A Microwave Vibration Wattmeter», Nature,1952, 170,
p. 1121.
83. С и 1 I e n, A. L., R о g a 1, В., and О к a m и г a, S.: «A Wide-Band
Double-Vane Torque-Operated Wattmeter for 3 cm Microwaves», Trans.
I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 133.
84. С и n 1 i f f e, A., and S a v i 1 I e, D. P.: «Measurement of Waveguide
Impedance), Wireless Engr., 1954, 31, p. 115.
85. D e s с h a m p s, Q. A.: «A New Chart for the Solution of Transmission
Line and Polarization Problems», Trans. I. R. ?., 1953, MTT-1, p. 5.
86. D e s с h a m p s, Q. A.: «Determination of Reflection Coefficients and
Insertion Loss of a Waveguide function», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1046,
and Elect. Commun., 1954, 31, p. 57.
87. D e s с h a m p s, Q. A.: «A Variant in the Measurements of Two-Port
Junctions», Trans. 1. R. ?., 1956, MTT-5, p. 159.
88. D ix, J. C, and Sherry, M.: «A'Microwave Reflectometer Display Sys-
System», Electronic Engng, 1959, 31, p. 24.
89. Dona!, J. S., and В и s h, R. R.: «A Spiral-Beam Method for the Am-
Amplitude Modulation of Magnetrons», Proc. I. R. ?., 1949, 37, p. 375.
90. Donovan, В.: «The Hall Effect in Metals at High Frequencies», Proc.
Phys. Soc, 1955, 68A, p. 1026.
91. D г о р к i n, H. A.: «Direct Reading Microwave Phase-Meter», Nat.
Conv. Rec. I. R. ?., 1958, pt 1, p. 57.
92. D и f f i n, W. J.: «Three-Probe Method of Impedance Measurement»,
Wireless Engr., 1952, 29, p. 317.
93. D у s о n, J.: «A New Differential Thermometer for Use in R. F. Power
Measurements», J. sci. Instrum., 1947, 24, p. 208.
94. Early, H. C: «A Wide-Band Wattmeter for Waveguide», Proc. 1. R. ?.,
1946, 34, p. 803.
95. E b e r t, J.: «Metallized Glass Microwave Attenuators», Polytechnic Res.
Developm. Co Rep., 1952, 1, No. 3, p. 1.
96. E b i s с h, M.: «Coaxial Measurement-Line Inserts of High Precision for
the Frequency Range 1 — 13 Gc/s», Frequenz, 1959, 13, p. 52.
97. E delcreek, G.: «Recording Attenuation of Waveguide Components»,
Electronics, 1959, 32, October 23rd, p. 126.
98. E 1-1 b i a r у, М. Y.: «Microwave Dissipative Material», Electronic
Radio Engr, 1957, 34, p. 103.
99. E 1 1 e n w о о d, R. C., and R у a n, W. E.: «A U. H. F. and Microwave
Matching Termination», Proc. I. R. ?., 1953, 41, p. 104.
100. E n g e n, G. F.: «A Self-Balancing Direct-Current Bridge for Accurate
Bolometric Power Measurements», J. Res. nat. Bur. Stand., 1957, 59,
No. 2, p. 101.
248

101. E n g e n, G. F., and В e a t t y, R. W.: «Microwave Refiectometer Tech-
Techniques», Trans. I, R. ?., 1959, MTT-7, p. 351.
102. E n s 1 i n, N. C. de V.: «Л Method of Using Microwaves for Measuring
Small Displacements and a Torque Meter using this Principal», Proc.
I. E. ?., 1954, 101, pt IV, p. 522.
103. F ее n berg, E.: «Relation between Nodal Positions and Standing-
Wave Ratio in a Complex Transmission System», J. appl. Phys., !946,
17, p. 530.
104. Fellers, R. Q,: «Measurement Techniques at Millimetre Wave-
Wavelengths», Proc. Symp. Modern Advances In Microwave Techniques (Poly-
(Polytechnic Institute, Brooklyn, 1954).
105. F e 1 s e n, L. В., and О 1 i n e r, A. A.: «Determination of Equivalent
Circuit Parameters for DissipativeMicrowave Structures», Proc. /. R. ?.,
1954, 42, p. 477.
106. F u 1 f о r d, J. A., and В ! а с к w e 1 !, J. H.: «Accurate Method for
Measurement of Microwave Attenuation», Rev. sci. Instrum., 1956,
27, p. 956.
107. Fuse, S., T а к a h a s h i, Y., and F u r u к a w a, A.: «A Practical
'Microwave Power Standard», Rep. Elect. Commun. Lab. (Tokyo)
1959, 7, p. 1.
108. Gabriel, W. F.: «An Automatic Impedance Recorder for X-Band»
Proc. I. R. ?., 1954, 42, p. !4!0.
109. G a f f n e y, F. J.: «Microwave Measurements and Test Equipments»,
Proc. I. R. ?., !946, 34, p. 775.
110. G a i n s b о г о u g h, G. F.-. «Some Sources of Error in Microwave Milli-
wattmeters», J. 1. E. ?., !948, 95, pt III, p. 229.
111. Genon, R. Musson, Chantereay, J., and Metivier,
R.: «Test Methods and Apparatus for the Development of 3 cm Low-Vol-
Low-Voltage Klystrons», Onde elect., !950, 30, p. 425.
112. Gibson, A. F.: «Infrared and Microwave Modulation using Free
Carriers in Semiconductors», J. sci. Instrum., !958, 35, p. 273.
113. G i n z t о n, E. L.: «Microwave Measurements» (McGraw-Hill, New
York, 1957).
114. G i u s t i n i, S., and T о z z i, R.: «Arrangement for the Measurement
of High Powers at Microwave Frequencies», Alta Frequenza, 1952
21, p. 67.
115. G о u г с е a u x, M.: «Simultaneous Partial Absorption, Reflection
and Transmission of a Non-Uniform Plane Wave by a Thin Metal Film»
С R. Acad. Sci. (Paris), !955, 240, p. 187!.
116. G г а с e, A. C, and Lane, J. A.: «A Direct-Reading Standing -Wave
Indicator», J. sci. Instrum., 1953, 30, p. !68.
117. Granthara, R. E.: «A Reflectionless Wave-Guide Termination»,
Rev. sci. Instrum., 1951, 22, p. 828.
! !8. G г о 1 1, H.: «Power Measurement with Thermistors at High Frequen-
Frequencies», Fernmeldetech. Z., !952, 5, p. 522.
119. G u n n, J, В., and Hogarth, С A.: «A N о v e 1 Microwave
Attenuator using Germanium», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 353.
120. Gut ton, H., and О r t u s i, J. A.: «Ultra-High-Frequency
Modulation on Waveguides», J. Brit. I. R. ?., !947, 7, p. 205.
12!. Hall, E. H.: «On the New Action of Magnetism on a Permanent
Electric Current», Phil. Mag., 1880, 10, p. 301.
122. H a m e, T. G.: «Waveguide Power Dividers», Electronic Engng 1957
29, p. 368.
123. Hand, B. P.: «Broadband Rotary Waveguide Attenuator», Electro-
Electronics, !954, 27, January, p. 184.
124. H a r r i s, I. A.: «The Theory and Design of Coaxial Resistor Mounts for
the Frequency Band 0—4000 Mc/s», Proc. I. E. ?., !956, 103C, p. !.
125. Harris, I. A.: «A Coaxial Film Bolometer for the Measurement of
Power in tne U. H. F. Band», Proc. I. E. ?., I960, 107B, p. 67.
249

126. Harvey, Л. F.: «Instruments For Use in the Microwave Band», Proc.
I. E. E., 1951, 98, pt III, p. 781.
127. Hawkins, P. О., С u г п о w, H. J., and Redstone, R.: «The
Coaxia!-Line Diode: л Rectifier of Microwaves», Proc. I. E. E., 1958,
105B, Sup. No. 12, p. 886.
128. H e i n s, H.: «Micrpwave High-Power Simulator», Electronic Industr.,
1957, 16, No. 11, p. 78.
129. H e r s с h, W.: «A Very-Wide-Band Dummy Load for Measuring Power
at Very-High- and Ultra-High-Frequencies», Proc. I. E. E. 1955,
102B, p. 96.
130. H i с к i n, E. M.-. :«Bo!ometers for U. H. F. Power Measurement»,
Wireless Engr, 1946, 23, p. 308.
131. Hirst, D., and Hogg, R. W.: «The Design of Precision Standing-
Wave Indicators for Measurements in Waveguides», J.I E. E 1946,
94, pt ША, p. 589.
132. H 1 u b u с е к, V.: «Theoretical Analysis of the Design of a High-
Power Waveguide Load», Slab. Obz., !957, 18, p. 420.
133. Hoogenband, J. С van den, and S t о ! к, J.: «Reflection
and Impedance Measurements by means of a Long Transmission Line»,
Philips tech. Rev., 1955, 16, p. 309.
134. H о s к i n, W. J.: «Microwave Power Measurements employing Elect-
Electron Beam Techniques», Proc. I. R. E., 1957, 45, p. 1285.
135. H о u s e ! e y, P. J.: «Rotating Loop Reflectometer for Waveguide»
Proc. I. R. E., 1959, 47, p. 585.
136. Hun ton, J. K-: «Micrometric 12—40 kMc/s Waveguide Slotted
Line with Interchangeable Sections and Untuned Probe», Hewlett-Packard
J., 1956, 8, Nos. !—2, p. 1.
137 H u n t о n , J. K.: «Analysis of Microwave Measurement Techniques
by Means of Signal Flow Graphs», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 206.
138. Jacobs, I.: «The Nonuniform Transmission Line as a Broad-Band Ter-
Termination», Belt Syst. tech. J., 1958, 37, p. 9!3.
139. Jaeger, Т., and S с h n e i d,e r, M. V.: «A Wide-Band High-Power
Microwave Calorimeter», Arch. elekt.Ubertragung, 1959, 13, p. 21.
140. Jakes, W. C: «Broad-Band Matching with a Directional Coupler»,
Proc. I. R. E., 1952, 40, p. 1216.
141. James, A. V., and Sweet, L. O.: «Broad-Band Calorimeters
for the Measurement of Low and Medium Level Microwave Power: II, Con-
Construction and Performance», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, No. 2, p. 195.
142. J a u m a n n, A.: «Method of Measurement of Impedance at Frequencies
up to 10 kMc/s», Fernmeldetech. Z., 1954, 7 p. 410.
143. Johnson, С M., T r a m b a r u 1 o, R., and G о r d y, W.:
«Microwave Speciroscopy in the Region from Two to Three Millimetres»,
Phys. Rev., 1951, 84, p. 1178.
144. J о h n s о n, H. R., andBagi, R. R.: «Electron Beam Technique
for Measuring Circuit Velocity and Impedance», Proc. I. E. ?., 1958,
105B, Sup. No. 12, p. 893.
145. К a h a n, Т.: «Conditions of Terminations in a Waveguide», C. R. Acad.
Sci. (faris), 1946, 222, p. 535.
146. Kaplan, L. J., and Stock, D. J. R.: «An Extension of the Reflec-
Reflection Coefficient Chart to Include Active Networks», Trans. I. R. ?.,
1959, MTT-7, p. 298.
147. К a 1 r a, S. N.: «Force on a Shorted Ring in a U. H. F. Field in a Coa-
Coaxial Cavity», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1339.
148. Kerns, D. M.: «Determination of Efficiency of Microwave Bolometer
Mounts from Impedance Data», J. Res. nat. Bur. Stand., 1949, 42, p. 579.
149. Kettlewell, E.: «A Wide-Band Calorimeter for R. F. Power
Measurement at 3 cm», J. 1. E. ?., 1946, 93, pt IIIA, No. 9, p. 1407.
150. К i e n 1 i n, U. V., and К u r z !, A.: «Waveguide Termination with
Commercial Film-Type Resistors», Nachr. Tech. Z., 1958, 11, p. !38.
250

151. King, D. D.: «Measurements of Centimetre Wavelength» (Van No-
strand, New York, 1952).
152. К i n g d о п, В. Е.: «A Circular-Waveguide Magic Tee and its Appli-
Application to Higher Power Microwave Transmission», J. Brit. I. R. ?., 1953,
13, p. 275.
153. К i n g d о п, В. E.: «An S-Band Variable Attenuator for High-Power
Working», J. Brit. I. R. ?., 1955, 15, p. 471.
154. К i t a, Y.: «Relationship between Eccentricities and Voltage Correc-
Correction Factors for Concentric Slotted Lines», J. Radio Res. Lab. (Tokyo),
1955, 2, p. 193.
155. К 1 a t t e, Q.: «Cut-off Attenuators fpr Waveguide Circuits», Fernmel-
Fernmeldetech. Z., 1953, 6, p. 86.
156. Klein, W.: «Measurement of the Centimetre-Wave Propagation
Coefficient of Quadrupoles», Fernmeldetech. Z., 1953, 6, p. 25.
157. К о 1 1 a n у i, M., and V e r r a n, R. M.: «V. S. W. R. Indicators
with Automatic Read-Out», Electronic Engng, 1959, 31, p. 666.
158. К о r e w i с к, W.: «Audio Modulation Substitution System for Micro-
Microwave Attenuation Measurements», Trans. I. R. E, 1953, MTT-1, p. 14.
159.'L a m b e r t у, В.: «A Novel Aid to Slotted Line Measurements»,
Microwave J., 1959, 2, September, p. 38.
160. Lane, J. A.: «A Film Radiometer for Centimetre Wavelengths»,
Nature, 1956, 177, p. 392.
161. Lane, J. A.: «Measurements of Efficiency of Bolometer and Thermis-
Thermistor Mounts by Impedance Methods», Proc. I. E. ?., 1957, 104B, p. 485.
162. Lane, J. A.: «Transverse Film Bolometers for the Measurement of
Power in Rectangular Waveguides», Proc. 1. E. ?., 1958, 105B, p. 77.
163. Lane, J, A.: «A Physical Interpretation of Impedance for Rectan-
Rectangular Waveguides», Proc. Phys. Soc, 1957, 70, p. 1173.
164. Lane, J. A.: «Resistive-Film Calorimeters for Microwave Power Measu-
Measurement», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 177.
165. L a n g e, R. W.: «40—4,000 Microwatt Power Meter», Trans Amer.
1. E ?., 1953, 72, pt 1, p. 492.
166. L a v e r i с к, Е.: «The Calibration of Microwave Attenuators by an
Absolute Method», Trans. I. R. ?., 1957, MTT-5, p. 250.
167. L a v e r i с к, Е., and Welsh, J.: «An Automatic Standing-Wave
Indicator for the 3-cm Waveband», J. Brit. I. R. ?., 1959, 19, p. 253.
168. L e n z, K. L.-. «Transmission Lines with Inhomogeneous Attenuation
for the Low-Reflection Absorption of Electromagnetic Waves», Z. angew.
Phys., 1958, 10, p. 17.
169. L i n d t, W. J. van den: «A Note concerning Forces and Torques on
Spheroidal Bodies in Cavities», Canad. J. Phys., 1955, 33, p. 113.
170. L i n d t, W. J. van den: «Application of Multi-hole Coupling to the
Design of a Variable and Calibrated Waveguide Attenuator and Impe-
Impedance», Philips res. Rep., 1952, 7, p. 28.
171. Linker, J. В., and Grimm, H. H.: «Automatic Microwave
Transmission Measuring Equipment», Rev. sci. Instrum., 1957, 28, p. 559.
172. Linker, J. В., and Grimm, H. H.: «Wide-Band Microwave Trans-
Transmission Measuring System», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, No. 4, p. 415.
173. Maclean, W. R.: «The Resonator Action Theorem», Quart. J. appl
Math., 1945, 2, p. 329.
174. M а с p h e r s о n, A. C, and Kerns, D.M.: «A New Technique for
the Measurement of Microwave Standing-Wave Ratios» Proc. I R. E
1956, 44, p. 1024.
175. Macpherson, A. C: «An Absolute Microwave Wattmeter» Proc.
I. R. ?., 1957, 45, p. 688. ' •
176. Macpherson, A. C., and Kerns, D. H.: «A Microwave Microca-
lorimeter». Rev. sci. Instrum., 1955, 26, p. 27.
177. M а с е к, О.: «Waveguide Measurement Sections for Centimetre Waves»
Fernmeldetech 1., 1951, 4, p. 436.
178. M a s о n, W. P., H e w i t t, W. H., and Wick, R. F.: «Hall Effect
251

Modulators and Gyrators Employing Magnetic-Field-Independent Orien-
Orientations in Germanium», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 166.
179. M a t are, H. F.; «Power Adjustment for Plane Waves in Waveguides»
Frequenz, !950, 4, p. 32!.
180. Ma this, H. F.: «Some Properties of Image Circles» Trans IRE
1956, MTT-4, p. 48.
181. Mayer, F.: «Corrections for Line Losses in Impedance Measurements»
Ann. Telecomm., 1955, 10, p. 109.
182. M i 1 n e г, С J., and Clayton, R. В.: «Resistance Comparison at
3,300 Mc/s by a Novel Method», J. I. E. E., 1946, 93, pt IIIA No
9, p. 1409.
183. Milosevic, L., and V a u t e y, R.: «High-Power Microwave Test
Bench», Vide, 1956, 11, No. 65, p. 410.
•184. Montgomery, С G.: «Technique of Microwave Measurements»
(McGraw-Hill, New York, 1947).
185. Moreno, Т., and L u n d s t г о m, О. С: «Microwave Power Measu-
Measurements», Proc. I. R. ?., 1947, 35, p. 514.
186. Murray, K. J.: «U. H. F. Power Meter for Operation in the 2,000
Mc/s Band», Electronic Engng, 1958, 30, p. 345.
187. N i с h о 1 s, E. F., and H u 1 1, G. F.: «The Pressure due to Radiation»
Proc. Amer. Soc. Arts. Sci., 1903, 38, p. 559.
188. N i n о m i у a, Y., Miyamoto, N., and Y a n a g i.: A.: «4 000
Mc/s-Band Wide-Band V. S. W. R. Scanner», Rep. Elect. Commun
Lab. (Tokyo), 1958, 6, p. 154.
189. N i s h i о к a, A.: «Manufacture of Reduced Iron Powder for the Microwave
Attenuator», Rep. Elect. Commun. Lab. (Tokyo), 1956, 4, No. 8, p. 16.
190 N о r t о n, L. E.: «Broad-Band Power Measuring Methods at Microwave
Frequencies», Proc. I. R. E., 1949, 37, p. 759.
191. N о v о z h e n о v, G. F.: «A Method for Determining the Power of
a Pulse Generator», Radioteckhnika, 1955, 10, p. 33.
192. Nowogrodzki, M.: «Microwave Devices for Magnetron Production
Testing», Tele-Tech, 1952, 11, p. 36.
193. О a 11 e у, С W.: «Ultra-High,Frequency Measurements», J. I. E E
1946, 93, pt IIIA, p. 199.
194. О к a m u r a, S., К a n z а к i, S., К u г о к a w a, S., and К о n d o,
- , G.: «A Double-Vane Torque-Operated Wattmeter for 7,000 Mc/s» /
""Radio Res. Lab. (Tokyo), 1958, 5, p. 157.
195 О к r e s s, E. C: «The Physics of Microwave Calorimeters», Amer. J
Phys.. 1953, 21, p. 330.
196. 0 1 i n er, A. A.: «The Calibration of the Slotted Section for Precision
Microwave Measurements», Rev. sci. Instrum., 1954, 25, p. 13.
197. О p p i t z, H.: «The Experimental Determination of Linear Quadrupo-
les for Centimetre Wavelengths», Acta phys. Austriaca, 1951, 5, p. 214.
198. P a n n e n b о г g, A. E.: «A Measuring Arrangement for Waveguides»
Philips tech. Rev., 1950, 12, p. 15.,
199. P a n n e n b о г g, A. E.: «On the Scattering Matrix of Symmetrical
Waveguide Junctions», Philips res. Rep., 1952, 7, pp. 131, 169 and 270.
200. P a r z e n, В.: «Impedance Measurements with Directional Couplers and
Supplementary Voltage Probe», Proc. I. R. E., 1949, 37, p. 1208.
201. P e n t о n, W. A., and О v e r t о n, I.: «A Balanced Water-flow Calo-
Calorimeter for Centimetre Wavelengths», New Zealand J. Sci. Technol
1948, 29B, p. 215.
202. P e s к i n, E., and Weber, E.: «The D. С Thermal Characteristics
of Microwave Bolometers», Rev. sci. Instrum., 1948, 19, p. 188.
203. Petrzik, J.: «Calorimetric Wattmeter for the 3,000 Mc/s Band»,
Slab. 06г., 1958, 19, p. 25.
204. P i с к e r i t, F.: »Double-Probe Polarimetric Analyzer for the 1 000
Mc/s Band», С R. Acad. Sci. {Paris), 1958, 246, p. 911.
205. P i г с h e r, G.: «Microwave Measurements», Rev. gen. Elect 1955,
64, p. 301.
252

206. Polk, C: «Standing-Wave Ratio of Inaccessible Load», Commun.
Electronics, 1956, No. 23, p. 9.
207. P о m e г о у, Л. F.: «Precision Measurement of Impedance Mismatches
in Waveguide», Bell Syst. tech. J., 1947, 26, p. 446.
208. Price, V. G.: «Measurement of Harmonic Power Generated by Micro-
Microwave Transmitters», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 116.
209. Prime, H. A.: «A Secondary Microwave Attenuator», J. sci. Instrum.,
1956, 33, p. 448.
210. R a m b o, W. R.: «A Coaxial Load for Ultra-High-Frequency Calori-
Calorimeter Wattmeter», Proc. I. R. ?., 1947, 35, p. 827.
211. R a t с 1 i f f e, P. M.: «Microwave Measuring Equipment», J. Brit.
I. R. ?., 1954, 14, p. 243.
212. Reed, J., and Wheeler G J- «A Method of Analysis of Symmet-
Symmetrical Four-Port Networks», Trans. I. R. ?., 1956, MTT-4, p. 246.
213. R i b 1 e t, H. J.: «A Swept-Frequency 3 cm Impedance Indicator»,
Proc. I. R. ?., 1948, 36, p. 1493.
214. R i e с k, H., and P a n n i g e r, F.: «A New Thermistor Power-Mea-
• suring Head for X=9—20 cm», Nadir, tech., 1957, 7, No. 3, p. 101.
215. Ring, D. H.: «Single-Oscillator Microwave Measuring System», Bell
Lab. Rec, 1956, 34, p. 465.
216. Ritzl, H., and G г о 1 1, H.: «Ring-Shaped Waveguide Measurement
Line with Automatic Visual Indication», Fernmeldetech. Z., 1955,
8, p. 281.
217. Roberts, S., and H i p p e 1, A. von: «A New Method for Measuring
Dielectric Constant and Loss in the Range of Centimetre Wavelengths»,
J. appl. Phys., 1946, 17, p. 610.
218. Robertson, S. D.: «A Method of Measuring Phase at Microwave
Frequencies», Bell Syst. tech. J., 1949, 28, p. 99.
219. R о n с h i, L., and F r a n с i a, G. T. di: «Calculation of the Angular
Momentum of the Electromagnetic Field in a Waveguide», Alta Frequenza,
1955, 24, p. 204.
220. Rose, F. L.: «An Improved Microwave Attenuator for Military Use»,
Bell Lab. Rec, 1957, 35, p. 418.
221. Rosenberg, W.: Thermistors», Elect. Engng, 1947, 19, p. 185.
222. R о s'e n b e r g, W.: «A Milliwattmeter for Power Measurements in
the Super-High-Frequency Band of 8,700—10,000 Mc/s», J. sci. Inst-
Instrum., 1947, 24, p. 155.
223. Rosen thai, L. A., and P о t t e r, J. L.: «A Self-Balancing Micro-
Microwave Power Measuring Bridge», Proc. I. R. ?., 1951, 39, p. 927.
224. R u h r m a n n, A.. «The Exponential Line at Cut-off Wavelength and
in the Stop Range», Arch, elekt. Ubertragung, 1950, 4, p. 401.
225. Samuel, A. L.: «An Oscilloscope Method of Presenting Impedan-
Impedances on the Reflection-Coefficient Plane», Proc. I. R. ?., 1947, 35, p. 1279.
226. Samuel, A. L., and Cr an dell, C. F.: «A Waveguide Bridge
for Measuring Gain at 4,000 Mc/s», Proc. I. R. ?., 1948, 36, p. 1414.
227. Sander, A.: «The Frequency Response of Waveguide Potential Dividers
with Coaxial Launching and Pick-up», Nachr. Tech. Z., 1958, 11, p. 1.
228. Sawasaki, M., and С h i b a, K-: «Methods of Microwave Power
Measurement by Means of Thermistors», J. Inst. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1952, 35, p. 207.
229. S с h a f e r, G. E., and R u m f e 1 t. A. Y.: «Mismatch Errors in Casca-
Cascade-Connected Variable Attenuators», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 447.
230. Schafer, G. E., and В e a t t y, R. W.: «A Method for Measuring
the Directivity'of Directional Couplers», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6,
No. 4, p. 419.44
231. Sharpies s, W. M.: «A Calorimeter for Power Measurements at
Millimetre Wavelengths», Trans. I. R. ?., 1954, MTT-2, No. 3, p. 45.
232. Shaw, R. С and К i г с h e r, R. J.: «A Coaxial-Type Water Load
and Associated Power Measuring Apparatus» Proc I. R E , 1947,
35, p. 84.
253

233. Sh awe, L. W.: «An S-Band Coaxial Load», Proc.I.E.E., 1957,
104B, p. 191.
234. S h u r m e r, H. V.: «A Direct-Reading Waveguide Standing-Wave
Detector for Use at Low Power Levels», Proc. I. E. ?., 1955, 102C, p. 176.
235. S h u r m e r, H. V.: «Transformation of the Smith Chart through Loss-
Lossless Junctions», Proc. I. E. ?., 1958, 105C, p. 177.
236. S m i d t, J.: «A Reflectionless Waveguide Termination», Appl. set.
Res., 1954, B3, p. 465.
237. Smith, A. C. Gordon.: «Calibrated Piston Attenuator», Wireless
Engr, 1949, 26, p. 322.
238. Smith, A. C. Gordon.: «A Milliwattmeter for Centimetre Wave-
Wavelengths», Proc. I. E. ?., 1955, 102, pt III, p. 685.
239. S m о 1 a r s к a, J.: «Characteristic Impedances of the Slotted Coaxial
Line», Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 161.
240. Sorrows, H. E., Ryan, W. E., and E 1 1 e n w о о d, R. C:
«Evaluation of Coaxial-Slotted Line Impedance Measurements», Proc.
1. R. ?., 1951, 39, p. 162.
241. S о s i n, В. М.: «Application of Directional Couplers to Amplitude-
Ratio and Phase Measurement at Very High Frequencies», Marconi Rev.,
1951, 14, p. 39.
242. Standing, A. F.: «A Self-Balancing Thermistor Bridge», J. sci.
Instrum., 1954, 31, p. 343.
243. S t a n i f о r t h, A., and С r a v e n, J. H.: «Simple Standing-Wave
Measurements at Low Input Powers», J. Brit. I. R. E., 1960, 20, p. 243.
244. S t a n i f о r t h, A., and S t e e ! e, K. A.: «Casting Lossy Micro-
Microwave Parts in Resin Aids Design Work», Canad. Electronics Engng, 1958,
2, p. 16.
245. S t a t a, R.: «Microwave Power Detectors», Electronics, 1959, 32, July
17th, p. 59.
246. S t e g e n, R. J., and С 1 a v i n, C: «On a Variable Impedance Ter-
Termination for Testing High Power Components», Trans. I. R. E., 1956,
MTT-4, p. 54.
247. Stein, S.: «Graphical Analysis of Measurements on Multiport Wave-
Waveguide Junctions», Proc. I. R. ?., 1954, 42, p. 599.
248. S t e i n h a r t, R.: «A Frequency-Independent Microwave Attenuator
with Largely Constant Phase Shift», Nachr. Tech. Z., 1957, 10, 294.
249. S t e p h e n s о n, L. M., and Barlow, H. E. M.: «Power Mea-
Measurement at 4 Gc/s by the Application of the Hall Effect in a Semiconduc-
Semiconductor», Proc. /. ?. ?., 1959, 106B, p. 27.
250. Stevens, R. Т.: «Precision Phasemeter for С W. or Pulsed U. H. F»,
Electronics, 1960, 33, March 4th, p. 54.
251. Stock, D. J. R., and Kaplan, L. J.: «The Representation
of Impedances with Negative Real Parts in the Projective Chart», Trans.
I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 475.
252. Stock, D. J. R., and Kaplan, L. J.: «The Analogy Between
the Weissfloch Transformer and the Ideal Attenuator (Reflection Coeffi-
Coefficient Transformer) and an Extension to Include the General Lossy Two-
Port», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 473.
253. S t о r e r, J. E., S h e i n g о 1 d, L. S., and S t e i n, S.: «A Simple
Graphical Analysis of a Two-Port Waveguide Junction», Proc. I. R. ?.,
1953, 41, p. 1004.
254. Strauss, I.: «Broadband R. F. Power Meters», Radio Electronic
Engng, 1954, 23, p. 10.
255. Street, R.: «Tne Absolute Measurement of Low Power at 3,000
Mc/s», Proc. 1. E. ?., 1949, 96, pt II, p. 237.
256. Street, R., and Wh i taker. P. D.: «The Measurement of Micro-
Microwave Power at Wavelengths of 3 cm and !0 cm», Proc. Phys. Soc, 1950,
63B, p. 623.
S t r u t t, M. J. O.: «Modern Methods of High-Frequency Voltage Mea-
Measurement up to about 10,000 Mc/s», Arch. tech. Messen, 1951, 182, p. T32.
254

258. S u с h е г, M., and С a r 1 i n, H. J.: «The Operation of Bolometers
under Pulsed Power Conditions», Trans. I. R. ?., !955, MTT-3, No.
4, p. 45.
259. S u с h e r, M., and С а г 1 i n, H. J.: «Broad-Band Calorimeters
for the Measurement of Low and Medium Level Microwave Power:
I. Analysis and Design», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, No. 2, p. 188.
260. Sweet, L. O., and S u с h e r, M.: «The Available Power of a Matched
Generator from the Measured Load Power in the Presence of Small Dissi-
Dissipation and Mismatch of the Connecting Network», Trans. I. R. ?., 1957,
MTT-5, p. 167.
261. Swift, J.: «Experimental Wide-Band Thermistor Mounts»,
Proc. I. R. E. Austral., 1958, 19, p. 361.
262. T а к a h a s h i, Т., and N а к a h a s h i, N.: «Designing and Con-
Construction of 100-Watt Water Loadfor Power Standard in U. H. F. Band»,
J. Radio Res. Lab. (Tokyo). 1960, 7, p. 9.
263. Teal, G. K., R i g t e r i n k, M. D., and F г о s с h, C. J.: «Attenua-
«Attenuator Materials for Microwaves», Elect. Engng, 1948, 67, p. 754.
264. Teeter, W. L., and В u s h о r e, K. R.: «A Variable-Radio
Microwave Power Divider and Multiplexer», Trans. 1. R. E., 1957,
MTT-5, p. 227.
265. Thomas, H. A.: «Microwave Power Measurements employing Elect-
Electron-Beam Techniques», Proc. I. R. E., 1957, 45, p. 205.
266. T h u r s t о п, W. R.: «A Transadmittance Meter for V. H. F.—U. H. F.
Measurements». Nat. Conv. Rec. I. R. ?., 1956. pt 5, p. 3.
267. T i s с h e r, F. J.: tRotatable Inductive Probe in Waveguides», Proc.
I. R. ?., 1955, 43, p. 974.
268. T о m i у a s u, K.: «Intrinsic Insertion Loss of Mismatched Network»,
Trans. I. R. ?., 1955, MTT-3. No. 1, p. 40.
269. T о z z i, R.: «Microwave Power Measurements», Alta Frequenza, 1950,
19, p. !15.
270. Turner, L. В.: «Balanced Calorimeters for 3,000 and 10,000 Mc/s
with Tapered Water Loads for Hol Rectangular Pipes», J. I. E. ?., 1946,
93, pt IIIA, No. 9, p. 1467.
*271. Valitov, R. A., and Aleksandrov, P. A.-. «Mechanical Output
Force during the Emission of Electromagnetic Energy and the Pos-
Possibility of Using it for Measuring Purposes», Izmeritelnaya Tekh.,
1957, 5, p. 67.
*272. V a s i 1 e v, G. A., and Z h a b о t i n s к i i, M. E.: «Measure-
«Measurement of Power at Centimetric Wavelengths by a Thermo-Acoustic Method»,
Zh. eksper. teor. Fiz., 1953, 24, p. 571.
273. V i n d i n g, J. P.: «The Z-Scope, an Automatic Impedance Plotter»,
Nat. Conv. Rec. I. R. ?., 1956, pt 5, p. 178.
274. V о g e 1 m a n, J. H.: «Precision Measurement of Waveguide Atten-
Attenuation», Electronics, 1953, 26, December, p. 196.
275. V о s s, G.: «Rectangular-Waveguide Loads», Electronic Technol.,
1960, 37, p. 6.
276. W a r e h a m, E. M.: «Slotted-Section Standing-Wave Meter», J. Brit.
I. R. ?., 1955, 15, p. 539.
277. Weber, E.: «On Microwave Power Measurements», Elektroiech.
Maschinen., 1954, 71, p. 254.
278. W e i 1 1, H.: «Power Measurements on Millimetre Wave Valves»,
Vide, 1957, 12, No. 67, p. 122.
279. Weissfloch, A.: «A Transformation Theorem for Loss Free
Quadrupoles, and its Application to the Experimental Investigation
of Decimetric and Centimetric Wave Circuits», Hochfreq. Electroak.,
1942, 60, p. 67.
280. W e i s s f 1 о с h, A.: «Geometric Circle Four-Terminal Network Theo-
Theory: Its significance as a Circuit Theory tor Microwaves», Hochfreq.
Elekttoak.t 1943, 61, p. 100.
255

281. Welsh, J.: «A Production Testing Equipment for Microwave Com-
Components and Systems», Brit. Commun. Electronics, 1958, 5, p. 438.
282. Wentworth, F. L., and В a r t h e !., D. R.: «A Simplified
Calibration of Two-Port Transmission Line Devices», Trans. I. R. ?.,
1956, MTT-4, p. 173.
283. W h i n n e r y, J. R., and J a m i e s о n, H. W.: «Equivalent
Circuits for Discontinuities in Transmission Lines», Proc. I. R. E.,
1944, 32, p. 98.
284. W h i t e h e a d, E. A. N.: «A Microwave Swept-Frequency Impe-
Impedance Meter», Elliott J., 1951, 1, p. 57.
285. W h о I e y, W. В., and E 1 d r e d, W. N.: «A New Type of Slotted
Section», Proc. 1. R. ?., 1950, 38, p. 244.
286. Wind, M., and Rapaport, H.: «Handbook ot Microwave Mea-
Measurements, Vo!s. I and 2 » (Polytechnic Institute of Brooklyn, New
York, 1954).
287. W i t t e n, A. L., and H e n n i n g, R. E.: «A Recording Broad-
Band Waveguide Reflectometer», Proc. Nat. Electronics Conf., 1951,
7, p. 173.
288. Wolf, H.: «Theory of the Reflectometer», Arch, elect. Ubertragung,
1954, 8, p. 505.
289. Wolf, H.. «Application of the Theory of Reflectometers», Arch,
elekt. Ubertragung, 1955, 9, p. 221.
290. Y о u n g, L.: «A Hybrid-Ring Method of Simulating Higher Powers than
are available in Waveguides», Proc. I. E. ?., !954, 101, pt III, p. 189.
29!. Wheeler, D. E., and Lacy, P. D.-. «S. H. F. Frequency Sweeper
uses Backward-Wave Tube», Electronics, 1958, 31, January 3rd, p. 76.
292. «Microwave Measurement Standards», J. Franklin Inst., 1949,
247, p. 156.
293. «A Conductive Ceramic for Microwave Applications», Engineer, 1953,
195, p. 363.
294. «The Technique of Microwave Measurements», J. Brit 1. R. E., 1956,
16, p. 385.
295. «Recent International Comparisons of Microwave Power Standards»,
Tech. News Bull. nat. Bur. Stand., 1959, 43, p. 155.
296. M с К e n n a, M. F.: «Low-Loss Structures in Waveguides», Electro-
Electronic Radio Engr, 1958, 35, p. 470.
297. R о n d e, F. С de, Meyer, H. J. G., and M e m e 1 i n k, O. W.:
«The p-i-n Modulator, an Electrically Controlled Attenuator for Mm and
Sub-Mm Waves», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 325.
298. M о n t e a t h, G. D.: «Reciprocity in R. F. Measurements», Electro-
Electronic Radio Engr, 1959, 36, p. 18.
299. L e w i n, L.: «Phase Measurements through Tapered Junctions», Proc.
I. E. ?., 1959, 106B, p. 495.
300. В e a t t y, R. W.: «A Microwave Impedance Meter Capable of High
Accuracy», Trans. I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 461.
301. В e a t t y, R. W., and Kerns, D. M.: «Recently Developed Micro-
Microwave Impedance Standards and Methods of Measurement», Trans.
I. R. ?.,1958, 1-7, p. 319.
302. P a p p a s, N. L.: «Measuring Microwave Impedance with the Reflec-
Reflectometer», Tele-Tech Electronic Industr., 1956, 15, pp. 72 and 128.
303. К i n n e a r, J. A. C: «An Automatic Swept-Frequency Impedance
Meter», Brit. Commun. Electronics, 1958, 5, p. 359.
304. Cole, R. S., and Honeyman, W. N.: «Two Automatic Impe-
Impedance Plotters», Electronic Engng, 1958, 30, p. 442.
305. Lewis, D. J.: «Mode Couplers and Multimode Measurement Techni-
Techniques», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 110.
306. Forrer, M. P., and Tomiyasu, K-: «Effects and Measurement
of Harmonics in High-Power Waveguide Systems», Nat. Conv. Rec. I.
R. ?., 1957, pt 1, p. 263.
256

307. F о г г е г, М. P., and T о m i у a s u. К.: «Determination of Higher-
Order Propagating Modes in Waveguide Systems», J. appl. Phys., 1958,
29, p. 1040.
308. E n g e n, G. F.: «Recent Developments in the Field of Microwave Po-
Power Measurements at the National Bureau of Standards», Trans. 1. R. ?.,
1958, 1-7, p. 304.
309. M a g i d, M.: «Precision Microwave Phase-Shift Measurements», Trans.
I. R. ?., 1958, 1-7, p-. 321.
310. Wilson, L. В.: «A Centralized Facility for Electrical and Microwave
Calibrations in a Large Company», Trans. I. R. ?., 1958, 1-7, p. 348.
311. S 1 о с и m, A., and Augustine, C. F.: «6 kMc/s Phase-Measure-
Phase-Measurement System for Travelling-Wave Tubes», Trans. 1. R. E., 1955, 1-4,
October, p. 145.
312. Gindsberg, J.: «A Precision Calibrator for Microwave Demodula-
Demodulators», Trans. I. R. E., 1958, 1-7, p. 332.
313. Jacobs, H., Brand, F. A., Benanti, М„ В e n j a m i n, R.,
and M e i n d 1, J.: «A New Semiconductor Microwave Modulator»,
Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 553.
314. 5 с h a f e r, G. E.: «Mismatch Errors in Microwave Phase-Shift Mea-
Measurements», Trans. I. R. E., I960, MTT-8, p. 617.
315. Lane, J. A.: «The Measurement of Power at a Wavelength of 3 cm by
Thermistors and Bolometers», Proc. I. E. E., 1955, 102B, p. 819.
316. Omori, S., and S а к и r a i, K.,: «A New Estimating Method
of Equivalence Error in the Microwave Microcalorimeter», Trans. I. R. E.,
1958, 1-7, p. 307.
3!7. M с N i s h, A. G.: «Classification and Nomenclature for Standards of
Measurement», Trans. I. R. ?., 1958, 1-7, p. 37!.
318. A ! t s с h и 1 e r, H. M.. and О ! i n e r, A. A.: «A Shunt Technique
for Microwave Measurements», Trans. I. R. ?., 1955, MTT-3, p. 29.
319. К о h n, С. Т.: «The Design of a Radio-Frequency Coaxial Resistor»,
Proc. I. E. E., 1953, 101, pt IV, p. 146.
320. M i t t r a, R.: «An Automatic Phase-Measuring Circuit at Microwaves»,
Trans. 1. R. ?., 1957, 1-6, p. 238.
321. H и n t о n, J. K., and P a p p a s, N. L.: «The HP Microwave
Reflectometers», Hewlett-Packard $., 1954, 6, September, p. 1.
322. N e r g a a r d, L. S.: «A Survey of Ultra-High-Frequency Measurements»,
RCA Rev., 1938, 3, p. 156.
323. Essen, L.: «The Measurement of Balanced and Unbalanced Impedances
at Frequencies near 500 Mc/s», Proc. I. E. ?., 1944, 91, pt III, p. 84.
324. С h i p m a n, R. A.: «A Resonance Curve Method for the Absolute
Measurement of Impedance at Frequencies of the Order 300 Mc/s», J.
appl. Phys., 1939, 10, p. 27.
325. H e m p e 1, W.: «Use of the Parallel Wire System as a Measuring
Instrument in the Range of Decimetre Waves». Elekt. Nachr. Tech., 1937,
14, p. 33.
326. Bruckman, H.: «Resistance Measurement with Parallel Wires»,
Hochfieq. Elektroak., 1938, 51, p. 128.
327. R a t с 1 i f f e, P. M.: «Slotted Line Measurements», Marconi Instrumn,
1957, 5, p. 187.
328. Scar r, R. W. A., and S e t t e r i n g t о n, R. A.: «Thermistors,
their Theory, Manufacture and Application», Proc. I. E. ?., 1960,
107B, p. 395.
329. E i с h а с к е r, R.: «An Impedance Meter with Direct Reading on
a Smith Chart», Onde elect., 1955, 35, p. 534.
330. Turban, J.: «A High-Precision Coaxial Standing-Wave Meter of Mic-
Microwaves», Siemens-Z., 1955, 29, p 446.
331. T i s с h e r, F. J.: «Standing-Wave Detector with a Helix-Line Ele-
Element», Tele-Tech, 1955, 14, p. 130.
332. I s h i i, K.: «Reflection-Type Asymmetrical Waveguide», Electronics,
1955, 28, December, p. 192.
257

333. Sutherland, J. W.: «Electrical Measurements at Centimetre Wa-
Wavelengths», Electronic Engng, 1954, 26, p. 46.
334. A s a i, S., and В a b a, K.: «Measurement of Impedance at Microwaves»,
J. last. Polytech. Osaka Univ., 1950, 1. p. 1.
335. F r e e d m a n, S.: «Water Loads», Radio-Electronic Engng, 1954,
35, p. 14.
336. Beyer, J. В., Van В 1 a d e 1, J., and P e t e r s о n, H. A.: «Mic-
«Microwave Thickness Detector», Rev. sci. Instrum., 1960, 31, p. 313.
337. Schneider, M.: «Properties and Applications of Thin Metallic Layers
in the Microwave Range», Tech. Mitt. PTT, 1959, 37, p. 465.
338. M e i n к e, H. H.: «Direct-Reading Circular Measuring Lines for Fre-
Frequencies trom 108 to 3X 1010c/s», Elektrotech. Z., 1952, 73, p. 583.
339. A 1 1 r e d, С. М.: «Chart for ТЕц Mode Piston Attenuator», Electronics»,
1953, 26, January, p. 142.
340. R a t с 1 i f f e, P. M.: «The Directional Coupler as an Impedance Mea-
Measuring Device», Marconi Instrumn, 1953, 4, p. 9.
341. Donnelly, A. V.: «Measuring Attenuation with the Slotted Line»,
Radio-Electronic Engng, 1953, 18, p. 21.
342. V i n d i n g, J. P.: «An Accurate Calorimeter for High Microwave Po-
Power», Microwave J., 1961, 4, January, p. 41.
343. Cappucci, J. D.: «Zero-Loss Wideband Coaxial-Line Variable
Attenuators», Microwave J., 1960, 3, June, p. 49.
344. Miller, S. J.: «The Travelling-Wave Resonator and High Power
Microwave Testing », Microwave J., 1960, 3, September, p. 50.
345. Anderson, T. N.: «Double-Ridged Slotted Lines», Microwave J.,
1960, 3, February, p. 61.
346. Lane, J. A.: and R e a r s о n, J. E.: «Standardization of Strong
Electromagnetic Fields», Nature, 1961, 189, p. 49.
347. Aleksandrov, N. V., Gorskaya, L, В., Gershenzon,
E. M., and E t к i n, V. S.: «Control of the Amplitude and Phase of an
Electromagnetic Wave in a Waveguide by Means of a Germanium Plate»,
Microwave J., 1960, 3, December, p. 87.
348. Lane J. A., and E v a n s,»D. M.: «The Design and Performance of
Transverse-Film Bolometers in Rectangular Waveguides», Proc. I. E. E.,
1961, 108B, p. 133.
349. Schafer, G. E., and В e a t t y, R. W.: «Error Analysis of a
Standard Microwave Phase Shifter», J. Res. nat. Bur. Stand., 1960,
64C, p. 261.
350. lshii, K.: «Cutoff Variable Reactor», Trans. I. R. E., 1961,
MTT-9, p. 96.
351. V a n E s, С W., G e v e r s, M., a nd R о n d e, F. С de: «Wave-
«Waveguide Equipment for 2-mm Microwaves: I, Components», Philips tech.
Rev., 1961, 22, p. 113.
352. Van E s, С W., Qevers, M., a n d R о n d e, F. С de «Wa-
«Waveguide Equipment for 2-mm Microwaves: II, Measuring Set-Ups»,
Philips tech. Rev., 1961, 22, p. 181.
353. В u 1 m a n, W. E., Potts, B. C, and Green, R. В.: «Photo-
conductive Modulation of Microwave Electric Fields», Trans. I. R. E.,
1961, AP-9, p. 193.
354. H a r m a t z, M.: «Microwave Absorption Modulation by Electron
Mobility Variation in n-Type Germanium», Trans. I. R. E., 1961,
MTT-9, p. 199.
355. L e m с о, I., and R о g a 1, В.: «Resistive-Film Milliwattmeters
for the Frequency Bands 8-2—12-4 Gc/s, 12-4—18Gc/s and26-5—40 Gc/s»,
Proc. I. E. E., 1960, 107B, p. 427.
356. S u e t а к е, K-, and F u j i w a r a, H.: «A Short Waveguide Termi-
Terminal with Corrugated Wall», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1955,
38, p. 798.
357. E b i s с h, M,: «A Precision Standing-Wave Indicator for 2-6 to 12-4
kMc/s with Interchangeable Waveguides», Sietnens-Z., 1956, 30,p. 544.
258

358. Smith, M. J., and V a u g h a n, J. R, M.: «A Microwave Thermi-
Thermistor Calorimeter», J. sci. Instrum., 1956, 33, p. 353.
359. S e v e r i n, H.: «Surface Resistors in Centimetre-Wave Technique»,
Tech. Mitt. PTT, 1954, 32, p. 209.
360. S u e t а к e, K., and Mori t a, K-: «A New Waveguide Attenuator
Element utilizing a Corrugated Metallic Surface in Combination with a
ResistiveCard», J. last. Elect. Commun. Engrs Japan., 1954, 37, p. 550.
361. Y a n a i, H., S h i r a t о г i, Т., Т а к о , N.. and N i g u с h i,
K.: «Microwave Impedance Bridge», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan,
1953, 36, p. 662.
362. M а к i m о t о, Т.: «Effects of Irregularity of Probe Movement and of
the Slot in a Standing-Wave Detector», J. Inst. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1954, 37, p. 405.
363. Dyke, E., and С о h n, J.: «Pulling-Figure Tester for Microwave Oscil-
Oscillators», Electronics, 1954, 27, December, p. 170.
364. W о r s 1 e у, Р. К-: «Microwave Components and Measuring Instruments.
I and II», Brit. Commun. Electronics, 1955, 2, No. 5, p. 72, and No. 6, p. 73.
365.- L u n d b о m, P. O.: «Measuring Equipment for Very High Frequencies»,
Tekn. Tid., 1955, 85, p. 305.
366. Yamamoto H.: «Comparison of Pendulum and Thermistor Methods
in Centimetre Wave Measurements», J. Inst. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1955, 38, p. 178.
367. M а к i m о t о, Т., Y о к о u с h i, S., and S о n о d a, S.: «A Variable
Standard of Reflection and Transmission Coefficients utilizing a Matched
Magic Tee», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1955, 38, p. 276.
368. S u e t а к e, K.., and M a t s u m о t о, М.: «A Standing-Wave Meter
for a Hoi-Mode Coaxial Waveguide», J. Inst. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1955, 38, p. 804.
369. О s h i m о t o. A.: «Single-Hole Standing-Wave Meter», J. Inst. Elect.
Commun. Engrs Japan, 1955, 38, p. 876.
370. Swift, J.: «A Microwave Power Monitor», Proc. I. R. E. Austral.,
1956, 17, p. 424
371. К u b i с e k, Z,- «Measuring Equipment for the 10-cm Waveband», Slab.
Obz., 1957, 18, p. 96.
372. Nelson, B. E.: «High Power U. H. F. Water Load», Tele-Tech Elec-
Electronic Industr., 1953, 12, p. 72.
373. L e f e u v r e, S.: «Determination of the Characteristic Impedance of
any Quadrupole at Microwave Frequencies», С R. Acad. Sci. (Paris),
1960, 250, p. 3288.
374. С a i с о у a, J. 1.: «Tuning a Probe in a Slotted Line», Proc. I. R. E.,
1958, 46, p. 787.
375. Yamamoto, H.: «Pendulum Method for Power Measurement in the
Milli metre-Wave Region», Proc. Symp. Millimetre Waves (Polytechnic
Institute, Brooklyn, 1954).
376. Yamamoto H.: «On the Measurement of Electric Field Distributions
by the Pendulum Method», J. I. E. E., Japan, 1956, 76, p. 437.
377. M a r d i s, Т. Е.: «Techniques for Microwave Breakdown Measurements»,
Bell Lab. Rec, 1961, 39, p. 165.
378. С о h n, S. В., and Oilman, H. G.: «A Precision Microwave Phase-
Measurement System with Sweep Presentation», Internat. Conv. Rec.
I. R. ?., 1961, 9. pt 3, p. 147.
379. Stager, C: «A Precision Coaxial Termination Resistor», Tech. Mitt.
PTT, 1961, 39, p. 25.
380. M i 1 a n о v i c, D.: «A Variable Microwave Power Divider», Onde elect.,
1961, 41, p. 180.
381. Mukaihata, Т.: Bottjer, M. F., and T о n d r e a u», H. J:
«Rapid Broad-Band Directional Coupler Direcrivity Measurements»,
Trans. I. R. E., I960, 1-9, p. 196.
382. E n g e n, G. F • «A Transfer Instrument for the Intercomparison
of Microwave Power Meters», Trans. I. R. E., I960, 1-9, p. 202.
259

383. W e n g e n г о t h, R. D.: «The Waveguide Spark Gap as a Standard
for Microwave High Voltages», Trans. I. R. ?., 1960, 1-9, p. 214.
384. S с h a f e r, G. E.: «A Modulated Subcarrier Technique of Measuring
Microwave Phase Shifts», Trans. I. R. E,, I960, 1-9, p. 217.
385. T s u с h i у a, S.: «Smith-Diagram Display Unit uses Microwave
Phase-Directional Coupler», Electronics 1961, 34, July 21st, p. 80.
386. N u n n, W. M.: «Substitution Method of Measuring Standing-Wave
Ratio», Rev. sci. Instrum., 1961, 32, p. 1106.
387. J а с о b s, H., В r a n d, F. A., M e i n d 1, J. D., and Benj am in, R.:
«Multiple Reflections of Microwaves Propagating through a Semicon-
Semiconductor Medium», Proc. I. R. ?., 1961, 49, p. 1683.
388. Chamberl ain, J. K., and Easter, В.: «A Direct Reading Waveguide
Impedance and Reflection Indicator», Electronic Engng, 1962, 34, p. 14.
389. S t r u t t, M. J., O., and К n о 1, К. S.: «Measurements of Currents and
Voltages down to 20 cm», Proc. I. R. ?., 1939, 27, p. 783, and Hochfreq.
Electroak., 1939, 53, p. 187.
390. G u t t о n, H., and О r t u s i, J.: «Measurements of the Electric
Field in the Interior of an Electromagnetic Waveguide», С R. Acad.
Sci. (Paris), 1943, 217, p. 18.
391. L i n d e r, E. G.: «Attenuation of Electromagnetic Fields in Pipes
Smaller than the Critical Size», Proc. I. R. E., 1942, 30, p. 554.
*392. P i s t о 1 к о r s, A. A., and N е у m a n, M. S.: «A Device for the
Direct Measurement of the Travelling-Wave Coefficient in Feeders»,
Elektrosvyaz, 1941, No. 4, p. 9.
393. Sanderson, A. E.: «A New High-Precision Method for the Measu-
Measurement of the VSWR of Coaxial Connectors», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9,
p. 524.
394. Sims, G. D.: «Microwave Measurement Techniques», Mature, 1961,
192, p. 408.
395. О n, L. L., and L u n d e n, С D.: «High-Power Simulation at X-Band»,
Microwave J., 1962, 5, February, p. 90.
396. Sharp, E. D., and J о n e s, E. M. Т.: «A Sampling Measurement of
Multimode Waveguide Power», • Trans. I. R. E., 1962, MTT-10, p. 73.
397. С о h n, S. В.: «Microwave Automation», Microwave J., 1962, 5, March,
p. 13.
398. I s r a e 1 s e n, B. P., and H a e g e 1 e, R. W.: «Technique for the
Dynamic Measurement of Differential Phase Shift at Microwave Fre-
Frequencies», Proc. I. R. E., 1962, 50, p. 474.
399. H i n с к e 1 m a n n, O. F.: «A Graphical Method for Transforming,
Impedances and Reflectances through a Lossy Two-Port», Trans. I. R. E.,
1962, MTT-10, p. 139.
400. Stager, C: «Investigations on Waveguide Attenuators and Termi-
Terminations with Curved Resistive Layers», Tech. Mitt. PTT, 1961, 39, p. 297.
17. «Измерения иа сверхвысоких частотах». Пер. с англ., под ред.
В. Б. Штеишлейгера. Изд-во «Советское радио», 1952.
39. Богомолов В. Н., Илисавский Ю. В., КорифельдМ.,
С а ч а в а Л. С, С т р у и и и Р. И. Малоинерциониые германиевые
болометры. ЖТФ, 1957, т. 27, № 1, стр. 213.
50. Бродский А. И., Проиеико В. И. Микрокалориметры для
измерения СВЧ мощности в 3-см диапазоне. «Измерительная техника»,
1957, т. 5, стр. 65.
271. Валитов Р. А., АлексаидровП. А. Поидеромоториая сила отдачи
при излучении электромагнитной энергии и возможность ее использова-
использования для измерительных целей. «Измерительная техника», 1957, т.5, стр.67.
272. Васильев Г. А., Жаботииский М. Е. Измерение мощности
К иа сантиметровых волнах термоакустическим методом. ЖЭТФ, 1953,
т. 24, стр. 571.
392. Пистолькорс А. А., Нейман М. С. Прибор для непосредст-
непосредственного измерения коэффициента бегущей волны в фидерах. «Элек-
«Электросвязь», 1941, т. 4, стр. 9.
260

ГЛАВА 5
РЕЗОНАТОРЫ И ФИЛЬТРЫ
5.1. РЕЗОНАТОРЫ
5.1.1. Виды колебаний и добротность резонатора
Электромагнитные резонаторы состоят в основном из диэлектри-
диэлектрической области, ограниченной проводящими стенками.
Для некоторых частот и пространственных конфигураций суще-
существуют решения уравнений электромагнитного поля, которые
удовлетворяют граничным условиям и соответствуют накоплению
электромагнитной энергии в течение интервалов времени, больших
по сравнению с периодами резонансных частот [178]. Эти решения
называют собственными видами колебаний резонатора и их число
бесконечно, а номенклатура аналогична той, что была приведена
для соответствующих волноводов в разд. 4 гл. 1.
Резонансные свойства резонатора определяются его доброт-
добротностью
(~. п Запасенная энергия „.
^ Э \р
Энергия, рассеиваемая за период \р-Ч
Добротность резонатора можно вычислить, если известно маг-
магнитное поле высокой частоты и глубина поверхностного слоя ма-
материала стенок, из соотношения
2J" HiH* dV
Q^\]h1hUs' E-2)
s
где S, V обозначают соответственно поверхность и объем резонатора.
Величина Q6s/?t является функцией только относительных
размеров или формы резонатора и резонансного вида колебаний.
261

Существует большое разнообразие форм резонаторов, свойства
которых послужили предметом многочисленных исследований
[22, 80, 81, 133, 252, 254, 270, 278, 292, 293, 294, 296, 297, 299,
300, 301, 304, 305, 306, 310—330.].
Одним из простейших резонаторов является прямоугольный
параллелепипед. Если длины его сторон равны Л, В и С, а /,
тип — числа полуволн, укладывающихся соответственно вдоль
этих сторон, то резонансные длины волн для колебаний видов
ТЕ,тл, которые не имеют составляющей электрического поля
Е вдоль стороны С, и колебаний видов ТМ/тл, которые не имеют
составляющей магнитного поля Н вдоль стороны С, определяются
соотношением
- E-3)
Добротности Q для колебаний типа ТЕ при 1,шип>0 определя-
определяются следующим образом [103, 139]:
Если / = 0, а т и п > 0, то
Oh _ ABC \\BJ ' усу J - 5)
1 ~ 2 1И \2 '" ° '
Если m = 0, а / и п > 0, то
QB^ _ ABC j\"; \^ / j /5_g4
Добротности Q для колебаний типа ТМ при /, тил>0 опре-
определяются выражением
262

Если п — О, а / и т > О, то
ASC
E.8)
Резонансные виды колебаний прямого кругового цилиндра могут
быть исследованы, если обозначить через / число полных периодов,
укладывающихся по периферии, т — число полупериодов, укла-
укладывающихся вдоль радиуса, и п — число полупериодов, уклады-
укладывающихся вдоль оси. Резонансные длины волн для колебаний
видов ТЕГтл и ТМГтл определяются следующим образом:
E.9)
где хш есть т-й корень уравнения Jt (x) = 0 для колебаний
типа ТЕ и т-й корень уравнения J (х) = О для колебаний типа ТМ.
Величины некоторых из этих корней приведены в табл. 5.1.
Уравнение E.9) может Таблица 5.1
быть переписано для резонан- Корни У, (*) = О и у'(л:) = 0
сной частоты:
{fdf = (
tT EЛ0)
Из этого уравнения видно,
что график (fdJ в функции
(dllcJ есть прямая линия с точ-
точкой пересечения 1^Щ и на-
наклоном (сп/2J. Графики этого
типа называются диаграмма-
диаграммами видов колебаний [13,
193]. На рис. 5.1 приведен в качестве примера график для не-
нескольких наинизших типов колебаний в прямом круглом ци-
цилиндре.
Подобные диаграммы могут быть построены и для прямоуголь-
прямоугольных резонаторов с любым выбранным отношением сторон В/А.
Эти диаграммы видов колебаний очень полезны при расчете резона-
резонаторов, так как по ним видно, какие возможны виды колебаний
на рабочей частоте или в диапазоне механической перестройки
резонатора.
Добротность Q прямого круглого цилиндра для колебаний ти-
типа ТЕ определяется формулой
263
Колебания
1, т, п
\\п
21га
01п
31га
41га
12л
51га
22п
02га
типа ТЕ
*lm
1,841
3,054
3,832
4,201
5,318
5,332
6,415
6.706
7,016
Колебания типа ТМ
/, т, п
01л
Пи
21л
02и
31га
12га
41га
22и
03га
xlm
2,405
3,832
5,136
5,520
6,380
7,016
7,588
8,417
8,654

Qb,
Л
1 —
d\ f Midi
Tj [Ъ x
E.11)
Величины добротностей для колебаний типа ТМ будут
при п > О
'(«•
а при п = О
т 2 + -r-
E.12)
E.13)
Уравнение E.11) показывает, что для данного вида ТЕотл
величина Q6/X будет максимальна при d = lc, т. е. для призмы
с квадратным основанием. В работах [102, 103] показано, что
для данных добротности Q и длины волны колебания вида ТЕ0,„
в общем случае приводят в резонатору с наименьшим объемом.
25
20
15
Т/111
ТТ
тм,
ow
10
Рнс. 5. 1. Резонансные виды колебаний для прямого круглого цилиндра.
(См. [102].)
264

Величина п равна 1,626 sin<p/cos3<p, где <р является решением
уравнения
5cos3<p — 3cos5<p= 1,220 (Qdsik)-1. E.14)
Соответствующий диаметр и длина резонатора определяются соотно-
соотношениями
-?-= 1,220/cosep, E.15)
^ p. E.16)
Нормальные виды колебаний в полном коаксиальном резонаторе
[57], образованном из круглых концентрических цилиндров, могут
быть разделены на два типа ТЕ и ТМ и в дальнейшем обознача-
обозначаются целыми числами /, т и п; которые определяются так же, как
и для круглого волноводного резонатора. Резонансные длины
волн даются формулой
ч EЛ7)
где х[т для колебаний типа ТМ являются корнями уравнения
J, (х) Y, (хго/гй = J, {xrjr) Y, (х), E.18)
а для колебаний типа ТЕ — корнями уравнения
j; W y; (хло/л,) = j; (*/-0//-,) y; (Х). (ь.щ
Добротность Q для основного типа колебаний ТЕМ или для коле-
колебаний вида ТМ0Ол определяется соотношением
X [ ^ го in (/•„//•,) J ^ '
В частично коаксиальных или гибридных резонаторах существует
центральный поршень, диаметр которого намного меньше, чем
диаметр внешнего цилиндра. Внешний диаметр берется достаточно
большим, чтобы в резонаторе могли существовать колебания вида
ТЕо1л. При перемещении поршня непрерывно меняется резонансная
длина волны, и при полном введении поршня она становится
равной резонансной длине волны колебаний ТЕо1л в коаксиальном
резонаторе. Добротность гибридного резонатора сравнима с доб-
добротностью прямого цилиндра, но существенно изменяется в диапа-
диапазоне перестройки.
В случае сферических резонаторов [45, 175, 295, 298,] решение
уравнений поля в сферических координатах с соответствующими
граничными условиями на поверхности г = гй определяет характе-
характеристические величины Рг„ для колебаний типа ТЕ следующим обра-
образом:
Jn+L(P/»re) = 0. E.21)
265

и величины |J'/n для колебаний типа ТМ
= 0, E.22)
где целочисленный индекс / обозначает t-й корень уравнения
E.21) или E.22). Резонансные длины волн выражаются формулами
Xln=Wn и hn = j~. E.23)
Так как корни уравнений E.21) и E.22) различны, то в частном
случае вырожденные виды колебаний должны быть волнами одного
и того же типа. С другой стороны, для т^>0 существуют чет-
четные и нечетные типы ТЕ и ТМ, имеющие одинаковую частоту.
Так как т > п, то для каждого характеристического числа суще-
вует 2п + 1 вырожденных колебаний. Подбирая соответствующее
значение индекса п, можно получить произвольное число вырожде-
вырождений. На сферических поверхностях, расположенных концентри-
концентрически относительно начала координат, для данного значения ин-
индекса / при большем значении величины п получается более сложное
распределение поля. Подобная картина распределения поля су-
существует в резонаторе, образованном двумя концентрическими
сферами [16, 17].
Были исследованы различные типы резонаторов, включая
резонаторы эллиптического сечения [91, 291, 302], конической
формы [108], тороидальные [J50, 303], сигарообразные [134]
и резонаторы, состоящие из конфокальных сфероидов [188] и пара-
параболоидов [7] или имеющие открытые концы [96]. Особенно широко
были исследованы цилиндрические резонаторы, снабженные на тор-
торцовых стенках наконечниками, выступающими во внутрь резо-
резонансной полости, в зазоре между которыми может существовать
высокочастотное электрическое поле [68, 69, 70, 132, 215, 249].
Такие резонаторы находят практическое применение в элект-
электронных лампах. Часто бывают полезны виды колебаний с кру-
круговой поляризацией, они могут существовать, например, в
прямом круговом цилиндре, а возбуждаться двумя ортогональ-
ортогональными видами колебаний ТЕ11п, поля которых по фазе находятся
в квадратуре..
Приводимые до сих пор формулы для резонансной длины волны
и добротности относятся к полым резонаторам. Введение диэлектри-
диэлектрических материалов в форме колец [152] или пластин [115] изменяет
оба эти параметра. Если резонатор полностью заполнен диэлектри-
диэлектриком, то новая резонансная длина волны будет равна
Xd = XV~&. E.24)
Применение диэлектриков с большим е позволяет создавать на низ-
низших частотах диапазона СВЧ миниатюрные резонаторы [53, 250].
Обычно резонаторы имеют высокие добротности, и поэтому конечная
266

проводимость стенок мало влияет на резонансные частоты. Отсюда
если все размеры умножить на п, то резонансные длины волн
увеличатся в п раз, глубина поверхностною слоя возрастет на ~\fn,
а добротность Q понизится в п~г раз.
5.1.2. Свойства цепей
Обычно практически важны первые несколько видов колебаний,
имеющих наименьшие резонансные частоты. Для выполнения
своих функций в цепях сверхвысоких частот резонаторы должны
иметь элементы связи для ввода и вывода энергии и устройства
для настройки. Тогда собственные виды колебаний резонатора
окажутся видоизмененны-
видоизмененными ¦ или возмущенными
[27, 42, 43, 110]. Напри-
Например, введение металли-
металлического штыря в прямо-
прямоугольный резонатор позво-
позволяет его настраивать[126],
в то время как небольшая
деформация резонатора
круглого поперечного сече-
сечения изменяет его резонанс-
резонансные частоты [142, 176] и
позволяет разделить вы-
вырожденные виды колеба-
колебаний [10, 25, 26]. Связь
может осуществляться по
электрическому полю с
помощью зондов или по
магнитному полю посред-
посредством петель и, на более
Вход
Резонатор
la
Выход(при
необходимости)
Z,
в)
Рис. 5.2. Схемы и включение объемных
резонаторов:
а —последовательный резонансный контур; 6 —
параллельный резонансный контур; в —прямо-
—прямоугольный резонатор, связанный с помощью
диафрагм.
высоких частотах, с помощью отверстий в стенке резонатора [105
116, 117, 198]. Такие методы могут быть также использованы
для связи двух вырожденных видов колебаний [92] или для
связи двух резонаторов [15].
Поведение резонаторов как элементов передающей линии [24]
может быть проанализировано с помощью эквивалентных схем.
Так, резонатор может быть представлен в произвольно выбранной
плоскости простым последовательным или параллельным RLC-кан-
туром, как показано соответственно на рис. 5.2, а и б. В случае
последовательного резонансного контура связи не будет, если
входные зажимы замкнуты накоротко. Если резонатор связан
с согласованной передающей линией и параметр связи Р = ZJR,
то вся цепь имеет нагруженную добротность [288]:
п - Jk_ - —9»— <к E.25)
267

Внешняя добротность цепи определяется следующим путем:
Qe = 9f = %-* = QURYO, E.26)
так что
+ <527>
Подобно этому в случае параллельного резонансного контура
Р = R/Zo, так что
Параметр связи Р представляет степень передачи энергии, запа-
запасенной в резонаторе, во внешнюю нагрузку, где она рассеивается.
При р < 1 резонатор слабо связан, если же Р> 1, то связь резо-
резонатора с внешней нагрузкой сильная. Критическая связь, которая
определяет степень согласования резонатора с линией, наступает
при р = 1, в этом случае Qt равна i Qu.
Для резонатора, состоящего из короткозамкнутого отрезка
прямоугольного волновода, связанного, как показано на рис. 5.2, в,
со своей фидерной линией через отверстие диафрагмы, ненагружен-
ная добротность
Qu =0тс E.29)
Если отверстие диафрагмы имеет индуктивную проводимость — В,
то
| 530
Q, ^Г + ^f- E'30)
Критическая связь получается, когда
-? = «)". E.31)
Полное сопротивление на входе фидерной линии изменяется
с частотой; на рис. 5.3, а показано изменение полного сопротивления
для линии нулевой длины, полное сопротивление на всех частотах,
за исключением области вблизи резонанса, почти равно нулю.
Коэффициент отражения определяется соотношением
„ - Y°~yl _ Yo-G-jB ,_ от
где Yt — полная проводимость резонатора. Так, в случае парал-
параллельного контура G = R/Zo, В = R(aC— —H/Zq. На нижней
268

половине рис. 5, 3, а показано, что пря изменении частоты рг опи-
описывает круг, центром которого является р0. Радиус 1 + р0 опре-
определяется величиной (Н- C/Fj)-1, тогда как
_
Vl
E.33)
Для показанного случая, когда окружность охватывает точку
О, связь резонатора выше критической (сильная связь); если ок-
окружность не охватывает точку О, связь резонатора ниже критичес-
2fr0 fr 2fr 0 \ frl Zfr0 , Jr
Л/« О Л/* К/2 О Л/4 ЗА/8К/г\0 A/t К/2
Рис. 5. 3. Входное сопротивление и коэффициент отражения резонатора.
Показаны свойства отрезков передающей линии длиной от 0 до -^-.
кой (слабая связь). На частотах полуспада по мощности, обозначен-
обозначенных точками Р и Q, линия р, — р0 образует соответственно углы
+90° и —90°. В этом случае Yo + G = =р В, т. е. когда
E.34)
Таким образом, относительная ширина полосы между точками
Р и Q определяет собой величину 1/Q,. Резонансная частота резо-
резонатора определяется точкой, обозначенной как fr и соответствующей
наименьшей величине коэффициента отражения.
Полное сопротивление на выходе линии, нагруженной резона-
резонатором, будет функцией длины линии [113]. Величины полного
сопротивления для отрезков линии длиной от Х/8 до Х/2 даны
на рис. 5.3. Из рис. 5.3, б — д видно, что полные сопротивления
этих линии изменяются с частотой так же, как полное сопротивление
короткозамкнутой линии, за исключением частот вблизи ре-
резонанса. При изменении частоты изменяется электрическая длина
линии; это показано на оси абсциссы. Если по длине линии уклады-
укладывается большое число длин волн, то резонансные виды колебаний
269

(возникающих когда электрическая длина линии становится равной
нечетному числу четвертей длин волн) располагаются очень близко.
Геометрическое место точек р, в отсчетной плоскости, расположен-
расположенной на расстоянии / от резонатора для интересующего диапазона
частот вблизи /,, определится из окружности для линии нулевой
длины путем поворота последней по часовой стрелке на угол,
равный удвоенной электрической длине линии передачи. Окруж-
Окружность, смещенная выше или ниже центральной линии, дает на им-
педансной кривой два выброса вверх и вниз, соответствующие
частотам, очень мало отличающимся от резонансной частоты /,.
самого резонатора.
Если у резонатора имеются входные и выходные зажимы, то
через резонатор происходит передача мощности. Когда параметры
связи равны Pi и Р2, то коэффициент передачи будет равен [288]
-
E-35>
При резонансе уравнение E.35) сводится к следующему:
^ <5-36>
а так как Qt = Q,,'(l + рЧ -|- §i), то
где @ = 0),. + к^10- Величина Лш есть ширина полосы резонатора,
и при Аш/(ог = MQl прошедшая мощность равна половине от мак-
максимальной величины.
Уравнение E.36) показывает, что максимальная передача проис-
происходит при |Ji = 02, и тогда
(~Ш E-38)
равна, например, 0,5, когда Qt/Qu = 0,29. Коэффициенты передачи,
поглощения и отражения мощности для резонатора при условии, что
Pi = Р2, представлены в зависимости от Qt/Qu на рис. 5.4 пунктир-
пунктирными кривыми. Если р\ = 1, коэффициент отражения равен
нулю; подбирая тогда Р2, можно определить коэффициенты передачи
и поглощения на графике по сплошным линиям. Можно показать,
что при возбуждении ненаправленным ответвителем передающей
линии в форме кольца [200] резонанс возникает, когда длина пути
равняется целому числу длин волн в волноводе. При резонансе
равные, но противоположно направленные волны создают стоячую
волну, положение которой определяется ответвителем. Однако,
если волны возбуждаются в одном направлении, резонансы в кольце
будут характеризоваться главным образом преобладающим нараста-
270

нием одной бегущей волны; при отсутствии отражения амплитуда
волны будет во всех точках постоянна. Амплитуда волны в кольце
может превышать амплитуду возбуждающей волны, так же как и
3 обычном резонаторе, и такая схема полезна для имитации высоких
1.0
0.8
0,7
t 0.2
йо,1
\
Передача
Поглощение
/
/V
/
/
-¦
/
\
- -"
/
/
/
ч
\
1
ess
PI
Резо-
Резонатор
Ра
I
Г+РК+РА = 1
•
*
м
/
У
Отражение
*
1—
,
ч
ч
Ч
0,1 0.1 0,3 0,4 0.5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,0
Рис. 5. 4. Передача, поглощение и отражение резонатором:
согласованный резонатор; максимальная передача через
резонатор.
Переменный
Фазовраща-
тель
2Р
^Волноводное
кольцо
Переменный
направленный,
ответвитель
/
(
у
/
:
ч
20
1—^.
—>.
'Главная фидерная линия
а)
Рис. 5. 5. Резонансное кольцо бегущей волны:
0 4 8 12 16 20 24
Коэффициент связи, 65
S)
а — схема; б—характеристики, коэффициент усиления по мощности является парамет-
параметром. (См. B28].)
уровней мощности в условиях бегущей волны [136, 182, 246].
Типичный резонатор бегущей волны показан на рис. 5.5, а. Если
кольцевая цепь согласована надлежащим образом по сопротивле-
сопротивлению [201], а фазовращатель отрегулирован для условий резонанса,
то умножение мощности или усиление определится по формуле [228]:
271

gp — I *" ^jr . E.39)
J
—*f-io
где kc — коэффициент связи по напряжению меньший единицы,
a L — потери энергии за один обход по кольцу в децибелах.
Соотношение для усиления представлено графически на
рис. 5.5, б. Например, если желают получить 20-кратное усиление
мощности, а потери в кольце равны 0,2 дб, то необходимо применить
направленный ответвитель со связью либо 11, либо 16 дб. Был ис-
исследован и более сложный случай [205], когда в кольце существовала
отражающая неоднородность.
5.1.3. Измерения характеристик
Существует много различных методов измерения характеристик
резонаторов [82, 111, 138]. Например, методы определения доброт-
добротности и параметров связи разбиваются в общем случае на три класса.
В первом из них параметры зависят от измерения амплитуды и фазы
волн, отраженных от резонатора как функции частоты; для этого
метода необходимо иметь генератор и измеритель стоячих волн
[139, 207]. Рассмотрение параллельного контура, изображенного
на рис. 5.3, а, приводит к выражению для КСВН при резонансе:
S = Z0/R при R<Z0, E.40)
S = R/Z0 при R>Z0 E.41)
в зависимости от того, будет ли связь резонатора выше или ниже
критической; эти уравнения будут определять величину р. При рас-
расстройке резонатора до точек Р и Q определяется ширина полосы,
а отсюда и нагруженная добротность Q,. Тогда ненагруженная доб-
добротность Qu может быть вычислена из уравнения E.28) [75, 129].
Последовательный резонансный контур можно рассматривать по-
подобным же образом.
Динамическое определение [222] девиации частоты и условий
связи с помощью источника энергии СВЧ с качающейся частотой и
нулевого детектора намного снюкает требования к стабильности
частоты, и при этом отпадает необходимость заранее знать характе-
характеристику приемника.
Нагруженная или ненагруженная добротность резонатора может
быть найдена [139, 189, 262] из сдвига фазы в картине стоячих волн
как функция частоты вблизи резонанса. Для систем с низкой доб-
добротностью и сильной связью эти измерения совершенно точны. Из
круговой диаграммы можно определить величины AMllH/Xg и построить
график в зависимости от R/Zo, как показано на рис. 5.6, для частот-
частотного сдвига, например для fj2Qu и fJ2Qv Измерение КСВН на
резонансной частоте позволяет определить для любого частного
резонатора величину RIZ0 и далее легко найти величину Дмин-
Измерение смещения частоты позволяет определить Qu и Q,, а от-
272

сюда вычислить величину р. Если значение р очень мало, доброт-
добротность может быть определена только из измерений зависимости ве-
величины КСВН от частоты. Величина КСВН на резонансной частоте
позволяет получить р, а КСВН в точках полуспада вычисляется для
Q,, из соотношения [288]:
s,, =
а для Ql из соотношения •
23
E.42)
E.43)
-*•
***
a
(
л
^Z5
<7.
Рис. 5. 6. Смещение минимума стоячей волны для объемного резонатора;
а — До Для смещения частоты oo=fr /2QU; б — Д^ для oj=fr/2Qj. (См. [139].)
Из экспериментального графика зависимости КСВН от частоты полу-
получаются частоты, соответствующие КСВН в точках полуспада мощ-
мощности.
Второй класс измерений резонаторов включает определение де-
декремента затухания и более пригоден для резонаторов с высокой
добротностью. В методике измерений, описанной Шэйвом и Бареллом
[183], в резонаторе получают колебания большой амплитуды, воз-
возбуждая его импульсами высокочастотной энергии шириной tp, так
что
Ыр » 2Q,. E.44)
Последующее экспоненциальное ослабление мощности, возвраща-
возвращаемой фидеру, будет тогда мерой Q,. Если Р — мощность генератора,
а Pt — мощность, возвращенная в момент t после конца импульса, то
Декремент затухания может быть определен путем измерения воз-
возвращенной мощности в моменты f и t" при использовании со-
соотношения
273

_ e—m (f-n/2Qu E.46)
Так как времена затухания малы, то их наблюдают на осциллографе.
В третьем классе измерений резонатор присоединяется к согласо-
согласованному генератору и детектору и передача определяется как функ-
функция частоты; тогда нагруженную добротность Qt находят из урав-
уравнения E.37). Если измеренная ширина полосы будет Аш, то на-
нагруженная добротность Q; составит
Qi = т E.47)
Кристал-
Кристаллический,
детектор
Видеоусили-
Видеоусилитель
Кристал-
Кристаллический
смеситель
Частотно-
модулиорВан-
нып
генератор
Исследуемый,
резонатор
Калиброван-
Калиброванный,
аттенюатор
Генератор
пилообразного
напряжения
Приемник с
перестраи-т
баемой ПЧ
Осциллограф
Кристал-
Кристаллический,
детек/пзр
Видеоусили-
Видеоусилитель
Рис. 5.7. Блок-схема установки для измерения добротности Q.
На осциллографе развертывается частотная характеристика резонатора с
обозначенными точками полуспада мощности, а также картина вида
колебаний генератора. (См. [139].)
Измерения добротности облегчаются применением метода кача-
качания частоты; типичная схема измерения [139] показана на рис. 5.7.
Мощность высокой частоты от ч_астотно-модулированного генера-
генератора пропускается через исследуемый резонатор к диодному детек-
детектору. Продетектированный сигнал усиливается и подается на пла-
пластины вертикального отклонения луча осциллографа. Пилообразное
напряжение, определяющее качание частоты, подается также на
пластины горизонтального отклонения, в результате на экране по-
получается изображение характеристики полосы пропускания резо-
резонатора. Генератор служит местным гетеродином приемника с очень
узкой полосой пропускания. Сигналы с выхода видеоусилителя ис-
используются для модуляции яркости электронно-лучевой трубки, что
позволяет получить на экране яркие точки, которые при соответст-
соответствующей регулировке могут указывать точки полуспада мощности
резонатора. Нагруженная добротность измеряется как отношение
резонансной частоты к ширине полосы пропускания. Во время кача-
?74

ния частоты мощность на выходе генератора изменяется, поэтому
для улучшения точности измерений необходима индикация выход-
выходного сигнала в виде дополнительного второго изображения на экране
двухлучевой трубки. Сопоставляя изображения сигналов от резо-
резонатора и генератора, легко ввести поправку на изменение мощности.
Чтобы облегчить измерение полосы пропускания, можно ввести ка-
калибровочные метки. Видоизмененный метод [114] включает сравне-
сравнение изображения на экране осциллографа с характеристикой пере-
передачи резонансного контура высокой частоты.
Резонаторы с одним плечом для ввода энергии могут быть со-
соединены с детектором параллельно или последовательно. Когда ре-
резонатор проходит через состояние резонанса, то показания индикато-
индикатора мощности падают до минимума. Посредством согласованного ги-
гибридного соединения [166] или двух направленных ответвителей
[204] можно получить сигналы, пропорциональные мощности, под-
подводимой к резонатору и отраженной от него. Эти сигналы подаются
попеременно через синхронный переключатель к пластинам верти-
вертикального отклонения осциллографа.
Периодические сигналы можно также [6] подавать на обе си-
системы пластин осциллографа одновременно. Тогда тангенс угла на-
наклона прямой линии к оси х, получающейся на экране осцилло-
осциллографа, будет пропорционален отношению мощностей. Информация
о высокочастотных полях, существующих в резонаторе, может быть
получена с помощью процесса моделирования в электролитической
ванне [9] или методами возмущения [104, 180, 181 ]. При этом методе
в то место, где напряженность электрического поля в резонаторе
большая, можно ввести диэлектрический зонд [164]. Более распро-
распространенной процедурой [83, 87, 280] является введение в резонатор
металлического предмета. Если AV — объем металлического пред-
предмета, то изменение собственной частоты резонатора будет определять-
определяться следующим выражением [127]:
E.48)
"A V
Если поместить в резонатор металлический предмет там, где элек-
электрическое поле велико, а магнитное поле ничтожно, то
^L^^HL^L. E.49)
Добротность резонатора можно записать в виде
§* = шг* = (ш,С)-«, E.50)
где С — относится к емкости.
Параллельное активное сопротивление Rsn является важной ха-
характеристикой [74], которая может быть определена косвенным
10* 275

путем из результатов измерений отношения RsiJQu, зависящего
только от геометрии резонатора. Дифференцирование резонансного
_i
соотношения со = (LC) 2 по С и подстановка в уравнение E.50)
дает [287):
E51)
так что отношение RSJQU может быть найдено из измерения, включа-
включающего емкостное возмущение. Уравнение E.51) может быть пере-
переписано как
Rsh
E.52)
где / — действующая длина, а V—напряжение.
Подстановка уравнения E.52) в уравнение E.49) дает
R<h 2/2 Ли
из которого можно вычислить отношение RstjQu.
Существуют методы для непосредственного измерения парал-
параллельного активного сопротивления. Спроулл и Линдер [195] ис-
использовали диэлектрический стержень, имеющий активное сопро-
сопротивление R, который они помещали в положение максимального
электрического поля резонатора. Если добротности резонатора без
стержня и с ним обозначить соответственно через Qu и Qu, то
Rsh = R[(QJQ'u)-i]. E.54)
Параллельное активное сопротивление [128] можно также измерить,
пользуясь для обнаружения малых сдвигов передачи фазы простым
мостовым методом. Применение в линии проходного резонатора
позволяет использовать слабую связь. Уравнение E.53) может быть
переписано следующим образом:
_ /2 Ах Qu ,_ _,-ч
где Ах — сдвиг фазы. При достаточно слабой связи резонатора
Qu — Q,, а измерения Длс/Дм для резонатора с фиксированной на-
настройкой дают калибровку шкалы х в значениях частоты. Менее
чувствительный метод [48] основан на определении амплитуды сиг-
сигнала, прошедшего через возмущенный резонатор. Для измерения
поверхностного сопротивления материала стенок на частоте 6 и
35 Ггц используются сложные резонаторы в форме прямых круговых
цилиндров [99, 100]. Ширина полосы частот служит мерой активного
поверхностного сопротивления, а реактивное поверхностное со-
сопротивление получается из разноса откликов для колебаний видов
ТЕ012 и ТМШ.

5.2. ИЗМЕРЕНИЕ ДЛИНЫ ВОЛНЫ
5.2.1. Волномеры с объемными резонаторами
Волномером называют прибор, применяемый для измерения
длины волны, распространяющейся вдоль передающей системы;
длина волны в свободном пространстве [285] определяется путем
расчета, исходя из геометрических размеров волномера. При жела-
желании из известной частоты может быть получена скорость распростра-
распространения электромагнитных волн в свободном пространстве [59, 60];
с другой стороны, если известна скорость распространения [63],
может быть определена частота [196, 210]. На практике обычно ис-
используется резонансная система и волномер может быть соединен
таким образом, чтобы при резонансе получить либо поглощение,
либо полную передачу энергии. Измерение последовательных ре-
резонансов вдоль коаксиальной линии позволяет непосредственно
определить длину волны в свободном пространстве; ошибка опре-
определения длины волны вследствие конечных потерь в линии незначи-
незначительна. В типичных коаксиальных волномерах, описанных Шэйвом
и Барреллом [184], короткозамыкатель представляет собой щелевой
пружинящий стержень, приводимый ? движение точной микрометри-
микрометрической головкой с градуировкой на барабане. Обычно связь волно-
волномера с входным и выходным коаксиальными фидерами осуществля-
осуществляется с помощью петель. Внутренний проводник представляет слож-
сложную механическую конструкцию и неизбежно приводит к низким
добротностям, поэтому коаксиальные волномеры используются
только для длин волн свыше 3 см.
В качестве волномеров широко используются резонансные волно-
волноводы [61, 62, 202]. Фазовая скорость распространения волн в волно-
волноводе больше, чем в свободном пространстве на величину, зависящую
от поперечных размеров волновода и возбуждаемого вида колебаний.
Приборы с резонаторами, работающими на основном виде колебаний,
свободны от паразитных резонансов и поэтому особенно пригодны
для быстрых и надежных измерений. Легко изготовить круглый
резонатор [5] с круглым дроссельным короткозамыкателем, воз-
возбуждаемый колебаниями вида ТЕП. Для того чтобы исключить
возможность возбуждения ортогональных вырожденных видов
колебаний, необходимо тщательно высверлить отверстие; оно долж-
должно быть точно круглым, а концевые поверхности — строго пер-
перпендикулярными к оси. Если сделать длину резонатора равной не-
нескольким длинам волн, то добротность возрастает; точность отсчета
при этом улучшается, так как можно измерить несколько последова-
последовательных резонансов. Прямоугольный резонатор, возбуждаемый
колебаниями вида ТЕ01, механически может быть улучшен, если
применить круглый короткозамыкатель, так как осевое перемещение
может в этом случае регулироваться обычной микрометрической
головкой. Такие конструкции используются вплоть до частоты
200 Ггц, и на рис. 5.8 показан образец волномера для диапазона
33—55 Ггц.
277

Волномеры с высокой разрешающей способностью получаются
путем приспособления круглых резонаторов, возбуждаемых колеба-
колебаниями вида ТЕ01. Обычно используются резонаторы с относительно
большими диаметрами, так что в них могут существовать и другие
виды колебаний. Эти виды колебаний вызывают паразитные резо-
нансы, которые могут приводить к неправильным отсчетам. Более
того, при настройке волномера кривые частоты в зависимости от их
длины для рабочего вида колебаний могут пересекаться с кривыми
для других видов колебаний, подобно тому, как показано на рис. 5.1.
Таксе пересечение [41 ] приводит к уменьшению добротности и, сле-
следовательно, к ухудшению характеристики прибора. Амплитуды этих
нежелательных видов колебаний могут быть уменьшены [79] по-
/т>, I Ль
Втулка из
поглощающего
Дроссельный,
нороткозатыкатель
Выходной Волновод Микрометрическая головка>
Рис. 5. 8. Волномер, работающий с колебаниями вида ТЕ01 в прямоуголь-
прямоугольном волноводе.
Поперечное сеченне резонатора 5,69x2,82 мм. Рабочая частота 33-55 Ггц. Вставка
из слюды дает достаточную связь с главным волноводом.
средством правильного расположения отверстий связи, использова-
использования бесконтактных короткозамыкателей, резистивных пластин [94]
и вставок из поглощающего материала [58]. Колебания ТМ1Х нор-
нормально вырождены по обеим поляризациям желаемого вида, и, сле-
следовательно, эти волномеры должны иметь средства для разделения
вырождения, для этого, например, одной из концевых стенок при-
придается сферическая форма или в ней прорезается круговая канавка.
Типичный волномер для колебаний ТЕо1 показан на рис. 5.9;
диаметр его резонатора 17,35 мм, на частоте 35 Ггц добротность ре-
резонатора изменяется от 40 000 на двенадцатой полуволне до 50 000
на двадцать четвертой. Связь по магнитному полю с волноводом
осуществляется через два отверстия, расположенные на расстоянии
Xs/2 друг от друга, выходное отверстие связи имеет такое оптималь-
оптимальное расположение по радиусу и азимуту, при котором паразитные
резонансы сводятся к минимуму. Другой ввод энергии для такого
волномера [251] осуществляется за счет небольшого первичного
резонатора, резонирующего только на колебаниях вида ТЕ011;
связь с главным волноводом происходит через достаточное число
отверстий, разнесенных друг от друга на одинаковые расстояния,
278

причем вид колебаний, который они могут возбудить, более сложный,
чем наивысший вид колебаний, который может распространяться.
В гибридном волномере можно получить одновременно широкий
диапазон частот, свойственный коаксиальному прибору, и высокую
добротность волноводных резонаторов [1, 62, 84]. При правильном
выборе диаметра внутреннего проводника можно получить линейную
шкалу настройки. Если диаметр сделать малым, то скорость на-
настройки уменьшится, однако при этом точность установки возрастет.
Подобные конструкции в виде четвертьволновых коаксиальных ре-
резонаторов [256], работающих с колебаниями вида ТЕМ, используют-
используются на более длинных волнах. Обычно эти гибридные резонаторы
калибруются [93] с помощью известных эталонов.
¦—О
48
46
42
Втулка, из поглоща-
поглощающего материала
Короткозамыкате/ш
ходоп 50,8 мм
Главный,
волнобод
Рис. 5. 9. Волномер, работающий с колебаниями вида ТЕо1 в круглом
волноводе.
Критическая частота выбрана такой же, что н критическая частота прямоугольного
волновода шириной 7,11 мм. Внутреннее отверстие круглое и стенки его строго па-
параллельны с точностью до 0,0005 мм. Рабочая частота 26,5 — 40,0 Ггц.
Так как добротность резонатора изменяется пропорционально
)/\ то разрешающая способность волномеров на миллиметровых
волнах становится низкой. Улучшение точности установки достига-
достигается использованием быстрого изменения фазы вблизи резонанса.
Одно из подобных устройств состоит из Т-образного гибридного со-
соединения с генератором, питающим параллельное плечо, и детекто-
детектором, подключаемым к последовательному плечу. Одно из главных
плеч соединения нагружается входной диафрагмой волномера,
а другое ¦— короткозамыкателем, управляемым микрометрической
головкой, который устанавливается в такое положение, чтобы по-
получить нулевой отсчет. Изменение частоты вызывает изменение
фазы в плече с резонатором, и поэтому, чтобы восстановить баланс,
нужно сместить короткозамыкатель; необходимое его смещение и
будет мерой изменения частоты. Так как при изменении частоты на
величину 1/2Q сдвиг фазы равен 45°, то по сравнению с обычными
методами амплитудной расстройки можно получить десятикрат-
десятикратное улучшение разрешающей способности.
5.2.2. Волноводные интерферометры
Измерение небольших разностей длин волн удобно выполнять
с помощью волноводных интерферометров [153, 160]. Один из интер-
279

ферометров, показанный на рис. 5.10, состоит [86], в основном, из
гибридного Т-соединения, плечи которого (одно короткое, а другое
достигает в длину нескольких метров) нагружены подвижными ко-
роткозамыкателямп. Регулировка короткозамыкателей позволяет
получить полный баланс моста. Если теперь длина волны источника
немного изменится, то из-за очень большой фазовой чувствительно-
чувствительности длинного плеча баланс нарушится; для восстановления баланса
необходимо сместить короткозамыкатель, этим и определится изме-
изменение длины волны.
Короткое плечо
Короткоза-
Короткозамыкатель
К детектору
Гибридное Длимое
Т-образное соединение плечо
/у*От источника Короткозамыкатель
Рис. 5. 10. Волноводный интерферометр.
Изменение фазы d<p на входе короткозамкнутой линии длиной
/ = nXg при изменении длины волны kg находится дифференцирова-
дифференцированием уравнения A.59):
Следовательно,
dtp
dl =
* d ep
E.56)
E.57)
Теперь, если взять dq> равным -я, и так как для обычных волно-
волноводов
¦=• 2, то
32л
2Q-
E.58)
Таким образом, кажущаяся добротность этого интерферометра равна
16п.
Из уравнения E.58) видно, что разрешающая способность интер-
интерферометра увеличивается с длиной плеча, но для очень длинных плеч
необходимо учитывать затухание. Напряжение на входе коротко-
замкнутого плеча определяется следующим образом:
V = Ле-т' (е+т* — е~г') = А \ 1 — е~2
E.59)
Как было показано, сдвиг фазы 2р/ возрастает с увеличением длины
плеча, но член, определяющий затухание е-2аг, дает эффективное
увеличение затухания 2/е~2аг и после дифференцирования приводит
280

к максимальной величине при / = Bа)-1. Линия длиннее этого оп-
оптимума будет иметь меньшую разрешающую способность, однако
уменьшение разрешающей способности может быть скомпенсировано,
если в короткое плечо гибридного Т-образпого соединения ввести
такое же затухание. В этом случае разрешающая способность может
быть увеличена настолько, что сигнал с выхода детектора будет
одного порядка с мощностью шумов. Преимущество этих интер-
интерферометров состоит в том, что смещение короткозамыкателя для
восстановления баланса будет порядка длины волны в волноводе,
в стандартных же волномерах это смещение составляет только 1/Q
длины волны.
5.3. ФИЛЬТРУЮЩИЕ ЦЕПИ
5.3.1. Передающие линии
Электрические волновые фильтры обладают свойством, обуслов-
обусловленным избирательным поглощением или избирательной передачей,
которое позволяет им передавать энергию на одной или на нескольких
полосах частот и препятствовать передаче энергии на других поло-
5)
Рис. 5. 11. Фильтр, состоящий из лестничной цепи:
а —схема с обобщенными проводимостями; б —фильтр нижних частот.
сах частот. Фильтры сверхвысоких частот можно рассчитывать, исхо-
исходя непосредственно из теории передающих линий или, как это более
принято, выводя их из структур с сосредоточенными элементами,
имеющих заданные электрические характеристики. Индуктивности
и емкости заменяются резонансными отрезками линий, элементами
цепи и резонаторами. Конструкции с потерями, как правило, не
применяются, и фильтры являются обычно двухплечими системами,
избирательность по частоте определяется, главным образом, из-
избирательным отражением, а вносимые потери рассматриваются, ис-
исходя из понятия КСВН на входе [283, 286].
Типичная схема фильтра [214], состоящего из лестничной цепи
обобщенных проводим остей, показана на рис. 5.11, а. Частная кон-
конфигурация схемы, показанная на рис. 5.11, б, в которой последова-
281

тельными элементами являются индуктивн ости, а параллельными -—
емкости, ведет себя как фильтр нижних частот, включенный между
источником и приемником с внутренним сопротивлением R. Если
отдельные ответвления состоят, как показано на рис. 5.12, а, из
индуктивностей и емкостей, соединенных последовательно или
параллельно, то получается полосовой фильтр. Если элементы не
имеют потерь, то такое ответвление может быть описано через его
резонансную частоту:
f = 1.
'г 2ти}/1с'
E.60)
i
fnN-J Qn-1
*??•
fiiwQm
**--?-**-
Рис. 5. 12. Лестничная цепь с резонансными элементами:
а — полосовой фильтр с последовательными и параллельными элементами; 6 — эквива-
эквивалентная схема четпертьволновой связи с использованием только параллельных
элементов.
Нагруженная добротность для последовательных резонансных от-
ответвлений определяется следующим образом:
4l~ 2R У С ~~ 2R
2R У С 2R
а для параллельных резонансных ответвлений так:
п - R
4l - ~2~
L 2
Отношение мощностей на входе и выходе на частоте / равно
^вх 1 | Г
^вых \ /л /
Если flt /2 — частоты полуспада мощности, то
E.61)
E.62)
E.63)
E.64)
Отношение мощностей на входе и выходе может быть выражено
через КСВН:
282

Япх _ E + 0*
Т^- DS) •
Функции затухания с большон крутизной получаются при использо-
использовании //г-пропзводиых фильтров, в ответвлениях которых дополни-
дополнительно включаются параллельные или последовательные резонанс-
резонансные контуры.
Такие схемы могут быть преобразованы в простые параллельные
или последовательные ответвления, осуществление которых на
сверхвысоких частотах возможно при использовании связанных
резонансных элементов или резонаторов [265, 266].
Фильтры сверхвысоких частот были предметом интенсивного
изучения [47, 77, 97, 168, 185, 191].
Для исследования характеристики фильтра вне полосы пропуска-
пропускания, для определения влияния допусков и для проверки точности
расчетных формул в широкой полосе частот были изучены [224] не-
некоторые схемы фильтров с применением цифровых вычислительных
машин. В одном классе фильтров сверхвысоких частот используются
короткие отрезки линии передачи. Например, фильтры нижних
частот и полосовые фильтры на более низших частотах диапазона
сверхвысоких частот могут быть осуществлены [77, 161 ] с помощью
разомкнутых и короткозамкнутых отрезков двухпроводных и ко-
коаксиальных линий. В одной конструкции [137J коаксиального
фильтра параллельными реактивными элементами служили проводя-
проводящие стержни, введенные между внутренним и внешним проводни-
проводниками. Замкнутая петля линии передачи, в которой распространяется
бегущая волна, явилась основой для другого фильтра [29]. Два
направленных ответвителя позволяют осуществить связь между че-
четырьмя выводами, причем устройство действует как цепь постоян-
постоянного активного сопротивления с КСВН на входе, равным единице.
Для фильтров, выполненных на линиях передачи, волноводы
выгодны тем, что со стороны низких частот они обладают собствен-
собственной критической частотой. Резонансные размеры прямоугольного
волновода могут быть выбраны, например, так, чтобы получить
требуемую частотную характеристику. В фильтре Кона [32, 33]
дополнительная критическая частота со стороны высоких частот
получается вследствие применения чередующихся волноводных
секций одинаковой ширины, но различных по высоте. Критическая
частота зависит от длины и волнового сопротивления этих секций.
Практически осуществимы полосы пропускания с отношением край-
крайних частот 1,5 : 1, а применяя несколько волноводных секций, полу-
получают большую крутизну скатов характеристики фильтра и большее
затухание в полосе непропускания. На рис. 5.13, а показана типич-
типичная характеристика такого фильтра. В общем случае фильтры рас-
рассмотренного типа не согласуются по сопротивлению со стандартными
волноводами, и поэтому Кравен [38] предложил метод расчета, в ко-
котором согласование осуществляется с помощью плавных линейных
переходов. На рис. 5.13, б показан фильтр на волноводе с сечением
283

50,8x16,90 мм с полосой пропускания 3,8—4,2 Ггц, размеры Кб*
торого выбраны так, чтобы получить критические частоты 3,6 и
4,4 Ггц с затуханием на частотах 3,5 и 4,5 Ггц, превышающим 30 и
20 до соответственно. Были сконструированы и другие типы полосо-
полосовых фильтров на гофрированном волноводе [78].
Простой тип узкополосного волноводного фильтра с малыми
потерями [155] получается при помощи некоторого количества соот-
соответственно разнесенных четвертьволновых вставок из диэлектрика.
Для полистирола с е = 2,56 на частоте 9,5 Ггц волновое сопротив-
сопротивление волновода сечением 22,86 X 10,16 мм, заполненного диэлект-
диэлектриком, будет вдвое меньше волнового сопротивления пустого вол-
Частота
бесконечного
затухания
Полоса
\nponycm
LJ |
О fc f, Частота
а)
Рис. 5. 13. Широкополосный волноводный фильтр:
а—частотная характеристика; б —типичней фильтр с полосой пропускания 3,8—4 2 Ггц-
все размеры даны в миллиметрах. (См. [38].)
новода. Небольшое отклонение от расчетной частоты изменяет и
фазовый сдвиг и волновое сопротивление. Для приведенного
примера, если п — число секций, то
Q = 2"jt, E.66)
для 7 и 15 секций добротность будет соответственно равна 400 и
102 400. Дальнейшее увеличение Добротности может быть достиг-
достигнуто, если сделать центральную секцию с воздушным заполнением
длиной 2mlXg; тогда для приведенного выше отношения полных со-
сопротивлений добротность будет
Q = 2n-l(rn+l)n. E.67)
Добротности, осуществляемые практически, зависят от тангенса
угла потерь диэлектрика и от допуска на размеры вставок; экспе-
экспериментальные результаты показывают, что наибольшие Добротно-
Добротности Q будут порядка 10 000.
Риззи [172] построил режекторный фильтр с Т-образным соедине-
соединением в ^-плоскости, резонансные размеры последовательного плеча
которого были меньше, чем у главного волновода. Ниже критиче-
284

ской частоты последовательного плеча и выше критической частоты
главного волновода энергия сверхвысоких частот будет передаваться
с очень малыми потерями. На частотах выше критической частоты
последовательное плечо устройства ведет себя подобно обычной
последовательной Т-образной схеме и фильтр не будет пропускать
частоты, на которых короткое замыкание в последовательном плече
окажется на расстоянии Я^/4 от его входа. Выбирая критическую
частоту последовательного плеча близкой к резонансной частоте
короткозамкнутого плеча, получают кривую затухания, очень быст-
быстро возрастающего с частотой. Так как частоты полосы пропускания
меньше критической частоты последовательного плеча, то КСВН не
Шлейфы В
плоскости
Е
fife
1.00 1,01 104 1,ВВ 1,08 11
10
^Короткое замыкание
0.75 0,80 0.85 0.S0 0,9S 1,0
f/fc
Ю
Рис. 5. 14. Полосовой фильтр, в котором использовано явление критической
частоты.
(См. [172].)
зависит от положения в нем точек короткого замыкания. Таким
образом, задачи хорошего согласования в полосе пропускания фильт-
фильтра и хорошей режекцни в полосе его запирания можно рассматривать
раздельно. Улучшенные характеристики получаются при использо-
использовании в фильтре многоэлементных схем. Если расположить две
секции на расстоянии А^/4, отражения от них взаимно уничтожаются,
взаимная компенсация отражений второго порядка получается
3
в том случае, если две пары секции расположить на расстоянии -&g.
Изменение электрического расстояния с частотой можно скомпенси-
скомпенсировать штырями с различным реактивным сопротивлением. Типич-
Типичный образец такого устройства показан на рис. 5.14, а, а на
рис. 5.14, б приведены кривые величины КСВН и затухания в по-
полосе пропускания и в полосе непропускания в зависимости от ча-
частоты.
Гибридные соединения являются основой для другого типа не-
неотражающего фильтра с ответвлениями [122]. Гибридное Т-образное
соединение, имеющее в Я и ? плечах отрезки предельных волно-
волноводов различной ширины [172], образует режекторный фильтр.
285

Частотная чувствительность обоих плеч может быть сделана одина-
одинаковой путем добавления отрезков волновода соответствующей ши-
ширины и длины за каждой предельной секцией. Характеристики
фильтра нижних частот и полосового фильтра можно получить [203],
используя гибридное соединение и отрезки предельного волновода.
Фильтры нижних частот можно получать, например, с щелевым
гибридным соединением, сопряженные выходы которого нагружены
через короткие фазокорректнрующие линии на одинаковые предель-
предельные секции волновода. Полосовые характеристики могут быть осу-
осуществлены путем введения на вход гибридного соединения третьего
предельного волновода, имеющего меньшую критическую частоту.
Подобные фильтры могут быть сконструированы с Т-образным гиб-
гибридным соединением; свернутая конструкция с центральной ча-
частотой 9,25 Ггц имела затухание меньше 0,5 дб в полосе пропуска-
пропускания, равной 500 Мгц и 20 дб в полосах режекщш на частотах, от-
отстоящих на 300 Мгц от средней частоты.
В другом фильтре с постоянным сопротивлением [107] исполь-
используется конструкция, состоящая из круглого волновода и коротко-
замкнутых радиальных линий небольшой длины. Колебания вида
ТЕИ распространяются во входной и выходной секциях с линейной
поляризацией и в части устройства, содержащей резонансные от-
отрезки волноводов, преобразуются в колебания с круговой поляриза-
поляризацией. Реактивности, вводимые резонансными линиями, отражают на
некоторых частотах падающую мощность, эта мощность поглоща-
поглощается в нагруженном боковом плече. Чтобы получить высокое отра-
отражение на частотах в полосе режекции, были использованы три ре-
резонансные отрезка волновода. В одном из них частоты выше 2,728 Ггц
проходили без ослабления, частоты ниже этой частоты отражались
с минимальным затуханием 32 дб. Сдвиг фаз в полосе пропускания
изменялся от 200 до 120°. Такие направленные фильтры могут со-
соединяться [221 ] каскадно через короткие отрезки линии передачи.
5.3.2. Связанные резонаторы
Простой фильтр состоит из одиночного объемного резонатора,
снабженного связями на входе и на выходе. Проходной резонатор,
описанный Броуном [19], имел КСВН на входе в полосе пропускания
2,7—3,8 Ггц лучше 1,25, а затухание вторых гармоник этого диапа-
диапазона превышало в нем 30 дб. Во многих применениях, однако,
одиночный резонатор не дает в полосе непропусканпя достаточного
затухания при заданных максимальных вносимых потерях в полосе
пропускания. Относительная крутизна скатов характеристики фильт-
фильтра возрастает с увеличением числа резонаторов, и поэтому были раз-
разработаны методы синтезирования многорезонаторных фильтров.
Было показано [161], как изготовить узкополосные фильтры путем
преобразования лестничной цепи в каскадное соединение резонанс-
резонансных контуров со слабой связью через взаимные индуктивности. Раз-
Разработаны методы расчета фильтров со связанными резонаторами
28?

[90, 131, 170, 171, 231, 274, 281 ] и распространены на широкополос-
широкополосные фильтры [31, 50—52, 121, 268], а также на учет днссипативных
потерь [361.
Многорезонаторные фильтры можно разбить на два класса.
К первому классу относятся фильтры с одинаковыми резонаторами
связанными так, чтобы получить фильтр с высоким затуханием вне
полосы пропускания и имеющий в то же время провалы затухания
или выбросы внутри полосы пропускания, величина которых явля-
является возрастающей функцией числа резонаторов. Такое устройство
относится к чебышевским фильтрам; вносимые потери определяются
численно следующим образом:
LT=l + [xTa(x)]*, E.68)
где
х = 2Q, & ; E.69)
I г
Q[ — нагруженная^ добротность каждого резонатора; А/ — от-
отклонение от резонансной частоты; п — число резонаторов.
Нагруженная добротность всего фильтра превышает Q, с коэф-
коэффициентом, зависящим от п. Абсолютная величина провалов в по-
полосе пропускания равна 0,16 дб для п = 3 и почти 1 йодля п — 4.
Вносимые потери в децибелах в полосе непропускания опреде-
определяются следующей формулой:
LR = [6(n—l)+20nlgx]. E.70)
Второй тип фильтра — фильтр с максимально-плоской характери-
характеристикой, у которого выбросы в полосе пропускания устраняются за
счет совпадения всех корней выражения вносимых потерь как функ-
функции частоты. Нагруженные добротности отдельных резонаторов рас-
распределяются по закону
Qlr = Q,r- sin (-2^-я, E.71)
где г = 1, 2, ..., п, Qln QtT — соответствующие нагруженные доб-
добротности r-го резонатора и всего фильтра. Вносимые потери в по-
полосе передачи определяются формулой
LT - 1 + *2", E.72)
где
^, E.73)
г
вносимые потери в полосе затухания в данном случае меньше, чем
у соответствующего чебышевского фильтра при той же полосе про-
пропускания.
Были рассчитаны практические конструкции фильтров с не-
непосредственной связью для различных диапазонов сверхвысоких
частот [8, 28, 56, 118, 119, 120, 177, 186]. Приведены [197] универ-
287

сальные расчетные кривые для трехрезонаторных полосовых фильт-
фильтров, имеющих минимальные вносимые потери и максимально-пло-
максимально-плоскую или чебышевскую характеристику с выбросами от0,5 до 3,0 дб.
Резонансным элементом может быть резонатор, построенный в самом
волноводе; в типичных конструкциях [66, 67] на частоте 4 Ггц
используются неоднородности в виде штырей и диаграмм. Механи-
Механические допуски на изготовление резонаторных фильтров достаточно
жесткие, однако соответствующая методика регулировки [49] об-
облегчает их производство и проверку. Где можно, предусматриваются
устройства, подобные емкостному винту, которые обеспечивают
регулировку резонансной частоты в пределах 10%. Для того чтобы
получить двухгорбую характеристику, в перестраиваемых фильтрах
используются намагниченные ферриты [21 ] или два пересекаю-
пересекающихся вида в цилиндре с квадратным основанием [192]; такие
фильтры применяются [156] для амплитудной модуляции пере-
передаваемого сигнала.
В некоторых случаях отдельные резонаторы могут заменяться
одним резонатором с вырожденными видами колебаний [269]. Ис-
Искажения геометрической формы резонатора нарушают независимость
некоторых из этих видов и приводят к обмену энергии между ними.
Такой процесс может быть представлен эквивалентной схемой, со-
состоящей из идеальных взаимных связей между параллельными
резонаторами. Соответствующие искажения геометрической формы
осуществляются в виде небольших по объему элементов идеального
проводника, таких, как вставки или зонды, располагаемых в кри-
критических точках внутри резонатора^ или небольших тонких петель,
помещаемых в точках интенсивного магнитного поля. С помощью
зондов осуществляется связь между колебаниями, магнитные поля
которых коллинеарны относительно зонда, а посредством петли
осуществляется взаимодействие видов, составляющие магнитного
поля которых перпендикулярны к плоскости петли.
Многозвенный фильтр получается в результате реализации цепи
видов колебаний, последовательно связанных между собой от
входа резонатора до его выхода. Для подобного применения необ-
необходимы такие точки резонатора, в которых один вид колебаний может
быть связан со следующим видом цеЯи, при этом не должны воз-
возникать случайные связи среди любых других видов колебаний или
между любым видом колебаний и внешними входной и выходной
линиями. В круглом цилиндрическом резонаторе было связано
в цепочку от входа до выхода до пяти, видов колебаний [123], полу-
полученная структура компактна, обладает небольшим весом и легко ре-
регулируется.
На рис. 5.15, а показано устройство сферического резонатора,
сконструированного Карри [45], в котором связаны три вида коле-
колебаний. Поперечное магнитное поле колебаний волноводного вида
ТЕо1 возбуждает четный сферический вид колебаний ТЕ in- Соот-
Соответствующий нечетный вид колебаний ТЕ in не возбуждается, так
?88

как магнитное поле этого вида колебаний ортогонально к входной
диафрагме; подобным образом не возбуждаются колебания вида
ТЕ]о1, так как его поля исчезают на входной диафрагме. Первый
зонд связывает колебания видов TEtn и ТЕ101, не создавая в то
же время паразитных связей с колебаниями вида ТЕ т. В своюоче-
редь, второй зонд осуществляет однозначную связь между колеба-
колебаниями видов ТЕ1о1 и ТЕ и г, последний возбуждает соответствующим
образом ориентированный выходной волновод. Теоретическая кривая
вносимых потерь такого фильтра, в котором используется резонатор
с диаметром 45,5 мм и с резонансной частотой 9,375 Ггц, показана
Входной
Волновод
Первый,
зонд
Г
входная
диафрагма
те,,-* те;„
30
[20
I
10
V
Выходная
диаафрагма
'i En,
\
\
Средняя часто-
частота полосы про-
пропускания
3,375 Ггц
\
\
/
/
j
/
у/
in
TF"
Второй
зонд
"--'*" Чг-ТГ-i , s ,0 ,
Девиация частоты, Мщ
а)
выходной
волновод
6)
Рис. 5. 15. Фильтр со сферическим резонатором с вырожденным видом
колебаний:
в—контуры магнитного поля; б—частотная характеристика. (См. [45].)
на рис. 5.15, б. Расчет был выполнен для полосы пропускания
10 Мгц и с допуском на потери в полосе пропускания 1 дб. Экспери-
Экспериментальные результаты как с оптимальной связью, так и с критиче-
критической хорошо совпали с теорией. Когда зонды были утоплены в стен-
стенку резонатора, вносимые потери превысили 55 дб.
Фильтры, обладающие направленными свойствами, могут быть
осуществлены в форме резонаторов, если дополнить их направ-
направленными ответвителями соответствующих конструкций. Например,
два коротких отрезка волновода в двухщелевом направленном от-
ветвителе могут быть заменены прямоугольными резонаторами. Для
работы направленного фильтра необходима определенная поляр-
полярность связи, которая может быть достигнута надлежащим располо-
расположением и ориентацией отверстий связи по отношению к резонаторам.
Волны с круговой поляризацией были использованы Коном и Коалом
[34 ] в направленном фильтре, показанном вверху справа на рис. 5.16.
Одиночный цилиндрический резонатор с помощью отверстий связан
289

с двумя прямоугольными волноводами. Каждое отверстие связи
смещено от центральной линии широкой стенки волновода так, что
волна, входящая в плечо / прямоугольного волновода, возбуждает
в резонаторе резонансную волну с круговой поляризацией. Резо-
Резонатор будет направленно связан с плечом 4 вторичного прямоуголь-
прямоугольного волновода, а, поскольку применяется круговая поляризация,
два прямоугольных волновода могут находиться под любым углом
друг к другу. Кривые вносимых потерь и КСВН на рис. 5.16 пока-
показывают направленные свойства системы; наибольшая избиратель-
избирательность фильтра может быть получена при каскадном включении
связанных резонаторов.
60 70 80 90 100 110 J20 130 /40 150 160 170 180
Изменение частоты, Меи,
Рис. 5. 16. Характеристики волноводного направленного фильтра.
(См. [34].)
Нелсон [147, 148] в других типах фильтров использовал связь
через поперечные электрические и магнитные поля, которые в прямо-
прямоугольном волноводе находятся в фазе, а в резонаторе сдвинуты на
90°. Такой фильтр, в котором используются колебания вида ТЕ112,
показан на рис. 5.17, а. Форма щелей в фильтре такова, что связь
для обоих видов колебаний в резонаторе одинакова. В фильтре,
показанном на рис. 5.17, б, используются колебания вида ТМ110
В резонаторе электрическое поле будет продольным; за счет связи
между электрическими и магнитными полями в волноводе возбужда-
возбуждается два ортогональных вырожденных вида колебаний. Отверстие
связи расположено на центральной линии волновода в положении
максимальной поляризации. Для создания в фильтрах с круговой
поляризацией перестраиваемых невзаимных устройств используются
ферритовые вставки [146, 276, 284], которые не изменяют заданных
особенностей резонаторов с малыми потерями [217].
Частотно-избирательный разветвитель, или мультиплексер, —
это устройство, применяемое для разделения сигналов различных
частот, существующих в одной и той же цепи, и направляющее их
290

во вспомогательные цепи или наоборот. Частотно-избирательный
разветвитель на N каналов, предложенный Раганом [161], показан
на рис. 5.18, а. В системах частотно-избирательного разветвления
применяются также и направленные фильтры [30]; в одном примере
Резонатор с
^колебаниями
Juda Т?„г
Вход
Режек-
торный
фильтр
Полосовой.
Резонатор,
С колеба-
колебаниями
вида тм„0
Поля
фильтр резонаторе
Рис. 5. 17. Резонаторные фильтры с круговой поляризацией.
Связь осуществляется по электрическому и магнитному полям, п — резонатор с коле-
колебаниями вида ТЕ112; б —резонатор с колебаниями вида ТМ,,„, показаны поля вырож-
вырожденных ортогональных видов колебаний. {См. [147].)
[165] часть ответвляющей цепи была образована ферритовым цирку-
лятором. Сконструировано несколько двухканальных устройств или
диплексеров [14, 40, 158], включая и модель для больших мощно-
Полоса
¦ пропускания
ш, л
Рис. 5. 18. Частотно-избирательные разветвители резоиаторного типа.
а —частотно-избирательный разветвитель для N каналов с диафрагмой связи; б —двух-
канальный разветвитель С круглыми резонаторами, расположенными на критическом
расстоянии друг от друга. (См. [161].)
стей [225]. Типичное устройство двух канального разветвителя
показано на рис. 5.18, б. Для создания согласованного фильтра,
способного ответвлять при резонансе почти всю мощность из глав-
главного волновода, необходимо иметь два резонатора; резонатор ре-
291

жекции с малыми потерями должен быть расположен на критиче-
критическом расстоянии от проходного резонатора. Применение фильтра
сверхвысоких частот предусматривает также режекцию нежелатель-
нежелательных частот гармоник, попадающих с выхода передающих ламп боль-
большой мощности [35, 211, 212, 216, 248].
5.3.3. Четвертьволновая связь
Было показано [64, 159], что, распределяя соответствующим
образом вдоль передающей линии ответвляющие цепи и учитывая их
преобразующие свойства, можно получить фильтры сверхвысоких
частот, несложные по конструкции и с небольшими проводимостями
связи. При интервалах между резонаторами, равными А- /4, можно
4,05
Частота, Ггц
4,07 4,08
Рис. 5. 19. Четырехрезонаторный фильтр с максимально-плоской характе-
характеристикой.
На вставке показана конструкция (размеры в миллиметрах); кривая дает частотную ха-
характеристику. (См. [144).)
имитировать лестничную цепь из чередующихся последовательных
и параллельных ответвлений с помощью только параллельных (или
только последовательных) ответвлений, как показано на рис. 5.12, б.
Были выведены [167] точные выражения для оптимального разне-
разнесения резонаторов и приведены соображения относительно других
расчетных параметров [55, 89, 162, 163, 169, 179, 247, 253, 257,
263, 275].
Разрабатывая фильтры с четвертьволновыми связями с макси-
максимально-плоскими характеристиками, Мамфорд [144] взял расчет-
расчетные данные для фильтров с числом резонаторных секций от 2 до 15.
Размеры и характеристики для четырехрезонаторных фильтров
приведены на рис. 5.19. Резонаторы были образованы из индуктив-
индуктивных штырей, расположенных в волноводе с поперечным сечением
47,55X22,15 мм, КСВН на входе в полосе пропускания, равной
20 Мгц, был меньше 0,64 дб, а на частотах, отстоящих на 30 Мгц от
средней частоты полосы пропускания, превышал 28 дб. В работе
[157] приведены графические данные для расчета других фильтров

Со штырями с одним н тремя резонаторами с максимально-плоской
и квазичебышевской характеристиками; последний тип характери-
характеристики получен при выводе [121] формул для малых выбросов в по-
полосе пропускания.
При расстоянии между концевыми неоднородностями соседних
резонаторов, равном ^,/4, может возникнуть нежелательная взаим-
взаимная связь, искажающая характеристику. Поэтому на практике более
предпочтительным является размещение неоднородностей через
3/4A-g, хотя это и приводит к значительному удлинению фильтра.
При другом подходе неоднородности конструируются так, чтобы
колебания высших видов возбуждались бы с малой амплитудой.
Например, [37] три одинаковых штыря, расположенные на одинако-
одинаковом расстоянии в поперечном сечении волновода, полностью унич-
уничтожают колебания видов ТЕ02 — ТЕ06, так что первым возбужда-
возбуждающимся видом колебаний будет вид ТЕ07, который быстро затухает.
Для данной проводимости диаметр каждого из трех штырей должен
быть значительно меньше, чем диаметр одиночного штыря, а отсюда
вытекает необходимость принятия мер предосторожности при сборке.
В пятирезонаторных фильтрах на волноводе, имеющем поперечное
сечение 50,8 X 16,9 мм, на частоте 4 Ггц диаметр штырей в концевом
резонаторе составляет только 0,25 мм. В этом фильтре отсутствуют
выбросы КСВН в полосе пропускания; длина фильтра со связями
через 3/4А-„ составляет 228,6 мм вместо 292 мм.
Настро?1ка фильтров с четвертьволновыми связями может произ-
производиться [253] с помощью сосредоточенных реактивных сопротив-
сопротивлений, вводимых в резонаторы; такими сопротивлениями являются
емкостные вставки [144]. Эти фильтры имеют несимметричную ча-
частотную характеристику, ширина их полосы пропускания пропор-
пропорциональна кубу частоты. Однако если во время настройки фильтра
поддерживать [187] длину волны неизменной, то полоса пропуска-
пропускания оказывается симметричной, а ширина ее достаточно постоянной.
Трехрезонаторный фильтр на волноводе с поперечным сечением
47,55x22,15 мм был настроен с помощью продольных полистироло-
полистироловых полосок толщиной 6,35 мм. Неоднородностями служили емкост-
емкостные диафрагмы, отношение между продвижением элемента настрой-
настройки в резонаторе и частотой было линейным в диапазоне 4,4—5,0 Ггц;
ширина полосы 40 Мгц сохранялась почти постоянной.
ЛИТЕРАТУРА
1. Adelsberger,U.: «The Rod Wavemeter for the Frequency Range 180—
80,000 Mc/s», Arch, elekt. Ubertragung, 1956, 10, p. 51.
*2. A k h i e z e r, A. I., and Lynbarski, G. Ya.: «Theory of Coupled
Cavity Resonators», Zh. tekh. Fiz., 1954, 24, p. 1697.
3. Altar, W.: «Q Circles — A Means of Analysis of Resonant Microwave
Systems: Parts I and 2», Proc. I. R. E., 1947, 35, pp. 355 and 478.
4. Andrews, С L.: «Collapsed Toroidal Springs as Contact Elements in
Microwave Cavities, J. appf. Phys.y 1955, 26, p. 777.
5. Andrews, P.: «The Design of Broad-Band Circular Wavemeters», Brit.
Commun. Electronics, 1959, 6, p. 354.
293

6. В a r r i n g t о n, A. E., and R e e s, .1. R.: «A Simple 3-cm 0-Meter»
Proc. I. E. ?., 1958, 10SB, p. 511.
7. В a u m g a r t e I, H.: «On the Theory of the Cavity Resonator compri-
comprising Two Confocal Paraboloids of Revolution», Tech. Mitt. BRF 1958
2, p. 67.
8. В a w e r, R., and Kef alas, G.: «A Modified Equal-Element Band-Pass
Filter», Trans. I. R. ?., 1957, MTT-5, p. 175.
9. В e r t r a m, S.: «Calculations of the Resonant Properties of Electrical
Cavities», Proc. I. R. ?., 1954, 42, p. 579.
10. В о s i n e 1 I i, F.: «Separation of Degenerate Oscillation Modes in Pertur-
Perturbed Rectangular Cavities», Alta Frequenza, 1950, 19, p. 244.
11. В о u d о u r i s, G.: «Spherical-Frustrum Cavities», Onde elect., 1956
36, p. 104.
12. В о w e r s, E. O., and С u r t i s, С W., «A Resonant Cavity Frequency
Duplexer», Nat. Conv. Rec. I. R. ?., 1956, pt 5, p. 113.
13. В г а с e w e 1 1, R. N.: «Charts for Resonant Frequencies of Cavities»,
Proc. I. R. E., 1947, 35, p. 830.
14. В r e e s e, M. E., and С о h n, S. В.: «Diplexing Filters», Nat. Conv.
Rec. I. R. E., 1954, pt. 8, p. 125.
15. В r e i t e n h u b e r, L.: «Some Exactly Integrable Cases of Electromag-
Electromagnetic Oscillations in Two Coupled Cavity Resonators», Acta phys. Aust-
riaca, 1951, 5, p. 45.
16. В г о с, J.: «On the Characteristics of Electromagnetic Resonant Cavities
formed by Two Concentric Spheres», С R. Acad. Sci. (Paris), 1950, 230,
p. 198.
17. В г о с, J..r «On the Variation of the Natural Frequency of Cavity Resona-
Resonators formed by Two Concentric Spheres, for Small Displacements of the
Inner Sphere», С R. Acad. Sci. (Paris), 1950, 230, p. 285.
18. В г о w n, J.: «Propagation in Coupled Transmission-Line Systems», Quart.
J. Mech. appl. Math., 1958, 11, p. 235.
19. Browne, A. A. L.: «A Resonant-Cavity Filter for the S-Band», Proc.
I. E. E., 1957, 104B, p. 193.
20. В u с h ho 1 z, H.: «The Loop-Excited Cavity Resonator comprising Two
Confocal Paraboloids of Revolution^, Arch, elekt. Ubertragung, 1952,
6, pp. 6 and 67.
21. Burgess, J. H.: «Ferrite-Tunable Filrer for Use in S-Band», Proc.
I. R. E., 1956, 44, p. 1460.
22. С a s i m i r, H. B. G.: «On the Theory of Electromagnetic Waves in Re-
Resonant Cavities», Philips res. Rep., 1951, 6, p. 162.
23. С h a h i d, W.: «Calculation of Shunt Resistances of Rhumbatron-Type
Cavities», С R. Acad. Sci. (Paris), 1955, 241, p. 1733.
24. С h a t t e r j e e, S. K.: «Microwave Cavity Resonators as Circuit Ele-
Elements», J. Indian Inst., Sci, 1952, 34B, p. 99.
25. С h a t t e r j e e, S. K.: «Some Perturbation Effects in Microwave Cavi-
Cavities operating in Degenerate Modes», J. Indian Inst. Sci., 1952, 34B,p. 77.
26. С h a t t e r j e e, S. K.: «Interaction'of Modes in a Microwave Cavity
Resonator», J. Indian Inst. Sci., 1953, 35B, p. 59.
27. С h a t t e r j e e, S. K.: «Microwave Cavity Resonators. Some Perturba-
Perturbation Effects and their Applications», J. Brit. I. R. E., 1953, 13, p. 475.
28. С 1 i n e, J. F., and Sch if f m a n, B.M.: «Tunable Passive Multicoup-
lers Employing Minimum-Loss Filters», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7,
p. 121.
29. С о a 1 e, F S.: «A Travelling-Wave Directional Filter», Trans. I. R. E.,
1956, MTT-4, p. 256.
30. С о a 1 e, F. S.: «Applications of Directional Filters for Multiplexing
Systems», Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 450.
31. Cohn S. В.: «Direct-Coupled-Resonator Filters», Proc. I. R. E., 1957,
45, p.'187.
32. С о h n, S. В.: «Analysis of a Wide-Band Waveguide Filter», Proc. I. R. E.,
1949, 37, p. 651.
294

33 С о h n, S. В.: «Design Relations for the Wide-Band Waveguide Filter»,
Proc. I. R. ?., 1950, 38, p. 799.
34 Coll n, S. B. and С о a I e, F. S.: «Directional Channel-Separation Fil-
Filters», Proc. I.'r. E., 1956, 44, p. 1018, and Nat. Conv. Rec. 1. R. ?., 1956,
pt 5, p. 106.
35. С о h n S. В.: «Design Considerations for High-Power Microwave Filters»,
Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 149.
36. С о h n, S. В.; «Dissipation Loss in Multiple-Coupled-Resonator Filters»,
Proc. I. R. E., 1957, 47, p. 1342.
37. Craven, G., and L e w i n, L.-. «Design of Microwave Filters with Quar-
Quarter-Wave Couplings», Proc. 1. E. E., 1956, 103B, p. 173.
38 Craven, G.: «Wide-Band Waveguide Filters with Short Linear Tapers»,
Proc. I. E. E., 1958, 105B, p. 210.
39. С r e m о s n i k, Q.: «Energy Considerations for Growth and Decay Tran-
Transients in a Simple Resonator Circuit», Arch, elekt. Ubertragung, 1956,
10, p. 65.
40. С г о s b y, D. R.: «Duplexing Filter Design at 2000 Mc/s», Trans. /. R. E.,
1953, MTT-1, p. 31.
41. С u n 1 i f f e A., and G о u 1 d, R. N.: «High-Q Echo Boxes», Electronic
Radio Engr, 1959, 36, p. 29.
42. С u n 1 i f f e, A., and M a t h i a s, L. E. S.: «Some Perturbation Effects
in Cavity Resonators», Proc. I. E. E., 1950, 97, pt III, p. 367.
43. С u n 1 i f f e, A., and Gould, R. N.: «On Inverse Perturbation»,
Phil. Mag., 1953, 44, p. 785.
44. С u n 1 i f f e, A., G о u 1 d, R. N., and H a 1 1, K. D.: «On Cavity Re-
Resonators with Non-homogeneous Media», Proc. I. E. E., 1954, 101, pt IV,
p. 215.
45. С u r r i e, M. R.: «The Utilization of Degenerate Modes in a Spherical
Cavity», /. appl. Phys., 1954, 24, p. 998.
46. С u t г о n a, L. J.: «the Theory of Biconjugate Networks» Proc. I. R. E.,
1951, 39, p. 827.
47. D a w i r s, H. N.: «Graphical Filter Analysis» Trans. I. R. E., 1955,
MTT-3, No. 6, p. 15.
48. D e к 1 e v a, J., and Robinson, K. W.: «Simple Method of Shunt
Impedance Measurement», Rev. sci. Instrum., 1959, 30, p. 470.
49. D i s h a 1, M.: «Alignment and Adjustment of Synchronously Tuned Mul
tiple-Resonant-CirCuit Filters», Proc. I. R. E., 1951, 39, p. 1448.
50. D i s h a 1, M.: «Design of Dissipative Band-Pass Filters producing Desi-
Desired Exact Amplitude-Frequency Characteristics», Proc. I. R. E., 1949, 37,
p. 1050.
51. D i s h a 1, M.: «Concerning the Minimum Number of Resonators and Mi-
Minimum Unloaded Q Needed in a Filter», Trans. I. R. ?.,, 1953, VC-3, p. 85.
52. D ish a 1, M.: «Two New Equations for the Design of Filters», Elec. Com-
mun., 1954, 31, p. 257.
53. D 1 u g a t с h. 1.: «Miniature Resonators for U. H. F.», Electronic Equipm.
Engng, 1959, 7, p. 35.
*54. Dnestrovski, Yu. N.: «Change of Characteristic Frequencies of
Electromagnetic Resonators», Dokl. Akad. N auk SSSR, 1956, 111. p. 94.
55. D о с к e s, J.: «Study of Obstacles in Rectangular Waveguides and Wa-
Waveguide Filters», Cables Transm., 1952, 6, p. 221.
56. D о r i n g, H., and Klein, W.: «Cavity Band-Pass Filters for Centi-
Centimetre Waves», Arch, elekt. Ubertragung, 1952, 6, pp. 47 and 119.
57. D w i g h t, H. В.: «Tables of Roots for Natural Frequencies in Coaxial
Cavities», J. Math. Phys., 1948, 27, p. 84.
58. E 1- 1 b i a r y, M. Y., and Brown, J.: «The Use of Lossy Material
to Suppress Unwanted Modes in Cavity Resonators», Proc. I. E. E., 1957,
104C, p. 25.
59. Essen, L., and S m i t h, A. C. Gordon: «The Velocity of Propa-
Propagation of Electromagnetic Waves derived from the Resonant Frequenci-
Frequencies of a Cylindrical Cavity Resonator», Proc. Roy. Soc, 1948, 194A, p. 348.
295

60. Essen, L.: «The Velocity of Propagation of Electromagnetic Waves de-
derived from the Resonant Frequencies of a Cylindrical Cavity Resonator»,
Proc. Roy. Soc, 1950, 204A, p. 260.
61. Essen, L.: «Cavity-Resonator Waveineters», Wireless Engr, i946, 23,
p. 126.
62. Essen, L.: «The Design, Calibration and Performance of Resonance
Wavemeters for Frequencies between 1,000 and 25,000 Mc/s», J. I. E- E.,
1946, 93, pt IIIA, No. 9, p. 1413.
63. Essen, L.: «Proposed New Value for the Velocity of Light», Nature,
1951, 167, p. 258.
64. Fan o, R. M., and L a w s о n, A. W.: «Microwave Filters Using Quar-
Quarter-Wave Couplings», Proc. I. R. E., 1947, 35, p. 1318.
*65. F e d о t о v, A. P., and S h e m b e 1, В. К.: «Excitation of Oscillations
in a High-Q Cavity Resonator by an Oscillator», Radiotekh. Elektron.,
1956, 1, p. 1474.
66. Floyd, С F., and R a w 1 i n s о n, W. A.: «An Introduction to the
Principles of Waveguide Transmission; Part 2», Post Office elect.
Engrs J., 1954, 47, pt 3, p. 157.
67. Forte, S. S.: «The Design of Band-Pass Filters in Waveguides», Mar-
Marconi Rev., 1959, 22, p. 99.
68. F u j i s a w a, K.: «General Treatment of Klystron Resonant Cavities»,
Trans. 1. R. E., 1958, MTT-6, p. 344.
69. Fujisaw a, K.: «Theory of Slotted Cylindrical Cavities with Trans-
Transverse Electric Field», Technol. Rep. Osaka Univ., 1951, 1, p. 69.
70. F u j i s a w a, K.: «Gridless Modulation Cap of a Klystron», J. Inst. Elect.
Commun. Engrs, {Japan), 1953, 36, p. 613.
*7I. G a p о n о v, A. V.: «Theory of Thin Aerials in Cavity Resonators», Zh.
tekh. Fiz., 1955, 25, p. 1069.
72. Gerard, W. A.: «Measuring Frequency of X-Band Standard Cavities»,
Electronic Industr., 1958, 17, p. 66.
73. G h о s e, R. N.: «Excitation of Higher-Order Modes in Spherical Cavities»,
Trans. I. R. E., 1957, MTT-5, p. 18.
74. G i n z t о n, E. L., and N a 1 о я, Е. J.: «Shunt Impedance of Klystron
Cavities», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, No. 5, p. 4.
75. G i n z t о n, E. L.: «Microwave Q Measurements in the Presence of Coup-
Coupling Losses»; Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 383.
76. G о u 1 d, R. N.. and С u n 1 i f f e, A.: «On the Coupling between Two
Cavities», Phil. Mag., 1956, 1, p. 1126.
77. G г а у z e 1, A. I.: «A Band Separation Filter for the 225—400 Mc/s Band»,
Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1958, pt 1, p. 91.
78. Greene, J.C.: «Corrugated-Waveguide Band-Pass Filters»; Electronics,
1951, 24, July, p. 117.
79. .G r i f о n e, L.: «Elimination of Unwanted Modes of Oscillation in Cylin-
Cylindrical Cavities», AltaFrequenza, 1957, 26, p. 580.
80. G r i v e t, P.: «New Method for Calculating the Properties of Electromag-
Electromagnetic Resonators», С R. Acad. Sci. (Paris). 1944, 218, p. 109.
81. G r i v e t, P.: «The Natural Wavelength of Certain Electromagnetic
Resonators», С R. Acad. Sci. (Paris), 1944, 218, p. 183.
82. Hall, G. L., and P a r z e n, P.: «Measurement of Resonant-Cavity
Characteristics», Proc 1. R. ?., 1953, 41, p. 1769.
83. H a n s e n, W. W., and Post, R. F.: «On the Measurement of Cavity
Impedance», J. appl. Phys., 1948, 19, p. 1059.
84. H a r m a n, W.: «Wide-Range Tunable Waveguide Resonators», Proc.
I. R. E., 1950, 38, p. 671.
85. H a r m e r, J. D.: «Nomogram for Q of a Cavity», Wireless Engr, 1955,
32, p. 25.
86. H a r v e y, A. F.: «Instruments for Use in the Microwave Band», Proc.
I. E. E., 1951, 98, pt II, p. 781.
87. H a u s e r, W., and Brown, L.: «Perturbation of Waveguides and
Cavities by Spheres and Cylinders», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 1460.
296

88. Н а у w о о d, W. M.: «A Method of Tuning Resonant Cavities», Elect-
Electronic Engng, 1956, 28, p. 395.
89. Hensperger, E. S.: «A Simplified Approach to the Design of Band-
Bandpass Filters in Waveguide», Microwave J., 1959, 2, November, p. 39.
90. Hcssel, .!., G о u b a u G., and В a t t e r s b y, L. R.: «Microwave
Filter Theory and Design», Proc. 1. R. ?., 1949, 37, p. 990.
91 . H i g g i n s, T. P., and S t r a i t о n, A. W.: «Characteristics of an
Elliptical Electromagnetic Resonant Cavity Operating in the ТЕШ
Mode», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1297.
92. H u, H. C: «Coupling between Two Degenerate Modes through Slot Cut
in the Wall of a Cavity», Proc. Nat. Electronics Conf., 1949, 5, p. 467.
93. H u n t, L. E.: «A Method for Calibrating Microwave Wavemeters»,
Proc. I. R. E., 1947, 35, p. 979.
94. I s h i i, K.: «Resistive Fins Improve Wavemeter Tuning», Electronic In-
dustr., 1956, 15, No, 11, p. 59.
95. J а у n e s, E. Т.: «Ghost Modes in Imperfect Waveguides», Proc. I. R. E.,
1958, 46, p. 416.
96. J e s s e 1, M.: «Natural Vibrations of an Open Cavity», С R. Acad. Sci.
¦ (Paris), 1954, 238, p. 1205.
97. Jones, E. M. Т.: «Synthesis of Wide-Band Microwave Filters to have
Prescribed Insertion Loss», Mat. Conv. Rec. I. R. ?., 1956, pt 5, p. 119.
98. К a h a n, Т.: «Perturbations and Radiation Pressure in Electromag-
Electromagnetic Cavities», С R. Acad. Sci. (Paris), 1946, 223, p. 785.
99. К a r b о w i а к, А. Е.: «An Instrument for the Measurement of Surface
Impedance at Microwave Frequencies», Proc. I. E. ?., 1958, 105B, p. 195.
100. К a r b о w i а к, А. Е.: «The Concept of Heterogeneous Surface Impe-
Impedance and its Application toCylindrical Cavity Resonators», Proc. I.
E. ?., 1958, 105C, p. 1.
*101 . К a t s e n e 1 e n b a u m, B. Z.: «Degenerate Oscillations in Wave-
Waveguides», Bull. Acad. Sci. USSR, 1955, No. 7, p. 9.
102. К i n z e r, J. P., and W i 1 s о n, I. G.: «End Plate and Side Wall Cur-
Currents in Circular Cylinder Cavity Resonator», Bell Syst. tech. J., 1947,
26, p. 31.
103. К i n z e r, J. P., and W ilson, I. G.: «Some Results on Cylindrical
Cavity Resonators» Bell Syst. tech,. J., 1947, 26, p. 410.
104. Kitchen, S. W., and S с h e 1 b e r g, A. D.: «Resonant-Cavity
Field Measurements», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 618.
105. Klein, W.: «On the Influence of Circular Holes in Electromagnetic
Cavity Resonators», Z. angew. Phys., 1951, 3, p. 253.
106. Klopfenstein, R. W.: «Circular Polarization in Waveguides and
Cavities», RCA Rev., 1954, 15, p. 291.
107. Klopfenstein, R. W., and Epstein, J.: «The Polarguide —
A Constant Resistance Waveguide Filter», Proc. I. R. ?., 1956,44, p. 210.
*108. К о m p a n u t s, A. S and S а у a s о v., Yu. S.: «Theory of Elect-
Electromagnetic Resonators of Almost Conical Shape», Zh. tekh. Fiz., 1955,
25, p. 1124.
109. Kramer, A. G., and P 1 a t z m a n, P. M.: «Microwave Manometer»,
Rev. sci. Instrum., 1958, 29, p. 897.
110. Kurokawa, K.: «The Expansion of Electromagnetic Fields in Ca-
Cavities», Trans. 1. R. ?., 1958, MTT-6, p. 178.
111. Lange, R. W.: «Measurement of High-Q Cavities at 10,000 Mc/s»,
Trans. Amer. I. E. ?., 1947, 66, p. 161.
*112. L e b e d e v, I. V., and G u t t s a i d, E. M.: «Resonator in the Form
of a Cut-off Waveguide», Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p. 1303.
113. L e b о w i t z, R. A.: «Determination of the Parameters of Cavities Ter-
Terminating Transmission Lines», Trans. I. R. ?., 1956, MTT-4, p. 51.
114. L e С a i n e, H.: «The Q of a Microwave Cavity by Comparison with
a Calibrated High-Frequency Circuit», Proc. I. R. ?., 1952, 40, p. 155.
297

115. L e d i n e g g, Ё., and Urban, P.: «Representation of the Complete
System of Natural Oscillations of Cylindrical Cavity Resonators with
Horizontally Stratified Dielectric», Ada phys. Austriaca, 1950, 3, p. 320.
116. I. с d i n e g g , R., and Urban. P.: «Some Results from the Theory
of Coupled Electromagnetic Cavity Resonators», Acta phys. Austriaca,
1950, 4, p. 180.
117. Led jnegg, E., and Urban, P.: «Theory of Forced Oscillations in
Electrodynamic Systems», Ada phys. Austriaca, 1952, 5, p. 5l0.
118. L e d i n e g g, E., and Urban, P.: «Determination of the Bandwidth
of Band-Pass Filters for Centimetre Waves», Arch, elekt. Ubertragung,
!953, 7, p. 99.
119. L e d i n e g g, E., and Urban, P.: «Derivation of Equivalence Theo-
Theorem of a Weauly Coupled Electromagnetic Cavity-Resonator System»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1953, 7, p. 561.
120. L e i b m a n n, Q.: «The Solution of Waveguide and Cavity-Resonator
Problems with the Resistance-Network Analogue», Proc. /. E. E.,
1952, 99, pt IV; p. 260.
121. Levy, R.: «An Improved Design Procedure for the Multi-section Gene-
Generalized Microwave Filter», Proc. I. E. ?., 1957, 104C, p. 423.
122. Lewis, W. D., and T i I 1 о t s о n, L. C: «A Non-Reflecting Bran-
Branching Filter for Microwaves», Bell Syst. tech. J., 1948, 27, p. 83.
123. Lin, W e i- Q u a n: «Microwave Filters employing a Single Cavity
Excited in More than one Mode», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 989.
124. Lob, E.: «Use of 1/4 Coaxial Line for Measurement of Mechanical Oscil-
Oscillations», Arch. Elektrotech. {Berlin), 1955, 42, p. 5.
*125. L u к о s h к о v, V. S., В о n d a r e v, A. S., and S h e v t s о v,
B. N.: «Investigation of the Electromagnetic Fields in Cavities
using a Probe with High-Resistance Leads», Radiotekh. Elektron.,
1956, 1, p. 497.
126. M а с d о n a 1 d, J. R.: «Tuning of a Rectangular Parallelepiped Cavity
Resonator with a Circular Metallic Post», Rev set. Instrum., 1955,26,
p. 433.
127. Maier, L. C, and Slater, J. C: «Field-Strength Measurements
in Resonant Cavities», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 68.
128. M a I 1 о г у, К. В.: «Measurement of Shunt Impedance of a Cavity», /.
appl. Phys., 1958, 29, p. 790.
129. Malter, L., and Brewer, Q. R.: «Microwave Q Measurements in
the Presence of Series Losses», J. appl. Phys., 1949, 20, p. 918.
130. M a 1 v a n o, R., and P a n e 11 i, M.: «Detection of Small Variations in
the Quality Factor of a Cavity Resonator», Alta Frequenza, 1950, 19,
p. 231.
131. M a t t h a e i, G. L.: «Direct-Coupled, Band-Pass Filters with Xo/4 Re-
Resonators», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1958, pt 1, p. 98.
132. Mayer, E.: «Resonant Frequencies of the Nosed-in Cavity», J. appl.
Phys., 1946, 17, p. 1046.
133. M e i n к e, H. H.: «Fields and Waves in Resonators» (Oldenburg, Mu-
Munich, 1949).
134. M e г о n e k, D. F., and В 1 a d e 1, J. Van: «Resonant Modes and Fre-
Frequencies of a Cigar-Shaped Cavity», Microwave J., 1959, 2, No. 5, p. 32.
135. Met, V.: «Absorptive Filters for Microwave Harmonic Power», Proc.
I. R. E., 1959, 47, p. 1762.
136. Milosevic, L. J., and V a u t e v, R.: «Travelling-Wave Resona-
Resonators», Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 136.
137. M о d e D. E.: «Spurious Modes in Coaxial Transmission Line Filters»,
Proc. I. R. E., 1950, 38, p. 176.
138. M о h r, R. J.: «Rapid Measurement of Microwave Cavity Parameters»,
Microwave J., 1959, 2, No. 6, p. 30.
*139. Montgomery, С G.: «Technique of Microwave Measurements»
(McGraw- Hill, New York, 1947).
298

140. М о t z, H.: «Calculation of the Electromagnetic field, Frequency and
Circuit Parameters of High-Frequencv Resonator Cavities», J. I. E. E,
1946, 93, pt 111, p. 335.
*H1. M о у z h es, B. Y.: «TheProblem of the Excitation of Electromagnetic
Oscillations», Zh. tekh. Fiz., 1950, 20, p. 698.
142. M п 1 I e r, R.: «Effect of Deformation of a Cylindrical Cavity Resonator
on the Wave Numbers of theE010and Еоц Modes», Z. Naturforsch., 1950,
5a, p. 332.
143. M п I I e r, R., and R u с h, E.: «Natural Electromagnetic Oscillations
in a Rectangular Cavity with Walls of Finite Conductivity», Z. angew.
Pltys., 1952, 4, p. 254.
144. M u m f о r d, W. W.: «Maximally-Flat Filters in Waveguide», Bell
Syst. tech. J., 1948, 27, p. 684.
*I45. M u s t e 1, E. R.: «Electromagnetic Oscillations in a Parabolic Tube as
a Particular Case of the Interaction of Two Cavities through a Throat»,
Zh. tekh. Fiz., 1955, 25, p. 1788.
146. Nelson, С. Е.: «Ferrite-Tunable Microwave Cavities and the Intro-
Introduction of aNewReflectionless, Tunable Microwave Filter», Prod. R. E.,
1956, 44, p. 1449.
147. Nelson, С. Е.: «Circularly Polarized Microwave Cavity Filters»,
Trans. 1. R. E., 1957, MTT-5, p. 136.
148. Nelson, С. Е.. and Whirry, W. L.: «Development of Circularly
Polarized Cavity Filters», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1957, pt I. p. 191.
149. Papas, С. Н.: «Thermodynamic Consideration of Electromagnetic
Cavity Resonators», J. appt. Phys., 1954, 25, p. 1552.
*150. Patrushev, V. L.: «Design of a Toroidal Cavity Resonator by the Me-
Method of Curvilinear Coordinates», Radiotekh. Elektron., 1956, p. 1, p. 162.
151. Pease, M. C: «The Analysis of Broad-Band Microwave Ladder Net-
Networks», Proc. I. R. ?., 1950, 38, p. 180.
152. P h i 1 i p p, E. M.: «The Variation of Resonance Wavelength and Dam-
Damping of Cavities on Introduction of Dielectric Rings», Ada phys. Aust-
riaca, 1948, 1, p. 246.
153. P i p p a r d, А. В.: «Waveguide Interferometer as Differential Wave-
meters», J. set. Instrum., 1949, 26, p. 296.
154. P о i n с e 1 о t, P.: «Time-Constant of a Cylindrical Electric Field», С R.
Acad. Sci. (Paris), 1954, 238, p. 2394.
155. Potok, M. H. N.: «Waveguide Filters», Wireless Engr, 1956, 33, p. 79.
156. Potok, M. H. N., and Harbour, J.: «Amplitude Modulation of
Microwaves by Tunable Transmission Waveguide Filters», J. Brit. I. R.
E., 1957, 17, p. 109.
157. Potok, M. H. N.: «The Design of Inductive-Post-Type Microwave Fil-
Filters», /. Brit. I. R. E., 1958, 18, p. 263.
158. P о u n d, R. V.: «A Duplex System of Communications for Microwaves»
Proc. I. R. E., 1948, 36, p. 840.
159. P r i t с h a r d, W. L.: «Quarter-Wave Coupled Waveguide Filters»,
J. appl. Phys., 1947, 18, p. 862.
160. R a a b e, H. P.: «Measurement of Instantaneous Frequency with a Mic-
Microwave Interferometer», Proc. 1. R. E., 1957, 45, p. 30.
*16I. R a g a n, Q. L.: «Microwave Transmission Circuits» (McGraw-Hill,
New York, 1948).
*162. Rapaport, Q. N.: «Some Results of theQeneral Theory of Wavegui-
Waveguides with Diaphragms», Radiotekhnika, 1954, 9, p. 78.
*I63. Rapaport, Q. N.: «The Calculation of the Dispersion of a Wavegui-
Waveguide Filter with Slot Couplings», Zh. tekh. Fiz., 1951, 21, p. 1076.
*164. Rapaport, G. N.: «Electrical Field Strength Measurements in En-
dovibrators by the Method of Changing the Resonance Frequency with
a Dielectric Probe», Radiotekhnika, 1957, 12, p. 51.
165. Rapaport, H.-. «A Microwave Ferrite Frequency Separator», Trans.
1. R. E., 1958, MTT-6, p. 53.
299

166. R e e d, E. D.: «Л Sweep-Frequency Method of Q Measurement for Single-
Ended Resonators», Proc. Nat. Electronics Conf., 1951, 7, p. 162.
167. R e e d, J.: «Low-Q Microwave Filters», Proc. I. R. ?., 1950, 38. p. 793.
168. R с i 1 i п Ц, P. Л.: «\Va\ collide Filters for Pulse Transmission Studies.,
Bell Lab. Rec, 1951, 29, p. 104.
169. Reingold, I., Car ter, J. L., and Q a r о f f, K.: «Single- and
Multi-Iris Resonant Structures», Proc. I. R. E., 1952, 40, p. 861.
170. R i b 1 e t, H. J.: «Synthesis of Narrow-Band Direct-Coupled Filters»,
Proc. I. R. ?., 1952. 40, p. 1219.
171. R i b 1 e t, H. J.: «A Unified Discussion of High-Q Waveguide Filter
Design Theory», Trans. I. It E.. 1958, MTT-6, p. 359.
172. R i z z i, P. A.: «Microwave Filters Utilizing the Cut-Off Effect», Trans.
I. R.-E., 1956, MTT-4, p. 36.
173. R u t h b e r e,, S.: «Microwave Double-Sweep Method for Analysis of
Time-Dependent Cavity Characteristics», Rev. set. Instrum., 1958, 29,
p. 999.
174. Ryan, A. H., and Summers, S. D.: «Microwaves used to Observe
Commutator and Slip Ring Surfaces during Operation», Elect. Engng,
1954, 73, p. 251.
175. R у d b e с к, О. Е. Н.: «On the Forced Electromagnetic Oscillations
in Spherical Resonators», Phil. Mag., 1948, 39, p. 633.
*176. S а у a s о v, Y. S.: «Large Reductions of free Electromagnetic Oscilla-
Oscillations in Cylindrical Regions due to Slight Departures from Cylindricity»,
Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1953, 90, p. 163.
177. Scheftelowitz, H.: «Direct-Coupled Waveguide Filters», Erics-
Ericsson Tech., 1954, 10, p. 253.
178. Schelkuno f f, S. A.: «On Representation of Electromagnetic
Fields in Cavities in Terms of Natural Modes of Oscillation», /. appl.
Phys., 1953, 24, p. 262.
179. Seidel. H.: «Synthesis of a Class of Microwave Filters», Trans. I. R. E.,
1957, MTT-5, p. 107.
180. S e p t i e r, A.: «Simple Method of Measurement of the Distribution of
the Electromagnetic Field in a Resonant Cavity», С R. Acad. Sci. {Paris),
1954, 238, p. 658.
181. Sep t ier, A.: «Measurement of the Distribution of the Electromagne-
Electromagnetic Field in a Resonant Cavity», J. Phys. Radium, 1955, 16, p. 108.
182. S f e r r a z z a, P. J.: «Travelling-Wave Resonators», Electronic In-
dust г., 1955, 14, p. 84.
183. Sh a we, L. W., and В urr el 1 С. М.: «A Q-f actor Comparator for Echo
Boxes in the 10 cm Band», J. I. E- E., 1946, 93, pt IIIA, No. 9, p. 1443.
184. S h a w e, L. W., and В u r r e 1 1, С. М.: «Direct-Reading Centimetre
Wavemeters», J. I. E. E., 1946, 93, pt IIIA, No. 9, p. 1479.
185. S h i v e, S.: «Filter Insertion Loss in the 10—1000 Mc/s Range», Tele-
Tech Electronic Industr., 1953, 12, jv. 95.
186. S h n u r e r, F.: «Design of Aperture-Coupled Filters», Trans. I. R. E.,
1957, MTT-5, p. 238.
187. S i с h a k, W., and A u g e n b I i с к, Н.: «Tunable Waveguide Fil-
Filters», Proc. I. R. E., 1951, 39, p. 1055.
188. Simon, J. C, and Slater, J. C: «Electromagnetic Resonant Be-
Behaviour of a Confocal Spheroidal Cavity System in the Microwave Reg-
Region», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 29.
189. Singh, A.: «An Improved Method for the Determination of Q of Ca-
Cavity Resonators», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 155.
190. S 1 e v e n, R. L.: «Design of a Tunable Multi-Cavity Waveguide Band-
Pass Filter», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1959, pt 3, p. 91.
191. S 1 i e d r e g t, M. van: «A Waveguide Filter Theory», Tijdschr. Ned.
Radiogenoot., 1958, 22, p. 375.
192. Spencer, N. A.: «Crossed-Mode Tunable Selector for Microwaves»,
Nat. Conv. Rec. I. R. ?., 1956, pt 5, p. 129.
300

193. Spencer, N. A.: «Cavity-Resonator Design Charts», Electronics,
1954, 27, May, p. 186.
194. Spencer, N. A.: «Tunable Cavity for X-B,ind Oscillators», Electro-
Electronics, '055, 28, January, p. 135.
1 95. Sproul 1, R. L., and binder, E. Q.: «Resonant Cavity Measure-
Measurements», Proc. I. R. E., 1946, 34, p. 305.
196. Tatters all, R. L. O.: «Frequency Meter Operating in the HOoi Mode
in the Range 3,975—4,275 Mc/s», Post Office elect. Engrs J., 1959, 52,
p. 129.
197. Taub, J. J., and В о g n e r, B. F.: «Design of Three-Resonator
Dissipative Band-Pass Filters having Minimum Insertion Loss», Proc.
I. R. E., 1957, 45, p. 681.
198. T e i с h m a n n, Т., and W i g n e r, E. P.: «Electromagnetic Field
Expansions in Loss-Free Cavities Excited through Holes», J. appl. Phys.,
1953, 24, p. 262.
199. T i n к h a m, M., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «The Excitation
of Circular Polarization in Microwave Cavities», Proc. I. R. ?., 1955, 43,
p. 734.
200. Tischer F. J.: «Resonance Properties of Ring Circuits», Trans. I. R..
E., 1957, MTT-5, p. 51.
201. T о m i у a s u, K.: «Effect of a Mismatched Ring in a Travelling-Wave
Resonant Circuit», Trans. I. R. E., 1957, MTT-5, p. 267.
202. T о p p i n g a, M. L.: «Design of Cavily-Resonator Wavemeters for Cm
Waves», Tijdschr. Ned. Radiogenoot., 1951, 16, p. 185.
203. T о r g о w, E. N.: «Hybrid-Junction Cutoff Waveguide Filters», Trans.
I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 163.
204. T w i s t 1 e t о n, J. R. Q.: «An X-band Magnetron Q-Measuring Appa-
Apparatus», Proc. I. E. E., 1956, 103B, p. 339.
205. T w i s t 1 e t о n, J. R. Q.: «Some Properties of Travelling-Wave
Resonance», Proc. I. E. E., 1960, 107B, p. 108.
206. U r b a r z, H.: «Measurement ot the Q-factor of Cavity Resonators,
using a Slotted Test Line», Nachr. Tech. Z., 1956, 9, p. 112.
207. U r b a r z, H. W.: «The Measurement of the Q-factor of Cavity Reso-
Resonators Coupled to Transmission Lines, using a Measurement Line»,
Nachr. Tech. Z., 1958, 11, p. 571.
*208. V а к h n i n, V. M.: «Characteristic Functions of Real Resonators»,
Dokl. Akad. Nattk SSSR, 1953, 91, p. 779.
*209. V а к h n i n, V. M., and К о 1 о d i n a, T. F.: «Equipment for
Measuring Attenuation of the Hol wave in Short Sections of Waveguides
by the Cavity Resonance Method», Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p.
1485.
210. Vartanian, P. H., and M e 1 с h о г, J. L.: «Broadband Microwave
Frequency Meter», Proc. I. R. ?., 1956, 44, p. 175.
211. Vogelman, J. H.: «High-Power Microwave Filters», Trans.
I. R. E., 1958, MTT-6, p. 429.
212. Vogelman, J. H.: «High-Power Microwave Rejection Filters
using Higher-Order Modes», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 461.
213. Vries Q. de: «Electromagnetic Cavity Resonators», Philips tech.
Rev., 1947, 9, p. 73.
214. W a 1 d г о n, R. A.: «Coupling Coefficients of Ladder Networks with
Maximally Flat Amplitude Response», J. Brit. 1. R. ?., 1959, 19, p. 63.
215. Wang, С. С: «Electromagnetic Field Inside a Cylinder with a Gap»,
J. appl. Phys., 1945, 16, p. 351.
216. Wheeler, H. A., and В а с h m a n, H. L.: «Evacuated Wave-
Waveguide Filter for Suppressing Spurious Transmission from High-Power
S-Band Radar», Trans. 1. R. E., 1959, MTT-7, p. 154.
217. Whirry, W. L., and N e 1 s о п, С. Е.: «Ferrite-Loaded, Circularly-
Polarized Microwave Cavity Filters», Trans. I. R. E., 1958, MTT-6,
p. 59.
301

193. Spencer, N. A.: «Cavity-Resonator Design Charts», Electronics,
1954, 27, May, p. 186.
194. Spencer, N. A.: «Tunable Cavity for X-Band Oscillators», Electro-
Electronics, '055, 28, January, p. 135.
1 95. S p г о u 1 1, R. L., and binder, E. Q.: «Resonant Cavity Measure-
Measurements», Proc. 1. R. E., 1946, 34, p. 305.
196. T a t t e r s a 1 1, R. L. O.: «Frequency Meter Operating in the HOoi Mode
in the Range 3,975—4,275 Mc/s», Post Office elect. Engrs J., 1959, 52,
p. 129.
197. T a u b, J. J., and В о g n e r, B. F.: «Design of Three-Resonator
Dissipative Band-Pass Filters having Minimum Insertion Loss», Proc.
I. R. E., 1957, 45, p. 681.
198. Teichmann, Т., and W i g n e r, E. P.: «Electromagnetic Field
Expansions in Loss-Free Cavities Excited through Holes», J. appl. Phys.,
1953, 24, p. 262.
199. T i n к h a m, M., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «The Excitation
of Circular Polarization in Microwave Cavities», Proc. I. R. E., 1955, 43,
p. 734.
200. T i s с h e r, F. J.: «Resonance Properties of Ring Circuits», Trans. /./?..
?., 1957, MTT-5, p. 51.
201. T о m i у a s u, K.: «Effect of a Mismatched Ring in a Travelling-Wave
Resonant Circuit», Trans. I. R. E., 1957, MTT-5, p. 267.
202. T о p p i n g a, M. L.: «Design of Cavily-Resonator Wavemeters for Cm
Waves», Tijdschr. Ned. Radiogenoot., 1951, 16, p. 185.
203. T о r g о w, E. N.: «Hybrid-Junction Cutoff Waveguide Filters», Trans.
I. R. E., 1959, MTT-7, p. 163.
204. Twis Heton, J. R. Q.: «An X-band MagnetronQ-Measuring Appa-
Apparatus», Proc. I. E. E., 1956, 103B, p. 339.
205. T w i s t 1 e t о n, J. R. Q.: «Some Properties of Travelling-Wave
Resonance», Proc. 1. E. E., 1960, 107B, p. 108.
206. Urbarz, H.: «Measurement ot the Q-factor of Cavity Resonators,
using a Slotted Test Line», Nachr. Tech. Z., 1956, 9, p. 112.
207. Urbarz, H. W.: «The Measurement of the Q-factor of Cavity Reso-
Resonators Coupled to Transmission Lines, using a Measurement Line»,
Nachr. Tech. Z., 1958, 11, p. 571.
*208. V а к h n i n, V. M.: «Characteristic Functions of Real Resonators»,
Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1953, 91, p. 779.
*209. V а к h n i n, V. M., and К о 1 о d i n a, T. F.: «Equipment for
Measuring Attenuation of the Hol wave in Short Sections of Waveguides
by the Cavity Resonance Method», Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p.
1485.
210. Vartanian, P. H., and Me 1 с h о r, J. L.: «Broadband Microwave
Frequency Meter», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 175.
211. V о g e 1 m a n, J. H.: «High-Power Microwave Filters», Trans.
I. R. E., 1958, MTT-6, p. 429.
212. V о g e 1 m a n, J. H.: «High-Power Microwave Rejection Filters
using Higher-Order Modes», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 461.
213. Vries, Q. de: «Electromagnetic Cavity Resonators», Philips tech.
Rev., 1947, 9, p. 73.
214. W a 1 d г о n, R. A.: «Coupling Coefficients of Ladder Networks with
Maximally Flat Amplitude Response», J. Brit. I. R. ?., 1959, 19, p. 63.
215. Wang, С. С: «Electromagnetic Field Inside a Cylinder with a Gap»,
J. appl. Phys., 1945, 16, p. 351.
216. Wheeler, H. A., and В а с h m a n, H. L.-. «Evacuated Wave-
Waveguide Filter for Suppressing Spurious Transmission from High-Power
S-Band Radar», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 154.
217. Whirry, W. L., and N e 1 s о п, С. Е.-. «Ferrite-Loaded, Circularly-
Polarized Microwave Cavity Filters», Trans. I. R. E., 1958, MTT-6,
p. 59.
301

244. Richards, P. I.: «Universal Optimum Response Curves for Coupled
Resonators», Proc. I. R. ?., 1946, 34, p. 621.
245. W a d i a, B. H., and Sard a, R. L.: «U.H.F. Resonator with Linear
Tuning», Trans. I. R. В., 1960, MTT-8, p. 66.
246. G о 1 d e, H.: «Theory and Measurement of Q in Resonant-Ring Circuits»
Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 560.
247. M e t t h a e i, G. L.: «Design of Wide-Band (and Narrow-Band) Band-
Pass Microwave Filters on the Insertion Loss Basis», Trans. I. R. E.
I960, MTT-8, p. 580.
248. Young, L.: «Peak Internal Fields in Direct-Coupled-Cavity Filters»,
Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 612.
249. Kiriloff, A.: «How to Design Broadband Microwave Cavities»,
Electronics, 1960, 33, October, 14th, p. 96.
250. О к а у a, A.: «The Rutile Microwave Resonator», Proc. I. R. E., I960.
48, p. 1921.
251. G о о d e n о u g h, E. F.: «High-Q Wavemeter Design», Marconi Rev.,
1960, 23, p. 85.
252. Singh, A., and Rao, R. A.: «Theoretical Evaluation of Resonance
Frequencies in a Cylindrical Cavity with Radial Vanes» Trans. I. R. E.,
1961, MTT-9, p. 101.
253. W a n s e I o w, R. D.: «Design Relations for Resonant-Post Wave-
Waveguide Filters», J. Franklin Inst., 1961, 271, p. 94.
*254. В а г с h u к о v, A. I., and Prokhorov, A. M.: «Experimental
Study of Disk Resonators in the Millimetre Band», Radio Engng Elec-
ronics, 1959, 4, p. 216, and Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 2094.
255. В u t t e r \v e с к, H. J.: «Theory of Forced Oscillations in Electro-
Electromagnetic Cavities, and the Equivalent Circuit of a Cavity 2Л'-Ро1е».
Arch, elekt. Ubertragung, 1960, 14, p. 101.
256. В о s t i с к, G.: «A Set of Practical Design Data for Quartenvave
Coaxial (ТЕМ) Cavities», Microwave J., 1960, 3, April, p. 78.
257. В a a r s, R. D.: «Nomograms for Microwave Filter Design», Microwave
J., 1960, 3, August, p. 59.
258. С о h n, S, В.: «Phase-Shift and Time-Delay Response of Microwave
Narrow-Band Filters», Microwave J., 1960, 3, October, p. 47.
259. Otto, W.: «Design of Cavity Resonators with Maximum Q-Factor»,
Nachr. tech., 1960, 10, pp. 205, 266 and 365.
260. D e L о а с h, В. С: «Step-Twist-Junction Waveguide Filters», Trans.
I. R. E., 1961, MTT-9, p. 130.
261. W a 1 d г о n, R. A.: «Theory of Waveguides and Cavities», Electronic
Technol., 1961, 38, pp. 98, 140 and 178.
262. S u g a t a, E., and T e r a d a, M.: «The Determination of Cavity
Constants by Phase Measurement», Technol. Rep. Osaka Univ., 1956.
6, p. 257.
263. К u m a g a i, S., and S u g i u г а, Т.: «Degenerate-Mode Cavity
Band-Pass Filters employing Quarter-Wavelength Couplings», J. Inst.
Elect. Commun. Engrs Japan, 1956, 39, p. 732.
*264. Z h i v о t о v s к i I, A. I.: «On the Calculation of Composite Reso-
Resonators», Radiotekhnika, 1957, 12, p. 22.
265. Y a n a i, H., and H a m a s а к i, J.: «Degree of Approximation of
Equivalent Circuits for Waveguide Filters and Coaxial-Type Filters»,
J. Inst. Elect. Commun Engrs Japan, 1956, 39, p. 871.
266. Y a n a i, H., and H a m a s а к i, J.: «m-Derived Waveguide Filters,
J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1956, 39, p. 1029.
267. Suzuki, M., and M i к a m i, Т.: «External Q of a Cavity Reso-
Resonator Coupled through an Iris» /. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan,
1953, 36, p. 296.
268. Klein, W.: «A Multi-Circuit Cavity-Filter with a Large Band-
Bandwidth», VDE-Fachber., 1953, 17, p. V/I2.
?69. К u m a g a i, S.: «Bandpass Filters utilizing Degenerate Cavities»,
/. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1955, 38, p. 174.
303

270. Т у s 1, V.: «Cavity Resonators», Slab. Obz., 1955, 16, p. 237.
271. Y о s h i d a, S.: «The Microwave Directional Filter», J. last. Elect.
Commun. Engrs Japan, 1956. 39, p. 637.
272. G г о I I, H., and P u s с h, G.: «High-Accuracy Resonance Frequ-
Frequency-Meter for Decimetere Waves», Fernmeldetech. Z., 1955, 8, p. 462.
273. L e d i n e g g, E., and Urban, P.: «Cavity Resonators with Non-
Orthogonal Boundaries», Ada phys. Austriaca, 1955, 9, p. 335.
274. U r b a r z, H.: «Matched Tunable Cavities as Circuit Elements for
Waveguide Filters», Nadir, tech. Z., 1960, 13, p. 383.
275. M a t t h a e i, G. L.: «Band-Pass Microwave Filter Design—A New
Method and its Relation to Other Methods», fnternat. Ccnv. Rec. I. /?. E.,
1960, 8, pt 3, p. 95.
276. Carter, P. S.: «Magnetically Tunable Microwave Filters employing
Single Crystal Garnet Resonators», Internat. Cotiv. Rec. I. R. E., 1960,
8, pt 3, p. 130.
277. M а к i m о t о, Т.: «Two-band Band-pass Waveguide Filter», J. Inst.
Elect. Commun. Engrs Japan, 1952, 35, p. 118.
278. H а у a s h i, S., and О к a d а, Т.: «The Number of Resonance Modes
in a Large Cubic Cavity Resonator», /. last. Elect. Commun. Engrs
Japan, 1954, 37, p. 168.
279. Sakamoto, Т., О к a m u r a, S., and Sekiguch i, Т.:
Measurements of Unloaded Shunt Resistance in the Re-entrant Cavity
Resonator», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1952, 35, p. 87.
280. G i I a r d i n i. A.: «The Measurement of Electromagnetic Field in
Resonant Cavities by Introduction of Small Metallic Rings», J. appl.
Phys., 1954, 25, p. 1064.
*281. Rapaport, G. N.: «The Problem of Wave Propagation in a Chain
of Cylindrical Resonators», Zli. tekli. Fiz., 1957, 27, p. 2105, and Soviet
Physics—Technical Physics, 1957, 2, p. 1951.
282. L e i b г е с h t, K-: «Precise Method of Measuring the Q-factor of
Resonant Cavities Dynamically», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1960, 250,
p. 3966.
283. С а г о 1 i, I., and С u с i n a, U.: «Design and Realization of Micro-
Microwave Filters», Alta Frequenza, 1959, 28, p. 211.
*284. T e r e s h с h e n к о, А. I., К о v t u n, N. M., and D m i t r i e v,
S. D.: «Tuning a Cross-Shaped Cavity Resonator by Means of a Ferrite»,
Zh. tekh. Fiz., 1959 29, p. 1418, and Soviet Physics—Technical Physics,
I960, 4, p. 1307.
285. В u s s e y, H. E., and E s t i n, A. J.: «Accurate Microwave Wave-
meters with Convenient Calibration Tables», Rev. sci. fnstrum., 1960,
31, p. 140.
286. S с h a u g- P e t t e r s о п, Т.: «Construction and Testing of Micro-
Microwave Filters», Tekn. Ukeblad, 1-953, 100, p. 335.
*287. G i n z t о n, E. L.: «Microwave Measurements» (McGraw-Hill, New
York, 1957).
•288. Montgomery, С G., D i с к e, R. H., and P u г с e 1 1, E. M.:
«Principles of Microwave Circuits» (McGraw-Hill, New York, 1948).
*289. G a s a n о v, A. M.: «A Variable Low-Pass Filter in theS.H.F. Band»,
Radiotekhnika, 1961, 16, p.79, and Radio Engng. USSR, 1961, 16, p. 107.
290. С h о m e t, M.: «Graphical Design Procedure for Maximally Flat Mic-
Microwave Filters», Electronics, 1961, 34, June 30th, p. 94.
291. Nicholson J. W.: «Electrical Vibrations between Confocal Elli-
Elliptic Cylinders», Phil. Mag., 1905, 10, p. 225.
292. S с h a e f e r, C, and W i I m s e n, K.: «The Natural Electric and
Magnetic Oscillation of Dielectric and Conducting Spheres», Z. Phys.,
1924, 24, p. 345.
293. Barrow, W. L., and M i e h e r, W. W.: «Natural Oscillations of
Electrical Cavity Resonators», Proc. I. R. E., 1940, 28, p. 184.
304

294. В о г g n i s, F.: «The Fundamental Electrical Oscillations of Cylind-
Cylindrical Cavities», Hochfreq. Elektroak., 1939, 54, p. 121, and Ann. Phys.
(Leipzig), 1939, 35, p. 359.
295. J о u g u e t. M.: «Natural tiectromagnetic Oscillations oi a Spheri-
Spherical Cavity», С R. Acad. Sci. (Paris), 1939, 209, pp. 25 and 203.
296. H a n s e n, W. W.: «A Type of Electrical Resonator», J. appl. Phys.,
1938, 9, p. 654.
297. H a n s e n, W. W.: «On the Resonant Frequency of Closed Concentric
Lines», J. appl. Phys., 1939, 10, p. 38.
298. Berg, T. G. O.: «The Theory of Spherical Resonators», Teknisk Tid-
skrift, 1940, 49, p. 200.
*299. В u n i m о v i с h, V. I.: «An Oscillating System with Small Losses»,
J. tech. Phys., 1939, 9, p. 984.
300. С о n d о n, E. U.: «Forced Oscillations in Cavity Resonators», J. appl.
Phys., 1941, 12, p. 129.
301. L e d i n e g g, E.: «The most General Solution of Maxwell's Equations
for Closed Cylindrical Cavities», Ann. Phys. (Leipzig), 1942, 41, p. 537.
302. J о u g u e t, M.: «Natural Electromagnetic Oscillations of an Ellip-
' soidal Cavity», C.R. Acad. Sci. (Paris), 1942, 214, p. 214.
*303. N e у m a n n, M. S.: «Toroidal Endovibrators», Izv. Elekt. Slab.
Toka, 1939, No. 11, p. 24.
304. Dallenbach, W.: «Properties of Cylindrical Concentric Cavity
Resonators of Circular Cross Section», Hochfreq. Elektroak., 1943,
61, p. 129, and Electronic Industr., 1945, 4, p. 104.
305. Davidson, C. F., and S i m m о n d s, J. C: «Cylindrical Cavity
Resonators», Wireless Engr, 1944, 21, p. 420.
306. В e r n i e r, J.: «Principles for the Calculation of Electromagnetic
Cavities», C.R. Acad. Sci. (Paris), 1943, 217, p. 530.
*307. Y a s h к i n, A. Ya.: «The Fundamental Frequencies of Complex Ca-
Cavity Resonators in Cylindrical Functions», Radiotekhnika, 1961, 16,
No. 5, p. 35, and Radio Engng USSR, 1961, 16, No. 5, p. 49.
308. Cohn, S. В.: «Rounded Corners in Microwave High-Power Filters
and other Components», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 389.
309. Windel.J.: «The Construction of Narrow-Band Microwave Diaphragm
Filters in Waveguide», Nachr. tech., 1961, 11, p. 115.
310. G о d d a r d, L. S.: «A Method for Computing the Resonant Wave-
Wavelength of a Type of Cavity Resonator», Proc. Cambridge Phil. Soc,
1945, 41, p. 160.
311. В u n i m о v i с h, V. I.: «A Rectangular Resonator used as a Wave-
meter for Decimetric and Centimetric Waves», J. tech. Phys., 1940,
10, p. 633.
312. H a n s e n, W. W., and R i с h t m у e r, R. D.: «Resonators Suitable
for Klystron Oscillators», J. appl. Phys., 1939, 10, p. 189.
313. К о n i g, H.: «Laws of Similitude of the Electromagnetic Field and
Cavity Resonators», Hochfreq. Elektroak., 1941, 58, p. 174.
•314. N e у m a n n, M. S.: «Convex Endovibrators», Izv. Elekt. Slab. Toka,
1939, No. 9, p. I and No. 10, p. 21.
315. Stratton, J. A., and С h u, L. J.: «Steady-State Solutions of
Electromagnetic Field Problems: 1—Forced Oscillations of a Cylind-
Cylindrical Conductor; 11—of a Conducting Sphere; 111—of a Prolate Sphe-
Spheroid», J. appl. Phys., 1941, 12, pp. 230, 236 and 241.
316. M e i n к е, Н.: «The Natural Waves of the Loaded Cylindrical Cavity»,
Hochfreq. Elektroak., 1942, 60, p. 29.
317. В о г g n i s, F.: «The Magnetic Fundamental Oscillation of the Cy-
Cylindrical Cavity with Circular Cross Section» Hochfreq. Electroak.,
1942, 60, p. 151.
318. В e r g, T. G. O.: «Elementary Theory of the Spherical Cavity Resona-
Resonator», Hochfreq. Elektroak., 1941, 57, p. 56.
319. S i m о n i, F. De: «Elementary Theory of Spherical-Cavity Resonators
Excited by a Hertz Dipole», Alta Frequenza, 1943, 12, p. 163.
305

320. В о г g n i s, F. «Electromagnetic Hollow Space Kesonators in
Short-Wave Technique», Elekttotech. Z., 1940, 61, p. 461.
321. A s с h к i n a s s, F., and S с h а с f e r, C: «Passage of Electric Wa-
Waves through Systems of Resonators», Ann. Phys. (Leipzig) 1901, 5,
p. 489.
322. Becker, A.: «Interference Tubes for Electric Waves», Ann. Phys.
(Leipzig), 1902, 8, p. 22.
323. D u h e m, E.-. «Electric Oscillations on Purely Dielectric Bodies»,
C.R. Acad. Sci. (Paris), 1916, 162, p. 736.
324. В or g n is, F.; «The Concentric Line as Resonator», Hochfreq. Elekt-
roak., 1940, 56, p. 47.
325. M u I I e r, J.: «Investigation of Electromagnetic Hollow Spaces»,
Hochfreq. Elektroak., 1939, 54, p. 157.
326. R i с h t m у e r, R. D.: «Dielectric Resonators», J. appl. Phys., 1939,
10, p. 391.
*327. Mandelstam, L.: «The Radiation through an Aperture in a Re-
Resonator», Zh. eksper. teor. Fiz., 1945, 15, p. 471.
328. Q u t t о n, H., and О r t u s i, J.: «Electromagnetic Filters», С R.
Acad. Sci. (Paris), 1943, 217, p. 67.
329. Q о u b a u, G.: «The Plotting of Electromagnetic Fields by means of
Test Bodies», Hochfreq. Elektroak., 1943, 62, p. 73.
330. Bernier, J.: «Principles for the Calculation of Electromagnetic
Cavities», С R. Acad. Sci. (Paris), 1943, 217, p. 530.
331. W e i s s f 1 о с h, A.: «A Precision Wavemeter for the 14-cm Wave-
Wavelength Range», Elektrotech. Z., 1943, 64, p. 539.
332. Young, L.: «Stepped Waveguide Transformers and Filters», J. Acoust.
Soc. Amer., 1961, 33, p. 1247.
333. В о 1 1 e, D. M.: «Eigenvalues for a Centrally Loaded Circular Cylind-
Cylindrical Cavity», Trans. I. R. E., 1962, MTT-10, p. 133.
334. T a h a n, E.: «Microwave Filter Design Techniques»,- Microwave J.,
1962, 5, March, p. 111.
2. АхиезерА. И., Любарский Г. Я. К теории связанных эи-
Довибраторов. ЖТФ, 1954, т. 24, вып. 9, стр. 1697.
54. Днестровский JO. Н. Изменение собственных частот элект-
электромагнитных резонаторов. ДАН СССР, 1956, т. 111, № 1, стр. 94.
65. Федотов А. П., ШембельБ. К. К вопросу о возбуждении ко-
колебаний в высокодобротиом объемном резонаторе от автогенератора.
«Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, вып. 12, стр. 1474.
71. Гапоиов А. В. К теории тонких антенн в полых резонаторах.
ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 6, стр. 1069.
101. Кацеиелеибаум Б. 3. Вырожденные колебания в волноводах.
«Известия АН СССР», 1955, № 7, стр, 9.
108. Компанеец А. С, Саясов Ю. С. Теория электромагнитных
резонаторов, близких по форме к коническим. ЖТФ, 1955, т. 25,
вып. 3, стр, 1124.
112. Л е б е д е в И. В., Г у т ц а й т Э. М. Резонатор типа запредельного
волновода. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, вып. 10,
стр. 1303.
125. Л у к о ш к о в В. С., Б о и д а р е в А. С, Швецов Б. Н. Иссле-
Исследование электромагнитного поля полостей при помощи зоида с вы-
сокоомиой подводкой. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1,.
вып. 4,стр. 497.
139. Техника измерений на сантиметровых волнах. Пер. с англ., под ред.
Г. А. Ремеза, т. 1 и 2. Изд-во «Советское радио, 1949.
141. М о й ж е с Б. Я- К вопросу о возбуждении электромагнитных ко-
колебаний. ЖТФ, 1950, т. 20, вып. 6, стр. 707,
306

145. My стел ь Е, Р, Электромагнитные колебания в параболиче-
параболической трубе как частный случай взаимодействия двух полых объемов
через горловину. ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 10, стр. 1788.
150. Патрушев В. Л. Расчет тороидального объемного контура
методом криволинейных координат. «Радиотехника и электроника»,
1956, т. 1, вып. 2, стр. 162.
161. «Линии передачи сантиметровых волн». Пер. сангл., под ред. Г. А. Ре-
Ремеза, т. 1 и 2, изд-во «Советское радио», 1951.
162. РапапортГ. Н. Некоторые результаты общей теории диафрагми-
диафрагмированных волноводов. «Радиотехника», 1954, т. 9, № 3, стр. 78.
163. РапапортГ. Н. Расчет дисперсии волиоводиого фильтра со щеле-
щелевыми связями. ЖТФ, 1951, т. 21, вып. 9, стр. 1076.
164. РапапортГ. Н. Измерение напряженности электрического поля
в эидовибраторах методом смещения резонансной частоты диэлектри-
диэлектрическим зондом. «Радиотехника», 1957, т. 12, № 2, стр. 51.
176. С а я с о в Ю. С. Явление сильного возмущения собственных электро-
электромагнитных колебаний в цилиндрических областях при незначительных
нарушениях цилиндричности. ДАН СССР, 1953, т. 90, № 2, стр. 163.
208. В а х н и и В. М. Собственные функции реальных резонаторов. ДАН
СССР, 1953, т. 91, № 4, стр. 779.
209. В а х н и н В. М., Колодина Т. Ф. Установка для измерения
затухания волны Н01 в коротких отрезках волновода методом резонанс-
резонансного объема. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, вып. 12,
стр. 1485.
227. Жаботииский М. Е. Коаксиальные резонаторы, нагруженные
емкостью. ЖТФ, 1951, т. 21, вып. 3, стр. 358.
254. Барчуков А. И., Прохоров А. М. Экспериментальное
исследование дисковых резонаторов в миллиметровом диапазоне длин
волн. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 12, стр. 2094.
264. Ж л в о т о в с к и й А. И. К расчету сложных резонаторов. «Радиотех-
«Радиотехника», 1957, т. 12, № 1, стр. 22.
281. РапапортГ. Н. К вопросу о распределении волн в цепочке ци-
цилиндрических резонаторов. ЖТФ, 1957, т. 27, вып. 9, стр. 2105.
284. Терещенко А. И., Ковтуи Н. М., Дмитриев С. Д.
Перестройка объемного резонатора крестообразного сечения при помощи
феррита. ЖТФ, 1959, т. 29, вып. 11, стр. 1418.
287. Г и из тон Э. Л. Измерения на сантиметровых волнах. Пер. с англ.,
под ред. Г. А. Ремеза. Изд-во иностранной литературы, 1960.
288. «Теория линий передачи сверхвысоких частот». Пер. с англ., под ред.
А. И. Шпунтова, 1 и 2. Изд-во «Советское радио» 1951.
289. Гасанов А. М. Перестраиваемый фильтр низких частот СВЧ
диапазона (Автореферат.) «Радиотехника», 1961, т. 16, № 2, стр. 79.
299. Б у и и м о в и ч В. И. Колебательная система с малыми потерями.
ЖТФ, 1939, т. 9, вып. 11, стр. 984.
303. Нейман М. С. Тороидальные эндовибраторы. ИЭСТ, 1939, № 11,
ноябрь, стр. 24.
307. Я ш к и и А. Я. Расчет собственных частот резонаторов сложной фор-
формы в цилиндрических функциях. «Радиотехника», 1961, т. 16, № 5,
стр. 35.
311. Бунимович В. И. Прямоугольный резонатор в качестве волно-
волномера для дециметровых и сантиметровых волн. ЖТФ, 1940, т. 10,
вып. 8 стр. 633.
314. Нейман М. С. Выпуклые эидовибраторы. ИЭСТ, 1939, № 11,
сентябрь, стр. 1; № 11, октябрь, стр. 21.
327. Мандельштам Л. И. Излучение через отверстия в резонаторе
ЖЭТФ, 1945, т. 15, вып. 9, стр. 471.

ГЛАВА 6
ХАРАКТЕРИСТИКИ МАТЕРИАЛОВ
И МЕТОДЫ ИХ ИЗМЕРЕНИЙ
6.1. ПРИНЦИПЫ И МЕТОДЫ
6.1.1. Типы материалов
Измерения характеристик материалов на сверхвысоких частотах
проводились не только для установления их возможного поведения
в аппаратуре, но также и потому, что обнаруженные свойства мате-
материалов были интересны и позволяли определить их состав и молеку-
молекулярную структуру. Разрабатываемые при этом методы измерений
обладали многими новыми особенностями [121, 192, 311]; их раз-
развитие происходило в течение длительного периода времени [328—
341, 355—362].
Свойства материалов можно выразить в значениях комплексной
относительной магнитной проницаемости ц = ц/ — j\i" с тангенсом
угла потерь tg8 = ц'/ц/ и комплексной относительной проницаемо-
проницаемости е == е' — /е" с тангенсом угла потерь tg б = е"/е'. Эти величи-
величины являются мерой поляризации, которой. подвергаются материалы
в приложенном поле. Во многих ср"едах как ц, так и г изменяются
с частотой, что дает дисперсию, которая может быть двух видов.
Первая является релаксацией Дебая [80], которая возникает, когда
частота увеличивается до такого значения, при котором поляри-
поляризации не успевают установиться полностью до момента изменения
направления приложенного поля. Таким образом, относительная
магнитная проницаемость и относительная диэлектрическая прони-
проницаемость, как показано на рис. 6.1, а, медленно изменяются в области
дисперсии с полосой общего поглощения, центр которой находится
на частоте -к—. Второй вид дисперсии связан с квантовыми пере-
переходами AW = h\r в атоме или молекуле с одного энергетическо-
энергетического уровня на другой. Когда приложенная частота достигает вели-
308

чины vr, наступает резонанс, который сопровождается острым пи-
пиком поглощения, как показано на рис. 6.1, б; эти квантовые пере-
переходы исследуются в гл. 7.
Из рассмотрения здесь выпадают материалы ферромагнитного
типа, поэтому ц почти равно единице и здесь важно поведе-
поведение материалов в электрическом поле. Относительная диэлектри-
диэлектрическая проницаемость, или диэлектрическая постоянная, связана
с поляризацией, заключающейся в относительном смещении положи-
положительных и отрицательных зарядов; рассматриваемый механизм по-
потерь обязан своим происхождением релаксационным процессам.
с'
У
\
1
Ч
?р
/
up.
1 —
m
nujd'
1/2JTX tog I частота)
a)
Cog (частота)
Рис. 6.1. Дисперсия и поглощение в диэлектрических средах.
(Частота дана в логарифмическом масштабе).
Если диэлектрические потери можно выразить как электропровод-
электропроводность
е' = а/соЕо, F.1)
то
а = 2сф/соцо, F.2)
tg б = 2сф/@2 — а2). F.3)
По-иному поведение материала можно выразить в значениях комп-
комплексного показателя преломления п, составляющие которого п
и ja удовлетворяют соотношениям:
F.4)
F.5)
F.6)
Простейшими диэлектриками являются те, в которых поляриза-
поляризация заключается в смещении электронов относительно соответству-
соответствующих им ядер; при этом процесс обладает характеристическими ча-
частотами, лежащими обычно в оптическом диапазоне. Такими не-
неполярными материалами являются материалы, в которых все атомы
одного вида, например углеводороды и вещества, подобные СС14,
309
е' — /в" = (л — /иJ,
е' = /г2 — и2,
е" =

представляющие собой высокосимметричные структуры. Сравни-
Сравнительная простота поляризации этих материалов объясняется тем,
что изменение относительной диэлектрической проницаемости при
изменении температуры и давления происходит в соответствии с со-
соотношением Клаузиуса — Мосотти [52]. Таким образом, молекуляр-
молекулярная поляризация определяется выражением
Р - ? ~ 1 м
где плотность р является для данного материала постоянной, не
зависящей от его физического состояния. Для таких материалов
tg8 должен бы равняться нулю, а диэлектрическая проницаемость —
' не зависеть от частоты. Другие материалы дают дополнительную
поляризацию, включающую упругое смещение различных ядер от-
относительно друг друга с характеристическими частотами, лежащими
в инфракрасной области. Существуют, наконец, материалы, в ко-
которых смещение происходит от изменения ориентации дипольных
групп атомов, образующих характерную часть структуры. На эту
ориентацию заметное влияние оказывает тепловое возбуждение,
и соответствующие диэлектрические свойства сильно зависят от
температуры. Простейшие случаи этого типа — те материалы, в ко-
которых диполями являются молекулы с несимметричной структурой
и которые имеют поэтому постоянный днпольнын момент [173].
Относительная диэлектрическая проницаемость идеального по-
полярного диэлектрика выражается через время релаксации т соот-
соотношением
г = е
Р ' 1 + /ах
F.8)
где es — статическая диэлектрическая проницаемость; Ер — значе-
значение диэлектрической проницаемости на верхней частоте области
дипольной дисперсии. Распределение времени релаксации, связан-
связанное с наблюдаемым пиком е" и изменением е' в некоторой области
частот, часто представляется [67] графиком зависимости е" от е'.
Диаграмма времени релаксации представляет собой полуокружность,
пересекающую ось е' в предельных точках es и е^. Для более широких
пиков диаграмма становится дугой "окружности, и если угол между
радиусом, проведенным через предельное значение е', и осью равен
?я/2, то выражение /сот в уравнении F.8) имеет показатель A —Q.
Параметр ? является мерой распределения постоянных времени
вокруг центрального значения т. При современном подходе 195]
к проблеме дипольной релаксации исходят из предположения, что
диполь вращается между двумя состояниями равновесия, отделен-
отделенными энергетическим потенциальным барьером. Если величина этого
барьера есть Wb, то время релаксации, рассматриваемое как мера
вероятности перехода, дается выражением
F.9)
где А — постоянная.
310

Описаны многочисленные методы измерений с точки зрения тео-
теории [140, 154, 197] и в практических деталях [170, 182]. Различные
неполярные, полярные и дипольные диэлектрики могут существо-
существовать в виде газов, жидкостей [51, 171, 248] или твердых тел [109,
247], а также могут обладать высокими [292], средними или малы-
малыми потерями; измерения могут проводиться в широком диапазоне
температур [5, 39, 40, 187]. Используемые методы можно разделить
на методы измерений в свободном пространстве, в линии передачи
и в объемном резонаторе.
6.1.2. Методы измерений в свободном пространстве
и в линии передачи
Методы измерений характеристик диэлектрических материалов
в свободном пространстве основываются в основном на использова-
использовании приборов оптического типа и применялись, например, в самых
первых измерениях жидкостей [48, 66]. Можно проводить измере-
Передатчик Приемчик Передатчик
'Гибридное
соединение
Приемник
8)
Рис. 6. 2. Измерения характеристик диэлектриков в свободном пространстве:
а —поглощение при прохождении; б —отражение при наклонном падении; в —отраже-
—отражение при нормальном падении.
ния длины волны и поглощения в материалах, выражая результаты
в значениях пик. Методика Сакстона и Лейна [228] показана на
рис. 6.2, а; коэффициент поглощения измеряется непосредственно.
Этот метод удобен только для изучения материалов с высокими по-
потерями [49], так как если толщина материала достаточно велика,
чтобы устранить многократные отражения, то потери будут пропор-
пропорциональны толщине. Если изменение толщины от d2 до dt уменьшает
потери на AL нп, то, предполагая, что распространяется плоская
волна, имеем
х = -9 ]а, AZ~ ., . F.10)
2it (d2 — «i) v
На миллиметровых волнах эти методы передачи можно сочетать
с интерферометрическими методами [47], описанными в гл. 13.
3U

Вместо этого может быть измерен коэффициент отражения у по-
поверхности материала. В устройстве, показанном на рис. 6.2, б,
угол падения составляет около 45°. Необходимо вначале удостове-
удостовериться, что расстояние по прямой между передатчиком и приемни-
приемником достаточно велико и амплитуда поля изменяется обратно про-
пропорционально расстоянию, после чего можно проводить измерения
этого поля в точках расположения передатчика и приемника, лежа-
лежащих точно на одном уровне. Затем обе антенны поворачивают к по-
поверхности жидкости под соответствующими углами так, чтобы полу-
получилось зеркальное отражение, и поле в точке расположения прием-
приемника определяется еще раз. При вычислении коэффициента отраже-
Зонд
а)
Измерительная
линия
короткое
замыкание
П1
От генера-
генератора
Диэлектрик ita;
F
Жидкость Поршень
б) б)
Рис. 6/3. Измерения характеристик диэлектриков в волноводах:
а — элемент поглощения для газов; б—граничное отражение для твердых тел; в —гра-
—граничное отражение для жидкостей. (См. [222] и [210].)
ния принимается во внимание увеличение длины пути в соответствии
с законом обратной квадратичной зависимости и вносится поправка
на небольшие побочные отражения.. Более удобным методом явля-
является метод, показанный на рис. 6.2, в; при нормальном падении волны
измерения могут проводиться с одной антенной при условии, что
отраженная мощность определяется в значениях стоячей волны, воз-
возникающей в фидерной линии, или что применяется одна из пассив-
пассивных дуплексных схем, описанных в разделе 18.1.1.
Методы измерений в линии передачи [179, 180] основываются на
изменениях фазы и (или) амплитуды стоячей (или бегущей) волны,
возникающих при наличии диэлектрика. Для измерения свойств
газов пригоден, например, следующий метод [129, 252]. Отрезок
/линии передачи, например, прямоугольного волновода с колеба-
колебаниями вида ТЕо1, заключается между неотражающими окнами
(рис. 6.3, а). Полученный таким образом элемент откачивается, и
312

дальний конец волновода замыкается накоротко, в минимуме стоя-
стоячей волны на входе волновода помещается зонд. Затем вводится ис-
исследуемый газ и замечается последующее смещение положения
минимума. Если А1 — полное наблюдаемое смещение, то, если
(е — 1) <g 1, можно легко показать, что
в' = 1 + 2Ш/1кв. F.11)
Важно, чтобы генератор был стабилизирован по частоте и хорошо
согласован с линией передачи.
Свойства диэлектрика можно определить из измерений, проведен-
проведенных на поверхности раздела с воздухом; пример прибора для из-
измерения свойств твердого тела показан на рис. 6.3, б. Если 6 есть
фазовый сдвиг при отражении, то
р = ре/\ F.12)
а для случая нормального падения согласно закону Френеля
р = (/1=Т)/(/ГП). F.13)
Из определения КСВН на входе линии уравнение B.12) дает
l). F.14)
Если первый минимум в картине стоячей волны находится на рас-
расстоянии dMUH от поверхности раздела, то
Коэффициент передачи напряжения дается формулой
т
2
v
F.15)
F.16)
Измерения могут быть выполнены в коаксиальной линии [47, 156]
или в волноводе [56]. По известному методу Робертса и Хиппеля
[222] часть волновода, короткозамкнутого на конце, заполняется
исследуемым материалом. Пользуясь обозначениями на рис. 6.3,6,
получим
F.17)
откуда для колебаний типа ТЕ в волноводе теория раздела 1.5.3 дает
ZM = Zay ((s_(,oMfJ|. F.18)
Далее
313

что вместе с привлечением уравнений F.12), F.13) и F.15) дает
\„ у. th Y. Id
т: - I ~r~ . F-20)
где fd можно определить из уравнения F.20) графическими методами
[77, 219, 235], что позволяет вычислить Zod из уравнения F.17),
а отсюда е— из уравнения F.18).
Для материалов с высокими потерями Zb^ZOd, тогда как для
материалов с низкими потерями уа = 2л//^<* и %ь будет чисто реак-
реактивным. В последнем случае расчет графическим методом может быть
выполнен весьма быстро [46]. В современном варианте [97] этого
метода измеритель стоячих волн заменяется на автоматический из-
измеритель импеданса. В этом случае измеряется коэффициент отраже-
отражения, а шкалы пересчитывают так, чтобы можно было перейти к зна-
значениям диэлектрической проницаемости.
Чтобы улучшить точность измерений характеристик материалов
с большими потерями, Полей [210, 211] предложил для жидкостей
метод измерения, показанный на рис. 6.3, в. Испытуемый образец
находится в запаянной секции волновода, заканчивающегося корот-
козамыкающим поршнем, который перемещается с помощью микро-
микрометрической головки. Подобная техника предусматривает исполь-
использование оконечного поршня холостого хода [75]. Эти методы пред-
предполагают построение графика КСВН в функции длины ld. Получен-
Полученная кривая дает последовательность максимумов и стремится к пре-
предельному значению 5ГО по мере возрастания параметра ld; чем больше
потери в жидкости, тем короче столбик жидкости. Расстояние между
минимумами кривой постоянно и равно, с высокой степенью точно-
точности, -^gd- Если модифицированный тангенс угла потерь определяется
как
то можно показать, что
tgLb=adb.gdl2n. F.22)
Если Sm и Sn — значения S соответственно для m-го и п-го макси-
максимумов, то с очень хорошим приближением
F.23)
th ( пк tg — ъ"
F.24)
314

Уравнения F.23) и F.24) можно использовать для получения семей-
семейства кривых, по которому можно отсчитать tg-б для любого измерен-
измеренного значения КСВН; тогда составляющие комплексной диэлектри-
диэлектрической проницаемости даются формулами
е =
&
)'('-*<•>)
F.25)
F.26)
Другой метод, пригодный для измерений характеристик жидкостей
с большими потерями, заключается [70] в определении е' и е" (или
Фиксиро-
банный
аттеню-
аттенюатор
Исследуемый
образец,
Гибридное
соединение
Согласованная нагрузка
Регулиру-
Регулируемый
аттеню-
аттенюатор
сразобра-
—| щатель
м
'А
/
0,25
0,5
/La
б)
0,75 1,0
Рис. 6. 4. Измерение методом моста с использованием линии передачи:
а —схема с двойным волноводным тройником; б —график е'=1+4 (Д//^)
Х[1-а.РсП- См. [192].)
п и и) из измерений затуханий в двух волноводах с различными пре-
предельными длинами волн Ха и Кс2. Если их и и2 — два коэффициента
поглощения, полученные таким образом, то
е =
¦ — («!+Иг). F.27)
е =
' + Х| — (ЫК1J}2. F.28)
Измерения удобно проводить в круглых волноводах, и если радиус
первого из них лишь немногим превышает предельное значение,
когда волновод заполнен жидкостью, а радиус второго волновода
сделан большим по сравнению со значением предельной волны, то
уравнения F.27) и F.28) дают
-4
-1
F.29)
315

Метод основан на измерении затухания, и для этой цели пригодны
как предельные аттенюаторы, так и аттенюаторы с вращающейся
пластинкой. Балансные или мостиковыс схемы вида двойного трой-
тройника применимы на частотах [122] порядка 300 Мгц, но выше этой
частоты следует использовать линии передачи, при этом коэффи-
коэффициент распространения в диэлектрической среде измеряется непо-
непосредственно. Такие устройства могут выполняться частично на
основе коаксиальной линии [54, 55, 304] или, как показано на
рис. 6.4, а, на основе волновода. Присоединение ко входу и выходу
моста осуществляется через гибридные Т-образные схемы [20];
в одном плече моста находится исследуемый образец, в другом —
калиброванный фазовращатель и аттенюатор. Эти приборы регули-
регулируются до достижения баланса, и замечается разность в отсчетах,
обусловленная присутствием образца; если она равна соответствен-
соответственно Д/ м и AL нп, то
g. F.31)
Уравнение F.30) представлено в графическом виде на рис. 6.4, б.
Этот метод применим также только для материалов с большими по-
потерями.
6.1.3. Методы измерений в объемном резонаторе
Для многих диэлектриков оказались пригодными методы, осно-
основанные на измерении характеристики резонансной цепи, показан-
показанной на рис. 6.5, а. Один из этих методов предполагает изменение
параллельной емкости настроенной цепи при введении образца
с известными размерами, что дает значение Cs, с помощью которого
можно вычислить е. Если ACS и ДС0 являются шириной резонанс-
резонансной кривой на уровне половинной мощности с образцом и без него,
то тангенс угла потерь будет
tg6 = (ACs~AC0)j2Cs. F.32)
Применение этого метода изменения ¦емкости с резонатором проход-
проходного типа на частотах 300—600 Мгц, вероятно, является верхним
частотным пределом применения методов теории цепей [199, 259,
299].
На частотах намного выше 100 Мгц объемный резонатор доста-
достаточно прост и точен. Вариант с коаксиальной линией (рис. 6,5, б)
удобен приблизительно до частоты 3 Ггц; резонанс наступает, когда
длина линии равняется целому числа п полуволн. Если диэлектри-
диэлектрический образец имеет длину ld, малую по сравнению с %., и, будучи
помещен в том месте, где имеется пучность напряжения, уменьшает
резонансную длину на d, то [241 ]
У^ = (/, + d)!ld. F.33)
316

Если Qvi и Qa — ненагруженные добротности резонатора с образцом
и без него, то тангенс угла потерь будет
jg g _ п^о Qu — Qud F.34)
4 (Id ~\~ d) Qu'Qud
Нагрузку объемного резонатора, обусловленную связями на входе
и выходе, можно учесть с помощью поправочного множителя [89, 91 ].
Толстые образцы обычно помещаются в одном конце резонатора, и
резонанс наступает, когда
, г~ i 1iud-Jг , 2а (lc — Id)
Vе = - {g J ctg—r. •
В)
Рис. 6. 5. Измерение спойств диэлектриков резонансными методами:
а —типичные резонансные кривые; б —коаксиальный резонатор с колебаниями типа ТЕМ;
в —круглый волноводный резонатор с колебаниями вида ТМ01.
В видоизмененном варианте метода материал в виде круглого диска
вставляется в зазор резонатора проходного типа [147]; на более
низких частотах в диапазоне СВЧ может быть достигнута точность
10~3. Открытая структура устраняет проблему сохранения малых
физических размеров на миллиметровых волнах [1181. Измеряемому
материалу придают вид стержня, помещенного между двумя про-
проводящими пластинами. Можно составить графики, по которым,
зная резонансную частоту, можно определить диэлектрическую
проницаемость; тогда измеренная добротность Q позволяет вычис-
вычислить тангенс угла потерь.
Вообще говоря, волноводные резонаторы предпочтительны на
частотах 3 Ггц и выше. Используются [41 ] прямоугольный волновод
с колебаниями вида ТЕо1 и круглые волноводы с колебаниями видов
ТЕХ1, ТМ01, ТЕ01, но особенно выгодны волноводы с двумя послед-
последними видами колебаний. Хотя измерения можно проводить наблю-
наблюдая расщепление колебаний вырожденных видов [231 ] или методами
возмущения [32,296], обычные методы основываются на изменении
резонансной длины и добротности Q при введении диэлектрического
образца. Повышение точности достигается [225] применением спе-
317

циальной отметки резонансной точки на развертке осциллографа.
Для измерения характеристик материалов с малыми потерями более
пригодны методы измерений в объемных резонаторах, чем методы,
основанные на определении импедансов.
Электрическое поле в резонаторе с колебаниями вида ТМОю,
показанном на рис. 6.5, в, имеет только продольную составляющую,
тогда как магнитное поле чисто поперечное. Поэтому удобно сделать
образец в виде тонкого цилиндра и поместить [132] его вдоль оси
резонатора; в этом случае
/о 'о. (\'w ro)
+ Л,. (JW)8! (P')a Mfo'.) '
(
где F — функция
F={Y0(РшГ0)Jo(KM-Yo®wr0)Jo(pV0)}¦ ^p- . F.37)
Уравнение F.36) дает точность 1% для значений в' от 2 до 9 при
условии, что rjro ;> 0,3. Тангенс угла потерь диэлектрика будет
где Qud— измеренное значение добротности Q, a QUd — значение доб-
добротности для образца без потерь, вычисляемое по формуле
Qud= -г~ - >- | 1 ч • F.39)
8, m^L
Глубину поверхностного слоя б^ нужно вычислять из измеренной
добротности Q по формуле
На частоте 3 Ггц типичные погрешности в значениях е' и tg8 со-
составляют соответственно 0,3 и 4%. Этот метод можно приспособить
[84] для измерений характеристик жидкостей, используя тонкостен-
тонкостенный цилиндрический сосуд, на который вносится небольшая по-
поправка. В подобном случае используется [310] круглый резонатор
с колебаниями вида ТМ012, в котором образец отделен от стенок с по-
помощью нейлоновых нитей.
Осевые токи в стенках резонатора с колебаниями вида ТЕ01,
показанного на рис. 6.5, г, отсутствуют, и поэтому можно применять
бесконтактный поршень. Добротность Q очень велика, но необхо-
необходимо удостовериться, что «совпадение» нежелательных видов коле-
313

баний не нарушает резонанса. Такие резонаторы особенно часто
применялись для измерений характеристик газов 135], когда е" <^ е'
и (в' — 1) < 1. При экспериментальных измерениях нормальный
метод заключается в сравнении резонансных значений положения
настройки и добротности Q, когда резонатор заполнен или исследу-
исследуемым газом, или сухим воздухом, диэлектрические свойства ко-
которого хорошо известны. Диэлектрическая проницаемость дается
уравнением
7^ = 7^ + 7^ F'41)
Л * l
из которого, вводя индексы а и g для обозначения величин, относя-
относящихся к резонаторам, заполненным соответственно воздухом и газом,
получаем, что
-е^' F.42)
Д/ в этой формуле есть изменение в длине между положениями
резонанса одного и того же порядка для резонатора, заполненного
сухим воздухом и исследуемым образцом. Диэлектрические потери
в сухом воздухе пренебрежимо малы, и поэтому для газа
F.43)
Г
ug
Чи
В случае определения свойств жидкостей с малыми диэлектри-
диэлектрическими потерями объемный резонатор, соответствующим образом
запаенный, может быть полностью заполнен жидкостью, и уравнение
F.41) можно использовать для вычисления диэлектрической прони-
проницаемости этой жидкости. При более высоких потерях жидкость мо-
может быть ограничена в объеме чаши [162] или сосуда, так чтобы обра-
образовывался тонкий диск; эта форма предпочтительна и для твердых
образцов. Поскольку электрическое поле у стенок резонатора мало,
то нет необходимости плотно подгонять образец. Был проведен [225]
одинаковый для жидкости и твердого тела анализ в случае произволь-
произвольного осевого положения образца. Вычисления, однако, упрощаются,
когда образец помещается на одной торцовой стенке, обычно явля-
являющейся настраивающим поршнем. В этом случае при резонансе
V<g^f^=0. F.44)
Решение этого уравнения можно получить графическими методами.
Тангенс угла потерь дается формулой [132]

где
р -= sin2 [2я (/,. - U/^l/sin2 Bnld/bgd); F.46)
9= sin {4я(/, — ld)/lg}lBn/Xg); F.47)
s = sin (totld/bgd)/Bn/Kgd). F.48)
Добротность QMd определяется экспериментально, тогда как Q'ud
следует выводить из измеренной добротности резонатора, когда
он заполнен воздухом. Теоретическое значение Q в этом случае
равняется
6.2. ЭКСПЕРИМЕНТЫ И РЕЗУЛЬТАТЫ
6.2.1. Газы
Методы, используемые для абсолютного определения диэлектри-
диэлектрических свойств газов, обычно включают измерение условия резонанса
для круглого резонатора с колебаниями вида ТЕ01, когда резонатор
заполнен газом и когда откачен. Поскольку газ занимает область,
где накоплена и электрическая и магнитная энергия, изменение ре-
резонанса зависит не только от диэлектрической проницаемости, но
и от магнитной; следовательно, при вычислении одной из этих вели-
величин другая должна предполагаться известной. Так как ц. и е равны
приблизительно единице, то
п- 1= V (И- 1 -у О*- О + i(е~ О- F-50>
Измерения [87] показывают, что значение 10e(jx— 1) равно для
воздуха 0,4, для кислорода 1,9, а для большинства остальных газов
и водяных паров оно равно примерно нулю. С целью определения
этого изменения резонанса было разработано несколько технических
приемов.
На частоте 3 Ггц показатель преломления выводился [202]
из соотношения резонансных длин резонатора, когда он откачен и
когда заполнен газом. Несмотря на то, что небольшие погрешности,
вызванные дрейфом частоты и температуры, можно уменьшить,
беря среднее от нескольких пар отсчетов, такие простые методы [135]
отличаются, вообще говоря, недостаточной точностью. Рассматрива-
Рассматриваемые небольшие изменения могут быть определены лучше всего из
наблюдений за резонансной частотой. Если av и u>g — угловые резо-
резонансные частоты резонатора, откаченного и заполненного газом, то
]/е-1 = К-сд/сог F.51)
При методе [73] непрерывных колебаний на частоте 9 Ггц два
резонатора контролируют частоты генераторов и измеряется изме-
320

нение частоты биений гетеродина, вызванное поступлением газа
в один из этих резонаторов. Эссен и Фрум [87, 88] добились на ча-
частоте 24 Ггц повышения точности благодаря замене частоты одного
из стабилизированных генераторов на высшую гармонику точного
эталонного кварцевого генератора. Единственный резонатор был
сконструирован из инвара и покрыт изнутри серебром, а передвига-
передвигаемый с помощью микрометра аксиальный поршень обеспечивал
калиброванную регулировку настройки на частоте 18 Мгц. Для
того чтобы повысить точность установки резонансной частоты, резо-
резонатор помещался в плечо волноводного моста. Этот метод до не-
некоторой степени сочетает измерение частоты и длины, и общая точ-
точность соответствует неопределенности измерения частоты до 1 кгц.
В методе частотной модуляции, разработанном [30,33] для ча-
частоты 9 Ггц, снова применялись два резонатора; второй из них давал
отправную точку измерений, с помощью которой можно было опре-
определить изменение частоты и ширины резонансной кривой газона-
газонаполненного резонатора. Это достигалось применением пилообразной
развертки осциллографа для модуляции частоты клистронного гене-
генератора, питающего оба резонатора. Расстояние между двумя от-
откликами, показанными на экране осциллографа, измерялось путем
смешивания модулируемой частоты с сигналом фиксированной ча-
частоты. Получавшаяся разностная частота подавалась на калиброван-
калиброванный избирательный усилитель, перестраиваемый в области 0,6—
10 Мгц, для создания двух ярких маркерных пятен. Полученная
чувствительность соответствовала 4х10~7 для (е'—1) и 5x10—7
для е".
В видоизмененном методе частотной модуляции используется [ 144 ]
в сочетании с одним резонатором модулированный по амплитуде гене-
генератор стабилизированной частоты. Модулирующую частоту можно
было подобрать так, чтобы на экране осциллографа получалась
развертка подвижной боковой полосы, которая использовалась для
изображения характеристики резонатора. Высокая чувствительность
получалась при уравновешивании отраженного от резонатора сиг-
сигнала с помощью мостиковой схемы, что на частоте 9 Ггц давало точ-
точность измерения (е' — 1) до Ю-5. На частоте 3,36 Ггц этот метод был
[143] доработан для получения точности до 2хЮ~7. В другом ва-
варианте [272, 275, 276] для отметки относительных положений и
формы отклика канала измерения по сравнению с положением и
формой отклика опорного канала использовалась импульсная тех-
техника. Положение импульсов, появляющихся на отметчике, можно
было связать с величинами е' — 1 и в".
Показатель преломления воздуха и его составных частей являл-
являлся предметом многих исследований, поскольку воздух является
основой для измерения других газов. Скорость распространения
электромагнитных волн в атмосфере имеет практическое значение,
поэтому были разработаны [4, 88] рефрактометры для измерения
пространственных вариаций показателя преломления. Теоретически
диэлектрическая проницаемость должна была бы быть независимой
321

от частоты в области от нуля до приблизительно первой полосы по-
поглощения, которая находится около 30 Ггц. Величина (е' — 1)
изменяется прямо пропорционально плотности, и поэтому резуль-
результаты записываются при нормальных температуре и давлении. При
проведении экспериментов с сухими газами следует позаботиться
об удалении водяных паров. В типичной системе [ 135, 143 ] газ про-
проходит последовательно через следующие реагенты в соответствую-
соответствующих стеклянных резервуарах: хлористый кальций—концентрирован-
кальций—концентрированная серная кислота — безводный углекислый натрий (для удаления
капель кислоты) — пятиокись фосфора. Углекислый газ можно
удалить из воздуха, пропуская его через трубку длиной 180 см,
содержащую углекислый натрий. В сведенном виде результаты
измерений на сухом воздухе, свободном от СОг, при нормальных
температуре и давлении даются в табл. 6.1, а значения его основных
составных частей — в табл. 6.2.
Таблица 6.1
Сухой воздух, свободный от СО2, при температуре 0° и давлении
760 мм рт. ст.
Результаты получили
Юз и Армстронг [136]
Ясииский и Берри [143] .
Крейи [73]
Лайоис, Бирибаум и Край-
Крайдер [181]
Бирнбаум, Крайдер и Лай-
онс [30]
Саито [224] . '
Эссеи [86]
Габриел [98]
Циман [260]
Эссеи и Фрум [87] . . .
Частота,
Ггц
3,0
3,36
9,0
9,0
9,0
9,08
9,20
9,423
9,47
24,0
(п - 1) X 10»
288,3 ±0,2
288,1 ±0,1
287,8 ±0,1
288,15±0,1
(е— 1) X Ю«
569 ± 4
576,2±,04
572
577,0±1,0
575,7±0,4
574,0±2,5
575,4±0,2
575,4±2,1
576,0±0,2
Таблица 6.2
Составные части воздуха при температуре 0° С и давлении 760 мм рт. ст.
Результаты получили
Ясинский и Берри [143] .
Лайонс, Бирнбаум и Край-
Крайдер [181]
Бирибаум, Крайдер и Лай-
Лайоис [30]
Циман [260]
Эссен и Фрум [87] . . .
Частота,
Ггц
3,36
9,0
9,0
9,47
24,0
D— 1)Х Ю«
азот
589,0±0,4
587,0±2,0
586,9±2,9
587,0±2,0
588,3±0,2
кислород
530,5±0,4
532,0±2,0
530,0±1,9
532,0±2,1
531,0±0,4
углекислый
газ
989,4±0,7
988,0±2,0
985,5±3,0
987,5±4,1
988,0±2,0
322

Водяной пар является полярным газом, поэтому его диэлектри-
диэлектрическая проницаемость подчиняется соотношению Дебая [80]
где А представляет вклад электронной и атомной поляризаций,
В — вклад постоянного электрического момента, а давление р
выражается в миллиметрах ртутного столба.
Измеренное [31] значение А равняется A,904 + О,154)Х1О-4,
и, следовательно, В можно найти из уравнения F.52). Можно по-
показать [173], что
4^ 1,01325-10*» F 53)
3?а 760 у '
следовательно, можно вычислить и дипольный момент це. Экспери-
Экспериментально найденные.значения (п — 1) и це для водяного пара даны
в табл. 6.3.
Водяные пары при температуре 20°
Результаты получили
Филипс [202] ....
Ясинский и Берри[143]
Крейн [73]
Эссен [86]
Бирибаум и Чаттерджи
[31]
Эссен и Фрум [87] . .
Частота,
Ггц
3,0
3,36
9,0
9,2
9,28
24,0
Таблица 6.3
С и давлении 10 мм рт. ст.
(п— 1) X Ю«
62,4
61,3±0,1
61,3
60,7±0,2
60,7±0,1
1>е (в дебаях)
1,854±0,001
1,84
1,832±0,002
1,846±0,С05
1,839±0,С02
На практике требуется знать коэффициент преломления воздуха
при преобладающих условиях температуры, давления и влажности,
а экспериментальные результаты в большинстве случаев удобно
выражать экстраполяционной формулой. Если необходима точность
порядка 1 • 10~7 в широком диапазоне условий, то нужно учитывать
наблюдаемые отклонения [160] от законов простых газов. Если р1;
Рг и Рг — парциальные давления сухого воздуха, углекислого газа
и водяного пара, эмпирическая формула будет [224]
5580 \
тогда как более точная формула [87] имеет вид
* (п-1I0е = ^
177,4 „ . 86,28
-^— р2 + —f—
5748
F.54)
р3. F.55)
Исследовались [107, 108, 126, 158, 159, 315] также другие газы;
некоторые результаты приведены в табл. 6.4. Было найдено [30,34],
323

что аммиак при частоте 9,28 Ггц, температуре 25° С и давлении
200 мм рт. ст. имеет г порядка 1700X 10~6 и е" порядка 95 X Ю-6.
Определение свойств газов при давлениях, не являющихся чрезмер-
чрезмерными, дает наиболее надежные величины дипольного момента сво-
свободных молекул. Эффекты давления изучались для аммиака [127]
и других газов [58].
Таблица 6.4
Смешанные газы при температуре 0° С и давлении 760 мм рт. ст.
Результаты получили
Бирнбаум, Крайдер и Лай-
оис [30]
Эссен [861
Габриел [98]
Эссен [86]
Эссен [86]
Эссен и Фрум [87] . . . .
Частота,
Ггц
9,28
9,0
9,423
9,0
9,0
24,0
Газ
Гелий
Гелий
Гелий
Водород
Дейтерий
Аргон
(п- 1) X Ю1
35,0±0,2
34,6±0,1
136,0±0,2
134,8±0,3
277,8±0,2
(е- 1) X 10"
70,5±1,1
555,7±0,4
6.2.2. Жидкости
Выбор метода из числа имеющихся [138, 194, 218, 295] для из-
измерения диэлектрических свойств жидкостей зависит or частоты и
степени потерь. В случае жидкостей со средними или большими
потерями, таких как вода, метод короткозамкнутой линии передачи
можно упростить [112, 113]. Если две точки с одинаковой напряжен-
напряженностью электрического поля находятся от места расположения корот-
короткого замыкания на расстоянии 1± и 12, то
ch 2alx — cos 2{МХ = ch 2a/2 — cos 2p*/2.
F.56)
Положения минимумов дают значение р\ а следовательно, можно
вычислить и значение а. Для получения наилучших результатов
обе точки должны быть удалены одна от другой как можно дальше:
одна из них должна находиться приблизительно в минимуме, дру-
другая — в максимуме; две пары точек служат для проверки друг друга.
На частотах в области 1,75—10 Ггц оказалась удобной двухпровод-
двухпроводная линия передачи, а на частотах 3—24 Ггц применялся [120] метод
моста.
В области частот 0,6—3,2 Ггц использовался круглый резонатор
с колебаниями вида ТМо1, исследуемая жидкость находилась в тонко-
тонкостенном сосуде, расположенном вдоль оси. Для такого сосуда при-
пригоден кварц, так как он обладает низкими потерями и не впитывает
органические жидкости, как это происходит в пластиках. Типичный
резонатор на частоте 0,6 Ггц имел диаметр 35 см, длину 15 см, для
жидкостей с малыми потерями внутренний диаметр сосуда состав-
составлял 4 см. Однако на частоте 24 Ггц жидкость с большими потерями
324

должна заключаться в капилляры с диаметром не более чем 0,05 мм,
и данный метод становится неудобным. Эту трудность можно обойти
[69], используя колебания вида ТЕ0], для которых продольное
электрическое поле равно нулю; тогда без заметного ухудшения
чувствительности можно использовать довольно большую капил-
капиллярную трубку. Жидкости с малыми потерями можно измерить,
наполняя ими резонатор с колебаниями вида ТЕо1 и применяя ме-
методы, подходящие для измерения диэлектрических характеристик
газов.
Неполярные жидкости усиленно изучали [121, 122], например,
на низких и оптических частотах, и результаты для нескольких
типичных веществ вместе с результатами [84] в диапазоне СВЧ даны
в табл. 6.5. Из серии измерений на частоте 9,2 Ггц, в которых очистке
и сушке уделялось особое внимание, было найдено, что диэлек-
диэлектрическая проницаемость ш бензола равнялась 2,2841 + 0,0005.
Совпадение различных результатов показывает, что не существует
заметного расхождения для низких и сверхвысоких частот. Это,
кроме того, служит показателем точности использованных методов.
Таблица 6.5
Свойства неполяриых жидкостей при температуре 20° С
Жидкость
Диэлектрическая по-
постоянная на частоте
ЗГгц
Диэлектрическая по-
постоянная на звуковой
частоте
Квадрат оптического
показателя преломле-
преломления
/г-гексап
1,91
1,87
1,90
Цикло-
1'СКСПП
2,04
2,025
2,04
Четырех-
хлористый
углерод
2,24
2,24
2,15
Ьскзол
2,28
2,284
2,27
Бисуль-
фид
углерода
2,64
2,64
2,66
Измеренные величины tg6 многих неполярных материалов лежат
около значения 0,0001; такие маленькие потери, вероятно, объясня-
объясняются наличием следов загрязнений. Тщательные измерения [122,
256] характеристик некоторых органических жидкостей показали,
однако, что в области 9—35 Ггц tg6 пропорционален частоте. Типич-
Типичные результаты приведены в табл. 6.6. На частоте 22 Ггц tgS четырех-
хлористого углерода изменяется [256] от 4x10—4 при температуре
60° С до 8Х 10~4 при —15°С. Качественно эти изменения можно объ-
объяснить существованием дипольного момента 0,1 дебая на молекулу,
возникающего из-за молекулярного искажения.
Из полярных жидкостей особое внимание [42, 43, 44] привлекает
вода ввиду ее практической важности. Для воды измерения е'
и г" проводились [111, 130] в широкой области частот; некоторые
результаты даны в табл. 6.7. Представляет интерес поведение воды
при изменении температуры, поэтому в табл. 6.8 приведены типич-
325

Таблица 6.6
Тангенс угла потерь органических жидкостей
при температуре 20° С на различных частотах
Вещество
Цнклогексан . . .
Бисульфид углерода
Четыреххлористыи
углерод
Бензол
Четыреххлористыи
этилен
9 Ггц
XlO"'
0,5
2
3
3
4
24 Ггц
XlO~4
1
5
7
9
10
35 Ггц
Х10~4
2
8
10
12
14
Таблица 6.7
Значения диэлектрической проницаемости воды
при температуре 20° С на разных частотах
ч
~п
лстота,
Ггц
0.
80
2
58
,3
,75
1.
79
7
74
,3
,9
3,
77
13
00
,2
,1
3.
76
15
б;>
,3
,6
9.
61
31
30
,5
,4
23
30
35
,8
,8
,2
30
24
30
,0
,0
,0
Таблица 6.8
Свойства воды при различных температурах и частотах
Температура, ° С
—8
0
10
20
30
40
50
60
70
75
88,2
84,2
80,4
76,7
73,1
69,8
66,6
62,1
—-
1,74
в'
85,3
82,4
79,2
76,1
72,9
69,7
66,7
63,7
—
Ггц
е*
16,5
11,0
7,9
5,9
4,4
3,6
2,9
2,5
—
9,33
я
6,48
7,20
7,80
8 ДО
8,20
8,21
8,14
7,99
.—.
7,82
Ггц
2,88
2,44
1,99
1,59
1,29
1,06
0,86
—
0,67
24,1
п
4,15
4,75
5,45
6,20
6,72
7,05
7,26
7,30
—
7,35
Ггц
X
2,55
2,77
2,90
2,86
2,67
2,40
2,11
1,87
—
1,52
48,4
п
3,10
3,45
3,94
4,44
4,90
5,35
5,73
—
—
Ггц
1,77
2,04
2,37
2,59
2,70
2,70
2,63
—
—
—
ные значения [68, 111, 165, 227] &s, г', г", п и х для различных
температур. Условия переохлаждения при температурах ниже 0° С
были получены [226] при тщательной очистке и проверке того,
находилась ли жидкость в контакте только с подходящими для
этого материалами (например, с тщательно очищенным стеклом),
326

Будет показано, что коэффициент поглощения непрерывно изме-
изменяется по мере того, как температура воды проходит через значе-
значение 0J С, и что на частоте 24 Ггц вблизи температуры 14° С
существует широкий максимум. Результаты измерений 168] для
тяжелой воды на частоте 9,33 Ггц дают я = 6,82 и х = 2,84 при
температуре 5° С н п = 8, х = 1,035 при температуре 60° С.
Можно найтн [227] единственное значение ер, по существу
не зависящее от температуры, и время релаксации для любой данной
температуры, которые будут удовлетворительно описывать эти
свойства воды на сверхвысоких частотах. Подходящее значение
для гр равно 4,9, это значение можно сравнить со значением 1,8
для квадрата оптического показателя преломления, а т при темпера-
температуре 20° С составляет примерно 10—п сек. Однако результаты,
полученные ]111] на частотах 0,58 Ггц н 1,74 Ггц, показывают,
что- значение гр примерно равно 4,5 (значению в инфракрасной
области) и что характеристика определяется узким спектром
времен релаксации.
Методы сверхвысоких частот оказались полезными для электро-
электролитических растворов, так как в них ток проводимости много
меньше тока смещения. Следовательно, с использованием теории
дисперсии такие измерения [124, 166] дадут, вероятно, более точную
оценку диэлектрической проницаемости, чем оценка, получаемая
на низких частотах. Во всех электролитических растворах по мере
добавления соли е^ снижается относительно его значения для чис-
чистого растворителя; при данной температуре относительное умень-
уменьшение изменяется линейно по мере уменьшения произведения
концентрации соли на степень ее ионизации. В работах [125, 176]
исследовались щелочно-галоидные соединения, и, например, для
водных растворов с концентрацией хлористого натрия 0, -jN и -=N
значения е^ составили 88,2; 83,0; 80,0.
Другие чистые полярные жидкости, которые исследовались
в работах [306, 309], содержат спирт. Для них показатели преломле-
преломления и поглощения намного меньше показателей воды, и поэтому
нужно заботиться о том, чтобы образцы были обезвожены, что
достигается, например, если пользоваться только что перечислен-
перечисленными жидкостями. В табл. 6.9 приведены типичные эксперименталь-
экспериментальные результаты [37, ПО, 165, 211], полученные для метилового
спирта; этиловый спирт ведет себя примерно так же. Из таблицы
видно, что на частоте 48,4 Ггц показатель преломления очень
слабо изменяется с изменением температуры; эта частота так далеко
отстоит (со стороны высоких частот) от области максимального
поглощения, вызванного релаксацией диполей, что полученный
показатель преломления должен давать простое значение У^р.
Свойства жидкости можно [227] объяснить временем релаксации
и дополнительной частотой максимального поглощения; для ме-
метилового спирта при температуре 20° С соответствующие значения
равны 7,3 X 10~" сек и 120 Ггц. Эксперименты на смешанных
327

[2111 полярных жидкостях включали измерение алифатических
веществ, а также ароматических, представителями которых являются
фенолы [101]. Измерения 111 ацетона на частотах 1,75—10 Ггц дают
дисперсию относительно значений е^ = 21,5, е„ = 2,5 и частоты ре-
релаксации 45,5 Ггц. Значения е^и ер для нитробензола или пропило-
вого спирта равны соответственно 35,5; 2,5 и 19,9; 2,2.
Таб
л и
I a
6.9
Диэлектрические свойства метилового спирта
как
Темпера-
Температура, ° С
— 10
0
10
20
30
40
50
К ?
ф
п
2,
2,
3,
3,
3,
3,
3,
к
Частота,
Ггц
г' при 20е
г" при 20е
С
С
ун
9,3
86
44
04
16
30
45
62
Ф
0,
31
5
к и
[ИИ тем
«
0
1
1
1
1
1
1
у н
58
,8
,4
,99
,11
,21
,29
,35
,40
,42
24,1
п
2,69
2,71
2,73
2,76
2,79
2,82
2,86
К Ц II II Ч
I ,74
25,8
11,6
3,03
18,7
14,0
пературы
Ггц
X
0,70
0,75
0,80
0,86
0,92
0,99
1,05
48.4
п
2,52
2,52
2,53
2,53
2,54
2,55
2,57
а с т о т ы
9,3
8,0
8,1
24, 1
6,8
4,7
37
5
3
Ггц
X
с
с
с
с
с
с
с
5
7
2
,55
,57
,59
,62
,65
,68
,71
48, 4
6,0
3,1
Согласование экспериментальных результатов с теорией лучше
всего выполняется для разбавленных растворов полярных веществ
в неполярных жидкостях. Возникающие при этом отклонения
можно исследовать, постепенно увеличивая концентрацию раство-
растворяемого вещества или создавая другие подобные изменения, вызы-
вызывающие, в свою очередь, дополнительные факторы, которые нужно
учитывать. Для количественного сравнения [155, 240] с различ-
различными молекулами необходимо отнести потери мощности в растворе
к некоторой произвольной, но стандартной концентрации, например
к 1 г-моль на 100 см3, и тогда потери выражаются через заданный
тангенс угла потерь. Теория Дебая [80] дает
^±31^TL^cNt^1^, F.57)
tgfi =
где с—молярная концентрация, е относится к раствору, a \ie
и т—к растворяемому веществу.
Были проведены исследования полярных молекул, разведенных
в таких неполярных растворителях, как бензол [74, 119, 139, 254],
циклогексан [119, 254, 255], гептан [254] и парафин [139, 254].
328

Так как нитробензол является обычной смесью с высоким диполь-
ным моментом и, кроме того, представляет собой такую смесь,
в которой дипольная ось молекулы расположена по оси максималь-
максимальной поляризуемости, то он подвергался тщательному рассмотрению
в связи с явлениями растворения. Например, потери для таких
веществ, как а-нитронафталин и 4-нитродифенил [119], дают
максимум по мере того, как вязкость растворителей изменяется
от низкого значения для бензола, до высокого— для медицинского
парафина. Измерения [139] характеристик таких растворов, как
бензофенон в бензоле или парафине, показывают, что tg 6 является
линейной функцией концентрации и что для данной концентрации
существует максимум на частоте, которая очень хорошо совпадает
с частотой, выведенной из уравнения F.57). Инерция молекулы [213]
сказывается на величине поглощаемой энергии, цогда кинетическая
энергия ориентированной молекулы становится сравнимой с ее
тепловой энергией, например: если / = 500 X 10~40 г-см2,
гр/м2 на частоте 60 Ггц будет порядка 0,1 kT0.
В табл. 6.10 приведены некоторые типичные результаты
[74, 156, 157], полученные для различных веществ, разведенных
в бензоле; значения пересчитаны к теоретической концентрации
1 г-моль/100 см3. Результаты растворения камфоры в различных
растворителях отражены в табл. 6.11; результаты [256] приведены
для концентрации 1 г-моль/\000 см3. Изучение [85] свойств
жидкостей, содержащих смешанные в произвольной пропорции
составные части, помогает истолковать данные, полученные для
растворов на сверхвысоких частотах. Если небольшая часть х
среды с малой диэлектрической проницаемостью zSoiute раство-
растворяется в среде с большой диэлектрической проницаемостью Eso[vent,
то диэлектрическая проницаемость раствора е будет
^solvent — 8 = д _х (е — Zsolute) . F.58)
Таблица 6.10
Диэлектрические свойства при температуре 18,5° С
Вещества, растворенные
в бензоле
Бензофенон ....
Бензойноэтиловый эфир
Хлорбензол ....
Бензойнометиловый
эфир
Нитробензол ....
Циклогексанон . . .
Толуол
Нитрометан ....
Метиловый ацетат
Ацетон
Ацетонитрил ....
Значение tg<5 на
24 Ггц 9,2 Ггц
1,43
0,77
0,56
0,78
3,47
2,20
0,03
1,97
0,60
1,68
2,13
2,25
¦1,15
0,56
0,92
4,14
2,15
0,02
1,02
0,29
0,78
0,92
: X I01
сек
18,1
17,6
10,8
13,0
13,0
10,5
7,6
4,4
3,7
3,3
2,5
(в дебаях)
2,81
2,02
1,51
1,83
3,88
2,90
0,32
2,81
1,58
2,60
3,40
329

Таблица 6.11
Тангенс угла потерь камфоры при температуре 20° С
на различных частотах
Растворитель
Бензол
Циклогексан . .
Четырех хлористый
углерод ....
Бисульфид углеро-
углерода
Метиловый цикло-
пеитаи ....
4-хлорэтилен . .
9,0 Ггц
0,192
0,161
0,211
0,159
0,131
0,190
18,2 Ггц
0,228
0,230
0,235
0,226
0,219
23,7 Ггц
0,212
0,232
0,212
0,219
0,245
0,183
34,0 Ггц
0,190
0,213
0,178
0,202
0,237
0,159
48,0 Ггц
0,142
0,189
0,130
0,163
0,198
0,120
Коэффициент формы s равен для сфер 1,5, для длинных игл —
1,6 и резко возрастает до очень больших значений для плоских
дисков.
Таблица 6.12
Свойства твердых тел прн температуре 20° С
6.2.3. Твердые тела
При исследовании [164, 201, 258] твердых диэлектриков с ма-
малыми потерями в области частот от миллиметровых [50] до 2 Ггц
[100, 153] оказался удобным круговой резонатор [133] колебаний
вида ТЕо1. Эти материалы являются обычно неполярными, и их
свойства близки к статическим значениям; средние результаты
для типичных веществ приведены в табл. 6.12.
В материалах, со-
содержащих атомы более
чем одного вида, поля-
поляризация в некоторых
случаях может быть
настолько сильной, что
подавляет диэлектриче-
диэлектрические свойства: это осо-
особенно верно для ионных
кристаллов [117, 177],
таких как кварц, в ко-
котором узлы решетки за-
заняты противоположно
заряженными ионами.
Лед исследовался [161,
Ггц. Измерения на первой часто-
Вещество
Парафиновый воск ....
Полистирол
Стекло Corning 707 . . .
Плавленый кварц . . .
Керамика, стеатит ....
Политетрафторэтилен . .
Полиэтилен
Метиловый метакриловый
эфир
?
2,30
2,55
4,00
3,85
6,20
2,10
2,25
2,65
tg 6
0,0001
0,00015
0,0024
0,0001
0,0001
0,0001
0,0002
0,015
24
круговым резонатором колебаний вида ТЕ01 не дали
305
163] на частотах 10 и
те с
изменения значения е = 3,05 с изменением температуры, a tgS
увеличивался от 1,4 X 10~4 при температуре—50° С до 2 х 10—4
330

при температуре—20° С и до 12 X 10~4 при температуре 0° С.
Нет доказательств существования дисперсии, отличной от дисперсии
на частоте 104гц. Табл. 6.13 дает диэлектрические свойства некото-
некоторых хорошо известных кристаллов. Характеристические частоты
колебаний атомов находятся в основном в инфракрасной об-
области; смещения следуют за высокочастотным полем без заметного
отставания по фазе, и, следовательно, tgS остается небольшим.
Помещение измеряе-
измеряемой структуры СВЧ в Таблица 6.13
тепловую камеру дает
возможность изучить
свойства твердых тел
при различных темпера-
температурах. Обычно измене-
изменение- температуры слабо
влияет на свойства,
однако изучение дипо-
лярных твердых тел
на частотах [114, 237]
0,4—10 Ггц при темпе-
температуре от —150° С до
+ 100° С обнаруживает
сложное изменение их
свойств. Вообще е и tg6
дают соответственно дисперсную кривую и широкий пик; они очень
похожи на кривую и пик, которые обнаруживаются при детальных
исследованиях [121] температурных колебаний на более низких
частотах. Значения времени релаксации, полученные эксперимен-
экспериментально, например для молекул с различной длиной цепочек,
дают информацию о динамике структуры.
Диэлектрические свойства большинства твердых тел не зависят
от приложенного поля вплоть до величины 1 Мв/см. Вферроэлектри-
ческих материалах поляризация нелинейна, и для ее полного
описания требуется сложная последовательность петель гистере-
гистерезиса; она возвращается к нормальному виду при критической
температуре или точке Кюри, где наблюдается характерный острый
пик диэлектрической проницаемости. Это явление связано со спон-
спонтанным выравниванием из-за взаимодействия друг с другом дипо-
диполей, составляющих поляризованный материал, и похоже на магнит-
магнитную поляризацию ферромагнитных материалов.
Ферроэлектрические материалы характеризуются очень высо-
высокими значениями диэлектрической проницаемости, измерение
[14, 172, 266, 267, 268] которых на сверхвысоких частотах представ-
представляет известные трудности. В этом случае коэффициент передачи
мощности пластины длиной ld определяется [214] формулой
Свойства кристаллических
при температуре
Вещество
Хлористый натрий . . .
Фтористый литий
Слюда
Кварц (х-ось) ...
Кварц (|| -ось)
Алмаз
Сапфир (Х-ось)
Сапфир (|| -ось)
твердых тел
20° С
Е
5,90
9,3
6,9
4 55
4,49
5,68
9,53
11,53
•
tgo
0,0001
0,0001
0,0002
0,0002
4 1
F.59)
331

Из формулы видно, что по мере изменения длины волны гР проходит
через максимум и минимум. Ширина пиков на уровне половинной
мощности составляет
""О I , / Л0
F.60)
а расстояние между ними равно
F.61)
Наблюдение этих пиков дает средство измерения высоких значений
диэлектрической проницаемости; в типичном эксперименте на ча-
частоте 9 Ггц точно подогнанная пластина помещалась в волновод
с сечением 25 мм X 12,5 мм A,0 дюйма X 0,5 дюйма). Сильные
отражения на поверхности раздела для е > 200 можно уменьшить
с помощью промежуточных слоев длиной —Л, . Коэффициент за-
затухания этих материалов высок, что делает практичным метод,
в котором измеряется сопротивление на единственной границе
раздела.
Измерения характеристик титанатов проводились [21, 79, 131,
137, 214, 269, 270, 277, 348] вплоть до диапазона СВЧ. Типичные
результаты приведены в табл. 6.14. Из таблицы видно, что титанат
Таблица 6.14
Свойства материалов с высокой диэлектрической
проницаемостью при 20 "С иа различных частотах
Вещество
TiO2
MgTiO3
CaTiO3
SrTiO3
ВаТЮ3
S
1.5 Мгц
91,2
13,0
140
264
1500
0,5 Ггц
91
11,8
132*
232
300
tg S
1,5 Мгц
0,0004
0,0012
0,0007
0,0009
0,015
0,5 Ггц
<0,002
<0,01
<0,015
0,03
0,53
бария является единственным в своем роде среди остальных ма-
материалов в том отношении, что при подходе к сверхвысоким
частотам он дает значительное уменьшение е и большое увели-
увеличение tg6. Эти изменения сведены дальше [184] в табл. 6.15;
совокупность результатов показывает, что для этого материала
частота релаксации при комнатной температуре порядка 10 Ггц.
Измерения [214] на частоте 9,5 Ггц при различных температурах
дают при температуре 120° С резкое увеличение е' от 1 500 до 5 000
332

Таблица 6.15
Свойства BaTiO3
при температуре 20 "С
я
о
Час
г'
tgB
3*
|О
1500
0,015
З1
U»
1350
0,2
300
0,53
го
т.
270
0,7
и пик для е", показывая тем самым, что кристаллографическое
изменение 1141] в точке Кюри эффективно в области СВЧ. До-
Добавление 50% титаната стронция
уменьшает дисперсию. На ча-
частоте 24 Ггц для одного домена
титаната бария были получены [21 ]
результаты, подтверждающие это
общее поведение и дающие при
приложении постоянного поля
10 кв1см увеличение е примерно
на 50. Применения [229, 280] этих
материалов с высокой диэлектри-
диэлектрической проницаемостью в волновод-
ных системах делает возможным
линейное уменьшение размеров Порядка 1 : 50 и выполнение гра-
граничных условий, приближающихся к условиям бесконечного
волнового сопротивления [325]. Например, резонаторы с диаметром
25 мм A дюйм) резонируют в области 100 Мгц, однако к недо-
недостаткам таких материалов относятся шумы доменов и высокий
температурный коэффициент.
Характеристики материалов, занимающих промежуточное поло-
положение между диэлектриками и металлами, можно удобно измерить
методами сверхвысоких частот. Например, если в круговой резона-
резонатор с колебаниями вида ТМ010 ввести [134] осевой столбик с низкой
проводимостью, то частота понизится; это произойдет вследствие
наличия связанных электронов, увеличивающих поляризацию
образца. Однако по мере увеличения проводимости электроны
проводимости увеличивают резонансную частоту. Противополож-
Противоположные влияния связанных электронов и электронов проводимости,
очевидно, компенсируют друг друга, и частотный сдвиг, отнесенный
к пустому резонатору, становится равным нулю. Дальнейшее
увеличение проводимости вызывает более резкое увеличение частоты,
которая асимптотически приближается к частоте коаксиального
резонатора. В течение этого процесса изменение добротности ма-
материала отражает два противоположных влияния, причем на этот
раз оба приписываются электронам проводимости. Введение этих
электронов в высокочастотное поле вызывает омические потери,
а также экранирует внутреннюю область столбика. Сначала пре-
преобладает диссипативное действие электронов, и добротность Q
падает до минимального значения; затем преобладающим становится
экранирующее действие, и Q увеличивается до большого значения.
Если е' = 16, то эти превращения происходят при е" = 10,5 ~
Ч- 8 000, что на частоте 3 Ггц соответствует проводимости
0,018 — 15,6 мо/см. В другом экспериментальном устройстве
[174, 265] маленький шар радиусом rs помещается в однородное
высокочастотное магнитное поле в центре круглого резонатора
с колебаниями видаТЕ0П, радиусом г0 и длиной 1С. Если Qs — до-
333

бротность резонатора с образцом, то проводимость будет прибли-
приблизительно равна
А I . /1,26-10>\ А П-2
к{1Ни <662>
где
Л = 0,159-Ю-21 (со5/2 ^/с/г2). F.63)
Техника сверхвысоких частот оказалась пригодной для измере-
измерения характеристик полупроводников, так как здесь обычно не нужен
прямой контакт с образцом. При этом следует удостовериться,
что свойства материалов не изменились. Введение энергии СВЧ
может вызвать умножение носителей [232], в то время как их
подвижность в присутствии сильных высокочастотных полей [233]
изменится. Более того, поверхностный эффект [94] вообще означает,
что могут использоваться только тонкие слои образцов. Прежде
чем снимать количественные результаты, может потребоваться
калибровка оборудования с целью определения его характеристик.
Для измерения характеристик кремния на частоте 9,5 Ггц
применялся [174, 347] метод маленького шара; в этом случае про-
проводимость можно легко определить [246, 271]. Исследования
германия включали измерение его диэлектрической проницаемости
[18, 96] и проводимости [151, 313]. Измерения [99] характеристик
некристаллического селена в волноводе на частоте 10 Ггц и при
температуре 18° С дали значения 5,97 для е' и 3,2 ч- 5,8 X 10~3
для tg6. Более точное исследование в резонаторе с колебаниями
вида ТЕо1 показало, однако, что е' на частотах 10 и 24 Ггц имеет
приблизительно значение 6,38, которое хорошо совпадает со зна-
значением е' на низких частотах. А так как в широкой инфракрасной
области е равняется примерно 6,0, то оказывается, что в области
применяемых частот существует дисперсия, связанная с погло-
поглощением.
Для определения продолжительности жизни неосновных носи-
носителей в германии применялась [142, 167,216] техника поглощения.
Образец был помещен поперек прямоугольного волновода, и избы-
избыточные носители вводились с помощью электрических или световых
импульсов. Если эксперимент проводится при надлежащих усло-
условиях, то коэффициент затухания является линейной функцией
проводимости. Спад проводимости, соответствующий продолжи-
продолжительности жизни носителей, можно определять непосредственно
по величине постоянной времени уменьшения поглощаемой
мощности. Полученная таким образом продолжительность жизни
обычно составляет 50—200 мксек и хорошо согласуется с результа-
результатами, полученными обычными методами постоянного тока.
В присутствии приложенного магнитного поля носители сво-
свободных зарядов в полупроводнике перемещаются по круговым
траекториям; одним из проявлений этого вращения является э. д. с.
Холла [185, 257, 318]. Если электромагнитная волна распространя-
распространяем

ется вдоль направления поля, то ее плоскость поляризации испыты-
испытывает фарадеевское вращение [115, 150, 249, 3001. Такие явления
наблюдались в lnSb и Bi2Te3 на инфракрасных частотах [6,253],
а в германии — на сверхвысоких частотах 1217, 274}. Показатель
преломления намагниченных полупроводников [6,245] имеет разные
значения для каждого из двух направлений излучения, поляри-
поляризованного по кругу, которые составляют падающую волну. Общий
характер явления с частотой различается в зависимости от того,
будет ли со^т больше или меньше единицы. Такое явление враще-
вращения может вызвать необратимые процессы [326], аналоги которых
для других гиромагнитных сред описаны в гл. 8.
6.3. ПРОВОДИМОСТЬ МЕТАЛЛОВ
6.3.1. Нормальные условия
Использование высоких частот и (или) низких температур
при измерении и применение металлических материалов в диапазоне
СВЧ приводит к необходимости изменения обычных теорий про-
проводимости для переменного тока. Поля СВЧ проникают в металл
только на небольшую глубину, и поэтому точным будет анализ
плоской поверхности. В прямоугольной системе координат, в ко-
которой плоскость (х, у) совпадает с поверхностью металла, поверх-
поверхностное сопротивление определяется формулой
]jxdz. F.64)
о
Так как на больших расстояниях от поверхности электрическое
и магнитное поля исчезают, уравнения Максвелла, если пренебречь
током смещения, дают
Jjxdz = Hy(O), F.65)
о
так что
Zs = (Ех/Ну)г=0. F.66)
С другой стороны, так как для переменного поля
rot Е = —j(x)\n\n0H, F.67)
то
Поверхностное сопротивление можно выразить в размерности длины,
определяя резистивную и реактивную глубины поверхностного
слоя как
Ь„ = /?,/<в|*|*0, F.69)
6si = Лусону. F.70)
335

Условия для нормального поверхностного эффекта дают
Rs = Xs = j/(aWo/2o), F.71)
так что
6sr = bsi = 4- /B/а>|1|1р a) = 4-*,- F-72)
В присутствии внешнего магнитного поля поверхностный эффект
видоизменяется [9].
Свойства металла, которые измеряются на практике, являются
свойствами поверхностного слоя, в который проникает поле; они
не обязательно являются свойствами всей массы металла. Таким
образом, важными оказываются поверхностная шероховатость
и деформация, и, применяя поверхности, которые были подвергнуты
механической обработке и полировке [286], можно получить со-
совершенно неправильные результаты. Низкие значения поверх-
поверхностного сопротивления, получающиеся обычно в диапазоне СВЧ,
требуют особого внимания в ходе эксперимента. Например, при
измерениях [186] на частоте 24 Ггц металлический волновод имел
длину около 2 м. Дальний конец был замкнут накоротко, и КСВН
определялся на ближнем, входном, конце. Местные изменения
свойств волновода проверялись повторным измерением при пере-
перемещении короткого замыкания на четверть волны. Если /—длина
волновода, то коэффициент затухания (в децибелах на метр) дается
выражением
(fe F-73)
Зная рабочую частоту и размеры волновода, можно вычислить про-
проводимость металла: на частоте 24 Ггц для волновода с сечением
10,6 лшХ4,3 мм @,42 дюйма X 0,17 дюйма) о становится равной
6,71 X 104/а2. Если этот метод применяется в случае круглых волно-
волноводов, необходимо позаботиться о том, чтобы избежать вращения
плоскости поляризации, поэтому желательно использовать сим-
симметричные виды колебаний ТМ^ и ТЕо1.
Когда работают с хорошими проводниками или при низких тем-
температурах, более точные результаты получаются при использовании
[19, 82, 234, 303] объемного резонатора. Пригодны: коаксиальная
линия для более низких частот, круглый волновод с колебаниями
вида ТЕо1, в котором не важны поперечные соединения, и прямо-
прямоугольный волноводе колебаниями вида ТЕо1, который, как показано
на рис. 6.6, а, может быть собран из металлических пластин, сгла-
сглаженных с высокой степенью точности. КСВН при резонансе опре-
определяется выражением Q,/Qu, значениеQ, при этом находится по ме-
методу определения декремента или из измерения ширины полосы
частот. После этого может быть найдена добротность Qu, которая
позволяет вычислить проводимость из обычного соотношения для
используемого типа резонатора. В некоторых случаях резонатор
336

можно калибровать, добавляя полуволновую секцию, сделанную из
металла известной проводимости. Реактивная часть поверхностного
сопротивления не оказывает заметного влияния на добротность Q,
но зато слегка изменяет резонансную частоту. Этот эффект возникает
потому, что, в то время как электрическая энергия накапливается
целиком в объеме диэлектрика, магнитная энергия запасается ча-
частично в глубине поверхностного слоя металлических частей. Не-
Небольшая поправка на эту индуктивную нагрузку ведет к слабому
понижению [220] резонансной частоты.
Настройка (~<=] Диэлектрик
I
Металли-
Металлический^
провод
Отверстие
связи
Петля связи Экран
- волновод
НогреЗатель
а)
Рис. 6. 6. Резонаторы для измерения проводимости металлов:
а—прямоугольный резонатор с колебаниями вида ТЕ,,, сделанный из металлических
пластин; б —резонатор в виде шпильки длиной—X; в —калориметрическая аппарату-
аппаратура, резистивные термометры /?, и R2 включены в Мостик Уитстона. (См.[19,204.93].)
Пиппард [204] и Чемберс [60] при проведении экспериментов
на частоте 1,2 Ггц пользовались проволочным резонатором, уст-
устройство которого показано на рис. 6.6, б. Диаметр металлической
проволоки изменялся в пределах от 0,1 до 2 мм. Провода укрепля-
укреплялись на кварцевых опорах, расположенных так, чтобы свести ди-
диэлектрические потери к минимуму. Связь с входной и выходной
цепями делалась симметричной, и, передвигая образец вдоль оси,
величину связи можно было по желанию менять. Измеряемая доб-
добротность Q является линейной функцией коэффициента передачи
напряжения при резонансе. Следовательно, снимая последователь-
последовательность показаний для различных коэффициентов связи, можно было
экстраполировать функцию до нулевой связи, чтобы найти Qu.
Пиппард [207] использовал подобное устройство на частоте 9,5 Ггц,
но только с полуволновым проводом.
Лондон [1781, проводя эксперименты на частоте 1,5 Ггц, из-
измерял непосредственно тепло, выделяемое в металле, когда на него
падает высокочастотное излучение. Этот метод удобен и точен при
очень низких температурах, когда низкая удельная теплота метал-
337

лов и высокочувствительные термометры позволяют определить чрез-
чрезвычайно малые величины теплового излучения. Для измерений на
частоте 36 Ггц Фоусетт [93] использовал устройство, показанное на
рис. 6.6, в. Волноводный резонатор, возбуждаемый через отверстие
связи, закрыт на одном конце пластиной исследуемого металла, а на
другом — медной пластиной, которая служит опорным эталоном.
Пластины не касаются других стенок резонатора, и для предотвра-
предотвращения утечки энергии предусмотрено множество дросселей. Медные
стержни выведены через камеру для обеспечения хорошего контакта
с внешней ванной жидкого гелия. Испытуемые пластины, имеющие
теплоемкость С, соединены с медными стержнями медно-никелевыми
проводами, которые имеют высокое тепловое сопротивление R,
так что время тепловой релаксации RC составляет порядка несколь-
нескольких секунд.
Резистивные термометры Rl и R2 являлись полуваттными сопро-
сопротивлениями, последний укреплялся так, чтобы получить такое же
время релаксации, как и у образца. Таким образом, когда Rx и
R2 включены в плечи мостика Уитстона, небольшие температурные
флюктуации гелиевой ванны не вызывают разбаланса. Разбаланс
моста является мерой мощности (а следовательно, и поверхностного
сопротивления), которая поглощается соответствующей пластинкой
и определяется постоянным током, пропускаемым через нагрева-
нагреватель, присоединенный к пластине для достижения такого же раз-
разбаланса. Общая чувствительность позволяла обнаружить рассеяние
тепла порядка всего лишь 10~7 вт.
6.3.2. Аномальное поведение
При температуре, близкой к комнатной, рассеяние носителей
зарядов в металле, обусловленное температурными колебаниями
решетки, вызывает линейную зависимость удельного сопротивления
по постоянному току от температуры. В этой области, выше темпера-
температуры Дебая, kt больше энергии фон она, соответствующей максималь-
максимальной частоте колебаний решетки. Ниже температуры Дебая рассея-
рассеяние решетки быстро ослабевает и удельное сопротивление умень-
уменьшается пропорционально пятой степени значения температуры.
В совершенных кристаллах вблизи нулевой температуры сопротив-
сопротивление должно было бы исчезнуть, но большинство обычных металлов .
проявляет остаточное удельное сопротивление, составляющее 10~4 —
10~2 от его значения при комнатной температуре в зависимости от не-
несовершенств решетки. Проводящими материалами, используемыми
в качестве элементов цепей, обычно являются медь, серебро, золото
и алюминий; их удельные проводимости при комнатной температуре
совершенно подобны друг другу.
За исключением ферромагнитных материалов [116], магнитная
проницаемость металлов обычно равняется примерно единице, и
уравнение F.71) можно переписать так:
/?,== 2« 10 "y^v/a). F.74)
338

Эксперименты при очень низких температурах показывают, одна-
однако, что Rs не уменьшается непрерывно с увеличением ст: для всех
обычных металлов Rs обнаруживает более высокие значения, чем
те, которые указываются уравнением F.74). Такое аномальное по-
поведение [203] хороших проводников при низких температурах и вы-
высоких частотах получается потому, что средняя длина свободного
пробега электронов проводимости становится большой по сравнению
с глубиной поверхностного слоя.
Этот эффект был исследован теоретически [10, 81, 106, 145, 204,
207, 209, 221 ]. Если рассматривать упрощенную модель газа свобод-
свободных электронов для одновалентного металла, такого как медь, то
эта теория дает
а/1т = 2 (л/3I/3 106 N2'3 e2/h « 1,5-1015. F.75)
Поскольку а при комнатной температуре равняется
6х 107 мо/м, то 1т составляет около 4 X 10—8 тм. На частоте 1,2 Ггц
уравнение F.72) дает bs = 1,9 X 10~6 м, так что ljbs ж 2 X 10~2.
По мере того как температура уменьшается, о увеличивается и,
в конце концов, ljbs проходит через значение единица и достигает
значения, близкого к 40. Для металлов, у которых остаточное со-
сопротивление может быть сделано меньше сопротивления меди, отно-
отношение ljbsстановится очень большим, и при таком условии поверх-
поверхностное сопротивление почти не зависит от удельной проводимости по
постоянному току и пропорционально v2/3.
Теория аномального поверхностного эффекта выражалась коли-
количественно [221] через параметр р для двух граничных случаев. В од-
одном из них (р=1) предполагалось, что электроны при столкновении
с поверхностью металла испытывают зеркальное отражение, не теряя
своих скоростей дрейфа; в другом случае (р = 0) предполагалось,
что они претерпевают диффузное рассеяние, теряя свои скорости
дрейфа. В аномальной области поле быстро падает с расстоянием г от
поверхности, так что большая часть его заключена в слое, толщина
которого намного меньше, чем 1т. Это быстрое уменьшение, однако,
не сохраняется, и, в конце концов, на большом расстоянии от поверх-
поверхности поле изменяется приближенно по закону (z//m)~2e~z/'m, так что
существует длинный хвост малой амплитуды, проникающий в металл
на расстояние порядка среднего пути свободного пробега. Фаза поля
в металле изменяется с расстоянием и в хвосте, грубо говоря, на-
находится в противофазе с полем вблизи поверхности. Активная и
реактивная составляющие поверхностного сопротивления показаны
на рис. 6.7, а. Для коротких путей свободного пробега и фиксирован-
фиксированного значения ollm, Zs пропорционально (IJbj—1/', aRs равно Xs.
При увеличении ljbs Rs стремится к постоянному значению /?«,
в крайней аномальной области, a Xs стремится к ^3Rm. В дальней-
дальнейшем отметим, что два крайних случая поверхностных условий дают
очень похожие результаты.
339

Измерения поверхностного сопротивления металлов были про-
проведены Чемберсом [59, 60] на частотах 1,2 и 3,6 Ггц в непрерывном
диапазоне температур 2—90° К- Образцы были выполнены в виде
шпилькообразной короткозамкнутой линии длиной около 6 см
с^-Я-резонансом на более низких частотах и с ^Я-резонансом на более
высоких частотах. Были получены результаты для меди, серебра,
золота,- олова, кадмия, свинца и алюминия. На рис. 6.7, б дана
кривая зависимости поверхностного сопротивления меди от У~о
для частоты 1,2 Ггц; пунктирная наклонная линия показывает
предсказание классической теории, а вертикальная отмечает
точку, в которой lm = bs. На верхней шкале показаны температуры,
(in
г
290 80
"к
27
20
0.2
О
/
л
/
р*1
к»
Л
$
1,6 I
1.2
0,2 0,1 0,6 0,8 1,0
Яоо/Ks
а)
—1— -
/
1 J
I /
<
1
1
1
/
/
медь
1,2 Гщ
6 *10* 8
S)
Рис. 6.7. Поверхностное сопротивление металлов иа сверхвысоких
частотах:
а—Rs и Xs даны как функции отношения среднего пути свободного пробега к глубине
поверхностного слоя; б — величина, обратная Rs , дается как функция электропровод-
электропроводности по постоянному току. (См. [221, 60].)
при которых были получены различные значения ст. Эти и другие
результаты оказались хорошо согласующимися с теорией для
р = 0.
Эксперименты на олове [92, 207] и алюминии [322, 323] показы-
показывают, что поверхностное сопротивление обнаруживает нетензорную
анизотропию: оно изменяется с изменением направления нормали
к поверхности относительно осей кристалла. Предполагается [242],
что в металлах, содержащих очень малое число электронов проводи-
проводимости, средний путь свободного пробега должен быть крайне длин-
длинным. В висмуте это расстояние составляет несколько микрон, и,
следовательно, несмотря на низкую электропроводность, аномальные
явления должны иметь место при комнатной температуре. Измерения
[206] на частотах 1,25 и 9,06 Ггц при температурах 290, 77 и 4° К
подтвердили это предсказание. Результаты, полученные [239] на
монокристаллах висмута при аномальных условиях, возникающих
на частоте 24 Ггц при температуре 2° К, позволяют вывести элементы
поверхности Ферми из теории Пиппарда [261 ]. Висмут интересен
340

также при демонстрации [71] магнитно-резистивного эффекта —
изменения электрического сопротивления, вызванного приложе-
приложением магнитного поля. Теория [263] указывает, что этот эффект
должен уменьшаться на частотах, для которых сот > 1. Первые
эксперименты на висмуте [262] показали, что изменение сопротивле-
сопротивления на частоте 3 Ггц составляет около половины его значения при
постоянном токе. Более поздние измерения [65] с магнитными поля-
полями до 6000 9 показали, что магнитно-резистивный эффект быстро
падает в частотном промежутке 1,1—9,2 Ггц, составляя на последней
частоте лишь одну десятую значения при постоянном токе.
6.3.3. Сверхпроводимость
Для некоторых металлов, так называемых сверхпроводников
[76, 236], удельное сопротивление по постоянному току равно нулю.
На рис. 6.8, а пунктирной линией показаны результаты [128] для
10
if»-
Sn.
3000
^2000
I
%t000
4
I
|ч
a4*
\
3 Ю 30 tOO 300 _ Л 2 il 6
Температура fV Tennepamypa перехода К"
а) б)
Область аномаль-
аномального поВерхостнто
Эффекта
3 Ю 30 ЮО 300
Температура, °К
8)
Рис. 6.8. Электропроводность на сверхвысоких частотах при низких
температурах:
а—удельное сопротивление по постоянному току как функция температуры; б—влия-
б—влияние магнитного поля на переходную температуру сверхпроводимости; в—высокочас-
в—высокочастотное поверхностное сопротивление при низких температурах.
типичного примера белого олова; температура перехода в этом случае
равна 3,73° К. Сплошная линия показывает для сравнения поведе-
поведение нормального металла — золота [128]. Сверхпроводимость на-
нарушается в присутствии достаточно сильного магнитного поля
153, 236]. Это критическое значение поля изменяется с изменением
температуры в соответствии с параболическим соотношением
С = НСОЦ~(Т!ТСП
F.76)
делаясь равным нулю при Т = Тс и равным Нс0 при абсолютном
нуле. На рис. 6.8, б показаны результаты для типичных сверхпровод-
сверхпроводников, конечная крутизна при Т = Тс термодинамически связана
341

с отсутствием скрытой теплоты перехода, в то время как тот факт,
что по мере приближения к абсолютному нулю кривая становится
плоской, находится в соответствии с теорией Нернста. Сплавы по-
позволяют использовать более сильные магнитные поля; например,
Nb3Sn имеет критическое поле 185 000 э [312]. Сверхпроводник
обнаруживает совершенный диамагнетизм тем, что магнитный поток
из его внутренней части вытесняется.
Соотношения между полями в сверхпроводнике могут быть за-
записаны в форме уравнения ускорения, которое является предельной
формой правильной общей связи [205]. Упрощенной формой, доста-
достаточно близкой к истинной, чтобы служить основой рассуждений,
является уравнение [209]
Е = -Ш % . F-77)
где N — плотность электронов.
Для поля с угловой частотой со
jaJx<= Ne2Ejm F.78)
dz* ~ т •
Следовательно,
Ех = Е @) *Гг1ър, F.80)
где
6р = V(m/Ne*) F.81)
известна как глубина проникновения. Глубина поверхностного
слоя становится
ag, = бр и 6sr = 0. F.82)
Лондон [178] первый открыл, что на высоких частотах сверх-
сверхпроводник больше не является проводником без сопротивления
[2, 3]. Согласно двухжидкостной модели сверхпроводника (см.,
например, работу Шенберга [236]), это обусловлено наличием части
«нормальных электронов», которая при температуре перехода увели-
увеличивается до единицы. При нулевой частоте они накоротко замкнуты
«сверхпроводящими электронами» и вносят в уравнение F.78)
диссипативный член, который делает bsr ненулевой. По мере увели-
увеличения частоты спад поверхностного сопротивления ниже Тс стано-
становится менее плавным; пунктирная линия на графике рис. 6.8, в,
построенном по данным Пиппарда [204], показывает этот эффект для
белого олова на частоте 1,2 Ггц; подобный эффект наблюдался [93]
и на частоте 36 Ггц. Для сравнения сплошная линия показывает
поведение золота. При низких температурах отношение г поверх-
поверхностного сопротивления при температуре Т к его значению при Тс
описывается [207] эмпирической формулой
342

' F-83)
в которой зависящий от частоты множитель Л(со) пропорционален
co'/t и на частоте 10 Ггц составляет 0,13.
Изменение глубины проникновения при температуре перехода
может проявиться [61] в виде сдвига резонансной частоты схемы
сверхвысоких частот: для олова на частоте 9,5 Ггц наблюдалось
[204] изменение Ьр, равное 4X 10~8 см. Экспериментальные резуль-
результаты отвечают следующему закону:
«Р = бро{1-G'/ПL}-1/2. F.84)
где бр0 — глубина проникновения при абсолютном нуле.
Добавление к олову в качестве примеси 3% индия примерно
удваивает бр вблизи значения абсолютного нуля [205], хотя вели-
величина Тс изменяется очень слабо. Свойства других сверхпроводников,
таких как алюминий [90] с Тс = 1,17° К, в основном подобны свой-
свойствам олова. Для наблюдения изменения бр, вызванного приложени-
приложением магнитного поля, можно также использовать метод измерений
в объемном резонаторе. В эксперименте [208] на олове на частоте
9,4 Ггц было обнаружено изменение всего лишь 5 X 10—9 см, состав-
составляющее 0,1%. Подобная техника использовалась [244] на частоте
1 Ггц при исследовании-влияний магнитного поля, продольного и
поперечного, на высокочастотный ток; изменения резистивной со-
составляющей поверхностного сопротивления определялись из на-
наблюдаемого изменения добротности Q резонатора. Другие наблюде-
наблюдения над сверхпроводниками [307] проводились с индием [281] на
частоте 3 Ггц и ванадием [317] на частоте 24 Ггц.
На рассмотренных до сих пор частотах энергия квантов hv
меньше kTc- С другой стороны, в оптической области и вблизи ин-
инфракрасной области, где hv ^> kTc, между нормальным и сверхпро-
сверхпроводящим состояниями не существует заметной разницы. Двухжид-
костная модель не подходит для объяснения такого поведения, и
поэтому интересно изучить частотную область hv « kTc [23, 27].
Сверхпроводящие свойства в диапазоне энергий фотонов 0,3—
40 kTc исследовались [104, 105] на тонких пленках олова и свинца.
Глубина проникновения составляет около 500А, и поэтому с по-
помощью распыления на кварцевые опоры наносились пленки тол-
толщиной 50А. Величина, которая измерялась в этих экспериментах
в диапазоне миллиметровых волн, была отношением мощности, пе-
переданной в состоянии сверхпроводимости, к мощности, переданной
в нормальном состоянии [146]. Для типичной свинцовой пленки
с v <^ kTjh результаты показали уменьшение передачи, что соответ-
соответствовало малому сопротивлению в состоянии сверхпроводимости. На
частотах выше примерно 8kTjh имело место небольшое изменение.
Поразительным было то, что между двумя упомянутыми пределами
передача в состоянии сверхпроводимости была выше. Подобные
эффекты наблюдались с пленками олова.
343

Эксперименты [36] на олове с применением методов объемного
резонатора и линии передачи в области 1,0—2,0 kTjh показали
следующее: коэффициент поверхностного сопротивления изменялся
таким образом, что это можно было бы объяснить изменяющейся
в зависимости от температуры запретной зоной, которая поднимается
при уменьшении температуры ниже Тс. Такая запретная зона полу-
получается также из теоретического анализа [15, 251]. Дальнейшие ре-
результаты, полученные на штампованном волноводе с использованием
метода подстановки [25], показаны на рис. 6.9, а, а результаты для
алюминия [28, 29] с использованием калориметрического метода
1.0
Sn
Ьм/кТс
2,20
'У,
и
'о, 79
1,0
0,8
у,.
ас»
t
0.1
А1
ЩкТ
/
A,Z7 -
1
¦Ч>,В5
4,0
Теоретическая криВая
§ 2,0
J0c-o
/
\
ч
с
Sno
Ai о
\
\
1,0 0,4
0,6 0,8
Г/Тс
в)
0,8 0,9 1,0 01 0,8 0,9
т/тс ' г/тс
а) 6)
Рис. 6. 9. Сверхпроводимость на^миллиметровых волнах:
а—коэффициент поверхностного сопротивления для олова; б—коэффициент поверхност-
поверхностного сопротивления для алюминия; в — температурное изменение запретной зоны.
(См. [25].)
[24, 25] — на рис. 6.9, б. Эти эксперименты позволяют точно из-
измерять температурную зависимость запретной зоны, и, как показы-
показывает рис. 6.9, в, совпадение с теорией здесь очень хорошее.
Вообще говоря, носитель тока сверхпроводимости становится
нормальным, когда плотность тока превышает критическое значение
порядка 107 а/см2. Теория сверхпроводимости получила дальней-
дальнейшее развитие [198] благодаря сделанному предположению, что эф-
эффекты Допплера приводят к вторичному появлению сверхпроводи-
сверхпроводимости для области плотностей токов в окрестности 109 а/см2. При
таких высоких плотностях тока эффективная запретная зона может
быть по величине на несколько порядков выше зоны при низких
плотностях и, следовательно, можно было бы ожидать сверхпро-
сверхпроводимость при комнатной температуре.
ЛИТЕРАТУРА
1. A b a d i e. P.: «Extension of the Measurements of Dispersion and Absorp-
Absorption by Liquids to the Region of Centimetric Radio-Electric Waves»,
Trans. Faraday Soc, 1946, 42A, p. 143.
344

*2. A br ikosov, A. A., G or'k о v, L. P., and К h a 1 a t n i к о v, I. M.:
«A Superconductor in a High-Frequency Field», Zh. eksper. tear.
Fiz., 1958, 35, p. 265.
*3. Abrikosov, A. A., Qor'kov, L.P.and К h a 1 a t n i к о v, I. M:
«Analysis of Experimental Data relating to the Surface Impedance
of Superconductors», Zh. eksper. teor. Fiz., 1959, 37, p. 187.
4. A d e y, A. W.: «Microwave Refractometer Cavity Design», Canad.
J. Technol., 1957, 34, p. 519.
*5. А к s e n о v, V. I., and Borodin, M. Y.: «Waveguide Method of
Measuring the Dielectric Properties of Materials at Elevated Tempera-
Temperatures», Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p. 1435.
6. A u s t i n, I. Q.: «The Faraday Effect in Anisotropic Semiconductors»,
J. Electronics Control, 1959, 6, p. 271.
*7. A z b e 1, M. Y., and К a g a n о v, M. I.: «The Anomalous Skin
Effect in a Magnetic Field», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1954, 95, p. 41.
*8. A z b e 1, M. Y., and К a n e r, E. A.: «The Theory of Cyclotron
Resonance in Metals», Zh. eksper. teor. Fiz., 1956, 30, p. 811.
*9. A z b e 1, M. Y.: «On the Theory of Skin Effect in a Constant Magnetic
Field», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1955, 100, p. 437.
* 10. Azbel, M. Y., and К a n e r, E. A.: «Theory of the Anomalous
Skin Effect for Arbitrary Collision Integral», Zn. eksper. teor. Fiz., 1955,
29, p. 876.
11. Azbel, M. Y.: «The Quantum Theory of the High-Frequency Sur-
Surface Impedance of a Metal», J. Phys. Chem. Solids, 1958, 7, p. 105.
*12. A z b e 1, M. Y.: «Quantum Theory of the High-Frequency Conductivi-
Conductivity of Metals», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 34, p. 969.
¦13. Azbel, M. Y.: «Quantum Oscillations of the High-Frequency Sur-
Surface Impedance», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 34, p. 1158.
14. Bad y, I.: «Measurement of the Complex Dielectric Constant of Very-
High-Dielectric-Constant Materials at Microwave Frequencies», Commun.
Electronics, 1957, 30, p. 225.
15. Bar dee n, J., Cooper, L. N., and S с h r i e f f e r, J. R.:
«Theory of Superconductivity», Phys. Rev., 1957, 108, p. 1175.
16. В a t t a g 1 i a, A., Bruin, F., and G о z z i n i, A.: «Microwave
Apparatus for the Measurement of the Refraction, Dispersion, and Ab-
Absorption of Gases at Relatively High Pressure», Nuovo Cim., 1958, 7, p. 1.
17. В a t t a g 1 i a, A., Bruin, F., and G о z z i n i, A.: «Absorption
and Refraction of'some Polar Gases as a Function of Pressure at Micro-
Microwave Frequencies», Nuovo Cim., 1958, 7, p. 87.
18. В а у n h a m, A. C, Gibson, A. F., and G r a n v i 1 1 e, J. W.:
«On the Dielectric Constant of Germanium at Microwave Frequen-
Frequencies», Proc. Phys. Soc., 1960, 75, p. 306.
19. Beck, A. C, and D a w s о n, R. W.: «Conductivity Measurements at
Microwave Frequencies», Proc. I. R. E., 1950, 38, p. 1181.
20. Beljers, H. G., and L i n d t, W. J. van de: «Dielectric Mea-
Measurements with Two Magic Tees on Shorted Wave Guides», Philips res.
Rep, 1951, 6, p. 96.
21. Benedict, T. S., and D u r a n d, J. L.: «Dielectric Properties
of Single Domain Crystals of BaTiO3 at Microwave Frequencies», Phys.
Rev., 1958, 109, p. 1091.
22. Beyer, J. В., Van В 1 a d e 1, J., and P e t e r s о n, H. A.: «Micro-
«Microwave Thickness Detector», Rev. sci. Instrum., 1960, 31, p. 313.
*23. Bezuglyi, P. A., G a 1 к i n, A. A., and Levin, G. Ya.:
«Surface Resistance of Tin in Superconducting State at a Frequency of
7-3X1010 c/s», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1955, 105, p. 683.
24. В i о n d i, M. A., G a r f u n к e 1, M. P., and M с С о u b r e y,A. O.:
«Millimetre-Wave Absorption in Superconducting Aluminium», Phys.
Rev., 1956, 101, p. 1427
345

25. В i о n d i, M. A., Forrester, А. Т., and Garfunkel, M. P.:
«Millimetre-Wave Studies of Superconducting Tin», Phys. Rev., 1957,
108, p. 497.
26. В i о n d i, M. A., G a r f u n к e 1, M. P., and M с С о u b г е у, Л. O.:
«Microwave Measurements of the hnergy Gap in Superconducting
Aluminium», Phys. Rev., 1957, 108, p. 495.
27. В i о n d i, M. A., Forrester, А. Т., G a r f u n к e 1, M. P.,
and Satterthwaite, С. В.: «Experimental Evidence for an Energy
Gap in Superconductors», Rev. mod. Phys., 1958, 30, p. 1109.
28. В i о n d i, M A., and Garfunkel, M. P.: «Millimetre-Wave
Absorption in Superconducting Aluminium», Phys. Rev., i959, 116, pp.
853 and 862.
29. В i о n d i, M. A., and Garfunkel, M. P.: «Measurement of the
Temperature Variation of the Energy Gap in Superconducting Aluminium»,
Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 143.
30. В i r n b a u m, G., К г у d e r, S. J., and Lyons, J.: «Microwave
Measurements of the Dielectric Properties of Gases», J. appl. Phys., 1951,
22, p. 95.
31. Birnbaum, G. A., and С h a t t e r j e e, S. K.: «The Dielectric
Constant of Water Vapour in the Microwave Region», /. appl. Phys., 1952,
23, p. 220.
32. Birnbaum, G., and F r a n e a u, J.: «Measurements of the Dielect-
Dielectric Constant and Loss of Solids and Liguids by a Cavity Perturbation
Method», J. appl. Phys., 1949, 20, p. 817.
33. В i r n b a u m, G.: «A Recording Microwave Refractometer», Rev.
sci. Instrum., 1950, 21, p. 169.
34. Birnbaum, G.: «Dispersion in NH3 in the Microwave Region»,
Phys. Rev., 1950, 77, p. 144.
35. В 1 e a n e у, В., L о u b s e r, J. H. N.. and P e n г о s e, R. P :
«Cavity Resonators for Measurements with Centimetric Electromagnetic
Waves», Proc. Phys. Soc, 1947, 59, p. 185.
36. В 1 e v i n s, G. S., G о г d у, W., and F a i г b a n k, W. M..
«Superconductivity at Millimetre-Wave Frequencies», Phys. Rev., 1955
100, p. 1215.
37. В о 1 t о n, H. C: «The Measurement of Dielectric Constant in a Wa-
Waveguide», Proc. Phys. Soc, 1948, 61, p. 294.
38. В о г g n i s, F.: «Measurement of the Dielectric Constants and Loss
Factor of Dielectric Substances with a Wavelength of 17 cm with the Help
of Cavity-Resonators», Phys. Z., 1942, 43, p. 284.
39. В о г g n i s, F.: «A New Method for Measuring the Dielectric Constants
and Loss Factors of Insulating Materials in the Centimetric Waveband»,
Naturwiss., 1941, 29, p. 516.
40. В о г g n i s, F.: «Measurements on Dielectric Materials in the Centi-
Centimetre-wave Region at High Temperatures», Helv. phys. Ada, 1949, 22,
p. 149.
41. Bosch, J. C. van den, and Bruin, F.: «Construction and Calib-
- ration of a Cavity Wavemeter for Physical Measurements», Physica, 1953,
19, p. 705.
42. В о t, J. Le, and Montagner, S. Le: «Dielectric Properties of Water
Absorbed by Silica Gel at Centimetre Wavelengths», J. Phys. Radium,
1955, 16, p. 79.
43. В о t, J. Le, and Montagner, S. Le: «New Method of Measurement
of the Complex Dielectric Constant of Solids and Liquids at Centimetre
Wavelengths», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1953, 236, p. 469.
44. В о t, J. Le: «A New Method for Measurement of Complex Dielectric Con-
Constant at Centimetre Wavelengths; Application to the Study of the Absorp-
Absorption of Water», Ann. Phys. (Paris), 1956, 11, p. 463.
45. Boudouris, G., and I 1 i a s, D.: «Measurement of Microwave
346

Absorption in Binary Gaseous Mixtures», C. R. Acad. Sci (Paris), 1958
246, p. 407.
46. Bowie, D. M., and К e 1 1 e h e r, K. S.: «Rapid Measurement
of Dielectric Constant and Loss Tangent», Trans. I. R. E., 1956, MTT-4,
p. 137.
47. В г a n i n, F. H.: «The Determination of Complex Dielectric Constants
of Absorptive Liquids by Microwave Interferometry», J. appl. Phys., 1952
23, p. 990.
48. В г a n 1 у, Е.: «The Transmission of Hertz Waves through Liquids»
C. R. Acad. Sci. (Paris), 1899, 129, p. 672.
49. В r i g a n t i, E.: «Measurement oi Permittivity and Tangent oi Loss
Angle of Dielectrics with Highh Absorption at Centimetre Wavelengths»,
Poste Telecom., 1954, 22, p. 327.
50. В г о о к s, W. L., Grieg, J. H., Pine, C, Z о e 1 1 n e r, W. G.
and R о h r b a u g h, J. H.: «Absorption of Millimetre Waves in Die-
Dielectric Solids», J. Opt. Soc. Amer., 1953, 43, p. 1191.
51. В г о t, C: «A New Method of Measurement of the Microwave Complex
Dielectric Constant of Liquids», C. R. Acad. Sci. (Pa-is), 1954, 239, p. 612.
52.' Brown, W. F.: «Dielectrics», Encyclopedia of Physics, vol. 17 (Sprin-
(Springer, Berlin, 1956).
53. В r u с к, D. A.: «The Cryotron — a Superconductive Computer Compo-
Component», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 482.
54. В u с h a n a n, T. J.: «Balance Methods for the Measurement of Permit-
Permittivity in the Microwave Region», Proc. I. E. E., 1952, 99, pt III, p. 61
55. В u с h a n a n, T. J., and Grant, E. H.: «Phase and Amplitude
Balance Methods for Permittivity Measurements between 4 and 50 cm»
Brit. J. appl. Phys., 1955, 6, p. 64.
*56. В u r d u n, G. D.: «Measurement of Dielectric Constant and Losses of
Solid Dielectric by means of Waveguides», Zh. tekh. Fiz., 1950, 20, p. 813
57. В u s с h, G., and M u 1 1 e r, J.: «Critical Magnetic Fields of Supercon-
Superconducting Vanadium», Helv. phys. Ada, 1957, 30, p. 230.
58. В u s s e y, H. E., and В i r n b a u m, G.: «Cavity Resonators for Die-
Dielectric Spectroscopy of Compressed Gases», Rev. sci. lustrum., 1959, 30
p. 800.
59. Chambers, R. G.: «The Effect of Relaxation on Microwave Measure-
Measurements of the Anomalous Skin Effects», Physica, 1953, 19, p. 365.
60. С h a m b e r s, R. G.: «The Anomalous Skin Effect», Proc. Roy. Soc.
1952, 215A, p. 481.
61. С h a m b e r s, R. G.: «The Penetration Depth in Impure Superconduc-
Superconducting Tin», Proc. Cambridge Phil. Soc, 1956, 52, p. 363.
62. Chambers, R. G.: «Cyclotron Resonance under Anomalous Sicin-
Effect Conditions», Phil. Mag., 1956, 1, p. 459.
63. С h a t t e r j e e, S. K-: «An Approximate Theory of the Cavity-Reso-
Cavity-Resonator Method of Determining the Dielectric Loss of Solids at Microwave
Frequencies», J. Indian Inst. Sci., 1952, 34B, p. 43.
64. С h a t t e r j e e, S. K-, S h e n о y, P. R., and В a i, С R.: «A Method
for the Measurement of Conductivity of Metals at Microwave Frequen
cies», J. Indian Inst. Sci., 1954, 36B, p. 107.
65. Clark, D. E., and A s s e n h e i m, J. G.: «Sensitive Method fot
Measurement of Magnetoresistance Effect with Direct Currents and with
Microwaves», Brit. J. appl. Phys., 1960, 11, p. 35.
66. С о 1 e, A. D.: «Measurement of Short Electrical Waves and their Trans-
Transmission through Water Cells», Phys. Rev., 1898, 7, p. 225.
67. Col e, K- S., and С о 1 e, R. H.: «Dispersion and Absorption in Dielect-
Dielectric», J. chem. Phys., 1941, 9, p. 341.
68. С о 1 1 i e, С H., R i t s о n, D. M., and H a s t e d, J. В.: «Dielectric
Properties of Water», Trans. Faraday Soc, 1946, 42A, p. 129.
69. С о 1 1 i e, С H., Hasted, J. В., and R i t s о n, D. M.: «The Cavity
Resonator Method of Measuring the Dielectric Constant of Polar Liquids
in the Centimetre Band», Proc. Phys. Soc, 1948, 60, p. 71.
347

70. С о 1 1 i е, С. Н., Н a s t e d, J. В., and R i t s о п, D. M.: «The Die-
Dielectric Properties of Water and Heavy Water», Proc. Phys Soc , 1948 60
p. 145. ' '
71. Conn, Q. К. Т.: «Anomalous Magneto-Resistance Effects in Bismuth»,
Nature, 1948, 162, p. 336.
72. С о s t a i n, С. С: «A 'Free-Space' Absorption Cell for Microwave Spec-
troscopy», Canad. J. Phys., 1957, 35, p. 241.
-73. С г a i n, С. М.: «The Dielectric Constant of Several Gases at a Wavelength
of 3-2 cm», Phys. Rev., 1948, 74, p. 691.
74. С r i p w e 1 1, F. J., and S u t h e г 1 a n d, G. В. В. М.: «Some Measu-
Measurements on the Absorption of Centimetric Waves by Liquid Dielectrics»,
Trans. Faraday Soc, 1946, 42A, p. 149.
75. С г о u с h, G. E.: «Dielectric Measurement of Liquids at Microwave Fre-
Frequencies», J. chem. Phys., 1948, 16, p. 364.
76. С u 1 1 w i с к, E. G.: «Magnetic Energy and Electron Inertia in a Super-
Superconducting Sphere», Proc. I. E. E., 1956, ЮЗС, p. 441.
77. D а к i n, T. W., and Works, C. N.: «Microwave Dielectric Measu-
Measurements», J. apll Phys., 1947, 18, p. 789.
78. D'A 1 troy, F. A., and Fan, H. Y.: «Microwave Measurements on
Germanium Semiconductors», Proc. Nat. Electronics Conf., 1952, 8, p. 522.
79. Davis, L., and Rubin, L. G.: «Some Dielectric Properties of Ba-
Barium-Strontium Titanate Ceramics at 3,000 Mc/s», J. appl. Phys., 1953,
24, p. 1194.
80. D e b у e, P.: «Polar Molecules» (Chemical CatalogueCo., New York, 1929).
81. D i n gl e, R. В.: «The Anomalous Skin Effect and the Reflectivity of
Metals», Physica, 1953, 19, pp. 313, 729 and 1187.
82. D 6 r i n g, H., and Klein, W.: «Resonance-Resistance Measu-
Measurements at Centimetre Wavelengths», Arch. tech. Messen, 1951, 191,
p. T135.
83. D г у d e n, J. S.: «The Measurement of the Dielectric Properties of
Liquids in an Hol Resonator», J. sci. lustrum., 1958, 35, p. 439.
84. Dunsrauir, R., and P о w 1 e s, J. G.: «A Method for the Measurement
of the Dielectric Properties of Liquids in the Frequency Range 600—3,200
Mc/s», Phil. Mag., 1946, 37, p. 747.
85. E 1- S a b e b, S. H. M., and Haste d, J. В.: «The Dielectric Cons-
Constant of a Liquid containing Spherical Particles», Proc. Phys. Soc, 1953,
66B, p. 611.
86. Essen, L.: «The Refractive Indicesof Water Vapour, Air, Oxygen, Nit-
Nitrogen, Hydrogen, Deuterium, and Helium», Proc. Phys. Soc, 1953, 66B,
p. 189.
87. Essen, L., and F г о о m e, K- D.: «The Refractive Indices and Die-
Dielectric Constants of Air and its Principal Constituents at 24,000 Mc/s»,
Proc. Phys. Soc, 1951, 64B, p. 862.
88. Essen, L.: «A Highly-Stable Microwave Oscillator and its Application
to the Measurement of the Spatial Variations of Refractive Index in the
Atmosphere», Proc. I. E. E., 1953, 63, pt III, p. 19.
89. E s t i n, A. J., and В u s s e y, H. E.-. «Errors in Dielectric Measure-
Measurements due to a Sample Insertion Hole in a Cavity», Trans. 1. R. E., 1960,
MTT-8, p. 650.
90. F a b e r, T. E., and P i p p a r d, А. В.: «The Penetration Depth and
High-Frequency Resistance of Superconducting Aluminium», Proc. Roy.
Soc, 1955, 231 A, p. 336.
91. F a r r a n d s, J. L.: «Dielectric Measurements with Holn Resonant Cavi-
Cavities having Appreciable Loading», Proc. I. E. E., 1954, lol, pt III, p. 404.
92. F a w с е t t, E.: «The Surface Resistance of Normal and Superconduc-
Superconducting Tin at 36 kMc/s», Proc. Phys. Soc, 1953, 66A, p. 1071.
93. F a w с е t t, E.: «The Surface Resistance of Normal and Superconduc-
Superconducting Tin at 36 kMc/s», Proc. Roy. Soc, 1955, 232A, p. 519.
94. F г e i, A. H., and Strutt, M. J. O.: «Skin Effect in Semiconductors»,
Proc I. R. E., 1960, 48, p. 1272.
348

95. F г 6 h 1 i c h, H.: «Theory of Dielectrics» (Clarendon Press Oxford,
1949).
96. F u к u г о i, Т., and Y a m a g a t a, K.: «Measurement of Dielectric
Constant of Germanium at Microwave Frequencies», Sci. Rep. Res. Inst.
Tohoku Univ ., 1959, 11 A, No. 4, p. 285.
97. Gabriel, W. F.: «An Automatic Microwave Dielectrometer»,
Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 481.
98. G a b r i e 1, W. F.: «A Frequency-Stabilization System for Gas-Dielec-
Gas-Dielectric Measurements», Proc. I. R. ?., 1952, 40, p. 940.
99. G e b b i e, H. A., and К i e 1 y, D. Q.: «The Dielectric Constant and
Loss of Amorphous Selenium at a Wavelength of 3 cm», Proc. Phys. Soc,
1952, 65B, p. 553.
100. G e v e r s, M.: «Measuring the Dielectric Constant and the Loss Angle of
Solids at 3,000 Mc/s», Philips tech. Rev., 1951, 13, p. 61.
101. Ghosh, D. K.: «On the Absorption of 3-18 cm Microwaves in some Sub-
Substituted Phenols in the Liquid State», Indian J. Phys., 1955, 29, p. 581.
102. Ghosh, D. K- «Absorption of 3-18 cm Microwaves in some Aromatic
and Aliphatic Compounds in the Liquid State», Indian J. Phys., 1954,
28, p. 485.
103. G 1 a r u m, S. H.: «Bridge Method for Microwave Dielectric Measure-
Measurements», Rev, sci. Inst rum.', 1958, 29, p. 1016.
104. Glover, R. E., and Tinkham, M.: «Transmission of Supercon-
Superconducting Films at Millimetre-Microwaves and for Infra-red Frequencies»,
Phys. Rev., 1956, 104, p. 844.
105. Glover, R. E., and Tinkham. M.: «Conductivity of Supercon-
Superconducting Films for Photon Energies between 0-3 and 40 fe7>, Phys.
Rev., 1957, 108, p. 243.
106. G о r d о n, A. N.. and- S о n d h e i m e r, E. H.: «The Evaluation of
the Surface Impedance in the Theorv of the Anomalous SKin Effect in
Metals», Appl. sci. Res., 1953, B3, p. 297.
107. G о z z i n i, A.: «Dielectric Constants of Gases in the Microwave Re-
Region», Nuovo Cim., 1951, 8, p. 361.
108. G о z z i n i, A., and P о 1 а с с о, Е.-. «Method for the Measurement
of the Dielectric Constant of Gases at Ultra High Frequencies», С R.
Acad. Sci. (Paris), 1953, 237, pp. 1497 and 1652.
109. G r a n i с h e r, H., and S с h u r t e r, W.: «A Rod Method of Mea-
Measuring Dielectric Constants», Z. angew. Math. Phys., 1957, 8, p. 382.
110. Gr an t, E. H.: «The Dielectric Properties of Methyl and Ethyl Al-
Alcohols in the Wavelength Range 3 cm — 52 cm», Proc. Phys. Soc, 1957,
70B, p. 937.
111. G r a n t, E. H., В u с h a n a n, T. J., and С о о к, Н. F.: «Dielect-
«Dielectric Behaviour of Water at Microwave Frequencies», J. chem. Phys.,
1957, 26, p. 156.
112. Grant, E. H.: «A Simple and Rapid Method of Measuring the Comp-
Complex Permittivity of a Liquid», Brit. J. appl. Phys., 1955, 6, p. 181.
113. Grant, E. H.: «Method for Measuring the Complex Dielectric
Constant of a High-Loss Liquid at 8 mm Wavelength», J. appl. Phys.,
1959, 10, p. 87.
114. Gross, F.-. «Temperature Dependence of Loss Angle and Dielectric
Constant of Solid Insulating Materials in the 4 kMc/s Range», Nachr.
Tech. Z., 1956, 9, p. 124.
*115. Gurevich, L. E., and I p a t о v a, I. P.: «The Faraday Effect
in Semiconductors due to Free Carries in a Strong Magnetic Field», Zh.
eksper. teor. Fiz., 1959, 37, p. 1324.
*U6. Gurevich, V. L.: «Anomalous Skin Effect in Ferromagnetics»,
Zh. tekh. Fiz., 1958, 28, p. 2352.
117. H a f n e r, E.: «Determination of the Dielectric Constants of Optically
Uniaxial Crystals from the Spectrum of Natural Oscillations of Circular-
Cylinder Cavity Resonators», Arch, elekt. Ubertragung, 1953, 7, p. 181.
118. Hakki, B. W., and С о 1 e m a n, P. D.: «A Dielectric-Resonator
349

Method of Measuring Inductive Capacities in the Millimetre Range»,
Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 402.
119. H a 1 1, H. W., H a 1 1 i d a y, 1. G., J о h n s о n, W. A., and Wai-
к е r, S.: «Waveguide Measurements of Dielectric Absorption of
Solutions of Polar Substances in Non-Polar Solvents» Trans. Faraday
Soc, 1946, 42A, p. 136.
120. Harris, F. E., and О' К о n s к i, G. Т.: «Measurement of High-
Permittivity Dielectric at Microwave Frequencies», Rev sci. Instrum.,
1955, 26, p. 482.
121. Hartshorn, L., and S a x t о n, J. A.-. «The Dispersion and
Absorption of Electromagnetic Waves», Encyclopedia of Physics vol.
16, p. 640 (Springer, Berlin, 1958).
122. Hartshorn, L., P a r r y, J. V. L., and Essen.L.: «The Mea-
Measurement of the Dielectric Constant of Standard Liquids», Proc. Pftys.
Soc, 1955, 68, p. 422.
123. Hartshorn, L., Parry, J. V. L., and R u s h t о n, E.: «The
Dielectric Losses in some Representative Insulating Materials», Proc.
!. E. E., 1953, 100, pt IIA, p. 23.
124. Hasted, J. В., R i t s о n, D. M., and Collie, С. Н.: «Dielect-
«Dielectric Properties of Aqueous Ionic Solutions: Parts I and II» J. chem.
Phys., 1948, 16, p. 1.
125. Hasted, J. В., and E 1- S a b e h, S. H. M.: «The Dielectric Pro-
Properties of Water in Solutions», Trans. Faraday Soc, 1953, 49, p. 1003.
126. H e i n e к e n, F. W., and Bruin, F.: «Some Measurements on
Refractive Indices of Gases in the Microwave Region», Physica, 1954,
20, p. 350.
127. H e i n e к e n, F. W., and В a t t a g 1 i a, A.: «Absorption and Ref-
Refraction of Ammonia as a Function of Pressure at 6-mm Wavelength»,
Physica, 1958, 24, p. 589.
128. H e г о 1 d E. W.: «Future Circuit Aspects of Solid-State Phenomena»,
Proc 1. R. E., 1957, 45, p. 1463.
129. H e r s h b e r g e r, W. D.: «The Absorption of Microwave by Gases»,
J. appl. Phys., 1946, 17, p. 495.
130. H e r t e 1, P., S t r a i t о n, A. W., and T о 1 b e r t, С W.: «Die-
«Dielectric Constant Measurements at 8-6 mm Wavelength», J. appl. Phys.,
1953, 24, p. 956.
131. H i p p e 1, A. R. von: «Ferroelectricity, Domain Structure, and Phase
Transitions of Barium Titanate», Rev. mod. Phys., 1950, 22, p. 221.
132. Horner, F., Taylor, T. A., D u n s m u i r, R., Lamb, J.,
and Jackson, W.: «Dielectric Measurements at Centimetre Wa-
Wavelengths», J. I. E. E., 1946, 93, pt III, p. 53.
133. H о t s t о n, E. S., and H о u 1 d i n g, J. E.: «The Measurement of
Small Changes in Dielectric Constant by means of a Cavity Wavemeter»,
J. sci. Instrum., 1955, 32, p. 484.
134. H s i e n, H s i- T e h, G о 1 d e y, J. M., and Brown, S. C: «A Re-
Resonant Cavity Study of Semiconductors», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 302.
135. Hughes, J. V., and Lavrench, W.: «The Permittivity
of Air at a Wavelength of Ten Centimetres», Proc. I.R. E., 1951, 39,
p. 839.
136. Hughes, J. V., and Armstrong, H. L.: «The Dielectric Con-
Constant of Dry Air», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 501.
137. Iwayanagi, H.: «Measurement of Permittivity of Mixed Barium
and Strontium Titanate in 3 000 Mc/s Region», J. Phys. Soc. Japan,
1953, 8, p. 525.
138. J а к e 1, Т.: «The Measurement of Dielectric Constants of Liquids at
Decimetre Wavelengths», Ann. Phys. (Leipzig), 1955, 17, p. 42.
139. Jackson, Willis, and P о w 1 e s, J. G.: «Dielectric Absorption
in Benzene and Liquid Paraffin Solutions at Ultra-High Frequencies»,
Trans. Faraday Soc, 1946, 42A, p. 101.
350

140. Jackson, Willis: «The Representation of Dielectric Properties
and the Principles Underlying their Measurement at Centimetre Wave-
Wavelengths», Trans. Faraday Soc, 1946, 42A, p. 91.
!4L Jackson, Willis- «The Structure, Electrical Properties and Po-
Potential Applications of the Barium-Titanate Class of Ceramic Mate-
Materials», Proc. 1. E. E., 1950, 97, pt III, p. 285.
142. J а с о b s, H., R a m s a, A. P., and Brand, F. A.: «Further Con-
Consideration of Bulk Lifetime Measurement with a Microwave Electrode-
less Technique», Proc. I. R. ?., 1960, 48, p. 229.
143. J a s i n s к i, W., and Berry, J. A.: «Measurement of Refractive
Indices of Air, Nitrogen, Oxygen, Carbon Dioxide and Water Vapour at
3360 Mc/s», Proc. I. E. E., 1954, 101, pt III, p. 337.
144. J e n, С. К.: «A Method for Measuring the Complex Dielectric Constant
of Gases at Microwave Frequencies by using a Resonant Cavity», J. appl.
Phys., 1948, 19, p. 649.
* 145. К a g a n о v, M. I., and A z b e 1, M. Ya.; «Theory of Anomalous
Skin Effect», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1955, 102, p. 49.
*146. К a g a n о v, M. I., and A z b e 1, M. Ya.: «The Conductivity of
1 Thin Metal Films», Zh. eksper. teor. Fiz., 1954, 27, p. 762.
147. К а г р о v a, O. V.: «On the Absolute Measurement of Solid Dielectric
Parameters by Means of a П-Resonator», Soviet Physics — Solid State,
1959, 1, p. 220.
148. К a t o, N.. and S а к a i, Т.: «New Method of Measuring Dielectric
Constant by Means of a Variable Impedance Element», J.Inst. Elect.
Commun. Engrs Japan, 1953, 36, p. 545.
*149. К а у e, G. W. C, and Lab у, Т. Н.: «Physical and Chemical Con-
Constants» (Longmans, London, 1956).
*150. К 1 i n g e r, M. I., and С h a b a n, M. M.: «Faraday Effect in Semi-
Semiconductors», Zh. tekh. Fiz., 1956, 26, p. 938.
151. К 1 i n g e r Y.: «The Conductivity of Germanium at 2-4X 1010 c/s»,
Phys. Rev., 1953, 92, p. 509.
152. К 1 i n g e r, Y., and S а к e r, E. W.: «The Dielectric Constant of
Amorphous Selenium at Wavelengths of 1 cm and 3 cm», Proc. Phys. Soc.,
1953, 66B, p. 1117.
153. К 1 6 t t e, G.: «Measurements on Dielectric and Ferromagnetic Mate-
Materials at Frequencies around 10 kMc/s», Fernmeldetech. Z., 1955, 8, p. 256.
*154. Kotosonov, N. V.: «The Theory of Measurements of Dielectric
Constants at Centimetre Wavelengths», Zh. tekh. Fiz., 1952, 22, p. 530.
155. Kramer, K.: «Microwave Measurements of Dielectric Absorption
in Dilute Solutions», Z. Phys., 1959, 157, p. 134.
156. Krishna, K- V. G.: «A New Method for Computing the Complex
Dielectric Constant from Ultra-High-Frequency Impedance Measure-
Measurements», Trans. Faraday Soc, 1956, 52, p. 1110.
157. Krishna, K- V. G.: «A Method of Determining the Dipole Moment
and Relaxation Time from Microwave Measurements», Trans. Faraday
Soc, 1957, 53, p. 767.
158. К г i s h n a j i, and S w a r u p, P.: «Absorption of Microwaves in
Gases», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1525.
159. К г i s h n a j i, and S w a r u p, P.: «Dispersion in Ammonia in 3 cm
Regions, Z. Phys., 1953, 136, p. 374.
160. К г i s h n a j i, and S r i v a s t a v a, G. P.: «A Three-Centimetre
Microwave Bench for Studying the Pressure and Temperature Effects
on Dielectric Behaviour of Gases», J. sci. ind. Res., 1957, 16A, p. 289.
161. Lamb, J.: «Measurements of the Dielectric Properties of Ice», Trans.
Faraday Soc, 1946, 42A, p. 238.
162. Lamb, J.: «Dielectric Measurements at Wavelengths around 1 cm
by means of an HOi Cylindrical Cavity Resonator», J. I. E. E., 1946, 93,
pt IIIA, №9, p. 1447.
163. Lamb, J., and T u r n e y, A.: «The Dielectric Properties of Ice at
12-5 mm Wavelength», Proc. Phys. Soc, 1949, 62, p. 272.
351

164. L a m о rt t, H. R. L.: «Use of the Waveguide for Measurement of
Microwave Dielectric Constants», Phil. Mag., 1940, 30, p. 1.
165. Lane, J. A., and S a x t о n, J. A.: «Dielectric Dispersion in Pure
Polar Liquids at Very High Frequencies: Part 1—Measurements on
Water, Methyl and Ethyl Alcohols», Proc. Roy. Soc, 1952, 213A,
pp. 400 and 473.
166. Lane, J. A., and S a x t о n, J. A.: «Dielectric Dispersion in Pure
Polar Liquids at Very High Radio Frequencies: Part 3—The Effect of
Electrolytes in Solution», Proc. Roy. Soc, 1952, 214A, p. 531.
167. L а г r a b e e, R. D.: «Measurement of Semiconductor Properties
through Microwave Absorption», RCA Rev., 1960, 21, p. 124.
168. L e b г u n, A.: «New Chart for the Determination of the Permittivity
of Dielectric at U. H. F.», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1952, 234, p. 518.
169. L e d г u n, A.: «Techniques for the Measurement of Impedances at
Metre and Decimetre Wavelengths and their Use for studying the Die-
Dielectric Properties of Solids and Liquids», Ann. Phys. (Paris), 1955,
10, p. 16.
170. L e d i n e g g, E., and F e h г е г, Е.: «New Method for Determina-
Determination of Dielectric Constants in the Centimetre-Wave Range», Ada phys.
Austriaca, 1949, 3, p. 82.
171. L e d i n e g g, E., U r b a n, P., and R e d e r, F.: «A New Method
for Measurement of the Dielectric Constant of Low-Conductivity Fluids
in the Centimetre Band», Ada phys. Austriaca, 1950, 4, p. 9.
172. L e d i n e g g , E., and Urban, P.: «Determination of Loss Angle
of Materials with High Dielectric Constant», Ada phys. Austriaca, 1950,
4, p. 197.
173. L e F e v г e, R. J. W.: «Dipole Moments» (Methuen, London, 1948).
174. L i n h a r t, J. G., T e m p 1 e t о n, I. M., and Dunsmuir, R.:
«A Microwave Resonant-Cavity Method for Measuring the Resistivity
of Semiconducting Materials», Brit. J. appl. Phys., 1956., 7, p. 36.
175. Little, V. I.: «A Standing-Wave Method for Measuring Electro-
Electromagnetic Absorption in Polar Liquids at Frequencies of the order
ЗХ 109 c/s», Proc. Phys. Soc, 1953, 66B, p. 175.
176. Little, V. I., and Smith, V.: «The Ionic Conductivity of Dilute
Potassium Chloride Solutions at Centimetre Wavelengths», Proc. Phys.
Soc, 1955, 68B, p. 65.
177. L 6 b, E.: «The Dielectric Properties of Quartz Sands at High and
Ultra High Frequencies», Z. angew. Phys., 1958, 10, p. 178.
178. London H.: «The High-Frequency Resistance of Superconducting
Tin», Proc. Roy. Soc, 1940, 176A, p. 522.
179. L u e g, H., and G e m m e 1, F.: «A Method for the Determination of
the Dielectric Constant of Loss-free Solid Bodies in Uniform Transmis-
Transmission Lines», Arch, elekt. Ubertragung, 1955, 9, p. 307.
180. L u e g, H., and R u p p e г s b e г g, H. K-: «A Method for deter-
determining Complex Dielectric Constants of Very Small Amounts of Mate-
Material @-1 cm3) at Decimetre Wavelengths», Arch, elekt. Ubertragung,
1955, 9, p. 533.
181. Lyons, H., В i г п b a u m, G., and К г у d e r, S. J.: «Measu-
«Measurements of the Complex Dielectric Constant of Gases at Microwave
Frequencies», Phys. Rev., 1948, 74, p. 1210.
182. M а с L e a n, W. R.: «A Microwave Dielectric Loss Measuring Techni-
Technique», J. appl. Phys., 1946, 17, p. 558.
183. Maryott, A. A., and В i r n b a u m, G.: «Microwave Absorption
in Compressed Oxygen», Phys. Rev., 1955, 99, p. 1886.
184. Mason, W. P., and M a t t h i a s, В. Т.: «Theoretical Model for
Explaining fhe Ferroelectric Effect in Barium Titanate», Phys. Pev.,
1948, 74, p. 1622.
185. Mason, W. P., H e w i t t, W. H., and W i с к, R. F.: «Hall-Ef-
«Hall-Effect Modulators and 'Gyrators' employing Magnetic-Field-Independent
Orientations in Germanium», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 166.
352

186. Maxwell, E.: «Conductivity of Metallic Surfaces at Microwave
Frequencies», J. appl. Phys., 1947, 18, p. 629.
*187. M i к h a f 1 о v, G. P., and L о b a n о v, A. M.: «Investigation ol
the Temperature Dependence of Dielectric Losses and Permittivitj
of Polymers in the Centimetre Range: Parts 1 and 2», Zh. tekh. Fiz.
1958, 28, p. 267.
188. M i s s i o, D.: «Microwave Measurements on Low-Loss Dielectrics»
Alta Frequenza, 1955, 24, p. 219.
189. M о n t a g n e r, S. Le, and В о t, J. Le: «Results of Measurements ol
Dielectric Constants at 9,500 Mc/s by a New Method», C. R. Acad. Sci.
(Paris), 1953, 236, p. 593.
190. M о n t a g n e r, S. Le, and В о t, J. Le: «A New Abac for determining
Dielectric Constant and Absorption at Centimetre Wavelengths», C. R.
Acad. Sci. (Paris), 1951, 233, p. 1017.
191. M о п t a g n e r, S. Le, В о t, J. Le, ChauvinS., and H а у e, R.
«Quick Method of Calculation of Complex Dielectric Constant at
Centimetre Wavelengths», С R. Acad. Sci. (Paris), 1954, 239, p. 1474.
*192. Montgomery, С G.: «Technique of Microwave Measurements»
(McGraw-Hill, New YorK, 1947).
193. M u n g a 1 1, A. G.: «Measurement of the Dielectric Properties of Low-
Loss Materials at Millimetre Wavelengths», Canad. J. Phys., 1958, 36
p. 1672.
194. M u n g a 1 1, A. G., and Hart, J.: «Measurement of the Complex
Dielectric Constant of Liquids at Centimetre and Millimetre Wave-
Wavelengths», Canad. J. Phys., 1957, 35, p. 995.
195. N i s h i m a, Y., and Spry, W. J.: «Measurement of the Hall Mobi-
Mobility in /i-Type Germanium at 9, 121 Mc/s», J .appl. Phys., 1958, 29, p. 230.
196. N i s h i о к a, A., and Takeuchi, M.: «Dielectric Property of
Triglycine Sulphate Single Crystal in the 9,000 Mc/s Region», J. Phys.
Soc. Japan, 1959, 14, p. 971.'
197. Oliner, A. A., and A 1 t s с h u 1 e r, H. M.: «Methods of Measu-
Measuring Dielectric Constants based upon a Microwave Network Viewpoin»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 214.
198. P arm enter, R. H.: «High-Current Superconductivity», Phys.
Rev., 1959, 116, p. 1390.
199. P a r г у, J. V. L.: «The Measurement of Permittivity and Power Factor
of Dielectrics at Frequencies from 300 to 600 Mc/s», Proc. I. E. E., 1951,
98, pt III, p. 303.
*200. P a t г u s h e v, V. L.: «Calculation of the Natural Frequency of a
П-Туре Cavity Partly Filled with an Absorbing Dielectric», Dokl. Akad.
Nauk SSSR, 1956, 107, p. 409.
201. P e n г о s e, R. P.: «Some Measurements of the Permittivity and Power
Factor of Low Loss Solids at 25,000 Mc/s Frequency», Trans. Faraday
Soc, 1946, 42A, p. 108.
202. Phillips, W. E.: «The Permittivity of Air at a Wavelength of 10
Centimetres», Proc. I. R. E., 1950, 38, p. 786.
203. Pippard, А. В., Reuter, G. E. H., and S о п d h e i m e r, E. H.,
«The Conductivity of Metals at Microwave Frequencies», Phys. Rev.,
1948, 73, p. 920.
204. Pippard, А. В.: «The Surface Impedance of Superconductors and
Normal Metals at High Frequencies», Ptoc. Roy. Soc, 1947, 191A,
pp. 370, 385 and 399.
205. Pippard, А. В.: «An Experimental and Theoretical Study of the
Relation between Magnetic Field and Current in a Superconductor», Proc.
Soc, 1953, 216A, p. 547.
206. P i p p а г d, А. В., and Ch ambers, R. G.: «The Mean Free Path
of Conduction Electrons in Bismuth», Proc. Phys. Soc, 1952, 65A, p. 955.
207. Pippard, А. В., «The Surface Impedance of Superconducting and
Normal Metals at High Frequencies», Proc. Roy. Soc, 1950, 203A,
pp. 98 and 195.
353

208. P i p p a r d, A. B.: «Field Variations of the Superconducting Penet-
Penetration Depth», Proc. Roy. Soc, 1950, 203A, p. 210.
209. P i p p a r d. А. В.: «Metallic Conduction at High Frequencies and
Low Temperature», Adv. Electronics Electron Phys., vol. VI (Acade-
(Academic Press, New York, 1954).
210. P о 1 e y, J. P.: «The Computation of the Complex Dielectric Constant
from Microwave Impedance Measurements», Appl. sci. Res., 1954, B4,
No. 3, p. 173.
211. P о 1 e y, J. P.: «Microwave Dispersion of some Polar Liquids», Appl.
sci. Res., 1955, B4, No. 5, p. 337.
212. P о t a p e n к o, I. R., and W heeler, D.: «A New Method of
Determining the Relaxation Time and the Dipole Moment of Polar Sub-
Substances», Rev. mod. Phys., 1948, 20, p. 143.
213. P о w 1 e s, J. G.: «The Effect o! Molecular Inertia on Dielectric Ab-
Absorption», Trans. Faraday Soc., 1948, 44, p. 802.
214. P о w 1 e s, J. G., and Jackson, Willis: «The Measurement of
the Dielectric Properties of High-Permittivity Materials at Centi-
Centimetre Wavelengths», Proc. I. E. E., 1949, 96, pt III, p. 383.
215. Rabenhorst, H., and M e 1 i с h e г с i k, J.: «Dielectric Pro-
Properties of Barium Titanate at High Frequencies and Low Temperatures»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1958, 1, p. 261.
216. R a m s a, A. P., Jacobs, H., and Brand, F. A.: «Microwave
Techniques in Measurement of Lifetime in Germanium», J. appl. Phys.,
1959, 30, p. 1054, and Nat. Conv. Rec. /. R. E., 1959, pt 3, p. 159.
217. R a u, R. R., and С a s p a r i, M. E.: «Faraday Effect in Germanium
at Room Temperature», Phys. Rev., 1955, 100, p. 632.
218. R e d e r, F., and H a f n e r, E.: «A Simple Method for Determining
the Dielectric Constant of Fluids at Centimetre Wavelengths», Ada
phys. Austriaca, 1951, 5, p. 189.
219. R e d h e f f e r, R. M., W i 1 d m a n, R. C, and O'G о г m a n, V.:
«The Computation of Dielectric Constants», J. appl. Phys., 1952,
23, p. 505.
220. Reich, К. H.: «Measurement of the Magnetic Permeability of Metals
by means of Cavity Resonators», Frequenz, 1955, 9, p. 299, and 1956, 10.
221. R e u t e r, G. E. H., and S о n d h e i m e r, E. H.: «The Theory of
the Anomalous Sirin Effect in Metals», Proc. Roy. Soc, 1948, 195A.
222. Roberts, S., and H i p p e 1, A. von: «A New Method of Measuring
Dielectric Constant and Loss in the Range of Centimetre Waves»,
J. appl. Phys., 1946, 17, p. 610.
223. R u p p e r s b e r g, H. K-: «Method of Measurement to Determine
the Complex Dielectric Constant at Wavelengths from 8 to 80 cm and
Temperatures to— 150°C», Z. angew. Phys., 1957, 9, p. 9.
224. S a i t o, S.: «Measurement at 9,000 Mc/s of the Dielectric Constant
of Air containing Various Quantities of Water Vapour», Proc. 1. R. E.,
1955, 43, p. 1009.
225. S a i to, S., and К u г о к a w a, K: «A Precision Resonance Method
for Measuring Dielectric Properties of Low Loss Solid Materials in the
Microwave Region», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 35.
226. Saxton, J. A., and L a n e, J. A.: «Absorption of 12. 5 mm Wave-
Wavelength Electromagnetic Radiation in Super-cooled Water», Nature,
1949, 63, p. 871.
227. Saxton, J. A.: «Dielectric Dispersion in Pure Polar Liquids at Very
High Radio Frequencies: Part 2— Relation of Experimental Results
to Theory», Proc. Roy. Soc, 1952, 213A, p. 473.
228. Saxton, J. A., and L a n e, J. A.: «Meteorological Factors in Radio
Wave Propagation», Proc. Phys. Soc, 1947, 60, p. 278.
229. S с h 1 i с к e, H. M.: «Quasi-Degenerate Modes in High-Permittivity
Dielectric Cavities», J. Appl. Phys., 1953, 24, p. 187.
230. Schnei der, M.: «Properties and Applications of Thin Metal Films
in the Microwave Range», Tech Mitt. PTT, 1959, 37, p. 465.
354

231. Schroder, M.: «Measurement of Dielectric Constants by Splitting
of Degenerate Modes», Z. angew. Phys., 1955, 7, p. 169.
232. S e e g e г, K-: «Microwave-Induced Carrier Multiplication in Germa-
Germanium», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 443.
233. S e e g e r, K.: «Microwave Field Dependence of Drift Mobility in Ger-
Germanium», Phys. Rev., 1959, 114, p. 476.
234. Serin, В.: «The Conductivity of Metals at Microwave Frequencies»,
Phys. Rev., 1947, 72, p. 1261.
235. S h a r p e, С. В.: «A Graphical Method for Measuring Dielectric Con-
Constants at Microwave Frequencies», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8. p. 155.
236. Shoenberg, D.: «Superconductivity» (University Press, Cam-
Cambridge, 1952).
*237. S к а п a v i, G. I., and L i p a e v a, G. A.: «Permittivity and Loss
Angle of some Solid Dielectrics at a Wavelength of 3 cm and their De-
Dependence on Temperature and Frequency», Zh. eksper. tear. Fiz., 1956,
30, p. 824.
238. S m i t h, E. K, and W e i n t г о u b, S.: «The Constants in the Equa-
Equation for Atmospheric Refractive Index at Radio Frequencies», J. Res.,
1953, 50, p. 39.
239. Smith, G. E.: «Anomalous Skin Effect in Bismuth», Phys., Rev.,
1959, 115, p. 1561.
240. Smith, J.W., and С 1 e v e r d о n, D.: «A New Method for Extra-
Extrapolating Dielectric Polarization Data to Infinite Dilution and Recalcu-
Recalculation of the Apparent Molecular Polarization and Dipole Moment of
Nitrobenzene in Various Solvents», Trans. Faiaday Soc, 1949, 45,
p. 109.
241. Smyth, С N., and Roach, R. G.: «Dielectric Measurements at
Centimetre Wavelengths», J. I. E. E., 1946, 93, pt IIIA, No. 9, p. 1462.
242. S о п d h e i m e r,. E. H.: «A Note on the Theory of Conduction in
Metals», Proc. Phys. Soc., 1952, 65A, p. 561.
243. Spiers, L.: «Metal Optics at Centimetre Wavelengths—Part I», Phil.
Mag., 1948, 39, p. 105.
244. S p i e w а к, М.: «Magnetic Field Dependence of the Surface Impe-
Impedance ot Superconducting Tin», Phys. Rev., 1959, 113, p. 1479.
245. S t e p h e n s, M. J., and L i d a r d, А. В.: «The Faraday Effect in
Semiconductors», J. Phys. Chem. Solids, 1959, 9, p. 43.
246. S t u b b , Т.: «The Measurement of Conductivity in Semiconductors
with the Aid of Microwaves», Ada polytech, Scand., 1959, No. 259, p. 1.
247. S u г b e r, W. H., and Crouch, G. E.: «Dielectric Measurement
Methods for Solids at Microwave Frequencies», J. appl. Phys., 1948,
19, p. 430.
248. S u г b e r, W. H.: «Universal Curves for Dielectric Measurement Met-
Methods for Liquids», J. appl. Phys., 1948, 19, p. 514.
249. S ur d u t s, A.: «The Faraday Effect in Conductors and Semiconduc-
Semiconductors», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1953, 236, p. 1005.
*250. V e s e 1 о v s к i, P. F.: «Measurement ot Permittivity and Loss Tan-
Tangent of a Solid Dielectric at Centimetre Wavelength in the Temperature
Range from — 100° to +100°C», Zh. tekh. Fiz., 1955, 25, p. 601.
251. W a d a, Y., and F u к u d a, N.: «On the Theory of Superconductivity»,
Progr. theor. Phys., 1959 22, p. 775.
252. Walter, J. E., and H e r s h b e r g e r, W. D.: «Absorption of
Microwaves by Gases», J. appl. Phys., 1946, 17, p. 814.
253. W a 1 t о n, A. K., and Moss, T. S.: «Free-Carrier Faraday Effect in
я-Туре Germanium», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 951.
254. W h i f f e n, D. H., and Thompson, H. W.: «Measurements on
the Absorption of Microwaves: Parts I—II», Trans. Faraday Soc., 1946,
42A, pp. 114 and 122.
255. W h i f f e n, D. H.: «Measurements on the Absorption of Microwaves:
Part III», J. Amer. Chem. Soc, 1948, 70, p. 2452.
355

?56. W h i f f e n, D. H.: «Measurements on the Absorption of Microwaves:
Parts IV and V», Trans. Faraday Soc., 1950, 46, pp. 124 and 130.
257. Wick, R. F.: «Solution of the Field Problem of the Germanium Gy-
rator», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 741.
258. Williams, G., and Bolton, H. C: «The Use of the Impedance
Concept as Applied to Waveguides», Phil. Mag., 1945, 36, p. 862.
259. Works, C. N.: «Resonant Cavities for Dielectric Measurements»,
J. appl. Phys., 1947, 18, p. 605.
260. Z i e m a n, СМ.: «Dielectric Constants of Various Gases at 9,470
Mc/s». J. appl. Phys., 1952, 23. p. 154.
261. P i p p a r d, А. В.: «The Anomalous Skin Effect in Anisotropic Me-
Metals», Proc. Roy Soc, 1954, 224A, p. 273.
262. Heaps, C. W.: «Magnetoresistance of Bismuth at 3000 Megacycles»,
Phys. Rev., 1950, 80, p. 892.
263. Donovan, В.: «The Magneto-Resistance Effect in Metals at High
Frequencies», Proc. Phys. Soc, 1954, 67A, p. 305.
264. Bowie, D. M.: «Microwave Dielectric Properties of Solids for Appli-
Applications at Temperatures to 3,000°F», Nat. Conv. Rec I. R. E., 1957,
pt 1, p. 270.
265. К о h a n e, Т., and S i r v e t z, M. H.: «Measurements of Microwave
Resistivity by Eddy-Current Loss in Spheres», Rev. sci. Instrum.,
1959, 30, p. 1059.
266. А к a o, H., and Sasaki, Т.: «Dielectric Dispersion of Rochelle
Salt in the Microwave Region», J. chem. Phys., 1955, 23, p. 2210.
267. А к а о, Н., Т а к а к u г а, Т., and Sasaki, Т.: «Dielectric Con-
Constant of Rochelle Salt at 3,000 Mc/s», J. Phys. Soc. Japan, 1952, 7, p. 361.
268. С о u t u r e, L., Le M о n t a g n e r, S., L e В о t, J., and
Le Traon, A.: «Dielectric Anomalies of Ammonium Sulphate»,
C. R. Acad. Sci. (Paris), 1956, 242, p. 1804.
269. P о w 1 e s, J. G.: «Dielectric Properties of Titanates at Ultra High
Frequencies», Nature, 1948, 162, p. 614.
270. P о w 1 e s, J. G.: «Dielectric Properties of Mixed Barium and Stron-
Strontium Titanate at 10,000 Mc/s», Nature, 1948, 162, p. 655.
271. W a t a n a b e, N.: «The Cylindrical TEn-Mode Cavity including
a Semiconductor Sample with Tensorial Electrical Conductivity»,
Rev., elect. Commun. Lab. Japan, I960, 8, p. 256.
272. Battaglia, A, Boudouris, G., Bruin, F., Cozzini, A.,
and I 1 i a s, D.: «A Microwave Spectrometer using Cavity and
Pulse Techniques», Onde elect., 1958, 2, p. 430.
273. N а к a m u r a, E., and F u г u i с h i, J.: «Measurement of Micro-
Microwave Dielectric Constants of Ferroelectrics», J. Phys. Soc. Japan, 1960,
15, p. 1955.
274. F u r d у n a, J. K., and В г о е г s m a, S.: «Microwave Faraday
Effect in Silicon and Germanium», Phys. Rev., 1960, 120, p. 1995.
275. I 1 i a s, D., and Boudouris, G.: «A Recording Microwave Spect-
ograph», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 144.
276. I 1 i a s, D.: «A Microwave Spectrometer for the Study of Gases under
Medium Pressures», J. Phys. Radium, 1959, 20, p. 653.
277. L u r i o, A., and Stern, E.: «Measurements of the Dielectric
Constant of BaTiO3 Single Crystals in the Paraelectric Region at
X-Band», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 1805.
278. S i n h a, J. K-, and В г о w п., J.: «A New Cavity-Resonator Method
for Measuring Permittivity», Proc. I, E. E., 1960. 107R, p. 522.
*279. P e t г о v, V. M.: «Some Properties of Ferroelectrics at a Frequency
of 3,000 Mc/s», Fiz. Tverdogo Tela, 1960, 2, p. 997.
280. О к а у a, A.: «The Rutile Microwave Resonator», Proc. 1. R. E.,
1960, 48, p. 1921.
281. D h e e r, P. N.: «The Surface Impedance of Normal Superconduc-
Superconducting Indium at 3,000 Mc/s», Proc. Roy. Soc, 1961, 260A, p. 333.
356

282. Q e m u 1 1 a, W. J., and Hall, R. D.: «Ferroelectrics at Microwave
Frequencies», Microwave J., 1960, 3, February, p. 47.
*283. G u г z h i, R. N.. and A z b e 1, M. Y.: «Electron Relaxation
Time in a High-Frequency Electromagnetic Field and the Surface Im-
* pedance of a Metal», Zh. eksper. tear. Fiz., 1960, 38, p. 524.
*284. К о n s t a n t i no v, O. V., and P e r e 1, V. I.: «Possible Transmis-
Transmission of Electromagnetic Waves through a Metal in a Strong Magnetic
Field», Zh. eksper. tear. Fiz., 1960, 38, p. 161.
285. Jackie, W.-. «Measurements of Complex Dielectric Constant of
Rochelle Salt at a Frequency of 10 Qc/s as a Function of Tempera-
Temperature and Electrical Bias Voltage», Z. angew. Phys., 1960, 12, p. 148.
286. Pellegrini, U.: «The Effect of Surface Scratches on the Losses
in Resonant Cavities for Microwaves», Alia Frequenza, 1955, 24, p. 12.
287. Rabenhorst, H.: «Measurement of Dielectric Properties from
the Principal Angle of Incidence and the Restored Azimuth for Wave-
Wavelengths less than 3 cm», Ann. Phys. (Leipzig), 1955, 16, p. 163.
288. К v a s i 1, В.: «Measurement of Complex Permittivity and Permea-
Permeability in Cavity Resonators», Slab. Obz., 1955, 16, p. 227.
289. N i s h i о к a. A.: «Skin Effect of Carbonyl Iron Powder at 4000
Mc/s», J. Ins'., Elect. Commun. Engrs Japan, 1955, 38, p. 810.
290. S a i t o, S., and T a n а к а, К..: «Dielectric Measurements of Solid
Materials in the 24-kMc/s Band», J. last. Elect. Commun. Engrs Japan,
1955, 38, p. 887.
291. H e d v i g, P., N e m e t h, L., and S с h a y, G.: «Measurement of
the Complex Dielectric Constant of Liquids at Microwaves using the
Effect of Multiple Reflection», Ada phys. Hung., 1956, 6, p. 337.
292. A r n о u 1 t, R., and L e b r u n, A.: «The Measurement at Centi-
metric Wavelengths of the Permittivity of Dielectrics of High Loss»,
Onde elect., 1955, 35, p. 448.
293. В о t, J. Le, and Montagner, S. Le: «Measurements and Simple
Calculations of Permittivity at Centimetric Wavelengths by the Rod
Method», Onde elect., 1955, 35, p. 451.
294. L u e g, H.: «A Method of Measuring the Complex Dielectric Constants
of Small Specimens at Centimetric and Decimetric Wavelengths»,
Onde elect., 1955, 35, p. 453.
295. P о 1 e y, J. P.: «A Relaxation Technique for Measurements on Polar
Liquids at Centimetric Wavelengths», Onde elect., 1955, 35, p. 455.
296. Ogasawara, N.: «The Measurement of Permittivity and Per-
Permeability by means of the Perturbation of Cavity Resonators», J. I. E. E.
Japan, 1954, 74, p. 1486.
297. Bruin, F., and H e i n e к e n, F. W.: «Measurement of the Refrac-
Refractive Index at Radio Wavelengths of Gases at Atmospheric Pressure»
Onde elect., 1955, 35, p. 502.
298. Balachandran, M.: «Measurements of the Dielectric Constants
and Loss Angles of Building Materials», Z. angew. Phys., 1955, 7, p. 588.
299. Harrington, R. D., Powell, R. C, and H a a s, P. H/.
«A Re-entrant Cavity for Measurement of Complex Permeability in
the Very-High-Frequency Region», J. Res. nat. Bur. Stand., 1956,
56, p. 129.
300. Barlow, H. E. M.: «Microwave Hall Effect and the Accompanying
Rotation of the Plane of Polarization», Proc. I. E. E., 1961, 108C.
301. Baruch, J.: «Dielectric Measurements by a Modified Standing-
Wave Method at Microwave Frequencies», Bull. Res. Coun. Israel,
1953, 2, p. 429.
302. H os h i a i , M., and S a i t o, S.: «Equipment for Measurement
of Dielectric Properties in the Microwave Range»,/./nsr. Elect.Commun.
Engrs Japan, 1952, 35, pp. 254 and 576.
303. S a i t o, S., and S u d а, Т.: «Measurements of Surface Losses of
Metal Plates and Attenuation in Rectangular Waveguides at 4 000
Mc/s», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1952, 35, p. 251.
357

304. Y a m a m u г а, Н.: «Measurement of Permittivity of Various Solu-
Solutions in the S. H. F. Region by the 4-Branched Coaxial Cable Method»,
J. Sci. Hiroshima Univ., 1952, 16, p. 353.
305. Nederbragt, G. W., and P e 1 1 e, J.: «Dielectric Properties
of Iodine in Aromatic Solvents at 9000 Mc/s», Molecular Phys., 1955,
1, p. 97.
306. В г о t, P. С: «Microwave Dispersion and Hydrogen Bonding in
Several Alcohols», Ann. Phys. (Paris), 1957, 2, p. 714.
*307. Prozorova, L. A.: «Measurement of the Surface Impedance of
Superconductors at 9400 Mc/s», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 34, p. 14.
308. S r i v a s t a v a, G. P.: «Electric Susceptibility of Ethyl Chloride
in the Centimetre Wave Region», Z. Phys., 1957, 148, p. 242.
309. Koizumi, N.: «Dielectric Properties of Polyethylene Glycols at
Microvawe Frequencies», J. chem. Phys., 1957, 27, p. 625.
310. L a b u d a, E. F.: «New Technique for Measurement of Microwave
Dielectric Constants», Rev. sci. Instrum., 1961, 32, p. 391.
311. Magnuson, D, W.-. «Microwave Dielectric Constant Measure-
Measurements», J. chem. Phys., 1956, 24, p. 344.
312. А г p, V. D., К г op sc hot, R. H., Wilson, J. H.,
Love, W. F., and P h e 1 a n R.: «Superconductivity of Nb3Sn in
Pulsed Fields of 185 kilogauss», Phys. Rev. Lett., 1961," 6, p. 452.
313. Gibson, A. F.: «The Absorption of 39-kMc/s Radiation in Ger-
Germanium», Proc. Phys. Soc, 1956, 69B, p. 488.
314. H о t s t о n, E. S.: «Correction Term for Dielectric Measurements
with Cavity Resonators», J. sci. Instrum., 1961, 38, p. 130.
315. К г i s h n a j i, and S w a r u p, P.: «The Dielectric Behaviour
of Acetaldehyde Vapour at 9000 Mc/s», Z. Phys., 1954, 138, p. 550.
316. W i n d 1 e, J. J., and Shaw, Т. М.: «Dielectric Properties of
Wool—Water Systems at 3000 and 9300 Mc/s», J. chem. Phys., 1954,
22, p. 1752.
317. Grebenkemper, C. J.: «Superconductivity of Vanadium
at 24,000 Mc/s», Phys. Rev., 1954, 96, p. 316 .
318. P u t 1 e y, E. H.: The Hall Effect and Related Phenomena» (But-
terworth, London, 1960).
319. Y a n a i, H., and О g i, M.: «Measurements of Q and Dielectric
Loss by the Resonance-Curve-Area Method», J. Inst. Elect. Commun.
Engrs Japan, 1953, 36, p. 121.
320. Y a m a g a t a, K.: Method of Measuring the Hall Coefficient at
Microwave Frequencies», Sci. Rep. Res. Inst. Tohoku Univ., 1960, 12.
321. Y a m a g a t a, K-, and Fukuroi, Т.: «Measurement of Hall
Mobility of Germanium at a Microwave Frequency», Sci. Rep. Res.
Inst. Tohoku Univ., 1960, 12, p. 247.
322. F a w с е t t, E.: «Anomalous Skin Effect in Aluminium», The Fermi
Surface (Wiley, New York, 1960).
323. Smith, G. E.: «The Anomalous Skin Effect», The Fermi Surface
(Wiley, New York, 1960).
324. Jacobs, H., Brand, F. A., M e i n d 1, J. D., Benanti,
M., and Benjamin, R.: «Electrodeless Measurement of Semicon-
Semiconductor Resistivity at Microwave Frequencies», Proc. I. R. E., 1961,
49, p. 928.
325. Bell, R. O., and Rupprecht, G.: «Measurement of Small
Dielectric Losses in Material with a Large Dielectric Constant at Micro-
Microwave Frequencies», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 239.
326. H u b b a r d, С H., LoSasso, L. A., and R о u s s о, Е.:
«Microwave Isolator combines Hall Effect and Tunnel Diodes», Electro-
Electronics, 1961, 34, June 16th, p. 56.
327. Gibson, A. F., G r a n v i 1 1 e, J. W., and P a i g e, E. G. S.:
«A Study of Energy-Loss Processes in Germanium at High Electric
Fields using Microwave Techniques» J. Phys. Chem. Solids, 1961, 19,
p. 198.
358

328. D r u d e. P.-. Dielectric Constants determined by Electric Waves»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1902, 8, p. 336, Z. phys. Chew.., 1902, 40, p. 635,
Ann. phys. Chem., 1898, 65, p. 481, and Z. Elektrochem., 1898, 4,
p. 492.
329. W i 1 d e r m u t h, K-: «Absorption of Electric Waves in Liquids»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1902, 8, p. 212.
330. Schmidt, W.: «Dielectric Constants by Crystals by means of
Electric Waves», Ann. Phys. (Leipzig), 1902, 8, p. 919, and 1903, 11.
331. Q u t t о n, C: «Propagation of Electric Waves through Water and
Ice», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1900, 130, p. 1119, and 1901, 133,
p. 339, and J. Physique, 1901, 3, p. 752.
332. В u s с е m i, V.: «Transparency of Liquids for Electric Waves»,
Nuovo Cim., 1905, 9, p. 105.
*333. С о 1 1 e у, A. R., «Application of Method of Electric Waves in Wires
to the Investigation of Dispersion in the Electric Spectrum of
Liquids», Zh. Russ. Fit. Khim. Obshchestva, 1906, 38, p. 431, and
1908, 40, p. 228.
334. S с h a e f e r, C: «Normal and Abnormal Dispersion in the Region
¦ of Electric Waves», Preuss. Akad. Wiss. (Belrin), 1906, 42, p. 769.
335. Merczyng, H.: «Electric Dispersion of Water and Ethyl Alcohol
for Very Short Waves», Bull. Acad. Sci. Cracovie, 1911, 2A, p. 123.
336. R u к о p, H.: Measurements in the Electromagnetic Spectrum of
Water with Slightly Damped Vibrations of 20—65 cm Wavelength»,
, Ann. Phys. (Leipzig), 1913, 42, p. 489, and 1914, 43, p. 309.
337. M i z u s h i m a, S.: «Dielectric Constants and Absorption Indices
of Ethyl Alcohol for Short Electric Waves», Proc. imp. Acad. Tokyo,
1928, 4, p. 205.
338. L a m о n t, H. R. L.: «Theory of Resonance in Microwave Trans-
Transmission Lines with Discontinuous Dielectric», Phil. Mag., 1940, 29,
p. 521.
339. F e j e r, G., and S с h e r r e r, P.-. «Application of Waveguides
to the Measurement of Dielectric Constants in the Centimetre-Wave
Region», Phys. Ber., 1942, 23, p. 1511, and Helv. phys. Ada, 1943,
15, p. 645.
340. L e d i n e g g, E.: «The Measurement of The Dielectric Constants
of Materials in Plate Form by Means of Cavity Resonators in the Cen-
timetric-Wave Region», Naturwiss., 1943, 31, p. 569.
341. E n g 1 u n d, С R.: «Dielectric Constants and Power Factors
at Centimetre Wavelengths», Bell Syst. tech. J., 1944, 23, p. 114.
342. Liu, S. H., N i s h i n a, Y., and Good, R. H.: Microwave
Measurement of Mobility», Rev. sci. Instrum., 1961, 32, p. 784.
343. N i s h i n a, Y., and D a n i e 1 s о n, G. C: «Microwave Measure-
Measurement of Hall Mobility», Rev. sci. Instrum., 1961, 32, p. 790.
344. В u s s e у, Н. E.: «Standards and Measurements of Microwave Sur-
Surface Impedance, Skin Depth Conductivity and Q», Trans. IRE
1960, 1-9, p. 171.
345. A 1 1 e r t о n, G. L., and Seif er t, J. R.: «Resistivity Measu-
Measurements of Semiconductors at 9000 Mc/s», Trans. I. R. E., I960, 1-9.
346. К о h a n e, Т.: «The Measurement oi Microwave Resistivity by Eddy
Current Loss in Small Spheres», Trans. I. R. E., 1960, 1-9, p. 184.
347. С h a m p 1 i n, K. S., and К г о n g а г d, R. R.: «The Measu-
Measurement of Conductivity and Permittivity of Semiconductor Spheres
by an Extension of the Cavity Perturbation Method», Trans. I. R. E.
1961, MTT-9, p. 545.
348. R u p p г е с h t, G., В e 1 1, R. O., and S i 1 v e r m a n, B. D.:
«Nonlinearity and Microwave Losses in Cubic Strontium-Titanate»,
Phys. Rev., 1961, 123, p. 97.
*349. D e г у u g i n, I. A., and S i g a 1, M. A.: «Dispersion of the
Permeability and Permittivity of Artificial Dielectrics in the Frequency
Range 300—35,000 Mc/s», Zh. tekh. Fiz., 1961, 31, p. 100.

350. P a r a n j a p e, B. V.: «Behaviour of Hot Electrons in Microwave
Feilds», Phys. Rev., 1961, 122, p. 1372.
351. Stanford, A. L.: «Dielectric Resonance in Ferroelectric Titanates
in the Microwave Region», Phys. Rev., 1961, 124, p. 408.
352. H о 1 s h о u s e r, D. F., Von Foerster, H., and Clark,
G. L.: «Microwave Modulation of Light using the К err Effect», J. Opt.
Soc. Amer., 1961, 51, p. 1360.
353. Zucker, J., Fowler, V. J., and С о n w e 1 1, E. M.: «High-
Field Conductivity in Germanium and Silicon at Microwave Frequencies»,
J. appl. Phys., 1961, 32, p. 2606.
354. Koike, R., and Barlow, H. E. M.: «Microwave Measure-
Measurements on the Magneto-Resistance Effect in Semiconductors», Proc.
I. E. E., 1962, 109B, p. 137.
355. I v e s, J. E., and Qowdy, R. E. C: «Absorption of Short Elect-
Electric Waves by Air», Phys. Rev., 1908, 26, p. 196.
356. N о г d m a n n, C: «Transmission of Hertzian Waves through Liquids»,
C. R. Acad. Sci. (Paris), 1901, 133, p. 339, and 1902, 134, p. 417.
357. Merczyng, H.: «Refraction of Very Short Electric Waves in Liquid
Air», Bull. Acad. Sci. Cracovie, 1911, 8A, p. 489.
358. Goldsmith, Т. Т.: «The Refractive Index of Water for Electro-
Electromagnetic Waves Eight to Twenty-Four Centimetres in Length»,
Phys. Rev., 1937, 51, p. 245.
*359. S о о s, A. N.: «Measurement of Dielectric Constant in the Centimetre
Band», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1941, 33, p. 210.
360. V e 1 a s с о, M., and H u t с h i n s о n, G. L.: «A New (Free-Wave)
Method of Determining the Properties of Dielectrics at Centimetre
Wavelengths», Proc. Phys. Soc, 1939, 51, p. 689.
¦361. G i r a r d, P., and A b a d i e. P.: «A New Spectral Method: the
Hertzian Spectrum of Alcohol Molecules», C. R. Acad. Sci. (Paris),
1942, 215, p. 84.
362. Marx, E.: «Dispersion of Electric Waves in Water», Phys. Z., 1903,4.
ЗБЗ. S a u n d e r s, V. Т.: «The NPL' Microwave Mekometer'», Contem-
Contemporary Phys., 1962, 3, p. 290.
364. Blumenthal, R. H.: «Design of a Microwave-Frequency Light
Modulator», Proc. I. R. E., 1962, 50, p. 452.
365. D a s g u p t a, S., and Mohan, G.: «Mechanism of Dielectric
Absorption in the Microwave Region», Proc. Roy. Soc, 1962, 267A.
366. H u f n a g e 1, F., К 1 a g e s, G., and К п о b 1 о с h, P.: «Ab-
«Absorption Measurements on Diphenyl Compounds in the Microwave
Range», Z. Naturforsch., 1962, 166, p. 510.
* *
2. Абрикосов А. А., Горьков Л. П..Халатников И. М.
Сверхпроводник в высокочастотном поле, ЖЭТФ, 1958, т. 35, вып. 1,
стр. 265.
3. Абрикосов А. А., Горьков Л. П., Халатников И. М.
Анализ экспериментальных данных о поверхностном импедансе сверх-
сверхпроводников. ЖЭТФ, 1959, т. 37, стр. 187.
5. Аксенов В. И., Бор оди н М. Я. Волноводный метод измерения
диэлектрических свойств материалов при повышенных температурах.
«Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, вып. 11, стр. 1435.
7. А з б е л ь М. Я., К а г а н о в М. И. К теории аномального скин-
эффекта в магнитном поле. ДАН СССР, 1954, т. 95, № 1, стр. 41.
8. А з б е л ь М. Я, К а н е р Э. А. Теория циклотронного резонанса
в металлах. ЖЭТФ, 1956, т. 30, вып. 4, стр. 811.
9. А з б е л ь М. Я. К теории скин-эффекта в постоянном магнитном
поле. ДАН СССР, 1955, т. 100, № 3, стр. 437.
10. А з б е л ь М. Я-, К а н е р 3. А. Аномальный скни-эффект при про-
произвольном интеграле столкновеинй. ЖЭТФ, 1955, т. 29, вып. 6, стр. 876.
12. А з б е л ь М. Я. Квантовая теория высокочастотной проводимости
металлов. ЖЭТФ, 1958, т. 34, стр. 969.
360

13. А з б е л ь М. Я. Квантовая осцилляция высокочастотного поверхност-
поверхностного импеданса. ЖЭТФ, 1958, т. 34, вып. 5, стр. 1158.
23. Б е з у г л ы й П. А., Г а л к н н А. А., Левин Г. Я- Поверхност-
Поверхностное сопротивление олова в сверхпроводящем состоянии прн частоте
7,ЗХ 1010 герц. ДАН СССР, 1955, т. 105, № 4, стр. 683.
56. Б у р д у н Г. Д. Измерение диэлектрической проницаемости и потерь
твердых диэлектриков в сантиметровом диапазоне с помощью волново-
волноводов. ЖТФ, 1950, т. 20, вып. 7, стр. 813.
115. Гуревич Л. Э., Ипатова И. П. Эффект Фарадея в полупро-
полупроводниках на свободных носителях в сильном магнитном поле. ЖЭТФ,
1959, т. 37, вып. 11, стр. 1324.
116. Г у р е в и ч В. Л. Аномальный скни-эффект в ферромагнетиках.
ЖТФ, 1958, т. 28, вып. 10, стр. 2352.
145. Каганов М. И., Азбель М. Я- К теории аномального скин-
эффекта. ДАН СССР, 1955, т. 102, № 1, стр. 49.
146. Каганов М. И., Азбель М. Я- Проводимость тонких метал-
металлических пленок. ЖЭТФ, 1954, т. 27, вып. 6, стр. 762.
149. К эй Дж. и Лэбн Т. Таблицы физических и химических постоянных.
Изд. 2. Перевод с английского под ред. К- П. Яковлева. Госуд. нз-во
Физико-математической литературы, 1962.
150. К л и и г е р М. И., Ч а б а и М. М. К вопросу об эффекте фарадея
в полупроводниках, ЖТФ, 1956, т. 26, вып. 5. стр. 938.
154. Котоносов Н. В. К теории измерений диэлектрической проница-
проницаемости в сантиметровом диапазоне. ЖТФ, 1952, т. 22, вып. 3, стр. 530.
187. Михайлов Г. П., Лобанов А. М. Изучение диэлектрических
потерь и проницаемости полимеров в зависимости от температуры в сан-
сантиметровом диапазоне длин волн (К = 3,3 и 10 см). ЖТФ, 1958, т. 28,
вып. 2, стр. 267.
192. «Техника измерений на сантиметровых волнах», т. I я т. II. Пер. с англ.
под ред. Г. А. Ремеза. Изд-во «Советское радно», 1949.
200. Патрушев В. Л. Расчет собственной частоты П-образного объем-
объемного контура, частично заполненного поглощающим диэлектриком.
ДАН СССР, т. 107, № 10, стр. 409.
237. Сканави Г. И., Липаева Г. А. Диэлектрическая проница-
проницаемость и угол потерь некоторых твердых диэлектриков при длине волны
3 еж и их зависимость от температуры н частоты. ЖЭТФ, 1956, т. 30,
вып. 5, стр. 824.
250. Веселовский П. Ф. Об измерении е' и tgS твердого диэлек-
диэлектрика иа сантиметровых радиоволнах в интервале температур
— 100-=-+100°С. ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 4, стр. 601.
279. Петров В. М. Некоторые свойства сегнетоэлектриков на частоте
3000 Мгц. «Физика твердого тела», I960, т. 2, вып. 5, стр. 997.
283. Г у р ж и Р. Н., Азбель М. Я. Время релаксации электронов
в высокочастотном электромагнитном поле и поверхностный импеданс
металла. ЖЭТФ, 1960, т. 38, вып. 2, стр. 524.
284. Константинов О. В., Перель В. И. О возможности про-
прохождения электромагнитных волн через металл в сильном магнитном
поле. ЖЭТФ, 1960, т. 38, вып. 1, стр. 161.
307. Прозорова Л. А. Измерение поверхностного импеданса сверхпро-
сверхпроводников иа частоте 9400 Мгц. ЖЭТФ, 1958, т. 34, вып. 1, стр. 14.
333. Колли А. Р. Использование метода электрическнх волн в проводни-
проводниках для исследования дисперсии в электрическом спектре жидкостей.
«Журнал Русского физико-химического общества», 1906, т. 38, стр. 431
и 1908, т. 40, стр. 228.
349. Дерюгин И. А., Сигал М. А. Дисперсия магнитной и диэлект-
диэлектрической проиицаемостей искусственных диэлектриков в диапазоне
частот 500—35 000 Мгц. ЖТФ, 1961, т. 31, стр. 100.
359. С у с А. Н. Об измерении диэлектрической постоннной веществ в сан-
сантиметровом диапазоне. ДАН СССР, 1941, т. 33, № 3, стр. 209.
361

ГЛАВА 7
СПЕКТРОМЕТРИЯ ДИЭЛЕКТРИКОВ
7.1. СПЕКТРЫ ГАЗОВ
7.1.1. Строение молекул
Квантовые переходы [227] в диэлектрических средах явились
предметом интенсивных исследований методами спектрометрии
(или спектроскопии) сверхвысоких частот [49, 180, 206, 241, 260,
266, 348, 406, 433, 455]. Когда на диэлектрик падает электромагнит-
электромагнитное излучение с частотой, соответствующей разрешенному переходу,
то возникают три процесса: поглощение, индуцированное излучение
и спонтанное излучение. Вероятность таких переходов пропорцио-
пропорциональна хорошо известным коэффициентам Эйнштейна. Коэффициент
спонтанного излучения пропорционален кубу частоты; он велик на
оптических частотах, но становится пренебрежимо малым в санти-
сантиметровом диапазоне, вследствие чего в этом диапазоне в основном на-
наблюдаются спектры поглощения, несколько видоизмененные инду-
индуцированным излучением.
Атомные спектры, связанные с переходами между уровнями тон-
тонкой или сверхтонкой структур, исследовались, например, в работе
[28], но большинство работ посвящено молекулярным спектрам
[251]. Например, в кислороде, постоянный магнитный момент кото-
которого равен двум магнетонам Бора, наблюдалось поглощение [37,
434] радиоволн в диапазоне 50—70 Ггц; впоследствии при рассмотре-
рассмотрении тонкой структуры была обнаружена линия 118, 745 Ггц [14].
Спектры большинства газов связаны с вращательным движением
молекул, молекулярный дипольный момент которых взаимодейству-
взаимодействует с ВЧ электрическим полем. По своим динамическим свойствам
молекулы в зависимости от расположения ядер делятся на линейные
молекулы, молекулы типа симметричного и асимметричного волчка.
Моменты инерции молекулы могут быть представлены при помощи
362

эллипсоида инерции, оси которого фиксированы относительно моле-
молекулы, а центр совпадает с центром масс. Форма эллипсоида такова,
что момент инерции молекулы относительно любой оси, проходящей
через центр масс, равен половине расстояния от центра до точки пере-
пересечения этой оси с эллипсоидом. Если система координат выбрана
таким образом, что х, у и z отсчитываются вдоль трех главных взаим-
Ось симметрии
Рис. 7. 1. Вращение молекул различных типов:
а —линейная двухатомная молекула; б —молекула типа сжатого симмет-
симметричного волчка; в —молекула типа асимметричного волчка.
но-перпендикулярных осей, то выражение для эллипсоида инерции
может быть записано в виде
— + ?- + _ =
I2 I2 ^ I2
G.1)
Эллипсоид инерции линейной молекулы представляет собой пло-
плоский диск. Момент инерции относительно оси молекулы очень мал,
а два других главных момента инерции одинаковы. Согласно клас-
классической статистике наиболее вероятная частота вращения моле-
молекулы, показанной на рис. 7.1, а, определяется соотношением
v =
V
kT
G.2)
х.У
и для молекулы хлористого брома [421 ] при комнатной температуре
составляет 300 Ггц. Решения волнового уравнения квантовой меха-
механики возможны, однако, только для определенных дискретных зна-
значений энергии вращения, определяемых соотношением
/(/ + 1), G-3)
где вращательное квантовое число J может принимать любое целое
положительное значение.
Частота излучения, наблюдаемого при переходе молекулы из
более низкого энергетического состояния Wt в более высокое энер-
энергетическое состояние Wu, определяется соотношением
363

v=»iL_Z.' = 2B(y-bl), G.4)
где J относится к более низкому состоянию, а постоянная вращения
6 определяется как
В = ~ЫЧ • G-5)
Измеряя частоту вращения и зная J, можно точно определить / и,
следовательно, расстояние между атомами 1е. Двухатомные моле-
молекулы линейны; типичными примерами являются молекула С12О16,
для которой В = 57897 Мгц, 1е = 1,128- Ю-8 см и \ле = 0.10D [197],
и более тяжелая молекула Csl, для которой В — 708 Мгц, 1е =
= 3,315 • 10~8 см и \ie = 12,1D [245]. Спектр линейной многоатом-
многоатомной молекулы усложняется другими возможными видами колеба-
колебаний, связанными с силами Кориолиса [455]. Типичный пример пред-
представляет собой молекула OieC12S32, у которой В = 6081 Мгц и
|i, = 0,709 D [300].
Молекула, у которой все три главных момента инерции одинако-
одинаковы, представляет собой сферический волчок, однако такие молекулы
встречаются редко. Если у молекулы имеется ось симметрии треть-
третьего и более высокого порядка, то молекула является симметричным
волчком, у которого моменты инерции относительно главных осей,
перпендикулярных оси симметрии, равны между собой. Движение
такой молекулы может рассматриваться как вращение вокруг оси
симметрии, которая прецессирует вокруг фиксированного в прост-
пространстве вектора момента количества движения.
Движение сжатого симметричного волчка показано на рис. 7.1, б.
Вращательная энергия в этом случае равна сумме энергий прецес-
прецессии и вращения вокруг оси симметрии." Простейшим примером сим-.
метричного волчка является молекула, состоящая из трех одинако-
одинаковых атомов, расположенных в вершинах равностороннего треуголь-
треугольника, и другого атома, равноотстоящего от этих трех. Четвертый
атом может находиться в плоскости трех одинаковых атомов, может
также и не находиться в ней. В последнем случае молекула по форме
напоминает пирамиду. Симметричные плоские молекулы, например
АЛС13, не обладают чисто вращательным спектром, так как у них
отсутствует постоянный дипольный момент. Пирамидальные сим-
симметричные молекулы включают в себя РНз с В = 133 478,3 Мгц [94],
Sb121Cl335 с В = 1754 Мгц [302] и ND3 с В = 154 162,7 Мгц [93].
Примерами более сложных структур являются молекулы СНзЕ
с В = 25 536,12 Мгц [300] и (CH3KSiCl35 с В = 2197,44 Мгц [353].
Классическое движение асимметричного волчка [222, 359],
у которого все три главных момента инерции различны, удобно рас-
рассматривать, считая молекулу жестко связанной с ее эллипсоидом
инерции. Вектор полного момента количества движения Р непод-
неподвижен в пространстве, а эллипсоид инерции катится без скольже-
скольжения по плоскости, перпендикулярной Р и касательной эллипсоиду
364

0
(рис. 7.1, в). Большинство существующих в природе молекул яв-
являются асимметричными волчками; например, слабо асимметрич-
асимметричными будут молекулы, состоящие из разных изотопов, такие,
как PClfCF. Более сложную структуру, которая была определена
с помощью измерений на сверхвысоких частотах, имеют молекулы
пиридина C5H5N [130], .
акрилонитрила C3HgN 0,9
[490] и сернистого этилена
C2H4S [121].
Если произвести инвер-
инверсию координат всех ядер
неплоской молекулы отно-
относительно центра масс, то
полученная конфигурация у.
будет для данной моле- ~
кулы также равновесной |
структурой. Молекула ам- |
миака представляет собой ^
пример симметричного й"
волчка, у которого атом
азота может занимать одно
из двух положений от-
относительно атомов водоро-
водорода, как это показано на
рис. 7.2. Приведенная там
кривая представляет по-
потенциальную энергию си-
системы как функцию высо-
высоты пирамиды. Потенциаль-
Потенциальный барьер препятствует
переходам между двумя
состояниями с одинаковой
населенностью, но соглас-
согласно квантовой механике имеется вероятность такого перехода за
счет «туннельного эффекта». Полная волновая функция представ-
представляет собой линейную комбинацию волновых функций, соответству-
соответствующих двум отдельным состояниям, в результате чего энергетические
уровни расщепляются на пары близко лежащих уровней. Падающее
излучение соответствующей частоты вызывает не инверсию конфигу-
конфигурации, а переходы между парами энергетических уровней. Частоты
основного и первого возбужденного уровней равны соответственно
24 и 1095 Ггц\ поглощение на первой частоте наблюдалось Клитоном
и Вильямсом [107].
Полный спектр обладает тонкой структурой [60, 61, 202] из-за
различных вращательных состояний молекул. Аммиак явился пред-
предметом многочисленных исследований [358, 360, 450], в результате
которых были измерены частоты 66 линий тонкой структуры.
Частота излучения, возникающего из-за инверсного перехода,
365
1,2
0,8 О,Ъ 0 0,4 0,8
1,условныр единицы
Рис. 7. 2. Инверсия молекулы аммиака.
Показана инверсия атома азота относительно
трех атомов водорода. На кривой отмечены
энергетические уровни различных состояний
возбуждения.

очень сильно зависит от высоты потенциального барьера. Ее экспе-
экспериментальное значение C34, 361] для молекулы ND3 составляет
1600 Мгц. Для других молекул частота может быть значительно
ниже, так для РН3 она составляет 0,14 Мгц, а для АбНз — 1/2 пе-
периода за год. Другим видом запрещенного движения является вра-
вращение одной части молекулы относительно остальной. Так, водо-
водород [92, 269], связанный с кислородом в молекуле СН3ОН, и ме-
метиловая группа в молекуле CHgCF3 обладают тремя возможными
положениями с одинаковой энергией, но для перехода из одного
положения в другое необходимо туннельное прохождение потен-
потенциального барьера.
7.1.2. Форма линии и интенсивность
Естественная ширина и форма линий поглощения на сверх-
сверхвысоких частотах подвержены влиянию многочисленных факторов,
таких, как эффект Допплера, уширение за счет давления и столкно-
столкновений и насыщение [285]. Естественная ширина линий с точки зре-
зрения классической теории определяется радиационным торможением
[447], а с точки зрения квантовой механики — возмущением мо-
молекулы колебаниями электромагнитного поля свободного простран-
пространства. При обычных температурах основную роль играет поле тепло-
теплового излучения. Естественная ширина линий в этом случае равна
G6)
где |це| — квантовомеханический матричный элемент дипольного
момента.
При частоте излучаемых волн 30 Ггц из уравнения G.6) имеем
Av = 4-Ю гц. Если заключить газ в объемный резонатор, обла-
обладающий определенными собственными частотами, то многие пере-
переходы становятся запрещенными.
Пусть молекула движется со скоростью v параллельно направле-
направлению распространения поглощаемого излучения. Тогда из-за эф-
эффекта Допплера происходит сдвиг частоты ±vr(v/vp). При максвел-
ловском распределении по скоростям для молекул с молекулярным
весом М форма линии определяется функцией
так что
Av=3,581.10-7vrj/r-^- . G.7)
Для NH3 при частоте 24 Ггц и температуре 300° К ширина линии,
определяемая эффектом Допплера, равна 70 кгц. Допплеровское
уширение уменьшается при увеличении веса молекул, при пониже-
понижении температуры и в том случае, когда молекулярное движение
ограничено направлениями, перпендикулярными волновому вектору
излучения сверхвысоких частот.
366

В области давлений, представляющих практический интерес,
уширение линий связано главным образом с взаимодействием по-
поглощающих частиц со своими ближайшими соседями. Детали про-
процесса столкновения не имеют значения, поскольку время столкно-
столкновения (~10-12 сек) мало по сравнению с периодом колебаний и
средним временем между столкновениями.
Делалось много различных предположений [129, 328] относи-
относительно фазы и амплитуды колебаний частицы сразу после столкно-
столкновения, но как классическое [181, 467, 468] решение, так и квантовое
[293], в предположении распределения Больцмана, хорошо согла-
согласуются с опытом. Результирующее выражение для формы линии
имеет вид
где Av = 1/Bят). Для относительно узких линий, какие обычно на-
наблюдаются в сантиметровом диапазоне, v ~ vr и уравнение G.8)
переходит в функцию Лоренца:
^/] G.9)
которая имеет максимальное значение (лДу)-'. Величина 2Дл> пред-
представляет собой общую ширину линии между точками с половинной
мощностью.
Интенсивность спектральной линии является функцией коэф-
коэффициента поглощения, значение которого agv для любой частоты
определяется как
Максимальный коэффициент поглощения на метр определяется выра-
выражением
где Av соответствует температуре 300° К и давлению 1 мм рт. ст.
Доля молекул pv, находящихся в данном состоянии, определяет-
определяется формулой Больцмана:
Nu = Ntz «\ G.12)
Суммарная интенсивность линии равна
gvdv~agm Av. G.13)
367

Эксперименты показали, что для кислорода формула G.8)
справедлива в области давлений от долей миллиметра ртутного столба
[15, 1981 вплоть до одной атмосферы [37, 317, 4341. Однако из ре-
результатов опытов с Н2О B9] следует, что «хвосты» линии 24 Ггц
обладают значительно большей интенсивностью, чем определяемая
по формуле G.8). Для объяснения формы линии аммиака [44, 4501
требуется, чтобы Av оставалось приблизительно постоянным при
давлениях свыше 30 см рт. cm и уменьшалось при давлениях свыше
одной атмосферы [55, 4201, что необходимо для выполнения равен-
равенства G.8). Эти и подобные результаты [37] для ND3 объясняются
взаимодействием [11, 270, 338] и многократными столкновениями
[56,59,313,314].
Увеличение ширины линии может быть вызвано собственным
уширением [284], посторонними молекулами [423] и уменьшением
температуры [163]. При высоком давлении поглощение [46] имеет
место в газах с неполярными молекулами. Столкновения молекул
газа со стенками сосуда прерывают процесс поглощения, что при-
приводит к уширению линий. Расчет [127] дает следующее значение
ширины линии при 300° К:
^ G.14)
Av=l,M0-^-=,
где Л н V — соответственно полные поверхность и объем сосуда.
Если поместить, например, аммиак между двумя параллельными
плоскостями, разнесенными на 4 мм, то Av составит 12 кгц. Ушире-
ния линий, вызванные разными процессами, складываются друг
с другом так, что суммарная ширина линий, определяемая столкно-
столкновениями и эффектом Допплера [136], будет задана следующим выра-
выражением:
Av = /[(AvAonnjIJ+(AvCTOJIKJ]. G.15)
Поглощение монохроматического излучения газом представляет
собой процесс, стремящийся нарушить тепловое равновесие меж-
между различными энергетическими состояниями. В сантиметровом
диапазоне скорость обмена энергией между различными состоя-
состояниями сравнима со скоростью ее поглощения. При низких дав-
давлениях и высоких плотностях энергии отклонение от теплового
равновесия становится настолько заметным, что скорость поглоще-
поглощения оказывается независимой от плотности падающей энергии. При
этих условиях насыщения верхние и нижние энергетические состоя-
состояния заполнены одинаково и
где S — плотность потока энергии.
Таким образом, максимальная поглощаемая мощность составляет
один квант на молекулу за одно соударение, умноженный на вероят-
вероятность нахождения молекулы после столкновения в низшем энергети-
368

ческом состоянии после столкновения. Уменьшение плотности по-
потока энергии на сантиметр длины составляет
AS =5,1-V-ir1. G.17)
где ASr измеряется в мвт/см3, \ie — в дебаях и Av в мегагерцах.
При неполном насыщении форма линии определяется выра-
выражением [293, 425]
с/ ч 1 Г ^
S(v, vr) = - [ (V_.V), + Av> +
которое при малых S переходит в G.9). Эффект насыщения впервые
наблюдался и был наиболее полно исследован на аммиаке [59,450].
Эксперименты с этим газом подтвердили справедливость уравнения
G.18), соответственно модифицированного при наличии объемного
резонатора [59] и волновода [99]. Хорошее согласие теории [291,
292] и эксперимента [376] получено также при очень низких давле-
давлениях, когда существенно уширение линий из-за эффекта Допплера.
7.1.3. Сверхтонкая структура
Вектор спина ядра I может быть связан электрическими или маг-
магнитными силами с молекулярным моментом J. Это взаимодействие
снимает вырождение, равное 2/4-1, и происходит сверхтонкое
расщепление вращательных уровней. Атомные ядра, величина
спина которых превышает 1/2, обычно имеют электрический квад-
рупольный момент, взаимодействующий с градиентом молекуляр-
молекулярного электрического поля в месте расположения ядра. При вращении
оси молекулы происходят изменения энергии взаимодействия. Это
и есть как раз та энергия, которая должна быть сообщена полем
излучения. Можно считать, что I и J образуют равнодействующую F,
неподвижную в пространстве, вокруг которой они и прецессируют.
Энергия взаимодействия J и I, а значит, и скорость прецессии, за-
зависят как от углов, так и от постоянных связи.
Фундаментальная теория [100] ядерного квадрупольного взаи-
взаимодействия применялась как к линейным молекулам [174], так и
к молекулам типа симметричных [113] и асимметричных [84, 85,
119, 298] волчков. Наличие эффектов ядерного квадрупольного
взаимодействия на частотах сантиметрового диапазона впервые
было обнаружено Гудом [202] в инверсных спектрах аммиака и
впоследствии было подтверждено другими авторами [122]. С тех
пор было изучено большое количество молекул, в том числе линей-
линейная молекула DCN, в которой наблюдался переход J = 0 -> 1 [415],
молекула хлорвинила типа асимметричного волчка [201 ] и частично
дейтеризованные молекулы арсина и стибина [326].
Отклонения от основной теории, замеченные, например, в сверх-
сверхтонкой структуре СН31 и 1СЫдля изотопа I127 [196, 219, 454], были
рассчитаны с помощью теории второго порядка [84]. При наличии
369

более одного связанного ядра квадрупольная сверхтонкая структу-
структура усложняется. Теория была обобщена 126] на случай линейной
молекулы с двумя такими ядрами и подтверждена, например, ис-
исследованием перехода J = 1 -> 2 в молекуле C135CN14. Теория [41,
351 ] для трех симметрично расположенных и одинаковым образом
взаимодействующих ядер применима к таким молекулам, как хлоро-
хлороформ.
Все молекулы имеют небольшой магнитный момент порядка
одного ядерного магнетона, который возникает из-за вращения мо-
молекулы. Кроме того, небольшое число молекул имеет гораздо боль-
больший магнитный момент, связанный с вращением электронов. Эти
магнитные моменты взаимодействуют с ядерными дипольными маг-
магнитными моментами, что приводит к образованию сверхтонкой струк-
структуры. Впервые эффект вращения молекулы наблюдался в аммиаке
[414]. Он был объяснен теоретически 1228] как дополнительное
смещение квадрупольных компонентов N14 сверхтонкой структуры.
Аналогичное, но более сильное взаимодействие, обнаруженное в ли-
линейной молекуле FC1 [195], может быть объяснено молекулярным
магнитным моментом, пропорциональным J. Расщепление уровней
для молекул типа симметричного и асимметричного волчков было
исследовано теоретически [229, 280], хотя спин — спин взаимо-
взаимодействие ядерных моментов чрезвычайно мало [220].
Сверхтонкая структура была обнаружена и объяснена в таких
парамагнитных газах, как окись азота [335] и изотопы кислорода
[193, 349]. Относительная интенсивность линий сверхтонкой струк-
структуры получена методами квантовой механики [235].
7.1.4. Явления Штарка и Зеемана
Вращательный спектр молекулы, имеющей электрический момент,
подвергается изменениям в присутствии постоянного электрического
поля. Явление Штарка, обусловленное воздействием электрического
поля на дипольный момент молекулы, изменяет вращательное дви-
движение последней. Аналогично изменяется движение молекулы,
обладающей магнитным моментом, в постоянном магнитном поле
из-за явления Зеемана. Главное свойство этих явлений состоит
в снятии пространственного (М) вырождения уровней энергии.
Если внешнее поле направлено вдоль оси z, то угловой момент J
может иметь 2J + 1 значений проекции на эту ось, что соответст-
соответствует целым значениям М от —J до -\-J. Когда постоянный электри-
электрический или магнитный момент молекулы (д. имеет проекцию на вектор
J, то 2/ + 1 проекций будут иметь значения |^-E0 или |^-H0, что
приводит к возникновению линейного эффекта Штарка или Зеемана.
Если существует только индуцированный электрический момент,
пропорциональный полю, то имеет место квадратичный эффект
с J + 1 значениями уровней энергии. Сходство явлений Штарка
и Зеемана позволяет развить теорию сразу для обоих эффектов [108].
При напряженности электрического поля в несколько тысяч вольт
370

на сантиметр или напряженности магнитного поля в несколько
тысяч эрстед энергии взаимодействия в явлениях Штарка и Зеемана
малы по сравнению с энергией вращения, что позволяет использо-
использовать квантовомеханическую теорию возмущений.
Эффект Штарка может быть исследован при вращении линейной
молекулы, момент количества движения которой направлен пер-
перпендикулярно электрическому полю. Поле стремится повернуть
диполь и ускорить его вращение, если он направлен по полю, или
замедлить вращение диполя, если он направлен против поля. По-
Поэтому диполи чаще ориентируются в сторону от направления поля,
чем по нему, и в среднем направлены навстречу полю. Можно по-
показать, что изменение энергии, обусловленное полем, равно
AW ^ Е)г
/7 191
hBJ(J+l) * i/-iyj
ОчеЁидно, что изменяется также средняя скорость вращения мо-
молекул.
Если при вращении линейной молекулы ее момент направлен
параллельно или антипараллельно электрическому полю, то изме-
изменение энергии опять определяется уравнением G.19), но теперь оно
отрицательно. Таким образом, при произвольной ориентации враща-
вращающихся молекул среднее изменение энергии равно нулю.
У молекул типа симметричного волчка наблюдается линейный
эффект Штарка, что следует, например, из рис. 7.3, а, на котором
\ie направлено вдоль оси симметрии и, значит, вдоль вектора К.
Вектор J быстро прецессирует вокруг Ео, в то время как К прецес-
сирует вокруг J значительно медленнее. Для переходов J -*¦ J + 1
при векторе ВЧ электрического поля, параллельном Ео, что обычно
выполняется в экспериментах, имеем следующие правила отбора:
Л/С = 0, AMj = 0. При этих условиях происходит смещение по
частоте невозмущенной линии вращательного спектра на
Avs = ?^±» КМ' . G.20)
s h J(J+l)(J+2) v '
Если v выражено в мегагерцах, \ie — в дебаях, Ео — в вольтах на
сантиметр, то множитель 2/h равен 1,0064. Максимальное расщеп-
расщепление, которое происходит при К = Mj = J, приблизительно
обратно пропорционально J; при це = 1, Ео = 1000 в/см оно
равно 1000/У Мгц. Переходы АУИ/= 0 дают л-компоненты; существу-
существует набор этих компонент для всех значений К, исключая нуль.
Поскольку /(-компоненты линий нулевого поля расположены очень
близко, то их расщепление из-за линейного эффекта Штарка трудно
разрешить. Переходы AMj = ±1, или а-компоненты, обладают
круговой поляризацией и наблюдаются при дипольном электри-
электрическом поглощении только в том случае, когда Ео перпендикулярно
вектору ВЧ электрического поля.
Для линейных молекул и для уровней К = 0 у молекул типа
симметричного волчка имеет место только квадратичный эффект
371

Штарка. Смещение по частоте при AJ = 1, AMj = 0 в случае J ф О
равно
О.,'2 F'2 I ЧЛЛ2 1Я I* -I- lfi.J 4- -V> — i.J (J 4- 112 1.1 -1- 9i I
G.21)
* ГЗМ5
[
2) BУ — 1) BУ -|- 1) BУ-1-3) BУ+5)]
В тех же единицах, как и прежде, 2//г2 составляет 0,5065. Для J = 0
8 ,-.-,-0, G22)
2Я2\
'ес0|
где весь множитель перед скобкой равен 0,1351.
Поле отсутствует^
а)
S)
Рис. 7.3. Расщепление спектральных линий, обусловленное эффектами
Штарка и Зеемана:
а —векторная модель эффекта Штарка для молекулы типа симметричного волчка;
б —расщепление Штарка вращательного перехода J=l-*2 для молекулы OCS; в —рас-
—расщепление Зеемана (компоненты вращательного ДМ=±1) перехода ,/=0->1для молекулы
СО. (См. [125] н [118].)
Наибольшее смещение, определяемое равенством G.21), имеет
место при Mj = J, и при больших значениях J дается формулой
Av =
e-J-. G.23)
Двукратное вырождение уровней второго порядка приводит к на-
наличию только J + 1 компонент для каждой линии. Относительные
значения интенсивностей / в данном мультиплете равны:
= РМ*
j) (J±Mj+
где Р и Q — параметры, не зависящие от 7W,/.
372
/W, G.24)
J-+J+1,G.25)
J-*J—\, G.26)

Молекулы типа асимметричного волчка сложнее для анализа, но
все же расщепления уровней энергии из-за эффекта Штарка были
выражены через коэффициенты интенсивности линий [119, 199].
Квадратичный эффект Штарка часто наблюдается в радиоспектро-
радиоспектроскопии, и на рис. 7.3, б показаны результаты для OCS [125]. Опре-
Определение дипольного момента с помощью эффекта Штарка дает
значение \ie, равное 0,72 дебая. Другой типичной молекулой, изуча-
изучаемой теми же методами в диапазоне 150—300 Ггц, является молекула
окиси азота [96]. Быстрое уменьшение штарковского расщепления
с ростом J, как это видно из формулы G.23), ограничивает точность
измерений для сравнительно легких молекул, особенно при малом
дипольном моменте. Например, на переходе J = 0 -> 1 были
сделаны точные измерения для молекулы N2O [413], дипольный
момент которой- оказался равным 0,166 дебая.
Дипольный момент аммиака вследствие инверсного расщепле-
расщепления не строго постоянен. Следовательно, расщепление его уровней
происходит только из-за квадратичного эффекта Штарка и в тех же
единицах [122, 350] равно
Найденное при исследовании квадрупольного расщепления [275]
значение \ie составляет 1,468 дебая [113]. Вероятности переходов
или интенсивности линий будут подчиняться [12] тому же закону,
что и уравнение G.27) для расщепленных частот, т. е.
G-28)
При наличии сверхтонкой структуры эффект Штарка видоизме-
видоизменяется [161, 330]. Величина расщепления зависит от соотношения
энергий сверхтонкой структуры и штарковского расщепления; в про-
промежуточном случае, например, результаты измерений хорошо со-
согласуются с теорией [413]. Большие электрические поля, порядка
10в в/см, могут в некоторых случаях нарушить распределение элек-
электронов в молекуле или относительное расположение атомов, что
приводит к поляризации молекулы и изменению ее энергии [199].
Этот эффект очень мал, но такие индуцированные дипольные мо-
моменты могут вызвать вращательные переходы в неполярных молеку-
молекулах. Если штарковское поле само изменяется, то возникают новые
явления [290, 453], когда частота изменения становится сравнимой
с шириной линии поглощения. Когда частота модуляции делается
равной частоте спектральной линии, имеет место резонанс [181,
эффект Штарка становится очень большим и за точкой резонанса
меняет знак.
Магнитный момент, обусловленный вращением самой молекулы
или электронов, приводит к увеличению зеемановского расщепления
373

[381]. Для таких молекул зеемановское изменение магнитной энер-
энергии в присутствии внешнего магнитного поля Яо может быть пред-
представлено [160, 277, 279, 280] в виде
Но = — gMj [ав Яо> G.29)
а для молекул со значительно меньшим магнитным моментом ядер —
формулой
AW = -gMJlinH0. G.30)
В дополнение к линейному эффекту Зеемана имеет место более
слабый квадратичный эффект, пропорциональный Но-
Если ВЧ электрическое поле параллельно Но, то AMj = 0 и
я-компоненты перехода J -> J + 1 определяются уравнением
Когда же ДЛ1; = ±1, то о-компоненты определяются уравнением
. G-32)
где Мj и J относятся к более низкому энергетическому состоянию
Если ^-фактор остается постоянным, то из G.31) видно, что
я-компоненты не подвержены эффекту Зеемана, в то время как а-
компоненты, согласно G.32), распадаются на две линии, имеющие
частоты
v = yr±gliB-^. G.33)
ВЧ поле с круговой поляризацией в зависимости от направления
вращения возбуждает ту или другую а-компоненту. Относительные
интенсивности различных линий даются теми же формулами
G.24)—G.26). Эффект Зеемана видоизменяется в молекулах, имею-
имеющих сверхтонкую структуру, например, таких, как молекула [449]
аммиака. Типичное зеемановское расщепление для СО показано на
рис. 7.3, в [118] для а-компонент перехода J = 0 -> 1.
Если молекулы находятся в параллельных магнитном и электри-
электрическом полях, то эффекты Штарка и Зеемана для слабых полей
складываются; для случая же перпендикулярных друг другу полей
расщепление более сложно [108]. Возникают переходы между зее-
мановскими составляющими уровня энергии, соответствующими
AJ = 0, AMj = +1. Частоты излучения этих переходов воз-
возрастают с увеличением Яо более или менее линейно. Если маг-
магнитный момент молекулы имеет порядок магнетона Бора, то эти
частоты попадают в сантиметровый диапазон. В работах [39 и 231]
даны экспериментальные результаты для нескольких парамагнит-
парамагнитных газов.
374

7.2. СПЕКТРОМЕТРЫ
7.2.1. Чувствительность
Наблюдение и измерение линий поглощения в сантиметровом
диапазоне производятся с помощью специальных приборов —
спектрометров. Выбор варианта их конструкции зависит от таких
факторов, как рабочая частота, свойства исследуемого газа и харак-
характер требуемой информации. Основные элементы спектрометров сле-
следующие: поглощающая ячейка, перестраиваемый генератор сантимет-
сантиметрового диапазона, частотный модулятор для линий поглощения или
генератора сигналов, детектор сантиметрового диапазона, усилитель
продетектированного сигнала, индикатор сигнала, измеритель ча-
частоты.
Факторы, определяющие предел, при котором еще возможно
детектирование и измерение слабых линий поглощения, могут быть
выражены коэффициентом прохождения мощности через согласован-
согласованную волноводную поглощающую ячейку. При мощности на входе
Рвх мощность на выходе ячейки
Р=Рвхе-^, G.34)
а при наличии поглощения в газе
Р+ДР=Рвхе~^+«гН. G.35)
В случае волноводной ячейки эффективная длина / равна истинной
длине, деленной на ]/1 — (ААСJ. Изменение мощности на выходе,
обусловленное поглощением в газе, при условии agl <^ 1 равно
ДР=а,/Рвхе~^'. G.36)
Ячейка может иметь вид объемного резонатора, в котором проис-
происходит эффективное увеличение пути распространения волны. Можно
показать [59], что если Qg (которое много больше Qt) представляет
собой добротность, обусловленную газом, то
Изменение мощности при прохождении волны через резонатор [234]
имеет вид
(Qu/QeJ
[[2(Qa/Q,)+lH
Изменение мощности АР, определяемое выражениями G.36) и
G.38), является как раз той величиной, которая должна быть из-
измерена в спектрометре; в обоих случаях предполагалось, что плот-
плотность энергии входного сигнала недостаточна для насыщения моле-
молекул газа.
Небольшое поглощение мощности может, например, наблюдаться
{206, 327] с помощью приемника, в который входят линейный де-
375

тектор и видеоусилитель. Если Vs — амплитуда напряжения сигнала
на сопротивлении Zo, то напряжение на выходе приемника, имеющего
во всем диапазоне усиление gv, равно
G.39)
При небольших изменениях V,
AVBUX=gv AVS. G.40)
Амплитуда напряжения шумов приемника равна
VN = gvV8FkTZ0vb. G.41)
Комбинируя G.40) и G.41), получаем критерий возможности де-
детектирования
A Vs мин = V8FkTZ0vb. G.42)
Дифференцирование выражения для мощности
р = 4г <7-43>
'-о
дает
АР20 АР/2"„
(/.44)
что вместе с G.42) определяет
Найдем оптимальную длину поглощающей ячейки из условия макси-
максимума мощности на детекторе. Из уравнения G.44) последняя равна
G.46)
2Z° 4PBXe
Комбинируя G.36) и G.46), получаем
g/J. G.47)
Это выражение имеет максимум при длине ячейки
/опт = 2а71. G.48)
Подставляя G.48) в G.36), а затем в G.45), получаем для коэф-
коэффициента затухания, при котором еще возможно детектирование
сигналов, следующее выражение:
G-49)
Предположение, сделанное выше о независимости коэффициента
шума приемника от уровня сигнала, означает, что такое рассмотре-
376

ние справедливо только при малых мощностях. Когда имеется ис-
источник сравнительно большой мощности, то предпочтительнее
сбалансированная система в сочетании с супергетеродинным при-
приемником [206]. На рис. 7.4 показана мостовая схема [193] на двух
Т-образных гибридных соединениях. Одно плечо образует волно-
водная ячейка поглощения, а в другом плече находятся устройства
для окончательного баланса фазы и ослабления сигнала. Если при-
применяется резонатор, то балансировка отраженного сигнала осущест-
осуществляется аналогичным образом. Можно показать, что несбалансиро-
несбалансированная мощность опять определяется уравнением G.46) и, так же
Гибридное Т-оЗразнае
соединение
Генератор
качающей-
качающейся vac/поты
Регулируе-
Регулируемый, атте-
аттенюатор
ФазочуЙст-
вительный.
детектор
Экран
осциллографа
Рис. 7.4. Измерение поглощения мостовым методом. (См. [193].)
как и раньше, из него следуют уравнения G.47) и G.48). Сигнал
можно продетектировать, когда по величине он равен шуму прием-
приемника, так что
АРмни = FkTvb. G.50)
Отсюда, подставляя G.47) в G.48) и используя G.50), имеем
-р—• G-51)
Например, если ас = 5-10-2, Рвх = 2-Ю-5 em, vb =30 гц и
F = 40, то из G.48) получим /опт = 40 м; для aguifH уравнение G.51)
дает 7-Ю-8, а уравнение G.49) — в два раза большее значение.
Можно показать [206], что для квадратичного детектора
/опт = «с G.52)
и
"*>
G.53)
где М — добротность детектора.
Для полупроводникового диода эта величина равна обычно 20.
Приняв для остальных постоянных такие же значения, как и прежде,
13В. Зак. 880 377

из G.53) получим aR мин = 2,4-10~7. Если падающая мощность пре-
превышает ту, которая может быть эффективно продетектирована, то
может быть выгодным применение ячейки более длинной, чем это
следует из G.52). Термопары и болометры не дают дополнительных
шумов [40], а их чувствительность остается постоянной при высоком
уровне входной мощности. Минимальная мощность сигнала, при
которой возможно детектирование [327], равна
dp
G.54)
где Н и / — соответственно сопротивление и ток смещения.
Для барретора типабЮВ эта мощность составляет 4- 10~10У^\ьвт.
При таких тепловых детекторах agMHIi равно8 • 10~8, что близко к зна-
а)
Время -
\
\
\
/
/
—»-
'
6)
А
Время
К
\
2АО
JT
|/
\
\
V
—*¦
'—
в)
Время -
1
1
\
—^-
1?
У
Рис. 7. 5. Форма сигнала линий поглощения. Верхние кривые показывают
поглощение при качании частоты, нижние представляют собой записи, полу-
полученные на выходе:
а —простое детектирование; б — модуляция источника; в —модуляция Штарка.
чению для супергетеродинного приемника. Болометры оказались
полезными и в миллиметровом диапазоне [95]. Типичная кривая
поглощения, полученная при детектировании, показана на
рис. 7.5, а.
Эффект низкочастотного мерцания в полупроводниковых диодах
может быть устранен, если усиливать сигнал на частотах 100 кгц
и выше. Такой процесс включает в себя модуляцию или переключе-
переключение, которые могут быть осуществлены или за счет изменения ча-
частоты источника или за счет сдвига резонансной частоты. Оба эти
метода в принципе аналогичны и используют линии поглощения
для высокочастотной амплитудной модуляции излучения сверх-
сверхвысоких частот. Если частоту модуляции обозначить через vm, то
напряжение на выходе будет иметь вид Vs(l—mcos2nvm t)cos2nvr t.
Множитель т зависит от вида модуляции, но в идеальном случае
он равен (AVJ2)/VS.
378

Информация о газовом поглощении содержится в двух боковых
полосах частот \г ± vm, каждая из которых обладает мощностью
около m2Vf/4Z(); для возможности детектирования эта мощность
должна быть по крайней мере равной мощности шумов приемника
kTFvb. Выражая общую мощность через параметры ячейки, имеем
G.55)
Минимальное значение а^, как и в G.48), определяет /опг:
. . G.56)
Множитель F должен включать в себя потери, обусловленные неэф-
неэффективной модуляцией. Он может быть уменьшен при применении
малошумящих усилителей [438, 457].
При модуляции источника [207, 234] небольшая частотная моду-
модуляция [439] генератора накладывается на более медленную качаю-
качающуюся частоту. Если частота модуляции мала по сравнению с ши-
шириной линии, то мощность на выходе приемника пропорциональ-
пропорциональна наклону кривой поглощения, как это показано на рис. 7.5, б.
Отношение максимально отрицательной крутизны к максимально
положительной крутизне равно 4 для линии лоренцовской формы и
2,2 для линии гауссовой формы. Два пика модуляции [238] появля-
появляются на расстоянии A v/|/3~ от середины линии для лоренцовской и
на расстоянии Av/]/21n2 для гауссовой форм линий. Если приемник
настроен на частоту модуляции, то усиливаются только компоненты
шумов с близкими частотами, а они значительно меньше низкоча-
низкочастотных компонент. Синусоидальную [207, 476] модуляцию осу-
осуществить проще [91], но модуляция напряжением прямоугольной
формы [224] обеспечивает наиболее правильную передачу формы
линии. Но даже в этом случае кажущаяся ширина линии в
[l+(vm/2AvJ] раз больше истинного значения. На практике часто-
частоты модуляции заключены в диапазоне 10—100 кгц.
Высокочастотная модуляция может быть достигнута [234, 250]
обычно с помощью эффекта Штарка второго порядка при помещении
газа в переменное электрическое поле. Типичная форма сигнала,
полученная таким образом, приведена на рис. 7.5, в. Этот метод дает
не только хорошую чувствительность, но он также относительно
защищен от влияния систематических изменений мощности, обуслов-
обусловленных посторонними причинами. Обычно используется модуляция
напряжением прямоугольной формы, при этом половина периода
с полем, равным нулю, дает невозмущенную линию, а во время вто-
второй половины наблюдается эффект Штарка. С помощью фазочувст-
вительного детектора на осциллографе воспроизводятся как линия
поглощения так и штарковские компоненты в перевернутом виде.
Парамагнитные газы могут быть исследованы с помощью эффекта
Зеемана, причем модуляция осуществляется посредством соленоида.
37а

7.2.2. Поглощающие ячейки
Обычно используемая поглощающая ячейка представляет собой
секцию прямоугольного волновода. Оптимальная длина таких ячеек
порядка нескольких метров, и некоторая экономия места может быть
достигнута за счет сворачивания волновода в спираль, как это по-
показано на рис. 7.6, б. В боковых стенках волновода имеется одно
или несколько отверстий для откачки и ввода газа. Используя
волновод большого сечения, можно избежать молекулярного насы-
насыщения и уширения линий за счет столкновений со стенками. Напри-
Например, ячейка для частоты 24 Ггц может быть размером 22,8 X 10,3 мм.
Свинцовая
прокладка
Плавный
переход
а) в)
Рис. 7. 6. Волноводные ячейки поглощения:
а—прямоугольный волновод, свернутый в спираль; б —плавный переход н вакуумный
впай; в—ячейка с диэлектрическим стержнем. (См. [83].)
Для соединения со стандартными волноводами используются
плавные переходы (рис. 7.6, б). Герметизация осуществляется
с помощью окошка, расположенного в сечении с наименьшей апер-
апертурой. Подходящим материалом для такого окошка может служить
пластинка слюды толщиной 0,025 мм с плоской свинцовой про-
прокладкой или один из специальных видов стекла или кварца, описан-
описанных в разд. 2.5.1.
Для исследования свободных радикалов и других веществ, ко-
которые вступают в химические реакции с металлической поверхно-
поверхностью [223], внутренняя полость волновода может быть выложена
стеклом [403]. На рис. 7.6, в показано типовое устройство, в ко-
котором в качестве неметаллического волновода используется диэлект-
диэлектрический стержень, возбуждаемый колебаниями дипольного вида.
Для изготовления стержня желательно использовать материалы
с малыми потерями, такие, как тефлон или кварц. Чем меньше
диаметр стержня, тем большая часть энергии поля локализована
вне его. В табл. 7.1 приведена ширина полосы пропускания раз-
380

личных ячеек с кварцевыми стержнями. Таблица составлена в пред-
предположении, что предельными значениями энергии являются: 27%—
сосредоточенной вне стержня и 99% — внутри кожуха. Такие от-
открытые ячейки удобно использовать для получения свободных
радикалов посредством облучения газа ультрафиолетовыми лучами.
Таблица 7.1
Ширина полосы пропускания ячейки с кварцевым
стержнем
Диаметр стержня, мм
Минимальная частота,
Ггц
Максимальная часто-
частота, Ггц
2
35
60
,0
3,
25
40
0
4
20
30
,0
5
17
24
,0
7
15
17
,0
Рупорные
оитеииы
Стеклянная трубка Соленоид
4) г)
7. 7. Волноводные ячейки поглощения модуляционного типа:
ллельиы<
Штарка; в —волновод,
Перегородка
Рис.
а — параллельные пластины, модуляция
Штарка; б —коаксиальная линия, модуляция
модуляция Штарка; г — волновод, модуляция Зеемана.
(См. [341, 397].)
Ячейки, в которых модуляция осуществляется за счет эффекта
Штарка [24], обычно конструируются таким образом, чтобы
постоянное и высокочастотное электрические поля были парал-
параллельны. Выполнение этого условия, а также высокая степень
однородности поля достигнуты в ячейке, образованной парал-
параллельными плоскостями [341]. Эта ячейка длиной 1,3 м и шириной
0,15 м показана на рис. 7.7, а. Ограничивающие плоскости изго-
изготовлены из высококачественного стекла толщиной 40 мм, их от-
отшлифованные поверхности разнесены друг от друга на 1 мм с по-
помощью кварцевых прокладок. Мощность сверхвысокой частоты
24 Ггц поступает в ячейку через электромагнитный рупор.
Значительно большая компактность достигается в коаксиальной
ячейке [397], показанной на рис. 7.7, 6, которая рассчитана на
381

диапазон частот 0,9—3,4 Ггц. Поскольку электрическое поле,
вызывающее эффект Штарка, неоднородно вдоль радиуса, то разре-
разрешающая способность в такой камере невелика.
Простейшая ячейка для наблюдения эффекта Штарка пред-
представляет собой прямоугольный волновод, по центру которого
расположен проволочный электрод [477]. Однако большинство
ячеек [223, 362] устроено так, как показано на рис. 7.7, в.
Электрод представляет собой проводящую пластинку, закреплен-
закрепленную по центру волновода с помощью тефлоновых изолирующих
пластинок. Обычно волновод заземлен и напряжение модуляции
подается на внутренний электрод через стеклянный впай. Асим-
Асимметрия в креплении этого электрода может привести к меха-
механическим колебаниям камеры [433], при этом распределение
мощности между двумя секциями волновода начинает зависеть
от времени, что приводит к увеличению числа ложных отражений
на частоте модуляции. В конструкциях, предназначенных для
частот до 50 Ггц, изолятор монтируется в канале.
На рис. 7.7, г показана ячейка, в которой модуляция осущест-
осуществляется за счет эффекта Зеемана. Для уменьшения вихревых токов
в круглом волноводе сделан продольный разрез. Соленоид намотан
на стеклянную трубку с испытуемым газом. С помощью такой
катушки индуктивности проще добиться синусоидальной модуля-
модуляции, а за счет добавления постоянного тока всегда можно сделать,
чтобы один из экстремумов синусоидальной волны имел место
при нулевом поле. Поперечное магнитное поле может быть соз-
создано [159] с помощью магнита с узкими длинными полюсами.
Вращение прямоугольного волновода вокруг своей оси позволяет
наблюдать как я-, так и а-переходы. Если требуется исследовать
только один вид переходов, то для уменьшения [208] размеров
магнита на волновод наматывается обмотка.
Резонаторная ячейка должна иметь высокую добротность Q
при оптимальной связи [145]. Несколько необычный резонатор
на частоту 24 Ггц, использованный в работе [29], представляет
собой кубическую медную коробку с ребрами в 2,4 м. В частотном
интервале линии поглощения одновременно возбуждались колеба-
колебания многих видов. При перемешивании этих колебаний вращающейся
лопастью во всем резонаторе была получена однородная плотность
излучения. Для изучения эффекта Зеемана были признаны более
удобными перестраиваемые резонаторы меньших размеров [118,
237, 276, 277, 279, 280]. Ячейка, представленная на рис. 7.8, а,
работает на волне ТЕМ в коаксиальной линии [115]. В диапазоне
2,8—3,2 Ггц ее добротность Q составляет 8500.
При модуляции за счет эффекта Штарка напряжение к внутрен-
внутреннему электроду подается через стеклянный впай, а при модуля-
модуляции за счет эффекта Зеемана выход генератора напряжения часто-
частотой 30 гц присоединен к окружающему резонатор соленоиду с низ-
низким импедансом. Показанный на рис. 7.8, б круглый резонатор,
в котором возбуждается волна ТЕ01, специально сконструирован
382

[469, 470] для наблюдения эффекта Штарка. Постоянное электри-
электрическое поле перпендикулярно высокочастотному полю, и поэтому
наблюдаются о-компонепты. Рабочая частота равна 24 Ггц, причем
мощность подается через отверстие в закрепленном торце.
Волновод
Изоллтооы
- Застройка
Рис. 7. 8. Резонаторные ячейки модуляционного типа:
а —коаксиальная линия для частоты 3 Ггц; б —круглый волновод с ко-
колебаниями вида ТЕ,,! частоты 24 Ггц. (См. [115, 469].)
Спектр поглощения обычно исследуется при комнатной темпе-
температуре. Некоторые эксперименты проводились с газами, охлажден-
охлажденными до температуры — 50° С. Ниже этой температуры давление
Гайка
ВалноЗсд!ff,B"'/,3
Слюдяные Электрод
пластинки Штарка
Волновод 7Z.U 33,5
\
0=
Водяное охлаждение
электро- подогревателя }
дй Штарка Силырон
шеи,
Кварцевое окно
/
Экраны от излучения Область низки*
температур
Рис. 7.9. Ячейка поглощения для работы при высоких температурах.
(См. [398, 444, 432].)
газа становится чрезвычайно малым. Ячейки, рассчитанные на ра-
работу при низких температурах, напоминают описанные выше,
однако при температурах — 150 -. 200° С они должны быть
видоизменены [346], особенно это касается изолирующих частей.
Например, в ячейке для частот 2—2,5 Ггц, представленной
на рис. 7.9. а, окна и держатели электрода Штарка изготовлены
383

из слюды. Канавки для крепления электрода внутри волновода
с размерами 32,2 X 69,9 мм изготавливаются протягиванием.
Для трехметровой ячейки емкость электрода составляет 500 пф.
Способность ячейки выдерживать умеренные температуры позво-
позволяет удалять остатки газов, использовавшихся в предшествующих
опытах.
Для работы при температурах 600—1000° С требуется ради-
радикальное изменение конструкции и в этом случае только некоторые
материалы, такие, как плавленый кварц и некоторые виды кера-
керамики, удовлетворяют необходимым требованиям. Показанная
на рис. 7. 9, б ячейка состоит из стандартного волновода длиной
1,7 м и штарковской перегородки, изготовленных из нержавею-
нержавеющей стали [444]. Собранный волновод заключен в трубу из плав-
плавленого кварца, поверх которой намотаны витки подогревателя.
Боковой отвод служит линией откачки и используется для подвода
проводников к перегородке. В конструкции, показанной на рис.7.9, в,
волновод заключен внутри откаченного цилиндра, экранированного
от излучения [432]. Полутораметровая ячейка для защиты от кор-
коррозии покрыта изнутри золотом и никелем. При работе вся кон-
конструкция устанавливается вертикально, и поэтому для крепления
штарковской перегородки через определенные интервалы устанав-
устанавливаются небольшие стеатитовые прокладки. Мощность подогрева-
подогревателя, необходимая для работы при температурах 600 и 9003 С,
составляет соответственно 0,5 и 1,5 кет.
7.2.3. Типы спектрометров
В последнее время сконструированы спектрометры для частот,
начиная от 1 Ггц, при которых имеют место переходы при малых
значениях J, и вплоть до частот миллиметрового диапазона [538].
Хотя для наблюдения перехода в H2S на частоте 303 Ггц применя-
применялись методы инфракрасных лучей [188] с применением тепло-
теплового источника и дифракционной решетки, однако в больший*
стве исследований в этом частотном диапазоне используется
техника сверхвысоких частот [93, 197, 283, 299, 396, 545]. При-
Применение высоких частот позволяет наблюдать как переходы
у легких молекул [95, 300], так и, например, переход J = 39-»40
в О16С12 S32 на частоте 486,1842 Ггц [117]. Все виды спектромет-
спектрометров используют точные эталоны [455] для определения абсолютного
значения [155, 390] и разности [122, 414] частот, аппаратуру
для источника [435] энергии, фазочувствительный детектор и уси-
усилитель сигналов, а также электронный осциллограф и самописцы.
У типичного штарковского электрода с емкостью около 800 пф
при частоте модуляции 100 кгц ток заряда и разряда составляет
несколько ампер.
Были разработаны [176, 224, 225] генераторы напряжения
прямоугольной формы, способные обеспечить при такой нагрузке
величину двойной амплитуды напряжения до 2 кв. Измерения
384

широких линий при давлениях порядка 0,1—10 мм рт. cm
могут быть произведены по точкам [59, 60, 61, 450], причем газ
может быть заключен либо в отрезке волновода, либо для ком-
компактности в объемном резонаторе. На каждой частоте измеряется
затухание, вносимое как пустой, так и наполненной газом ячейкой.
Чувствительность и разрешающая способность увеличиваются, если
генератор стабилизирован по частоте, усилитель синхронизирован
и источник промодулирован по амплитуде. Поглощающая ячейка
спектрометров высокой разрешающей способности [202, 203]
представляет собой длинный волновод. С детектора сигнал поступает
на усилитель звуковой частоты с резким ослаблением усиления
Дбигатель
настройки.
Волномер г
кристаллический,
смеситель
Ж.
Кристаллический,
умножитель
Эталон
частоты
Генератор
¦говб
Кристалли-
Кристаллический
детектор
Источник
питания
1 питания г
К отрахм/пелнЛ
Делитель J
Делитель
напряжения
Генератор
5 кгц
Синхронизиро-
Синхронизированный,
усилитель
-
ПредВаритет
ный
усилитель
1
Трансфор-
Трансформатор
Усилитель
постоянного
тока
Измери-
Измерить тельный
I прибор
Самописец
• ¦
Калиброван-
Калиброванный
приемник
Впаа
* насосу
Поглощающая ячейка
10,7 *bj О
Детектор
Рис. 7. 10. Спектрометр миллиметровых волн с модуляцией источника.
(См. [197].)
на низких частотах. Источник сигнала модулируется по частоте
медленно изменяющимся пилообразным напряжением, синхронизи-
синхронизированным с разверткой осциллографа. Давление газа устанавли-
устанавливается равным 10~2 мм рт. cm, чтобы резко выделить линию
поглощения на фоне посторонних неизбежно возникающих отраже-
отражений. При этом отсутствует модуляционное уширение, и метод
применим в миллиметровом диапазоне. Большая чувствительность
супергетеродинных спектрометров [439] достигается за счет услож-
усложнения поиска, хотя автоматическая регулировка частоты может
синхронизировать вспомогательный генератор в ограниченном
диапазоне качания частоты.
Модуляция источника используется во многих [207, 248] типах
спектрометров. Она дает преимущество в коротковолновой части
миллиметрового диапазона, где энергия имеющихся в нашем рас-
распоряжении источников мала. При коротких ячейках с малыми
потерями отражения могут быть сделаны достаточно широкими
по сравнению с сигналами. На рис. 7.10 показано устройство
спектрометра, работающего в диапазоне частот 100—150 Ггц. Син-
Синхронизация фазы [455] позволяет создать усилитель с шириной
полосы около 1 гц, при этом скорость качания должна оставаться
малой.
385

Большее разделение полезного сигнала и случайных отражений
достигается с помощью штарковской модуляции. За разработкой
первого такого спектрометра [250] последовало изготовление
целого ряда других [125, 331, 341, 405, 477J. Хотя применялась
и синусоидальная модуляция [207, 476], однако модуляция напря-
напряжением прямоугольной формы дает более чистые спектры. Такая
модуляция на звуковых частотах в сочетании с супергетеродинным
приемником позволяет [435, 439] подавать на штарковский элект-
электрод высокие напряжения. Обычно частота модуляции выбирается
равной 100 кгц. Схематическое изображение типичного спектро-
rf
Плавный, переход
Клистрон
24 Ггц
Направленный
— ответвитель
Слюда
I \Меланическая
; j настройка
I Источник
¦. j питания,
U генератор
пилообразного
напоятеная
Эталон
частоты
Детектор
ЬолноВодная ячейка.
Генератор
прямоугольно
го напряжения
100 кгц
Фазочувст-
вительный
детектор
±
-238-
V -/Экран
4—'псцил-
Медная логро<ра
пластинка
0,8 мм
~ Тефлоновая
лента 1Вим
Связной
приемник
Усилитель
Катодный,
повторитель
и смеситель
Репе
Усилитель
с полосой про-
пускания109 гц
Усилитель
постоянного
тока а фильтр
Записываю-
шее
устройство
Рис. 7. 11. Спектрометр с модуляцией Штарка. Внизу приведены
конструкции электрода поля Штарка.
(См. [336].)
детали
метра этого вида для частоты 24 Ггц [157, 336] показано на рис. 7.11.
Окончательная картина получается на экране осциллографа или,
когда требуется большая чувствительность, рисуется с помощью
самописца. Интенсивность линий измеряется «немодуляционными»
способами [146], хотя последние усовершенствования [567] вклю-
включают в себя модуляцию источника, штарковскую и пилообразную.
Эффект Зеемана в газах исследуется с помощью специальных
спектрометров. Для большинства парамагнитных молекул достаточ-
достаточная чувствительность получается [335 ] с помощью штарковской моду-
модуляции, при этом небольшое магнитное поле образуется окружающим
волновод соленоидом. Зеемановская модуляция при использовании
подходящей ячейки является другим возможным способом и имеет
практическое значение только для кислорода, который не обладает
электрическим дипольным моментом [496, 497]. Высокая чувстви-
чувствительность достигается при применении высокочастотной модуляции
[82]. Переходы между зеемановскими компонентами могут наблю-
наблюдаться при напряженности магнитного поля в несколько тысяч
386

эрстед. На практике применялись сбалансированные мосты [318]
и объемные резонаторы [40].
Определение зеемановского расщепления вращательных линий
требует больших магнитных полей и чувствительной аппаратуры,
при этом обычно используется модуляция источника [97, 237].
Типичный спектрометр [277] показан на рис. 7.12. Для компакт-
компактности применяют-резонатор с колебаниями вида ТЕо1. Его внутрен-
внутренний диаметр, равный 49,52 мм, пригоден для исследований на час-
частоте 24 Ггц, например, аммиака. При медленном пилообразном
изменении частоты отраженная от резонатора мощность проходит
через гибридное Т-образное мостовое соединение к осциллографу,
Зх^сн осциллографа
Катушка . Настройка Газ
1 Герметичный
в пай
Кристалли-
Кристаллический,
детектор
Молюснып.
наконечник
Рис. 7. 12. Спектрометр для исследования эффекта Зеемана в газах.
(См. [277].)
на экране которого возникает характеристическая кривая. По-
Поскольку добротность спектральных линий Q больше 100 000, всякое
поглощение проявляется в виде резкого перевернутого пика.
В присутствии магнитного поля напряженностью около 1500 э
линия поглощения расщепляется на а-компоненты. Второй генера-
генератор в соединении с приемником, работающим в диапазоне 30 —
100 Мгц, создает систему опорных частотных отметок. Увеличение
напряженности поля до 10 000 э позволяет исследовать эффект
Пашена —Бэка [278].
Для определения знака гиромагнитных моментов необходимо
различать между собой а-компоненты. Это может быть достигнуто
использованием волновода круглого или квадратного сечения [1591,
по которому распространяется поляризованная по кругу волна
вида ТЕП.
Переходы AMj — -\- 1 получаются при вращении вектора
электрического поля сверхвысоких частот по часовой стрелке,
если смотреть вдоль направления продольного магнитного поля.
Переходы AMj = — 1 возникают в том случае, если вращение
происходит в другую сторону, либо когда магнитное поле имеет
противоположное направление. Штарковская модуляция, необхо-
387

днма для увеличения чувствительности и должна осуществляться
через аксиальный стержневой электрод.
Сверхтонкая структура атомных спектров паров щелочно-
щелочноземельных металлов имеет переходы в диапазоне сверхвысоких
частот и также обладает значительным эффектом Зеемана. Проводи-
Проводились измерения [407] с парами, заключенными в объемный резона-
резонатор, стенки которого были покрыты стеклом или кварцем. Внешняя
катушка создает магнитное поле напряженностью в несколько
эрстед для зеемановской модуляции. Резонатор [3861 может пред-
представлять собой часть стабилизирующей цепи генератора. Модуля-
Модуляция краев линии поглощения приводит к изменению мнимой части
магнитной проницаемости, а потому и собственной частоты резона-
резонатора. Приемник частотно-модулированных сигналов, подсоединен-
подсоединенный к генератору и настроенный на частоту модуляции, будет вы-
выделять линию поглощения.
В спектрометрах с высокой разрешающей способностью должны
использоваться ячейки большого сечения [127, 285] в сочетании
с работой при низком газовом давлении и малом уровне мощности,
а также отсутствовать высокочастотная модуляция [439, 484].
Применение балансированного моста и супергетеродинного де-
детектирования, показанного на рис. 7.4, позволило разрешить линии
поглощения [192, 193] вплоть до определяемого эффектом Допплера
предела 50 кгц. Ограничение чувствительности, вызываемое ложны-
ложными сигналами, устраняется с помощью [219] штарковской моду-
модуляции частотой 1 кгц [219].
Остаточная ширина линии, обусловленная эффектом Допплера,
может быть уменьшена отбором для взаимодействия молекул газа
только с малым разбросом скоростей. В спектрометре [357] штар-
штарковской волны многосеточная структура создает электрическое поле,
изменяющееся в направлении распространения поля сверхвысокой
частоты с периодом Я/2. Штарковское поле поэтому эквивалентно
волнам, распространяющимся в обоих направлениях со ско-
скоростями vJK/2, где v5 — частота штарковской модуляции. Штар-
ковская модуляция производит регулярные изменения фазы отра-
отраженной волны, так что только молекулы, движущиеся синхронно
с любой из двух штарковских волн, отражают энергию в обратном
направлении когерентно. Чувствительность таких устройств меньше
расчетного значения чувствительности обычных спектрометров
в число раз, равное квадрату отношения ширины линии к доп-
плеровскому уширению. Этот способ пригоден только для достаточ-
достаточно ярких линий. Для линий аммиака было получено разреше-
разрешение в 7 кгц.
Допплеровское уширение линий может быть уменьшено в де-
десять раз, если собрать молекулы с помощью коллиматорной щели
в узкий пучок [294], через который излучение распространяется
в поперечном направлении. В одном из таких спектрометров [440,
442] плоская волна от линейной антенной решетки отражалась
при прохождении через пучок в обратном направлении и следовала
388

через Т-образное гибридное соединение в приемник. Штарковская
модуляция частотой 660 гц осуществлялась с помощью электродов
на противоположных сторонах пучка. Техника молекулярных
пучков находит широкое применение в миллиметровом диапазоне
и при высоких температурах. Например, переход J = 12 -» 13
в КС135 наблюдался на частоте около 100 Ггц [186]. Сочетание
методов сверх высокочастотного поглощения и молекулярных пуч-
пучков [204] позволяет обеспечить очень высокую разрешающую
способность [5481.
7.3. ПАРАМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ
7.3.1. Характеристические энергии
Прямые переходы между зеемановскими компонентами опреде-
определенного электронного состояния могут происходить в твердых
телах всякий раз, когда, например, атом или нон содержат лишь
частично заполненную электронную оболочку [4851. Результирую-
Результирующий момент количества движения такой системы обусловлен частич-
частично орбитальным движением и частично спином электронов, с каждым
из которых связан соответствующий дипольныи магнитный момент.
Вектор момента количества движения прецессирует вокруг оси
постоянного магнитного поля Но с частотой [3041
v=№a-r- = 1-76 -10* gH0. G.57)
Если направление вращения и частота приложенного ВЧ маг-
магнитного поля, поляризованного по кругу, таковы, что поле вращает-
вращается вокруг Но синхронно с вектором магнитного момента, то имеет
место резонанс и происходит взаимодействие и обмен энергии с полем
излучения. Энергетические уровни свободного иона, соответствую-
соответствующие различным пространственным ориентациям момента J, равны
WH=g^BMH0. G.58)
Таким образом могут быть индуктированы переходы
ДМ = + 1 с частотами, определяемыми формулой G.57). Эти
резонансы, удобнее всего наблюдаемые в диапазоне сверхвысоких
частот, дали толчок развитию техники парамагнитного резонанса
[64, 120, 266, 410, 494].
Ширина линии парамагнитного резонанса определяется тремя
факторами. Во-первых, разбросом по энергиям, обусловленным
конечной величиной времени жизни состояния, мерой которого,
в свою очередь, является ' время релаксации тх спин-решетки.
Согласно принципу неопределенности
так что
Ду=Bят1)-1. G.60)
389

При низких температурах этим процессом уширения можно пре-
пренебречь.
Во-вторых, ширина линии парамагнитного резонанса опреде-
определяется спнн-спиновым уширепнем, обусловленным магнитными
полями соседних спинов. Рассматривая величину воздействия поля
от электрона / на соседний электрон /, находящийся на расстоя-
расстоянии гt, от первого, для половины ширины линии гауссовой формы
[380, 443, 465] получим
ДЯ=1,18 |/|- ^2 fxl5 E+1) 2/ A — 3 cos2 б//J г,76, G.61)
где б,-/ — угол между векторами г,-,- и Но.
Такое уширение линии приводит к соответствующему разбросу
Av зеемановских частот.
В-третьих, ширина линии может также увеличиться [221 или
даже уменьшиться [2641 за счет обменного взаимодействия [10,
380, 4651, которое изменяет кулоновы силы между электронами.
Эффекты спин-спинового и обменного взаимодействий существенно
уменьшаются с увеличением расстояния между ионами. Это
достигается, например, растворением материала в изоморфном
диамагнитном веществе.
За счет сильного внутреннего электрического поля кристаллов
уровни энергии сдвигаются. Такое поле может, например, взаимо-
взаимодействовать с несферическим электронным облаком, если пара-
парамагнитный элемент не находится в 5-состоянии. Если это взаимо-
взаимодействие больше спин-орбитального A(L-S),. то оно разрушает
спин-орбитальную связь и приводит к частичному или полному
вырождению орбитальных уровней 2L + 1 [3071. Этот эффект,
по существу, представляет собой штарковское расщепление орби-
орбитальных уровней внутренними полями. Также через спин-орби-
спин-орбитальную связь поле кристалла может косвенно взаимодействовать
со спиновыми уровнями и снимать вырождение 25 + 1. В каче-
качестве примера на рис. 7.13 представлены энергетические уровни
иона при 5 = 3/г, где видно расщепление при отсутствии внеш-
внешнего поля дублетов М =± Х1г и М =± 3/з- При наложении
внешнего магнитного поля зеемановские уровни расходятся. Вер-
Вертикальные линии постоянной длины соответствуют заданному
кванту энергии и проведены для указания переходов, соответствую-
соответствующих AM = ± 1. Видно, что эти переходы имеют место при раз-
различных значениях магнитного поля и приводят, таким образом,
к триплетной тонкой структуре.
Сверхтонкая структура наблюдается в том случае, если ядро
парамагнитного иона обладает результирующим моментом коли-
количества движения, а потому и ядерным магнитным моментом.
В сильном внешнем магнитном поле каждый электронный переход
расщепляется [48, 50] на 2/ + 1 равноотстоящих линий одинаковой
390

интенсивности с разделением по частоте KMtlh. Если А и В по-
постоянные, то
G.62)
На рис. 7.14, показано, например, что сверхтонкая структура
меди [511 с 5 = х/г и / = 3/г имеет 4 линии, спектр марганца
[4041 — 6, а кобальта [571 и ванадия — 8 линий [581.
ХромвА1ги3
(руби*)
с-ось
1000 2000 3000 W00
Приложенное поле, э
5000 6000
Рис. 7. 13, Энергетические уровни в твердом пара-
парамагнетике.
Вертикальные линии соответствуют переходам первого по-
порядка с частотой излучения 9,375 Ггц, иа нижней диаг-
диаграмме показан триплет тонкой структуры,
Общая методика исследования эффектов поля кристаллов за-
заключается в нахождении для отдельных уровней и подуровней
[3, 81, 3791 спинового гамильтоновского оператора Ж, который,
действуя на «эффективную» спиновую волновую функцию W, опре-
определяет собственные значения энергии W:
G.63)
391

Резонансы могут быть рассчитаны с помощью правил отбора
и уравнения G.4). Общий вид спинового гамильтониана для ионов
с d-электронами при S > 3/г имеет вид
# = Рв (8г Н»г S*+g* Hox Sx+gy HOy Sy) +
+D[s*-±S(S+l)]+E(S'-S$+AtStIt+AxSxIx+AySyIy+
P'(ll-I2y)-gn\inVl0.L G.64)
Спины электронов, исполь-
использованные в уравнении G.64),
представляют собой эффектив-
эффективные значения, определяемые
величиной BS + 1), которая
равна мультиплетности из-за
спин-орбитальных взаимодейст-
взаимодействий, приводящих к резонансу.
Первый член уравнения описы-
описывает взаимодействие вектора
спина с внешним магнитным
полем, второй —- представляет
собой начальное расщепление,
обусловленное аксиально сим-
симметричными (тригональной и
тетрогональной) компонентами
поля кристалла, а третий—со-
третий—соответствует компонентам поля
более низкой (ромбической)
симметрии. Член с А, учиты-
учитывающий взаимодействие с ядром,
приводит к сверхтонкой струк-
структуре, а члены с Р и Р' описы-
описывают ядерное квадрупольное
взаимодействие соответственно
с аксиально симметричными и
ромбическими компонентами поля кристалла. Последний член очень
мал и обусловлен взаимодействием Но с ядерным магнитным мо-
моментом.
магнитное поле
6)
Рис. 7. 14. Сверхтонкая структура
при парамагнитном резонансе.
Ион медн с S=—, Г=—; а—уровни
энергии; б—сверхтонкая структура.
7.3.2. Техника измерения
Парамагнитный резонанс может наблюдаться при его взаимо-
взаимодействии с высокочастотными полями в системах, предназначенных
для сверхвысоких частот. При резонансе изменяется комплексная
высокочастотная восприимчивость / кристалла. Фазовые изменения
связаны с %', а поглощение — с %". Средняя энергия, поглощаемая
392

в единице объема при наличии высокочастотного поля
равна
P's = jli0aHiV. G.65)
Для образца, имеющего N ионов на кубический метр со спином
S, разница населенности уровней между уровнями М и М—1,
определяемая уравнением G.12), при условии hv <^ kT равна
Nl — Nu=Nhv/BS+l)kT. G.66)
Поглощение энергии hv происходит при каждом переходе в более
высокое состояние. Вероятность перехода [277] при этом равна
?^'2. G.67)
Общее поглощение энергии при резонансе
Р,= Nh2v2W/BS+\)kT. G.68)
Образец может находиться в системе с бегущей волной или
в объемном резонаторе [458]. Дальнейшее рассмотрение будет
проведено для последнего случая. Мощность, поглощаемая в образце:
^\VdVs, G.69)
а поглощаемая стенками:
\\Ыс. G.70)
Если, как это обычно и бывает, PS<^PC, то общая добротность
Q равна
Qa$ H\X"dVs
Q=Q« 1-
Для колебания вида ТЕо1 в прямоугольном резонаторе коэффициент
заполнения равен
в предположении, что образец расположен в'месте с максимальной
амплитудой высокочастотного поля. Из уравнения G.71) видно,
что образец ведет себя так, как будто он обладает магнитной до-
добротностью Qm = 0l% ")"¦"'• Подставляя G.67) в G.68) и приравнивая
к G.65), получаем %" и в результате
(S + М) (S — М+ 1) z'2 - G -73)
393

Например, если S = V2, g = 2, то
Хо = D,8-Ю-6/Т)(грамм-моль)-1
1. G.74)
Если S = 3/2, М = Чг, "Л = 0,2, Г = 2° К, N = 6-1025 ж~3,
Тг = 3-Ю-9 и vr = 1010 гц, то уравнение G.73) дает для Qm
значение 113.
На практике изменения добротности объемного резонатора
Q наблюдаются по эффектам, возникающим при прохождении или,
что более обычно, при отражении мощности. Оптимальная связь
между резонатором и передающей линией зависит [166, 345] от ха-
характеристик детектора. В случае квадратичного детектора и опти-
оптимальной связи КСВН будет порядка 2, так что
= 0,193^X^=0,193^ . G.75)
Для линейного детектора КСВН равен единице, хотя желательно
работать при несколько более слабой связи с тем, чтобы парамаг-
парамагнитный резонанс не рассогласовывал резонатор. В этом случае
—' = — т" О = —— §l G 76)
Эти коэффициенты связи должны получаться в рабочих условиях,
обеспечиваемых, например, при очень низких температурах. Источ-
Источник мощности желательно стабилизировать; отраженный сигнал,
поступающий с Т-образного гибридного соединения или феррито-
вого циркулятора, усиливается и развертывается' на экране
осциллографа.
Магнитное поле для экспериментов по парамагнитному резо-
резонансу может быть получено с помощью катушки с воздушным
сердечником или катушки Гельмгольца [323], но обычно требуемые
значения поля настолько велики, что необходимы электромагниты
с железными сердечниками [80]. Так как в миллиметровом диапа-
диапазоне требуются поля в 10 000—20 000 э, то некоторая экономия
может быть достигнута при работе в импульсном режиме [104, 183].
Поле должно быть однородно по объему образца так, чтобы измене-
изменения резонансной частоты из-за неоднородности лежали, скажем,
в пределах одной десятой ширины линии, в связи с этим требуются
магниты с полюсами больших диаметров. Однородность поля
в дальнейшем может быть улучшена [16] с помощью размещения
подвижных колец на внешнем крае полюсных наконечников.
Использование стабилизированных источников мощности [6,436]
уменьшает неточность, обусловленную дрейфом поля. Измерения
при фиксированном значении постоянного магнитного поля более
удобны и надежны. Для калибровки [73], а иногда и для стабили-
394

зации поля [87, 370, 535] применяются измерители протонного резо-
резонанса.
По принципу действия спектрометры, применяемые при иссле-
исследованиях парамагнитного резонанса, аналогичны тем, которые
используются при исследованиях газов. В приборах, применяемых
в экспериментах, используются средства [400] для раздельного
определения %' и %", круговая поляризация [105] и ряд других
приспособлений [42, 43, 337, 388, 436, 459]. Частотная модуляция
источника с большой девиацией [395] позволяет определять
изменение добротности Q, обусловленное поглощением, посредством
уменьшения амплитуды последовательности импульсов. Перестрой-
Перестройки резонатора, которая необходима при измерениях по точкам,
можно избежать [479], модулируя частоту сердечника через не-
Кристалл
опорного
/ напряжения
(Синхромиш
румщип
детектор
Усилитель
Детектор » сигиаяа
| Саиописец
X
Дискрипи-
натор
АПЧ
Гетеродин
f0 +30 Мгц |
Синхронизи-
Синхронизирующий
детектор
Стабилизация
¦ I ¦! :
с| Развертка
щатель
Источник
сигнала
h
Генератор
38 г и
Кристалл
Резонатор сигнала
Мост с двойным
волноводным тройником
Рис. 7. 15. Спектрометр для исследования парамагнитного резонанса.
Частота 9,375 Ггц. Прибор супергетеродинного типа с кристаллическим смесителем.
(См. [236].)
сколько сот килогерц частотой 7г гц; в этом случае качающая-
качающаяся частота пройдет через собственную частоту резонатора. Качание
приводит к периодическим изменениям отраженной мощности с ча-
частотой 1 гц. Поскольку при резонансе отраженная мощность
минимальна, то нижняя огибающая полученной кривой соответству-
соответствует чистому поглощению. Для исследований в миллиметровом диапа-
диапазоне были сконструированы широкополосные спектрометры [352].
На рис. 7.15 приведена блок-схема типичного спектрометра
высокой чувствительности с автоматической записью, разработан-
разработанного Хиршоном и Френкелем [236]. Частота источника 9,375 Ггц,
приемник супер гетеродинного типа [404] с автоматической под-
подстройкой частоты и промежуточной частоты 30 Мгц. Сигнал, отра-
отраженный от исследуемого резонатора, измеряется Т-образным
гибридным мостом. Генератор сигналов синхронизован с резона-
резонатором при помощи видоизмененной схемы стабилизации Паунда,
395

так что детектируются только изменения %". На вход фазочувстви-
тельного детектора подается сигнал с усилителя, настроенного
на частоту 30 Мгц, а опорный сигнал поступает из второго канала,
состоящего из смесителя и усилителя промежуточной частоты.
Магнитное поле промодулировано частотой 38 гц. Линия поглощения
и ее производная, обе в функции магнитного поля, могут быть
получены либо на экране осциллографа, либо на бумаге самописца.
Другие приборы [524, 528, 532], включающие в себя как конструк-
конструкции, в которых прием осуществляется на нулевых биениях [527,
536, 550], так и супергетеродинные конструкции [552], работают
на частотах 3 Ггц [518] и 9 Ггц [529, 530]. Проводились также
измерения при отсутствии магнитного поля.
Торен
а)
Коаксиаль-
Коаксиальная линия
Гибридное 7 образное
соединение
Вентиль
¦Шетй из
нейзильбера
¦ V
Петля ¦
связи :
ЯШ:
• Поршень
Источник
сигнала
Магнит Резонатор
Образец \
ФпочиЧстВи
Самописец
Рис. 7. 16. Спектрометр с высокочастотной модуляцией:
а—резонатор с внешней петлей связи; б—резонатор с внутренней петлей связи; в —
блок-схема спектрометра.
Для высокочастотной модуляции магнитного поля в стенке
резонатора в том месте, где ток равен нулю, можно прорезать
узкую щель. Фактически резонатор может быть использован как
катушка с одним витком [89]. Однако обычно более удобно при-
применять небольшую модуляционную катушку, которая расположена
(рис. 7.16, а) сразу же после резонатора. Торцевая поверхность
представляет собой пластинку из мельхиора, толщина которой
равна среднему значению глубин проникновения высокочастот-
высокочастотного поля и поля частоты модуляции. К полученной таким образом
петле через коаксиальную линию от генератора мощностью 15 вт
подводится напряжение частотой 100 кгц, так что двойная ампли-
амплитуда поля составляет 20 э.
В таких спектрометрах с успехом применялись резонаторы
из посеребренного химическим способом стекла [35], но резона-
резонаторы из эпоксидной смолы [583] оказались более прочными и ста-
стабильными [106]. Резонатор из посеребренного пластика дает на час-
396

тоте 9,5 Ггц ненагруженную добротность, равную соответственно
4000 и 6000 при 300 и 4,2° К. В случае резонатора со сплошными
металлическими стенками петля должна быть помещена внутри
полости [325, 445], как показано на рис. 7.16, б. Ее положение
подбирается таким образом, чтобы она не возмущала высокочастот-
высокочастотное поле. На рис. 7.16, в показана соответствующая схема спектро-
спектрометра с высокочастотной модуляцией. К выходу детектора подклю-
подключен усилитель высокой частоты с полосой пропускания около 5 кгц,
а за ним — фазочувствительный детектор. Окончательный выход-
выходной сигнал поступает на экран осциллографа при модуляции маг-
магнитного поля частотой 50 гц или на самописец при медленном
качании поля.
Ширина линии парамагнитного резонанса в диапазоне сверх-
сверхвысоких частот для большинства твердых тел значительно больше
ширины характеристической кривой резонатора. Например, при
такой небольшой ширине линии, как 10 Мгц, соответствующая доб-
добротность Q на частоте 10 Ггц равна только 1000 и линия на экране
осциллографа лежала бы вне резонансной кривой обычного резона-
резонатора. Однако линия может быть несколько сужена [462, 463],
если изменять одновременно магнитное поле по синусоидальному
закону около фиксированного значения, а частоту генератора по
пилообразному закону вблизи резонанса. Этот способ позволяет
уменьшить ширину линии почти в 20 раз и имеет большие преиму-
преимущества при поиске новых линий поглощения.
Когда два вида спиновой системы имеют различные магнитные
моменты, которые могут взаимодействовать друг с другом, применим
метод, известный под названием двойного резонанса [448]. Если один
вид спина насыщен сильным резонансным полем, то поведение спина
другого вида может наблюдаться с помощью слабого поля другой
частоты. Например, хорошо известный эффект Оверхаузера [366]
состоит в усилении ядерного магнитного резонанса полем, частота
которого находится в резонансе с частотой процессии спинов элек-
электронов. Применение метода двойного резонанса улучшает возможно-
возможности разрешения поглощения при парамагнитном резонансе за счет
ядерного резонанса [164, 165]. При качании частоты высокочастот-
высокочастотного поля сверхтонкая структура ясно видна даже в тех случаях,
когда она теряется в широкой линии парамагнитного резонанса.
Таким образом можно увеличить разрешающую способность в 104 раз,
поскольку в данном случае предельная ширина определяется ядер-
ядерным, а не электронным резонансом. Этот метод был изучен [170] при
исследовании структуры F-центров, образовавшихся при облучении
КС1 [170].
7.3.3. Типичные материалы
Парамагнитный резонанс наблюдается [63, 81, 498], например,
в переходных элементах, в которых заполнение внешней или валент-
валентной электронной оболочки начинается до того, как полностью за-
заняты все внутренние оболочки. Поэтому спин равен 1/2, когда не-
397

заполненная оболочка или имеет один электрон или в ней не хватает
одного электрона. Переходные группы, которые были исследованы,
включают в себя элементы группы палладия (не заполнена оболочка
4d) и платины (не заполнена оболочка 5d) [216], а также группу
элементов актиния (не заполнена оболочка 5f), охватывающую такие
элементы, как плутоний [257], нептуний [54] и уран [148, 194].
В редкоземельных элементах оболочка 4f не заполнена, и посколь-
поскольку взаимодействие с электрическим полем кристалла и соседнего
иона мало, то парамагнитный резонанс мало отличается от резонанса
при свободных ионах. Группа переходных элементов была изучена
как теоретически [150, 151, 152, 153], так и экспериментально, при-
причем основными кристаллами являлись диэтилсульфаты и двойные
соли азотной кислоты. Для разбавления используются ядра кри-
кристалла диамагнитного лантана. Например, был исследован спектр
трехвалентного иона гадолиния [59, 65], у которого семь электронов
наполовину заполняют оболочку 4f. Нулевой орбитальный момент
количества движения означает, что электрическое поле кристалла
влияет на энергетические уровни только посредством взаимодейст-
взаимодействия более высокого порядка, поэтому расщепление в отсутствии поля
очень мало. На частоте 9,5 Ггц можно наблюдать все семь резонансов.
Ширина линии при 0,5%-ной концентрации в диамагнитной соли
лантана равна 20 Мгц. Шесть слабых переходов AM = ±2 на-
наблюдались [90] на спектрометре с двойной модуляцией. Они от-
отсутствуют, когда Но параллельно оси гексагональной симметрии
Таблица 7.2
Ион
Ti3+
V3+
V2+, Cr3+
Сг2+, Мп3+
Мп2+, Fe3+
Fe2+
Со2+
Ni2+
Cu2+
Свойства элементе!
Конфигу-
Конфигурация
3 di
3 d2
3 d3
3 d*
3 d»
3 de
3 d'
3 ds
3 d»
Спектроско-
Спектроскопическое
состояние
свободного
иоиа
2D3/2
3F2
4F3/2
6 Do
•S5/2
6 D»
*F9/2
3 F4
2D5/2
s
1
2
—
3
~2
2
b
T
2
3
?,
1
1
t группы железа
S'
1
2
—
3
T
о
b
1
2
1
9
1
1
T
g-фактор
1,1—1,3
—
2,0
Cr2+
1,9—2,0
2,0
0—9
1,4—7
2,2—2,3
2,0-2,5
Л, см—l
154
105
55 V2+
87 Cr3+
59
—
— 100
— 180
—355
—852
Вырождение
в поле
кубической
симметрии
2, 3*
1, 3,3*
1*, 3,3
2*, 3
1
2, 3*
I, 3, 3*
1*, 3, 3
2*, 3
398

кристалла. Аналогичные результаты были получены и с такими
редкоземельными элементами, как церий [75], неодим [65, 66],
самарий [153], празеодим [64] и эрбий [77, 372].
Элементы группы железа имеют незаполненную оболочку 3d.
Их свойства интенсивно исследовались методом парамагнитного
резонанса. В качестве кристалла использовались фтористый кальций
[25], титанат бария и окись магния [217]. Некоторые свойства эле-
элементов группы железа представлены в табл. 7.2.
Из последней колонки таблицы видно, что в присутствии элек-
электрического поля кристалла возникает орбитальное вырождение.
Звездочка означает, что орбитальные уровни расщеплены и каждый
уровень, двукратно вырожденный, по спину отстоит от соседнего на
6000 Ггц. Таким образом, расщепление более высоких орбитальных
уровней мало и следует ожидать, что спин-орбитальная связь
приведет к сильному взаимодействию спин-решетка и ^-фактор будет
значительно отличаться от своего значения при свободном спине.
На практике время релаксации спин-решетка настолько мало,
что линии поглощения наблюдаются [52, 329] только при темпера-
температурах ниже 8° К-
Парамагнитный резонанс наблюдался на ионе V3+. Ион V2+ был
исследован для обоих изотопов V50 и V51, а спин ядра был определен
равным 7/2 [58,296], спектр V4+ в TiCh наблюдался на частотах 10,14
и 22,68 Ггц. Ион Сг2+ исследовался в сульфате на частоте 60 Ггц
[363]. Более интенсивно велись исследования иона Сг3+ в квасцах
[481, 482, 488] и особенно в рубине [500]. Последний элемент хими-
химически устойчив, и маленький кристалл с концентрацией 0,5% пред-
представляет для спектрометра прекрасный вторичный стандарт интен-
интенсивности [416].
ИоныМп2+ и Fe3+ имеют заполненную наполовину оболочку 3d,
и, таким образом, у них в S-состоянии орбитальный момент количест-
количества движения равен нулю. Марганец исследовался в корунде [332], и
эксперименты с его солями показали, что спин ядра равен 5/2.
Железо исследовалось в квасцах [67], корунде [78] и рутиле [98].
Порошки железо-аммоний и железо-сульфат калия обнаруживают
[21 ] расщепление уровней на 23 Ггц при отсутствии поля. Резонанс
на ионе Со2+ наблюдался только при низких температурах, и g-фак-
тор при этом сильно отличался [2] от своего значения при свобод-
свободном спине. Во фторосиликате основной спиновый триплет иона Ni2+
разрешался [373] в дублет и синглет, лежащий на 0,9 Ггц выше.
Этот ион также интенсивно исследовался в сульфате аммония [214],
солях Туттона [215], фтористых [445] и клешневидных соединениях
[375]. Си2+ исследовался в сульфатах [17, 364] и солях Тут-
тона [4]. Влияние большого гидростатического давления на элек-
электронный резонанс явилось предметом экспериментов на солях
никеля и хрома [472, 473, 474].
Валентные электроны, позволяющие наблюдать резонанс сверх-
сверхвысоких частот в проводниках и полупроводниках, движутся по
орбитам, проходящим вокруг многих атомов. Спиновый резонанс
399

имеет место в самых дальних, частично заполненных оболочках
[147, 168, 356, 401]. Например, металлический натрий исследовался
[218] в виде 10-микронных гранул, взвешенных в парафине. В элек-
электронном «газе», образующемся при диссоциации щелочных металлов,
растворенных, например, в жидком аммиаке, наблюдается парамаг-
парамагнитный резонанс [187, 254, 258]; множитель g лежит в пределах
0,001 своего значения для свободного электрона и ширина линии
будет приблизительно 0,1 э. В полупроводниках электроны, возбуж-
возбуждающие резонансные эффекты, связаны с примесными атомами.
Большинство экспериментов посвящено кремнию [169, 242, 491],
хотя был исследован и InSb [31 ]. Частицы из чистого кремния с до-
добавлением фосфора (общая плотность составляла 2 • 1018 атомов/см3)
обладали [377] спиновым резонансом, независящим от температуры
в диапазоне 4—300° К. Аналогичные результаты были получены
с другими донорами [177] группы V, такими, как мышьяк [243[ и
сурьма. Спиновый резонанс наблюдался [242] и с промежуточным
донором литием. Эксперименты на кремнии n-типа, облученном
электронами с энергией 0,5 Мэв, говорят о том, что вид спектров
зависит от способа выращивания кристалла.
Свободные радикалы [262] имеют неспаренные спины электронов,
поэтому в них существует парамагнитное поглощение. Органическая
соль дифенилтринитрофенилгидразил [240, 456] имеет в патикрис-
таллическом состоянии линию шириной 4 Мгц и g-фактор равный
2,0036. Небольшая крупинка этого вещества, помещенная рядом с
исследуемым матер нал ом,\дает резкую, легко распознаваемую опор-
опорную линию. Отдельные кристаллы этого вещества проявляют [297]
анизотропию ^-фактора, особенно при низких температурах, а ра-
раствор в бензоле имеет сверхтонкую структуру [255, 274]. Исследо-
Исследовались и другие свободные радикалы [289, 391, 521, 523, 581], в том
числе ОН-группы [402, 403] и бирадикалы с двумя неспаренными
спинами. Свободные радикалы могут быть получены при разрыве
химических связей (энергии связи порядка 10 эв) различными видами
излучений [265]. Например, в облученных у-лучами твердых телах
при температуре 77° К были обнаружены атомы водорода. Атомы
водорода и дейтерия, образующиеся при электрическом разряде,
могут быть осаждены [282] и запасены в своих молекулярных матри-
матрицах при 4° К. На частоте 9,066 Ггц спектр водорода состоит из двух
одинаковых линий, отстоящих друг от друга на 1,42 Ггц. Дейтерий
имеет триплет со сверхтонким расщеплением на частоте 327 Мгц.
Спектр водорода также наблюдался [324] в облученных окислах.
Облучение отдельных кристаллов вызывает различные дефекты
решетки, которые служат источником парамагнитного резонанса.
Таким способом исследовались неорганические материалы, в том
числе щелочные галоидные соединения [253, 256, 301, 378, 404] и
кварц [109, 478]. При анализе органических соединений [116] ши-
широкое применение нашло облучение рентгеновскими лучами. При
обугливании органических веществ образуется [34, 263] большое
количество свободных радикалов с устойчивой структурой.
400

Подобные углеродистые образцы имеют ^-факторы близкие к зна-
значению при свободном спине, но не обладают разрешаемой сверх-
сверхтонкой структурой [101, 230, 417].
Парамагнитные вещества обнаруживают интересный магнито-
магнитооптический эффект [356, 525]. Например, двойной магнитный резо-
резонанс может включать в себя оптические возбуждения [501, 502, 503,
504], при этом парамагнитные кристаллы могут быть использованы
для сверхвысокочастотной модуляции [68]. Резкие оптические ли-
линии рубина делают его подходящим материалом для исследования
нарушения поглощения сверхвысоких частот [88, 191]. Экспери-
Эксперименты очень упрощаются, если в качестве источника света [489]
применяется другой кристалл рубина. Фотолюминесценция из-за
поглощения излучения в широкой полосе оптического диапазона
дает линию шириной 18 Ггц при мощности 0,1 вт. Из-за прецессии
спина под влиянием приложенного магнитного поля парамагнитные
вещества обладают различными свойствами по отношению к право-
и левополяризованным излучениям [427, 428]. Как показали экспери-
эксперименты [460 ] с хромовыми квасцами, в некоторых случаях может иметь
место эффект фарадеевского вращения плоскости поляризации
[259, 315, 539]. Фарадеевское вращение на оптических частотах
очень велико, но оно сильно уменьшается в диапазоне сверхвысоких
частот, в котором излучение достаточно интенсивно, чтобы привести
к насыщению и вследствие этого к уменьшению магнитного момента.
Этот эффект наблюдался [505] на этиловом сульфате неодима, у ко-
которого вращение для зеленой линии спектра ртути составляет
2 рад!мм на частоте 9 Ггц при температуре 1,5° К-
7.3.4. Времена релаксации
Ориентация спина, нарушенная приложенным высокочастотным
полем, стремится вернуться к первоначальному состоянию со ско-
скоростью, определяемой временем релаксации спин-решетка. Процесс
передачи энергии от спина к кристаллической решетке очень слож-
сложный и неясный. Всякая сила, стремящаяся вызвать изменение ориен-
ориентации спина электрона, должна иметь магнитную связь с его маг-
магнитным моментом. Один из предложенных видов взаимодействия
[471 ] —магнитное дипольное взаимодействие между самими
спинами — изменяется периодически вместе с пространственными
колебаниями ионов. Эта теория не нашла всеобщего признания, по-
поскольку предсказываемое ею время релаксации значительно превы-
превышает наблюдаемое при эксперименте. Другой вид взаимодействия
[312, 464], обусловленный эффектами электрического поля кристал-
кристалла, связан с тепловым движением атомов и также приводит к измене-
изменению энергетических уровней системы парамагнитных ионов. Эго
взаимодействие осуществляется через орбитальный магнитный мо-
момент, который, в свою очередь, связан со спиновым моментом. Вторая
теория отчасти согласуется с экспериментальными результатами;
в процессе исследования она подвергалась многочисленным уточне-
уточнениям.
401

Существуют два механизма обмена энергией между спином и
решеткой. Первый — резонансный обмен, когда колебания решетки,
частота которых совпадает с частотой спинового резонанса, об-
обмениваются квантами энергии с отдельными спинами. Релаксация
спина происходит за счет испускания звуковых квантов, фононов,
в узкой полосе частот этих колебаний. В случае ионов с S = V2
время релаксации спин-решетка дается соотношением
Т1=Ю-16Д1/Л2(^Я;57\ G.77)
Появление Т в знаменателе указывает на то, что этот процесс су-
существен только при очень низких температурах. Второй механизм —
это комбинационное рассеяние (эффект Рамана), когда спин взаимо-
взаимодействует одновременно с двумя видами колебаний решетки, отли-
отличающимися на частоту спинового резонанса. Комбинационное
рассеяние — зффект второго порядка малости. Он имеет меньшую
вероятность для любой выбранной пары частот, но число возможных
комбинаций велико и вероятность быстро возрастает с увеличением
температуры. В предположении, что Т меньше температуры Дебая
решетки, время релаксации
T1=10-12Al/A2|i2//gT7. G.78)
При высоких температурах комбинационное рассеяние может при-
привести к уширению линии парамагнитного поглощения.
Исследования времени релаксации были обобщены [343] с по-
помощью теории возмущений, примененной к любому спину элемента
группы железа, не находящемуся в S-состоянии. Результаты пред-
представлены в форме эквивалентного гамильтониана спин-фононного
взаимодействия; взаимодействие между двумя спиновыми состояни-
состояниями может быть вычислено с помощью спиновой волновой функции.
Спин-фононное равновесие допускает другие способы рассмотре-
рассмотрения [72, 221]. Если плотность спиновых состояний велика по срав-
сравнению с числом взаимодействующих видов колебаний решетки, то
фонон имеет высокую вероятность быть поглощенным другим спином
до того, как он будет рассеян границей кристалла или другим фо-
ноном [437]. При этом возвращение спина к исходному состоянию
замедляется [13, 519]. Более того, когда имеется несколько почти
одинаково сдвинутых уровней, различные части системы могут
приходить в равновесие посредством кросс-релаксации [71, 575].
Вероятности переходов спин-решеточной релаксации изучались
акустическими методами [306, 342, 343], которые позволяют конт-
контролировать частоту фононов, направление и поляризацию. Так, мар-
марганец и спиновые резонансы /-"-центров в кварце [272] были насыще-
насыщены фононами с частотой 9,2 Ггц.
Разработано несколько способов измерения времени релаксации
спин-решетка на сверхвысоких частотах. Если высокочастотное
поле имеет амплитудную модуляцию в широком диапазоне частот
[36, 212, 213], то изменение поглощения происходит вблизи значе-
402

ния Т] '. Такой метод прост, по дает среднее время для нескольких
уровней н поэтому приводит к ошибкам. Лучший метод основан
па насыщении, которое имеет место в том случае, когда тепловой
контакт спиновой системы с кристаллической решеткой недостато-
недостаточен для передачи всей приложенной мощности. Разница в населен-
населенности двух уровней стремится к своему равновесному значению
согласно соотношению [69, 70]:
(Д/Ур - АЛ)
Наличие высокочастотного поля требует добавления в правую часть
этого равенства члена —2WAN, где вероятность перехода W дается
уравнением G.67). Устойчивое состояние достигается при
d(AN)/dt = 0, так что
i. G.80)
Время релаксации Тг связано с шириной линии поглощения в ве-
веществе [443]. Магнитное поглощение Q~l, которое является функци-
функцией от АЛ, уменьшается до своего значения при малом уровне мощ-
мощности за счет выражения в скобках формулы G.80), известного под
названием коэффициента насыщения. Поглощение уменьшается
в два раза, когда W составляет ti/2.
Множитель насыщения может быть определен измерением Q~l
или X" с помощью обычного спектрометра [378]. Высокочастотное
магнитное поле изменяют скачками, регулируя входную мощность
резонатора посредством калиброванного аттенюатора. Одновременно
мощность на выходе приемника в отсутствие поглощения поддержи-
поддерживается на постоянном уровне с помощью другого аттенюатора в цепи
детектора. На каждом уровне входной мощности измеряют резонанс-
резонансный всплеск, и результаты наносят на график в функции логарифма
амплитуды входного сигнала. Зная коэффициент насыщения, можно
вычислить любое значение какой-либо одной из его компонент,
если известны другие компоненты.
Эшенфельдер и Вейднер [158] измеряли эффект насыщения в же-
железо-аммониевых и хромо-калиевых квасцах при температуре 2—
4° К на частоте 9,5 Ггц. Исследуемый раствор помещался в круглый
резонатор, в котором возбуждались колебания ТМо1 и измерялся
коэффициент отражения в зависимости от величины мощности на
входе. Наклон кривой, описывающей QJQi в функции 1 — р2, про-
пропорционален Tj-t*, а отрезок, отсекаемый на координатной оси,
пропорционален тх/т*, что позволяет установить та. Этот метод
определения коэффициента насыщения с помощью незатухающих
колебаний применялся также при экспериментах с Fe3+ в рутиле
[98], с Cd3+ в этиловом сульфате [171,340], сСг3+в хромовом циа-
цианиде [340] и с кремнием и-типа [173].
403

Уравнение G.79) может быть приведено к виду, при котором явно
выражен закон изменения магнитного поглощения со временем:
Qm^QmoQ-e-"--*), G.81)
где Qmo—конечное значение.
Поэтому время релаксации может быть измерено импульсным
методом [137], при котором процесс восстановления непосредственно
наблюдается в функции времени сразу после прекращения сильного
насыщающего сигнала. Высокая добротность резонаторов (по-
(порядка 10 000) и связанная с ней постоянная времени 10—6 сек поз-
позволяют пренебречь эффектами запаздывания излучения. В одном из
енератор Г~*| 'Jc.um.
mi,t,r,sco8 I J - дел1'
Ге
umi,
Рис. 7. 17. Измерение времени релаксации импульсным методом.
Частота 9,4 Ггц. На экране видны кривая восстановления и калибровочные отметки
времени.
новейших методов [126] для определения мгновенного значения на-
намагниченности образца используется фарадеевское вращение пло-
плоскости поляризации. Для Nd3+ в этиловом сульфате было получено
время релаксации 145 мсек на частоте 9,5 Ггц при температуре 1,5° К
и напряженности постоянного магнитного поля 2000 э. При инверсном
методе с помощью импульсов производится заполнение спиновых
уровней до состояния с отрицательной проводимостью и наблюдается
последующий процесс возвращения к термодинамическому равно-
равновесию. Использование сигнала сверхвысокой частоты в качестве «спи-
«спинового термометра» имеет то преимущество, что позволяет исследо-
исследовать отдельные уровни энергии. Такие измерения проводились с
Кремнием и-типа [246, 509] и с Сг3+ в хромовом цианиде [102, 508].
Нашел широкое применение метод, заключающийся в насыщении
спиновых уровней мощным импульсом сверхвысокой частоты и по-
последующем наблюдении процесса восстановления намагниченности
с помощью зондирующего сигнала сверхвысокой частоты [128]. На
рис. 7.17 показано устройство такого типа, применявшееся в исследо-
404

ваниях автора. Импульсный генератор обладает мощностью, доста-
достаточной для возбуждения в образце высокочастотного поля, по ве-
величине в несколько раз превышающей уровень насыщения, при дли-
длительности импульса, соответствующей потребляемой спинами энер-
энергии. Использующийся клистрон генерирует импульсы мощностью
100 вт и длительностью 10 мксек с частотой повторения 50 гц. Сигнал
от контрольного генератора достаточно мал, чтобы не вызвать насы-
насыщения. Приемник — супергетеродинного типа, и для предотвраще-
предотвращения попадания мощности от его гетеродина к исследуемому образцу
используется развязывающее устройство.
I V
. (
/
макс.
| Поле
днакачки
макс
1 Усиление
Хприемника
И
1,0
0,5
0,2
0,1
1
^0,05
1
Цо,ог
\
\
\
\
4
N
Ис>
HDn
4
J,^5
мксек
<усст6енный
рубин
id углом 0°к оа
"К
4
1
e
s
s
N
с
-10 -5
0 5 10 15 20 25 30 0 20 40 60 -ВО 100 120 Ш 160
время,мксек время, мксек
а) б)
Рис. 7. 18. Исследование процесса восстановления:
а —начальный участок кривой; б—кривая в логарифмическом масштабе.
В более сложной аппаратуре [507] применяется стабилизованный
зондирующий генератор для получения насыщающих импульсов;
его выход соединен е импульсным усилителем на ЛБВ. Как ширина
этих импульсов, так и частота повторения регулируются, а эффекты
расстройки, связанные с X', исключаются при помощи слабой частот-
частотной модуляции.
Возникающие при работе отражения от резонатора, который до-
достаточно хорошо согласован, сводятся балансировкой к минимуму.
Во время мощного импульса приемник заперт, а все данные посту-
поступают на экран осциллографа. При значении магнитного поля, соот-
соответствующем линии поглощения, отражение от резонатора увеличи-
увеличивается и на экране возникает линия. Можно показать, что амплитуда
сигнала на экране пропорциональна величине магнитного поглоще-
поглощения при условии, что потери в резонаторе невелики. При отсутствии
насыщения на экране формируется горизонтальная линия, но при
увеличении мощности начальная часть линии резко идет вниз и в ко-
конечном итоге достигает базовой линии. Кривая изменения парамаг-
парамагнитного поглощения во времени близка к экспоненте. Эта кривая фо-
фотографируется вместе с калиброванными отметками времени, и в по-
405

лученном отпечатке вводятся поправки на нелинейность частотной
характерисшк» приемника, как это показало па рис. 7.18, а. Если
па оси ординат использовать логарифмическую шкалу, как на
рис. 7.18, б, то на графике должна получиться прямая линия, нак-
наклон которой определяет время релаксации спин-решетка.
График на рис. 7.19 иллюстрирует типичные результаты, полу-
полученные с Сг3+ в корунде при температуре от 1,4 до90° К. Видно, что
изменение времени релаксации с температурой хорошо согласуется
с уравнениями G.77) и G.78). Дальнейшие исследования, однако,
привели к более сложной зависимости, обусловленной, в частности,
50000
20000
юооо
% 500П
% гооо
а" 1000
% 500
«3
S
200
100
50
20
10
5
г
^—
Резонансное рас-
се>
пр
чние (примой у
оцесс/.Закон 1/Т
I
1 у^поглощение
? /
г-
Вссстаноб
'Насыщение „
ление
1
\
\
\
Комбинацион-
Комбинационное рассеяние-
пооцесс Рама-
на),Закон1/Т'
I
Искусствен
Магнитное i
параллельно ос
\
^Х
\
\
\
ный
•г°з)
и с
f 1,5 2
10 15 20 30
Температура, °К
60 100 150 200 300
Рис. 7. 19. Зависимость времени релаксации от температуры.
Внимание привлекает изгиб кривой, происходящий вблизи Г>5°К.
эффектами кросс-релаксации [510]. Измерения на частоте 34,6 Ггц
[367, 368, 369] дают для времени релаксации значения такого же
порядка, так что изменения с частотой незначительны. Было обна-
обнаружено, что при температуре 1,4° К переходы второго и третьего
порядков имеют значительно большее время релаксации, чем пере-
переходы первого порядка. Это отличие исчезает при увеличении темпе-
температуры до 77° К- Исследования [554] на частоте 3 Ггц показывают,
что в пределах температурного диапазона от 50 до 77° К время
релаксации изменяется как Т~7; при последней температуре время
релаксации для перехода 1 -> 2 составляет 50 мксек.
При температурах жидкого гелия для нескольких различных
ориентации кристаллических осей имеет место гармоническая кросс-
релаксация. Время этой релаксации обычно в 10—100 раз короче
времени релаксации решетки, хотя были случаи и аномально дли-
длительного затухания. Теоретически была предсказана [533] релакса-
релаксация, обусловленная двумя последовательными переходами. Этот эф-
эффект обнаружен в церий-магниевом нитрате [563] и рубине [569].
406

Эксперименты на частоте 4 Ггц с Ni2+во фторосиликате [5071 при-
привели к закону Г3'5 для температур 1,6—9' К, причем пли 2,2J K
зависимость от концентрации имеет вид N~l. Для Fe:!+ в рутиле
1981 на частоте 8 Ггц гх составляет Амсек при 1,4° К н 0,1 мсек при
77J К- Имеются сообщения о результатах измерений с другими
веществами [544, 571 ], в том числе с кобальтом [542], ванадием [540]
и кремнием [543].
7.4. ЦИКЛОТРОННЫЙ РЕЗОНАНС
7.4.1. Общий метод
Излучение сверхвысоких частот может поглощаться в веществе
из-за движения носителей, которые могут быть заряжены положи-
положительно или отрицательно. При циклотронном поглощении [322, 499,
558, 561 ] электрическое поле высокой частоты индуцирует переходы
между разрешенными орбитальными состояниями носителей, движу-
движущихся в постоянном магнитном поле. Хотя квантовомеханпческое
рассмотрение [138, 139, 399, 514] предсказывает, что линии поглоще-
поглощения возникают нз-за полос вырождения [178, 232], это явление,
однако, может быть описано полуклассическими методами [141, 321,
409]. Свободный заряд, движущийся в магнитном поле с индук-
индукцией Во, вращается вокруг направления магнитного поля с собст-
собственной или циклотронной частотой, определяемой из уравнения
движения
(g) 0). G.82)
Если электрическое поле той же частоты приложено в плоскости,
перпендикулярной магнитному полю, то заряд будет поглощать энер-
энергию и двигаться по раскручивающейся спирали. Непрерывное увели-
увеличение энергии не может продолжаться до бесконечности, поскольку
ввиду столкновений заряд неизбежно выпадет из синхронизма с элек-
электрическим полем. Если электрическое поле поляризовано по кругу,
то направление вращения определяет, происходит ли взаимодейст-
взаимодействие с положительно или отрицательно заряженными носителями
[141, 321].
В твердых телах соотношение между волновым вектором и энер-
энергией зависит от симметрии кристаллической решетки и от потенциала
пат я, обусловленного ионами. Поэтому в общем случае плотность
энергетических состояний не соответствует модели свободных элек-
электронов. Поверхности постоянной энергии в пространстве волнового
вектора обычно представляют собой эллипсоиды, ориентированные
таким образом, чтобы сохранялась симметрия кристаллической ре-
решетки. Движение заряженных носителей может быть характеризо-
характеризовано с помощью эффективной массы т*, так что циклотронная ча-
частота в отличие от определяемой уравнением G.82) становится рав-
равной
«с = е-~ ¦ G.83)
407

В спектре резонанса при произвольной ориентации магнитного
поля может появиться несколько линий поглощений, связанных
с энергетическими поверхностями различной ориентации.
Процесс циклотронного поглощения представляет собой электри-
электрический дипольный переход, и чувствительность спектрометра по
сравнению со случаем магнитного диполя определяется отношением
вероятностей переходов. Поглощение пропорционально реальной
<Рерритовып ФерритоВый Направленный
Вентиль аттенюатор отВетВитель
кольцевая гиб-
гибридная
Пнератор
сигнала
Узлы
стабилиза-
стабилизации частоты
онтроль-
\ ное
устройство
когерент-
ньш де-
детектор
Феррит
Вращатель
Четоерть-
Волнобая
пластина
Вращающееся
сочленение
Стобили-
Зирующач
Жидкий гелии
при 1.S К
Соленоид, соз-
создающий про-
продольное
поле
Круглый
резонатор
(колебания
Вида ТЕ,<)
магнит, соз-
создающий по-
поперечное пале
Усилитель
собранной
связью
Рис. 7, 20, Блок-схема прибора для исследования циклотронного резонанса.
Вращающееся сочленение дает возможность изменять ориентацию образца относитель-
относительно приложенного магнитного поля. Конструкция позволяет работать либо с линейно
поляризованной волной и поперечным магнитным полем, либо с волной, поляризован-
поляризованной по кругу, и продольным магнитным полем. Частота 35 Ггц. Четвертьволновая
пластина и соленоид в правой части рисунка даиы не в сборке.
части комплексной проводимости, которая может быть выражена
через обычную проводимость с помощью соотношения [9, 309 ]"•
Re (<r)=a'=a0 {[l +(ш — шсJ т,2] + [l+(ш+сосJ тЦ}, G.84)
где %с — время между столкновениями.
В полупроводниках при 4е К те составляет 5Х 10~п сек.
Фононовое взаимодействие зависит от температуры, но в основном
релаксация возникает из-за рассеяния на примесях и дефектах
кристаллической решетки. Для хорошего разрешения резонанса
(соте > 1и типичные значения рабочих частот 10—50 Ггц) жела-
желательно работать с чистыми кристаллами и при низких темпера-
температурах. При этих условиях циклотронное резонансное поглощение
значительно больше спинового резонансного поглощения, но часто
полного увеличения чувствительности не удается добиться
408

из-за того, что ширина линии составляет сотни гаусс. Обычно мож-
можно обнаружить плотности носителей порядка Ю8 см~3.
Циклотронный резонанс обычно наблюдается измерением по-
поглощения в образце, помещенном в объемный резонатор. Схемати-
Схематическое устройство прибора, работающего на частоте 35 Ггц и исполь-
использованного в неопубликованной работе Паркинсона, показано на
рис. 7.20. Исследуемый образец помещается в центре прямоуголь-
прямоугольного резонатора с длиной 3X^/2 в том месте, где электрическое поле
максимально, а магнитное минимально. Носители возбуждаются ис-
источником света [141], промодулированным с помощью затвора, син-
синхронизированного с фазовым когерентным детектором. Обычно при-
применяется волна- с линейной поляризацией. Поглощение наблюдается
по изменению коэффициента отражения резонатора.
Входная и выходная мощности устройства разделены с помощью
ферритового циркулятора. В зависимости от ориентации резонатора
поле высокой частоты направлено перпендикулярно или парал-
параллельно постоянному магнитному полю. Вращающееся сочленение
позволяет изменять направление осей кристалла относительно маг-
магнитного поля. Для того чтобы избежать увеличения концентрации
носителей из-за лавинной ионизации, электрическое поле высокой ча-
частоты поддерживается на уровне, меньшем 0,1 в/см. Возбуждение
волной, поляризованной по кругу, достигается заменой ферритового
фазовращателя на 45" четвертьволновой пластинкой, причем вход
и выход остаются развязанными. Если требуется, то с помощью соле-
соленоида может быть создано аксиальное магнитное поле. Уход частоты
клистронного генератора сведен до минимума включением стаби-
стабилизирующего устройства и обратимого ферритового изолятора.
Кроме того, поток, мощности вдоль волновоДной системы контроли-
контролируется при помощи направленного ответвителя и диодного детектора.
Выпрямленное напряжение на выходе усиливается и поступает на
соленоид, создающий аксиальное магнитное поле в аттенюаторе.
Таким способом [179] хаотические изменения уровня сигнала умень-
уменьшаются почти в сто раз.
7.4.2. Определение эффективной массы носителей
Циклотронный резонанс является одним из немногих прямых
методов определения эффективной массы носителей зарядов в твер-
твердых телах. Физическая причина изменения массы и даже возмож-
возможности появления отрицательной эффективной массы [582] состоит
во взаимодействии подвижных зарядов, описываемых соответству-
соответствующими волнами де-Бройля и имеющих периодическую атомную
структуру кристаллов. Когда длина волны становится приблизи-
приблизительно равной расстоянию между последовательными атомами, про-
происходит сильное изменение отражения носителей. Очевидно, что
величина эффективной массы тесно связана с атомной структурой
и энергетическими уровнями системы.
409

Впервые циклотронный резонанс наблюдался на германии
с удельным сопротивлением 38 ом-см на частоте 9,05 Ггц прн тем-
температуре 4° К [140]. Для вещества «-типа резонансное поле в 370 гс
соответствует эффективной массе электронов 0,11 т0. Для веще-
вещества р-типа имеется два вида дырок — легкие и тяжелые — с эффек-
эффективными массами соответственно 0,04 шоп 0,3 гп0. Дальнейшие экс-
эксперименты [132, 320, 321] показали, что масса легких дырок обла-
обладает анизотропией порядка 2%, но тяжелые дырки характеризуются
значительно большими изменениями массы (рис. 7.21, а). Вся
линия может быть описана формулой
m*=mo[A+B(l— 3cos26J], G.85)
где в ¦— угол между приложенным магнитным полем и осью
кристалла.
0,36
ДО
Л0-32
0,30
0,28
ъ
г
чжель
дыр/а
J
/
ie
{
-
1
t
1
1
1
8.9ГЩ
OcJfOoi
SO
90 О
30 IS
в, град
а)
Рис. 7. 21
а —зависимость эффективной массы носителей от
осциллограмма с восемью резоиаисами.
оглощение
ч
кие дырки
1
1
%
\
23Пц
ш
J
If
\
ч
500 ЮОв 1500 2000 2500 3000 3500
Магнитное полегэ
6)
Циклотронный резонанс в германии:
ориентации
(См. [132,
кристалла; б —
133].)
Эта линия близко совпадает с экспериментальными результатами
как для частоты 23 Ггц, так и для частоты 8,9 Ггц. Времена столкно-
столкновений для двух видов дырок, определяемые по ширине линии,
приближенно равны между собой, типичным является значение
6-Ю1 сек. При измерениях [133] на частотах от 9 до 47 Ггц на-
наблюдалось несколько резонансных пиков, соответствующих различ-
различным проекциям кристаллической оси (рис. 7.21, б). Для того чтобы
выявить все восемь резонансов, магнитное поле направлено под
углом 10° к плоскости A 1 0) и под углом 30° К оси [1 0 0].
Измерения циклотронного резонанса на кремнии [131, 141]
также показали анизотропию эффективной массы. Такие исследова-
исследования проводились с частотами до 136 Ггц при температурах от 1,2 до
50° К- Эксперименты со сплавами Ge — Si на частотах 24 и 48 Ггц
[143] также свидетельствовали о зависимости массы от направле-
направления. Были исследованы также другие полупроводники, в том числе
антимонид индия [144] и арсенид кадмия [430]. Плазменные эффек-
эффекты [142], возникающие при повышенных температурах, могут пода-
410

вить резонансные явления. Эффективная масса может быть определе-
определена измерением реальной и мнимой частей высокочастотной прово-
проводимости [32, 33, 142, 200]. Изменения добротности Q и собственной
частоты резонатора определяются следующими формулами, в кото-
которых С есть постоянная:
AQ=Ca' = CNe2xc[m*(\+a2x2c)]~l, G.86)
^ = Co" = CNe2a>T2c [т*A+со2тс2)]~'. G.87)
Поскольку ю известна, то время между столкновениями можно
вычислить из уравнения
cutc=AQ(Aco/cu)-1. G.88)
При известной геометрии резонатора и зонда можно определить
постоянную С. Если Дсо/со измерить в функции концентрации носи-
носителей, то можно вычислить массу носителей. Плазменные эффекты
в германии на частоте 35 Ггц при температуре 90° К [546, 547]
удалось исключить с помощью присадки золота. Циклотронный
резонанс наблюдался посредством перекрестной модуляции [495,
557].
Так как в металле имеется большое количество электронов
проводимости, то из-за взаимного отталкивания происходит фазовая
расфокусировка орбит, в результате чего трудно добиться острого
резонанса. Однако экспериментальные результаты [134, 184], полу-
полученные с отдельными кристаллами висмута, находятся в хорошем со-
согласии с теоретическими расчетами [9, 446, 516]. Графит исследовал-
исследовался [185] с помощью поляризованного по кругу электрического поля
высокой частоты; магнитное поле при этом было направлено перпен-
перпендикулярно поверхности. Форма линии согласуется с теоретической
[517]. Расфокусировка отсутствует, если постоянное магнитное и
высокочастотное электрическое поля направлены строго параллельно
поверхности металла [19, 20, 103, 511, 512]. В имеющих место усло-
условиях аномальной проводимости электрон только в верхней части
своей орбиты попадает в поверхностный слой и подвергается дейст-
действию высокочастотного поля. Если последнее направлено вдоль
магнитного поля, то электрон движется по спирали и не вза-
взаимодействует с соседними частицами. Можно предсказать весь набор
субгармонических резонансных частот, так как электрон попада-
попадающий в поверхностный слой, после двух или более периодов имеет
фазу нужную для взаимодействия. За первыми наблюдениями этого
эффекта Фаусеттом на частоте 24 Ггц [162] последовали дальней-
дальнейшие эксперименты с оловом [515, 549], висмутом [513], алюминием
[556, 565], медью [162,564,576] и цинком [559]. Полученные ре-
результаты нашли теоретическое объяснение [541, 551, 560].
ЛИТЕРАТУРА
1. A b r a g a m, A., and Combrisson, J.: «Spin — Spin Paramagnetic
Relaxation in a Semiconductor», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1956, 243, p. 650.
2. A b r a g a m, A., and P г у с e, M. H. L.: «The Theory of Paramagnetic
Resonance in Hydrated Cobalt Salts», Proc, Roy. Soc, 1951, 206A, p. 173.
411

3. A b r a g a m, A. and P г у с e, M. H. L.: «Theory of Nuclear Hyperfine
Structure of Paramagnetic Resonance Spectra in Crystals», Proc. Roy.
Soc, 1951, 205A, p. 135.
¦4. A b r a g a m, A., and P г у с e, M. H. L.-. «The Theory of the Nuclear
Hyperfine Structure of Paramagnetic Resonance Spectra in the Copper
Tutton Salts», Proc. Roy. Soc, 1951, 206A, p. 164.
5. Abraham, M., M с С a u s 1 a n d, M. A. H., and Robinson,
F. N. H.: «Dynamic Nuclear Polarization», Phys, Rev. Lett., 1959, 2,
p. 449.
8. Abraham, R. J. О v e n a 1 1, D. W., and W h i f f e n, D. H.: «Mag-
«Magnet Current Stabilizer for an Electron-Spin-Resonance Spectrometer»,
J. set. last rum., 1957, 34, p. 269.
7. A 1 1 e n, C. P., and Sherry, M.: «Measurement of Magnetic Flux Density
by Paramagnetic Resonance», J. Electronics Control, 1959, 6, p. 264.
8. A 1 t s u 1 e r, S. A., and Ко z у r e v, В. М.: «Some Problems of Para-
Paramagnetic Resonance», Nuovo Cim., 1956, 3, p. 614.
9. Anderson, P. W.: «Electromagnetic Theory of Cyclotron Resonance
in 7rtetals», Phys, Rev., 1955, 100, p. 749.
10. A n d e r s о n, P. W., and Weiss, P. R.: «Exchange Narrowing in
Paramagnetic Resonance», Rev. mod. Phys., 1953, 25. p. 269.
11. Anderson, P. W.: «On the Anomalous Line-Shapes in the Ammo-
Ammonia Inversion Spectrum at High Pressures», Phys. Rev., 1949, 75, p. 1450.
12. Anderson, P. W.: «Pressure Broadening in the Microwave
and Infra-red Regions», Phys, Rev., 1949, 76, p. 647.
13. Anderson, P. W.: «Spectral Diffusion, Phonons, and Paramagnetic
Spin-Lattice Relaxation», Phys. Rev., 1959, 114, p. 1002.
14. Anderson, R. S., J о h n s о п, С. М., and Qordy, W.: «Resonant
Absorption of Oxygen at 2-5-Millimetre Wavelength», Phys. Rev., 195],
83, p. 1061.
15. A n d e r s о n, R. S., S m i t h, W. V., and G о r b y, W.: «Line-Breadths
of the Microwave Spectrum of Oxygen», Phys. Rev., 1952, 87, p. 561.
16. Andrew, E. R., and R u s h w о r t h, F. A.: «Ring Shims for Coned
Magnet Polecaps», Proc. Phys. Soc, 1952, 65B, p. 801.
17. Arnold, R. D., and Kip, A. F.: «Paramagnetic Resonance Absor-
Absorption in Two Sulphates of Copper», Phys. Rev., 1949, 75, p. 1199.
18. A u t 1 e r, S. H., and T о w n e s, С. H.. «Stark Effect in Rapidly-
Varying Fields», Phys. Rev., 1955, 100, p. 703.
*19. A z b e 1, M. Y., and К a g a n о v, M. I.: «The Anomalous Skin Effect
in a Magnetic Field», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1954, 95, p. 41.
*20. A z b e 1, M. Y., and Kane r, E. A.: «The Theory of Cyclotron Reso-
Resonance in Metals», Zh. eksper. teor. Fiz., 1956, 30, p. 811.
21. В a g g u 1 e y, D. M. S., В 1 e a n e у, В., Griffiths, J. H. E.,
Penrose. R. P., and Plumpton, B. I.: «Paramagnetic Resonan-
Resonance in Salts of the Iron Group — A Preliminary Survey», Proc. Phys. Soc,
1948, 61, pp.542 and 551.
22. В a g g u 1 e y, D. M. S., and Griffiths, J. H. E.: «Paramagnetic
Resonance in Copper Sulphate», Proc. Roy. Soc, 1950, 201A, p. 366.
23. В a g g u 1 e y, D. M. S., P о w e 1 1, J. A., and T а у 1 о r, D. J.: «Cyc-
«Cyclotron Resonance over a Wide Temperature Range», Proc. Phys. Soc,
1957, 70A, p. 759.
24. В aird, D. H., Fri strom, R. M. and S i r v e t z, M. H.: «Stark-
Effect Absorption Cells for Microwave Spectroscopy», Rev. sci. Instrum.,
1950, 21, p. 881.
25. Baker, J. M., Hayes, W., and Jones, D. A.: «Paramagnetic
Resonance of Impurities in CaF2», Proc. Phys. Soc, 1959, 73, p. 942.
26. В a r d e e n, J., and T о w n e s, С. Н.: «Calculation of Nuclear Quad-
rupole Effects in Molecules», Phys. Rev., 1948, 73, p. 97.
27. В a r 1 о w, G. S., and S t a n d 1 e у, К. J.: «Microwave Resonance in
Nickel at 35 Gc/s», Proc. Phys. Soc, 1958, 71, p. 45.
412

28. В ar r e t t , A. H.: «Spectral Lines in Radio Astronomy», Proc. I. R. E.,
1958, 46, p. 250.
29. Becker, G. E., and A u t 1 e r, S. H.: «Water Vapour Absorption of
Electromagnetic Radiation in the Centimetre Wavelength Range», Phys.
Rev., 1946, 70, p. 300.
30. Bemski, G.: «Paramagnetic Resonance in Electron-Irradiated Silicon»,
J. appl. Phys,, 1959, 30, p. 1117.
31. Bemski, G.: «Spin Resonance of Conduction Electrons in lnSb», Phys.
Rev. Lett., 1960, 4, p. 62.
32. Benedict, T. S., and S h о с к 1 e у, W.t «Microwave Observation
of the Collision Frequency of Electrons in Germanium», Phys. Rev., 1953,
89, p. 1152.
33. Benedict, T. S.: «Microwave Observation of the Collision Frequency
of Holes in Germanium», Phys. Rev., 1953, 91, p. 1565.
34. Bennett, J. E., Ingram, D. J. E., and Tapley, J. G.: «Para-
«Paramagnetic Resonance from Broken Carbon Bonds», J. chetn. Phys., 1955,
23, p. 215.
35. Bennett, R. G, Hoel 1, P. C, and S с h w e n к е r, R.P.: «High-
Frequency Modulation System for the Varian EPR Spectrometer». Rev.
¦ sci. Instrum., 1958, 29, p. 659.
36. В e n z i e, R. J., and С о о к е, А. Н.: «Spin — Lattice Relaxation in
Some Paramagnetic Salts», Proc. Phys. Soc, 1950, 63A, p. 201.
37. В e r i n g e r, R.: «The Absorption of One-half Centimetre Electromag-
Electromagnetic Wavesin Oxygen», Phys. Rev., 1946, 70, p. 53.
38. В e r i n g e r, R.: «Microwave Resonance Absorption in Paramagnetic
Gases», Ann. N. Y. Acad. Sci., 1952, 55, p. 814.
39. В e r i n g e r, R., and Castle, J. G.: «Microwave Magnetic Resonance
Spectrum of Oxygen», Phys. Rev., 1951, 81, p. 82.
40. В e r i n g e r, R., and Castle, J. G.: «Magnetic Resonance Absorption
in Nitric Oxide», Phys, Rev., 1950, 78, p. 581.
41. В e r s о h n, R.: «The Quadrupole Coupling of Three Nuclei in a Rotating
Molecule», J. chetn. Phys., 1950, 18, p. 1124.
42. В e r t h e t, G.: «Spectrograph for Paramagnetic Electron Resonance»,
Onde elect., 1955, 35, p. 489.
43. В e r t h e t, G.: «Improvement in a Paramagnetic-Electron Resonance
Spectrograph», С R. Acad. Sci (Paris), 1955, 241, p. 1730.
44. В i r n b a u m, G., and M a r у о t t, A. A.: «Absorption in the Low-
Frequency Wing of the NH3 Inversion Spectrum», J. chetn. Phys., 1953,
21, p. 1774.
45. В i r n b a u m, G., and M a r у о t t, A. A.: «Change in the Inversion
Spectrum of ND3 from Resonant to Non-Resonant Absorption», Phys. Rev.,
1953, 92, p. 270.
46. В i r n b a u m, G., M a r у о t t, A. A., and W а с к e r, P. F.: «Micro-
«Microwave Absorption by the Nonpolar Gas CO2», J. chetn. Phys., 1954, 22,
p. 1782.
47. Bitter, F.: «The Optical Detection of Radio FrequencyResonance»,
Phys. Rev., 1949, 76, p. 833.
48. В 1 e a n e у, В.: «Hyperfine Structure in Paramagnetic Salts and Nuc-
Nuclear Alignment», Phil. Mag., 1951, 42, p. 441.
49. В 1 e a n e у, В.: «The Radio Frequency Spectroscopy of Gases», Rep
Progr. Phys., 1946—47, 11, p. 178.
50. В 1 e a n e у, В.: «Hyperfine Structure in Paramagnetic Resonance»,
Physica, 1951, 17, p. 175.
51. В 1 e a n e у, В., Bowers, K. D., and I n gr a m, D. J. E.: «Quadru-
«Quadrupole Moments of Copper 63 and 65», Proc. Phys. Soc, 1951, 64A, p. 758.
52. В 1 e aney, В., Bogle, G. S., Cooke, A. H.,Duffus, R. J.,
O'B r i e n, M. C. M., and Stevens, K. W. H.: «Paramagnetism of
Caesium Titanium Alum», Proc. Phys. Sos., 1955, 68A, p. 57.
53. Bleaney, В., Elliott, R.J.,Scov il, H. E. D., andTren am,
413

R. S.: «Paramagnetic Resonance in Gadolinium Ethyl Sulphate», Phil.
Mag., 1951, 42, p. 1062.
54. Bleaney, В., Llewellyn, P. M., P г у с e, M. H. L., and Hal 1,
G. R.: «Paramagnetic Resonance in Neptunyl Rubidium Nitrate», Phil
Mag., 1954, 45, p. 992.
55. Bleaney, В., and Loubser, J. H. N.: «Collision Broadening of
the Ammonia Inversion Spectrum at High Pressures», Nature, 1948, 161
p. 522.
56. Bleaney, В., and Loubser, J. H. N.: «The Inversion Spectra of
NH3, CH3C1 and CH3Br at High Pressures», Proc. Phys. Soc. 1950 63A,
p. 483.
57. Bleaney, В., and 1 n g r a m, D. J. E.: «Paramagnetic Resonance and
Hyperfine Structure in Four Cobalt Salts», Proc. Roy. Soc , 1951, 208A,
p. 143.
58. Bleaney, В., Ingram, D. J. E., and S с о v i 1, H. E. D.: «Para-
«Paramagnetic Resonance in Vanadous Ammonium Sulphate», Proc. Phys.
Soc, 1951. 64A, p. 601.
59. Bleaney, В., and P e n г о s e, R. P.: «Collision Broadening of the
Inversion Spectrum of Ammonia at Centimetre Wavelengths — Parts I
II and III», Proc. Phys. Soc, 1947, 59, p. 418, and 1948, 60, pp. 83 and 540.
60. В 1 e a n e у, В., and P e n г о s e R. P.: «Ammonia Spectrum in the 1-cm
Wavelength Region», Nature, 1946, 157, p. 339.
61. Bleaney, В., and P e n г о s e, R. P.: «The Inversion Spectrum of
Ammonia at Centimetre Wavelengths», Proc. Roy. Soc, 1947, 189A, p. 358.
62. Bleaney, В., and I n g r a m, D. J. E.: «The Paramagnetic Resonance
Spectra of Two Salts of Manganese», Proc. Roy. Soc, 1951, 205A. p. 336.
63. Bleaney, В., and Stevens, K. W. H.: «Paramagnetic Resonance»,
Rep. Piogr. Phys., 1953, 16, p. 108.
64. Bleaney, В., and S с о v i 1, H. E. D.. «Paramagnetic Resonance in
Praseodymium Ethyl Sulphate», Phil. Mag., 1952, 43, p. 999.
65. Bleaney, В., S с о v i 1, H. E. D., and T r e n a m, R. S.: «The Pa-
Paramagnetic Resonance Spectra of Gadolinium and Neodymium Ethyl
Sulphates», Proc. Roy. Soc, 1954, 223A, p. 15.
66. Bleaney, В., Scovil, H. E. D., and T r e n a m, R. S.: «Hyperfine
Structure in Neodimium Ethyl Sulphate», Phil. Mag., 1952, 43, p. 995.
67. Bleaney, В., and Trenara, R. S.: «Paramagnetic Resonance in Ferric
Rubidium Sulphate Alum», Proc. Phys. Soc, 1952, 65A, p. 560.
68. В 1 о e m b e r g e n, N., P e r s h a n, P. S., and W i 1 с о x, L. R.:
«Microwave Modulation of Light in Paramagnetic Crystals», Phys. Rev.,
1960, 120, p. 2014.
69. В 1 о e m b e r g e n, N., P u г с e 1 1, E. M., and Pound, R. V.-. «Re-
«Relaxation Effects in Nuclear Magnetic Resonance», Phys. Rev., 1948, 73,
p. 679.
70. В 1 о e m b e r g e n, N., and Wang, S: «Relaxation Effects in Paramag-
Paramagnetic and Ferromagnetic Resonance», Phys. Rev., 1954, 93, p. 72.
71. Bloembergen, N., Shapiro, S., Per sh am, P. S., and A r t m a n,
J. O.; «Cross Relaxation, in Spin Systems», Phys. Rev., 1959, 114,p. 445.
72. Bloembergen, N.: «Electron Spin and Phonon Eguilibrium in
Masers», Phys, Rev., 1958, 109, p. 2209.
73. Bloom, A. L., and Packard, M. E.: «Magnets and Magnetic Field
Measurements», Science, 1955, 122, p. 738.
74. Bloom, S.: «Molecular Ringing», J. appl. Phys., 1956, 27, p. 785.
75. В о g 1 e, G. S., С о о к е, А. Н., and W h i t 1 e у, S.: Paramagnetism
of Cerium Ethyl Sulphate at Low Temperatures», Proc. Phys. Soc, 1951,
64A, p. 931.
76. Bogle, G. S., and S с о v i 1, H. E. D.: «Nuclear Spin of Samarium 147
and 149», Proc. Phys. Soc, 1952, 65A, p. 368.
77. В о g 1 e, G. S., D u f f u s, H. J., and S с о v i 1, H. E. D.: «The Nuclear
Electric Quadrupole Moment of Erbium 167», Proc. Phys. Soc, 1952,
65A, p. 760.
414

78. Bogle, G. S., and S у m m о n s, H. F., «Paramagnetic Resonance of
Fe3+ in Sapphire at Low Temperatures», Proc. Phys. Soc. 1959, 73,
p. 531.
79. В о п а п о m i, J., P r i n z, J. de, Herrmann, J., and К а г t as-
choli, P.: «High-Resolution Microwave Spectrograph», Ilelu. phys.
Ada, 1957, 30, No. 4, p. 290.
80. В о w e n, L. O.: «Design and Performance of a High-Efficiency Labora-
Laboratory Electro-Magnet», J. set. Instrum, 1957, 34, p. 265.
81. Bowers, K. D., and Owen, J.: «Paramagnetic Resonance II», Rep.
Progr. Phys., 1955, 18, p. 373.
82. Bowers^ K. D., К a m p e r, R. A., and Knight, R. B. D.: «A
Precision Paramagnetic-Resonance Spectrometer», J. sci. Instrum., 1957,
34. p. 49.
83. Brackett, E. В., Kasai, P. H., and Myers, R. J.: «Dielectric
Rod Waveguide Celles for Microwave Spectrometers», Rev. sci. Instrum.,
1957. 28, p. 699.
84. Bragg, J, K.: «The Interaction of Nuclear Electric QuadrUpole Moments
with Molecular Rotation in Asymmetric-Top Molecules», Phys. Rev.,
¦ 1948, 74, p. 533.
85. Bragg, J. K., and G о 1 d e n, S.: «The Interaction of Nuclear Electric
Quadrupole Moments with Molecular Rotation in Asymmetric-Top Mo-
Molecules: 11 —Approximate Methods for First-Order Coupling», Phys.
Rev., 1949, 75, p. 735.
86. Bragg, J. K., and Sharbaugh, A. H.: «Microwave Spectrum of
Formaldehyde», Phys. Rev., 1949, 75, p. 1774.
87. Brink, G. O., and В r a s 1 a u, N.: «Atomic-Beam Magnet-Stabiliza-
Magnet-Stabilization System», Rev. sci. Instrum., 1959, 30, p. 670.
88. В г о s s e 1., J., G e s с h w i n d, S., and S с h a w 1 о w, A. L.: «Op-
«Optical Detection of Paramagnetic Resonance in Crystals at Low Tempera-
Temperatures», Phys. Rev., Lett., 1959, 3, p. 548.
89. В u с к m a s t e r, H. A., and S с о v i 1, H. E. D.: «A Double Magnetic
Field Modulation Paramagnetic Resonance Spectrometer», Canad. J.
Phys., 1956, 34, p. 711.
90. В u с к m a s t e r, H. A.: «AM = ±2 Transitions in Dilute Gadolinium
Ethyl Sulphate», Canad. J. Phys., 1956, 34, p. 150.
91. Burkhalter, J. H., Anderson, R. S., Smith, W. V., and
G о r d y, W.: «The Structure of the Microwave Absorption Spectrum of
Oxygen», Phys. Rev., 1950, 79, p. 651.
92. В u г к h a r d, D. G., and D e n n i s о n, D. M.: «The Molecular Struc-
Structure of Methyl Alcohol», Phys. Rev., 1951, 84, p. 408.
93. В u r r u s, С A., and G о r d y, W.: «Submillimetre-Wave Spectroscopy»,
Phys. Rev., 1954, 93, p. 897.
94. В u r r u s, С A., J а с h e, A., and G о r d y, W.: «One-to-Two Milli-
Millimetre Wave Spectroscopy; V; PH3 and PD?», Phys. Rev., 1954,95, p. 706.
95. В u r r u s, C. A., and G о г d y, W.: «Millimetre and Submillimetre Wave
Spectroscopy», Phys. Rev., 1956, 101, p. 599.
96. В a r r u s, С A., and G г а у b e a 1, J. D.: «Stark Effect at 2-0 and 1-2
Millimetres Wavelength: Nitric Oxide», Phys. Rev., 1958, 109, p. 1553.
97. В u r r u s, С A.: «Zeeman Effect in the 1-to 3-Millimetre Wave Region:
Molecular g-Factors of Several Lignt Molecules», J. chem. Phyr., 1959,
30, p. 976.
98. Carter, D. L., and О к а у a, A.: «Electron Paramagnetic Resonance
of Fe3+ in TiO2 (Rutile)», Phys. Rev., 1960, 118, p. 1485.
99. Carter, R. L., and S m i t h, W. V.: «Saturation Effect in Microwave
Absorption of Ammonia», Phys Rev., 1948, 73, p. 1053.
100. Casimir, H. B. G.: «On the Interaction between Atomic Nuclei and
Electrons» (Teyler's Tweede Genootschap, E. F. Bohn Haarlem, 1936).
101. Castle, J. G.: «Paramagnetic Pesonance Absorption in Graphite»,
Phys. Rev., 1953, 92, p. 1063.
415

102. Castle, J. G., Chester, P. F., and Wagner, P. E.: «Electron
Spin — Lattice Relaxation in Dilute Potassium Chromicyanide at He-
Helium Temperatures», Phys. Rev., 1960, 119, p. 953.
103. Chambers, R. G.: «Cyclotron Resonance under Anomalous Skin-
Effect Conditions», Phil. Mag., 1956, 1, p. 459.
104. С h a m r i о n, K. S. W.: «The Production of Pulsed Magnetic Fields
using Condenser Energy Storage», Proc. Phys. Soc, 1950, 63B, p. 795.
105. С h a r r u, A.: «Directional-Coupler Arrangement for Paramagnetic-
Resonance Apparatus using Circularly-Polarized Waves», С R. Acad.
Sci (Paris), 1957, 244, p. 2146.
106. С h e s t e r, P. F., W a g n e г, Р. Е., С a s t 1 e, P. G, and С о n n, G.:
«Plastic Microwave Cavities for EPR», Rev. sci. Instrum., 1959, 30, p. 1127.
107. С 1 e e t on, С. Е., and Williams, N. H.: «Electromagnetic Waves
of Ы cm Wavelength and the Absorption Spectrum of Ammonia», Phys.
Rev., 1934, 45, p. 234.
108. Coester.F.: «Stark-Zeeman Effects on Symmetric-Top Molecules with
Nuclear Quadrupole Coupling», Phys, Rev., 1950, 77, p. 454.
109. Cohen, V. W.: «Spin Resonance in V-Centres», Phys. Rev., 1956, 101,
p. 1432.
110. Cohen. V. W.: «Speetroscopy of Radioactive Molecules», Ann. N. Y.
Acad. Sci., 1952, 5, p. 904.
111. Coles, D. K..: «Microwave Absorption-Line Frequencies ot Methyl
Alcohol and their Stark Effect», Phys. Rev., 1948, 74, p. 1194.
112. Coles, D. K.: «Microwave Speetroscopy», Adv. Electronics, Vol. II
(Academic Press, New York, 1950).
113. С о 1 e s, D. K., and G о о d, W. E.: «Stark and Zeeman Effects in the
Inversion Spectrum of Ammonia», Phys. Rev., 1946, 70, p. 979.
114. Coles, D. K., Good, W. E., Bragg, J. K.., and S h a r b a u g h,
A. H.: «The Stark Effect of the Ammonia Inversion Spectrum», Phys.
Rev., 1951, 82, 877.
115. Collier, R. J.: «Variable-Frequency Microwave Cavity Spectrome-
Spectrometer», Rev. sci. Instrum., 1954, 25, p. 1205.
116. Combr i sson, J., and U e b e r s f e 1 d, J.: Detection of Parama-
Paramagnetic Resonance in Certain Irradiated Organic Substances», С R. Acad.
Sci. (Paris). 1954, 258, p. 1937.
117. Cowan, M., and G о r d y, W.: «Further Extension of Microwave.
Speetroscopy in the Submillimetre Wave Region», Phys. Rev., 1956, 104,
p. 551.
118. Cox, J. Т., and G о г d y, W.: «Zeeman Effect of Some Linear and
Symmetric-Top Molecules», Phys. Rev., 1956, 101, p. 1298.
119. С г о s s, P. C, H a i n e r, R. M., and К i n g, G. W.: «The Asymmetric
Rotor: II; Calculation of Dipole Intensities and Line Classification», J.
chem. Phys., 1944, 12, p. 210.
120. С u m m e г о w, R. L., and H a 1 1 i d a y, D.: «Paramagnetic Losses
in Two Manganous Salts», Phys. Rev., 1946, 70, p. 433.
121. Cunningham, G. L, Boyd, А, В., Myers, R. J., Gwinn,
W. D., and L e Van, W. I.: «The Microwave Spectra, Structure and Dipole
Moments of Ethylene Oxide and Ethylene Sulphide», J. chem. Phys., 1951,
19, p. 676.
122. D a i 1 e у, В. Р., К У h 1, R. L., S t r a n d b e r g, M. W. P., V a n
V 1 e с к, J. H., and Wilson, E. В.: «Hyperfine Structure of the Mic-
Microwave Spectrum of Ammonia and the Existence of a Quadrupole Moment
in N14», Phys, Rev., 1946, 70, p. 984.
123. D a i 1 e у, В. P.: «First-Order Stark Effect in the Microwave Spectrum
of Methyl Alcohol», Phys. Rev., 1947, 72, p. 84.
124. D a i 1 e у, В. P.: «Hindered Rotation and Microwave Speetroscopy»,
Ann. N. Y. Acad. Sci., 1952, 55, p. 915.
125. D а к i n, T. W., Good, W. E., and С о 1 e s, D. K.: «Resolution of
a Rotational Line of the OCS Molecule and its Stark Effect», Phys. Rev.,
1946, 70, p. 560.
416

126. Daniels, J. M., and R i e с к h о f f, К. Е.: «Spin-Lattice Relaxa-
Relaxation in Neodymium Ethyl Sulphate at Liquid Helium Temperatures»,
Canad. J. Phys., 1960, 38, p. 604.
127. D а п о s, M., and G e s с h w i n d, S.: «Broadening of Microwave
Absorption Lines due to Wall Collisions», Phys. Rev., 1953, 91, p. 1159.
128. D a v i s, С F., S t r a n d b e г g, M. W. P., and К у h 1, R. L.: «Direct
Measurement of Electron Spin-Lattice Relaxation Times», Phys., Rev.,
1958, 111, p. 1268.
129. D e b у e, P.: «Polar Molecules» (Chemical Publishing Company, New
York, 1929).
130. D e M о г е, В. В., W i 1 с о x, W. S., and G о 1 d s t e i n, J. H.: «Mic-
«Microwave Spectrum and Dipole Moment of Pyridine» J. chem. Phys., 1954,
22, p. 876.
131. D e x t e r, R. N.. L a x, В., К i p, A. F., and D r e s s e 1 h a u s, G.:
«Effective Masses of Electrons in Silicon», Phys, Rev., 1954, 96, p. 222.
132. D e x t e r, R. N.. Z e i g e r, H. J., and L a x, В.: «Anisotropy of Cyclot-
Cyclotron Resonance of Holes in Germanium», Phys, Rev., 1954, 95, p. 557.
133. Dexter, R. N.. Z e i g e r, H. J., and Lax, В.: «Cyclotron-Reso-
«Cyclotron-Resonance Experiments in Silicon and Germanium», Phys. Rev., 1956, 104,
p. 637.
134. Dexter, R. N.. and Lax. В.: «Cyclotron Absorption in Bismuth»,
Phys. Rev., 1955, 100, p. 1216.
135. Diamond, F., L e g e n d r e, J. M., and S к a 1 i n s к i, Т.: «Ор-
tycal Detection of Hyperfine Transitions of Caesium Atoms», С R. Acad.
Sci. (Paris), 1958, 246, p. 90.
136. D i с к e, R. H.: «The Effect of Collisions upon the Doppler Width of
Spectral Lines», Phys. Rev., 1953, 89, p. 472.
137. D i с к e, R. H., and R о m e r, R. H.: «Pulse Techniques in Microwave
Spectroscopy», Rev. sci. lustrum., 1955, 26, p. 915.
138. D i n g 1 e, R. В.: «Some Magnetic Properties of Metals: III; Diamagne-
tic Resonance», Proc: Roy. Soc, 1952, 212A, p. 38.
*139. Dorfmann, Y. G.: «Paramagnetic and Diamagnetic Resonance of
Conduction Electrons», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1951, 81, p. 765.
140. D r e s s e 1 h a u s, G., Kip, A. F., and К i t t e 1, C: «Observations
of Cyclotron Resonance in Germanium Crystals», Phys., Rev., 1953, 92,
p. 827.
141. D r e s s e 1 h a u s, G., К i p, A. F., and К i t t e 1, C: «Cyclotron Re-
Resonance of Electrons and Holes in Silicon and Germanium Crystals», Phys.
Rev., 1955, 98, p. 368.
142. D r e s s e 1 h a u s, G., К i p, A. F., and К i t t e 1, C: «Plasma Reso-
Resonance in Crystals: Observations and Theory», Phys. Rev., 1955, 100, p. 618.
143. D r e s s e 1 h a u s, G., К i p, A. F., К u, H a n-Y i n g, Wagoner,
G., andCh r i s t i a n, S. M.: «Cyclotron Resonance in Ge — Si Alloys»,
Phys. Rev., 1955, 100, p. 1218.
144. D r e s s e 1 h a u s, G., К i p, A. F., К i 11 el, C, and W a g on e r, G.:
«Cyclotron and Spin Resonance in Indium Antimonide», Phys. Rev.,
1955, 98, p. 556.
145. D у m a n u s, A., «High-Q Stark Cavity Absorption Cell for Microwave
Spectrometers», Rev. sci. Instrum., 1959, 30, p. 191. i;i
146. D у m a n u s, A.: «Intensity Measurements in Microwave Spectroscopy:
the Antimoludation Method», Physika, 1959, 25, p. 859.
147. Dyson, F. J., «Electron Spin Resonance Absorption in Metals: Part
2 — Theory of Electron Diffusion and the Skin Effect», Phys. Rev., 1955,
98, p. 349.
148. Eisenstein, J, C, and Pryce.M. H. L.: «The Electronic Structu-
Structure and Magnetic Properties of Uranyl-Like Ions: 1; Uranyl and Neptunyl»,
Proc. Roy. Soc, 1955, 229A, p. 20.
149. E isenstein, J.: «Size and Thermal Conductivity Effects in Parama-
Paramagnetic Relaxation», Phys. Rev., 1951, 84, p. 548.
150. Elliott, R. J, and S t e v e n s, K. W. H.: «The Theory of the Mag-
417

netic Properties of Rare Earth Salts: Cerium Ethyl Sulphate», Proc. Roy.
Soc, 1952, 215Л, p. 437.
151. Elliott, R. J., and S t e v e n s, K. W. H.: «The Magnetic Proper-
Properties of Certain Rare Earth Ethyl Sulphate's» Proc. Roy. Soc , 1953 219Л
p. 387.
152. Elliott, R. J., andStevens, K. W. H.: «A Preliminary Survey
of the Paramagnetic Resonance Phenomena observed in Rare Earth Ethyl
Sulphates», Proc. Phys. Soc, 1951, 64A, pp. 205 and 932.
153. E 1 1 i о t t, R. J., and Stevens, K. W. H.: «The Paramagnetism of
Samarium Ethyl Sulphate: Theory», Proc. Phys. Soc, 1952, 65A, p. 370.
154. E n g e n, G. F.: «Amplitude Stabilization of a Microwave Signal Source»
Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 202.
155. E r 1 a n d s s о n, G., and S e 1 e n, H.: «Frequency Measurements in
Microwave Spectroscopy», Ark. Fys., 1957, 11, p. 391.
156. E r 1 a n d s s*o n, G., and G о r d y, W.! «Submillimetre-Wave Spect-
Spectroscopy: Rotation-Inversion Transitions in ND,», Phys. Rev., 1957 106,
p. 513.
157. Erlandsson, G.: «A Microwave Spectrometer and its Applications
to some Organic Molecules», Ark. Fys., 1955, 8, p. 399.
158. E s с h e n f elder, A. H., and W e i d ner, R. Т.: «Saturation Effects
in Paramagnetic Resonance», Phys. Rev., 1953, 92, p. 869.
159. E s h b а с h, J. R., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Apparatus for
Zeeman Effect Measurements on Microwave Spectra», Rev. sci. Instruin.,
1952, 23, p. 623.
160. E s h b а с h, J. R., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Rotational Mag-
Magnetic Moments of l 2 Molecules», Phys. Rev., 1952, 85, p. 24.
161. F a n o, U.: «Electric Quadrupole Coupling of the Nuclear Spin with
the Rotation of a Polar Diatomic Molecule in an External Electric Field
J. Res. nat. Bur. Stand., 1948, 40, p. 215.
162. F a w с е t t, E.: «Cyclotron Resonance in Tin and Copper», Phys. Rev.,
1956, 103, p. 1582.
163. F e e n y, H., L а с к n e r, H., M о s e r, P., and S m i t h, W. V.: «Pres-
«Pressure Broadening of Linear Molecules: I», J. chem. Phys., 1954. 22, p. 79.
164. Feher, G.: «Method of Polarizing Nuclei in Paramagnetic Substan-
Substances», Phys. Rev., 1956, 103, p. 500.
165. Feher, G.: «Observation of Nuclear Magnetic Resonances via the Electron
Spin Resonance Line», Phys. Rev., 1956, 103, p. 834.
166. Feher, G.: «Sensitivity Considerations in Microwave Paramagnetic
Resonance Absorption Techniques», BellSyst. tech. J., 1957, 36, p. 449.
167. Feher, G., and Knight, W. D.: «Measurement of Electronic Sus-
Susceptibilities by means of Nuclear Resonance Absorption», Rev. sci. Inst-
rum., 1955, 26, p. 293.
168. Feher, G., and Kip, A. F.: «Electron Spin Resonance Absorption in
Metals: Part I — Experimental». Phys. Rev., 1955. 98, p. 337.
169. F e h e r, G., F 1 e t с h e r, R. C, and G e r e, E. A.: «Exchange Effects
in Spin Resonance of Impurity Atoms in Silicon», Phys. Rev., 1955. 100,
p. 1784.
170. Feher, G.-. «Electronic Structure of F-Centres in KC1 by the Electron
Spin Double-Resonance Techniques», Phys. Rev., 1957, 105, p. 1122.
171. Feher, G., and S с о v i 1, H. E. D.: «Electron Spin Relaxation Ti-
Times in Gadolinium Ethyl Sulphate», Phys. Rev., 1957, 105, p. 760.
172. Feher, G.: «Electron Spin Resonance Experiments on Donors in Sili-
Silicon: Part I —Electronic Structure of Donors by the Electron Nuclear Do-
Double Resonance Technique», Phys. Rev., 1959, 114, p. 1219.
173. Feher, G. and Gere, E. A.: «Electron Spin Resonance Experiments
on Donors in Silicon: Part 2 — Electron Spin Relaxation Effects», Phys.
Rev., 1959, 114, p. 1245.
174. F e 1 d, В. Т., and L a m b, W. E.: «Effect of Nuclear Electric Quadrupo-
Quadrupole Moment on the Energy Levels of a Diatomic Molecule in a Magnetic
Field: Part I; Hetero-nuclear Molecules», Phys. Rev., 1945, 67, p. 15.
418

* 175. F i r s o v, Y. A.: «Cyclotron Resonance in Semiconductors with Co-
Complex Equipotential Surfaces», Fiz. Tverdogo Tela, 1959, 1, p. 44, and
Soviet Rliysics — Solid State, 1959, 1, p. 44.
176. F i t z к у, H. G.: «ЮО-kc/s Square-Wave Modulator and Receiver for
Stark Effect Microwave Spectrometers», Z. angew. Phys., 1958,10, p. 489.
177. Fletcher, R. C, Yager, W. A., P e a r s о n, G. L., and M e r-
r i t t, F. R.: «Hyperfine Splitting in Spin Resonance of Group-V Donors
in Silicon», Phys. Rev., 1954, 94, p. 844.
178. F 1 e t с h er, R. C, Y a g e r, W. A., and M e r r i t t, F. R.: «Obser-
«Observations of Quantum Effects in Cyclotron Resonance», Phys., Rev., 1955,
100, p. 747.
179. Fray, S. J., and К i m m i t t, M. F.: «A Microwave Amplitude Sta-
Stabilizer», J. sci. Instrum., 1956, 33, p. 363.
180. F г е у m a n n, R.: «Centimetre Waves and Molecular Structure», Onde
elect., 1950, 30, p. 416.
181. F г о h 1 i с h, H.: «Shape of Collision-Broadened Spectral Lines»,
Nature, 1946, 157, p. 478.
182. F г о s с h, R. A., and F о 1 e y, H. M.: «Magnetic Hyperfine Str ucture
. in Diatomic Molecules», Phys. Rev., 1952, 88, p. 1337.
183. F u r t h, H. P., and W a n i e k, R. W.: «Production and Use of High
Transient Magnetic Fieds», Rev. sci. Instrum., 1956, 27, p. 195.
184. Gait, J. K., Yager, W. A., M e r r i t t, F. R., С e t 1 i n. В, В.,
and Dail, H. W.: «Cyclotron Resonance in Metals: Bismuth», Phys.
Rev., 1955, 100, p. 748.
185. Gait, J. K., Yager, W. A., and D a i 1, H. W.: «Cyclotron Reso-
Resonance Effects in Graphite», Phys. Rev., 1956, 103, p. 1586.
186. G a r r i s о n, A. K.., and G о r d y, W.: «High-Temperature Molecular-
Beam Microwave Spectrometer», Phys. Rev., 1957, 108, r. 899.
187. G a r s t e n s, M. A., and Ryan, A. H.: «Paramagnetic Pesonance in
Metal Ammonia Solutions at Very Low Fields», Phys. Rev., 1951, 81,
p. 888.
188. Genzel, L., and Eckhardt, W.: «Spectral Investigations in
the Wavelength Range around 1 mm», Z. Phys., 1954, 139, p. 578.
189. G e r r i t s e n, H. J., Harrison, S. E., Lewis, H. R., and
W i t t к e, J. P.: «Fine Structure, Hyperfine Structure and Relaxation
Times of Cr3+ in TiO2 (Rutile)», Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 153.
190. Gerritsen, H. J., and Lewis, H. R.: «Paramagnetic Resonance
of V4+ in TiO2», Phys. Rev., 1960, 119, p. 1010.
191. G e s с h w i n d, S., Collins, R. J., and S с h a w 1 о w. A, L.:
«Optical Detection of Paramagnetic Resonance in an Excited State of
Cr3++in A12O3», Phys. Rev. Lett., 1959, 3, p. 545.
192. G e s с h w i n d, S.: «High-Resolution Microwave Spectroscopy», Ann.
N. Y. Acad. Sci., 1952, 55, p. 751.
193. Geschwind, S., Gunthe r-M о h r, G. R., and Silvey, G.: «The
Spin and Quadrupole Moment of O17», Phys. Rev., 1952, 85, p. 474.
194. Ghosh, S. N.. G о r d y, W., and Hill, D. G.: «Paramagnetic Re-
Resonance in Uranium Salts», Phys. Rev., 1954, 96, p. 36.
195. Gilbert, D. A., Roberts, A., and G r i s w о 1 d, P. A.: «Nuclear
and Molecular Information from the Microwave Spectrum of FCI», Phys.
Rev., 1949, 76, p. 1723.
196. Gilliam, O. R., Edwards, H. D., and G о r d y, W.: «Anomalies
in the Hyperfine Structures of CH3I -and ICN», Phys. Rev., 1948, 73,
p. 635.
197. Gi] I i am, O. R., Johnson, C. M., and G о r d y, W.: «Microwave
Spectroscopy in the Region from Two to Three Millimetres», Phys. Rev.,
1950, 78, p. 140.
198. G о к h a 1 e, B. V., and S t r a n d b er g, M. W. P.: «Line Breadths in
the 5-mm Microwave Absorption of Oxygen», Phys. Pev., 1951, 84, 844.
419

199. Golden, S., and Wilson, E. В.: «The Stark Effect for a Rigid
Asymmetric Rotor», J. chem. Phy*., 1948, 16, p. 669.
200. G о 1 d e y, J. M., and Brown, S. C: «Microwave Determination of
the Average Masses of Electrons and Holes in Germaniums, Phys. Rev.,
1955, 98, p. 1761.
201. Goldstein, J. H., and В r a g g, J. K..: «Nuclear Quadrupole Effects
in the Microwave Spectrum of the Asymmetric-Top Molecule, Vinyl Chlo-
Chloride», Phys. Rev., 1949, 75, p. 1453.
202. G о od, W. E.: «The Inversion Spectrum of Ammonia», Phys. Rev., 1946,
70, p. 213.
203. Good, W. E.: «New Techniques in Microwave Spectroscopy», Proc. Nat.
Electronics Conf., 1950, 6, p. 29.
204. Gordon, J. P., Z e i g e r, H. J., and T о w n e s, С. Н.: «Molecular
Structure Oscillator and New Hyperfine Structure in the Microwave Spect-
Spectrum of NH3», Phys. Rev., 1954, 95, p. 282.
205. G о r d y, W.: «Microwave Spectroscopy above 60 kMc/s», Ann. N. Y.
Acad. Sci., 1952, 55, p. 774.
206. Gordy, W.: «Microwave Spectroscopy», Rev. mod. Phys., 1948, 20,
p. 668.
207. Gordy, W., and К e s s 1 e r, M.: «A New Electronic System for De-
Detecting Microwave Spectra», Phys. Rev., 1947, 72, p. 644.
208. Gordy, W., and G i 1 1 i a m, O. R.: «Nuclear Magnetic Moments from
Microwave Spectra: I127 and I129», Phys. Rev., 1949, 76, p. 443.
209. Gordy, W., G i 1 1 i a m, O. R., and Livingston, R.: «Nuclear
Magnetic Moments from Microwave Spectra: I127 and I129», Phys. Rev.,
1949, 76, p. 443.
210. Gordy, W., S m i t h, W. V., and T r a m b a r u 1 o, R. F.: «Microwave
Spectroscopy» (Wiley, New York, 1953).
211. Gordy, W., and S h e r i d a n. J.: «Microwave Spectra and Structures
of Methyl Mercuric Chloride and Bromide*, J. chem. Phys., 1954, 22,
p. 92.
212. G о r t e г, С J.: «Paramagnetic Relaxation» (Elsevier, Amsterdam,
1948).
213. G о r t e r, C. J.: «Paramagnetic Relaxation», Progress in Low Tempe-
Temperature Physics, Ch. 9 (North Holland, Amsterdam, 1957).
214. Griffiths, J. H. E., and Owen, J.: «Paramagnetic Resonance in
Nickel Ammonium Sulphate», Proc. Phys. Soc, 1951, 64A, p. 583.
215. Griffiths, J. H. E., and Owen, J.: «Paramagnetic Resonance in
the Nickel Tutton Salts», Proc. Roy. Soc, 1952, 213A, p. 459.
216. Griffiths, J. H. E., Owen, J., and Ward, I. M.: «Paramagne-
«Paramagnetic Resonance in Palladium and Platinum Group Compounds», Proc. Roy.
Soc, 1953, 219A, p. 526.
217. Griffiths, J. H. E., and О r t о n, J. W.: «Some Weak Lines in
the Paramagnetic Resonance Spectrum of Impure MgO Crystals», Proc
Phys. Soc, 1959, 73, p. 948.
218. G r i s w о 1 d, T. F., Kip, A. F., and К i t t e 1, C: «Microwave Spin
R.esonance Absorption by Conduction Electrons in Metallic Sodium»,
Phys. Rev., 1952, 15, p. 951.
219. G u n t h er-M oh r, G. R., White, R. L., S с h a w 1 о w, A. L.,
Good W. E., and Coles, D. K.: «Hyperfine Stucture in the Spectrum
of Nl4H3I: Experimental Results», Phys. Rev., 1954, 94, p. 1184.
220. G u n t h e r-M о h r, G. R., T о w n e s, С H., and Van V 1 e с к,
J. H.: «Hyperfine Structure in the Spectrum of N14H3I: Experimental
Results», Phys. Rev., 1954, 94, p. 1191.
221. G u t о w s к у, H. S., and W о e s s n e r, D. E.: «Spin-Lattice Rela-
Relaxation Resonances in Solids», Phys. Rev. Lett., 1958, 1, p. 6.
222. H a i n e r, R. M., С г о s s, P. C, and К i n g, G. W.: «The Asymmetric
Rotor: VII; Extension of the Calculation of Energy Levels», J. chem. Phys.,
1949, 17, p. 826.
223. Hardy, W. A., Fletcher, P., and S u a r e z, V.: «A Microwave
420

Absorption Cell for Reactive Molecules», Rev. sci. Instrum., 1954, 25,
p. 1135.
224. Ы a r t z, T. R., and Ziel, Л. van D e r: «A Square-Wave Modulation
Method for Microwave Spectra», Phys. Rev., 1950, 78, p. 473.
225. H e d r i с к, С: «A Flexible High Voltage Square-Wave Generator»,
Rev. sci. Instrum., 1949, 20, p. 781.
226. H e d r i с к, L. С: «Synchronizer fcr 100 kc/s Square-Wave Generator»,
Rev. sci. Instrum., 1951, 22, p. 537.
227. H e i t 1 e r, W.: «The Quantum Theory of Radiation» (University Press,
, Oxford, 1950).
228. H e n d e r s о n, R. S.: «On the Fine Structure in the Inversion Spectrum
of Ammonia», Phys. Rev., 1948, 74, p. 107.
229. H e n d e r s о n, R. S., and V a n V 1 e с к, J. H.: «Coupling of Electron
Spins in Rotating Polyatomic Molecules», Phys. Rev., 1948, 74, p. 106.
230. Hennig,G. R., Smaller, В., and Y a s a i t i s, E. L.: «Paramag-
«Paramagnetic Resonance Absorption in Graphite», Phys. Rev., 1954, 95, p. 1088.
231. H e n r y, A. F.: «The Zeeman Effect in Oxygen», Phys. Rev., 1950, 80,
' p. 396.
232. H e n s e 1, J. C, and P e t e r, M.-. «Stark Effect for Cyclotron Resonance
in Degenerate Bands», Phys. Rev., 1959, 114, p. 411.
233. H e r s h b e r g e r, W. D., and Turkevitch, J.: «Absorption of
Methyl Alcohol and Methylamine for 1-25 cm Waves», Phys. Rev., 1947,
71, p. 554.
234. Hershberger, W. D.: «Minimum Detectable Absorption of the
Stark Modulation Method», J. appl. Phys., 1948, 19, p. 411.
235. Hill, E. L.: «Relative Intensities in Nuclear Spin Multiplets», Proc.
Nat. Acad. Sci., 1929, 15, p. 779.
236. H i r s h о n, J. M., and Fraenkel, G. K-: «Recording High-Sensiti-
High-Sensitivity Paramagnetic Resonance Spectrometer», Phys. Rev., 1955, 26, p. 34.
237. H о i s i n g t о n, R. W. R, К e 1 1 n e r, C, and P e n t z, M. J.: «High-
Resolution Microwave Zeeman Spectrometer», Nature, 1956, 178, p. 1111.
238. H о i s i n g t о n, R. W. R., К e 1 1 n e r, L., and P e n t z, M, J.:
«Criteria Determining the Design and Performance of a Source-Modula-
Source-Modulated Microwave Cavity Spectrometer», Proc. Phys. Soc, 1958, 72, p. 537.
239. H о 1 с о m b, D. F., «Magnetic Resonance Line Shapes at the Onset of
Saturations, Phys. Rev., 1958, 112, r. 1599.
240. H о 1 d e n, A. N., К i t t e 1, C, M e r r i t t, F. R., and Y a g e r W. A.:
«Determination of g-Values in Paramagnetic Organic Compounds by Mi-
Microwave Resonance», phys. Rev., 1950, 77, p. 147.
241. Honerjager, R.: «Microwave Spectroscopy», Naturwiss., 1951,
38, p. 34.
242. H о n i g, A., and К i P, A. F.-. «Electron Spin Resonance of an Impurity
Level in Silicon», Phys. Rev., 1954, 95, p. 1686.
243. H о n i g, A., and С о m b r i s s о n, J.: «Paramagnetic Resonance in
As-doped Silicon», Phys. Rev., 1956, 102, p. 917.
244. H о n i g, A.: «Polarization of Arsenic Nuclei in a Silicon Semiconductor»,
Phys. Rev., 1954, 96, p. 234.
245. H о n i g, A., M a n d e 1, M., S t i t с h, M. L., and T о w n e s, С. Н.:
«Microwave Spectra of the Alkali Halides», Phys. Rev., 1954, 96, p. 629.
246. H on i g, A., and S t u p p, E.: «Electron Spin — Lattice Relaxation in
Phosphorus-Doped Silicon», Rhys. Rev., 1960, 117, p. 69.
247. H or n i g. A. W., R emp e 1, R. C, and Weaver, H. E.: «Electron
Paramagnetic Resonance in Single Crystals of BaTiO3», J. Phys. Chem.
Solids, 1959, 10, p. 1.
248. Howard, R. R., and Smith, W. V.: «Microwave Collision Dia-
Diameters: I; Experimental», Phys. Rev., 1950, 79, p. 128.
249. Hughes, R. H., Good, W. E., and С о 1 e s, D. K.: «Microwave
Spectrum of Methyl Alcohol», Phys. Rev., 1951, 84, p. 418.
250. Hughes, R. H., and Wilson, E. В.: «A Microwave Spectrograph»,
Phys. Rev., 1947, 71, p. 562.
421

251. Hughes, R. H.: «Chemical Analysis with a Microwave Spectrograph»,
Ann. N. Y. Acad. Sci., 1952, 55, p."872.
252. H u r 1 e, 1. R., and Sugden, Т. M.: «Л Microwave Spectrometer for
the Study of Free Radicals», J. sci. lustrum., 1958, 35, p. 319.
253. H u t с h i s о n, C. A.: «Paramagnetic Resonance Absorption in Crystals
Coloured by Irradiation», Phys. Rev., 1949, 75, p. 1769.
254. Hutchison, C. A., and Pastor, R. C: «Paramagnetic Resonance
Absorption in Potassium Dissolved in Liquid Ammonia», Phys. Rev.,
1951, 81, p. 282.
255. Hutchison, С A. Pastor, R. C, and К о w a 1 s к у, A. Q.:
Paramagnetic Resonance Absorption in Organic Free Radicals: Fine
Structure», J. chem. Phys., 1952, 20, p. 534.
256. Hutchison, С A., and Noble, G. A.: «Paramagnetic Resonance
Absorption in Additively-Coloured Crystals of Alkali Halides», Phys.
Rev., 1952, 87, p. 1125.
257. Hutchison, C. A., and Lewis, W. В.: «Paramagnetic Resonance
Absorption in Sodium Plutonyl Acetate», Phys. Rev., 1954, 95, p. 1096.
258. Hutchison, C. A., and Pastor, R. C.: «Paramagnetic Reso-
Resonance Absorption in Solutions of К and Na in Liquid NH3», /. chem.
Phys., 1953, 21, p. 1959.
*259. Imamutdinov, F. S., N e p r i m о v, N. N., and S h ek u n, L. Y.:
«Magnetic Double Refraction of Microwaves in Paramagnetics», Zh.
eksper. tear. Fiz., 1958, 34, p. 1019.
260. I n g r a m, D. J. E.: «Spectroscopy at Radio and Microwave Frequencies»
(Butterworth, London, 1955).
261. Ingram, D. J. E.: «Technical Applications of Microwave Physics»,
Research, 1958, 11, p. 401.
262. Ingram, D. J. E.: «Free Radicals as Studied by Electron Spin Re-
Resonance» (Butterworth, London, 1958).
263. Ingram, D. J. E-, and Bennett, J. E.: «Paramagnetic Resonance
in Activated Carbon», Phil. Mag., 1954, 45, p. 545.
264. I n g г a m, D. J. E., and Bennett, J. E.: «Paramagnetic Resonance
in Phthalocyanine, Chlorophyll and Haemoglobin Derivatives», /. chem.
Phys., 1954. 22, p. 1136.
265. I n g r a m, D. J. E., H о d g s о n, W. G., P a r к е г, С A., and R e e s,
W. Т.: «Detection of Labile Photochemical Free Radicals by Paramag-
Paramagnetic Resonance», Nature, 1955, 176, p. 1227.
266. Ingram, D. J. E.: «The Application of Magnetic Resonance to Solid-
State Electronics», J. Brit. I. R. ?., 1959, 19, p. 357.
267. I n n e s, F. R., and Uf f or d, C. W.: «Microwave Zeeman Effect and
Theory of Complex Spectra», Phys. Rev., 1958, 111, p. 194.
268. I s h i g u г о, Е., К a m b e, K, and U s u i, Т.: «The Spin Relaxation
Time of Chromium Alum», Phys. Rev., 1951, 82, p. 680.
269. hash, E. V., and D e n n i s о n, D. M., «The Methyl Alcohol Mole-
Molecule and its Microwave Spectrum», /. chem. Phys., 1953, 21, p. 1804.
270. Jablonski, A.: «General Theory of Pressure Broadening of Spect-
Spectral Lines», Phys. Rev., 1946, 68, p. 78, and 69, p. 31.
271. J а с о b s о n, E. H.: «Piezoelectric Production of Microwave Phonons»,
Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 249.
272. J а с о b s e n, E. H., S h i r e n, N. S., and T u с к е г, Е. В.: «Effects
of 9-2-kMc/s Ultrasonics on Electron-Spin Resonances in Quartz», Phys.
Rev. Lett., 1959, 3, p. 81.
273. J a r г e t t, H. S., S I о a n, G. J, and V a u g h a n, W. R.: «Parama-
«Paramagnetic Resonance Absorption in Some Organic Biradicals», /. Chem. Phys.,
1956, 25, p. 697.
274. J a r r e t t, H. S.: «Paramagnetic Resonance Absorption: Hyperfine
Structure in Dilute Solutions of Hydrazyl Compounds», /. chem. Phys.,
1953, 21, p. 761.
275. J a u с h, J. M.: «The Hyperfine Structure and the Stark Effect of the
Ammonia Inversion Spectrum», Phys. Rev., 1947, 72, p. 715.
422

276. J е п, С. К.: «Microwave Spectra and Zeeman Effect in a Resonant Ca-
Cavity Absorption Cell», Phys. Rev., 1947, 72, p. 986.
277. Jen, С К-: «The Zeeman Effect in Microwave Molecular Spectra»,
Phys. Rev., 1948, 74, p. 1396.
278. J e n, С. К.: «The Paschen — Back Effect in NH, and N2O Microwave
Spectra», Phys. Rev., 1949, 76, p. 1494.
279. J e n, С. К.: «Molecular and Nuclear Magnetic Moments in Microwave
Zeeman Spectra», Physica, 1951, 17, 378.
280. Jen, С. К.: «Rotational Magnetic Moments in Polyatomic Molecules»,
Phys. Rev., 1951, 81, p. 197.
281. Jen, С. K.: «Molecular and Nuclear Magnetic Moments», Ann. Л'. Y.
Acad. Sci., 1952, 55, p. 822.
282. J e n, C. K., F о n e r, S. N., С о с h r a n, E. L., and В о w e r s, V. A.:
«Paramagnetic Resonance of Hydrogen Atoms Trapped at Liquid Helium
Temperature», Phys. Rev., 1956, 104, p. 846.
283. Johnson, СМ., T r a m b a r u I о, R., and G о r d y, W.: «Micro-
«Microwave Spectroscopy in the Region from Two to Three Millimetres: Part 2»,
Phys. Rev., 1951, 84, p. 1178.
284.' Johnson, C. M., and S I a g e r, D. M.: «Line Breadth of OCS as
a Function of Rotational Transition and Temperature», Phys. Rev.,
1952, 87, p. 677.
285. Johnson, H. R., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Broadening
of Microwave Absorption Lines», Phys. Rev., 1951, 86, p. 811.
286. Johnson, H. R., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Beam System
for Reduction of Doppler Broadening by a Microwave Absorption Line»,
Phys. Rev., 1952, 85, p. 503.
*287. К a n e r, E. A.: «Theory of Cyclotron Resonance», Zh. eksper. tear.
Fit., 1957, 33, p. 1472.
*288. К a n e r, E. A., and A z b e 1, M. Y.: «Theory of Cyclotron Resonance
in Metals», Zh. eksper. teor. Fit., 1957, 33, p. 1461.
289. Kaplan, D. E., and Browne, M. E.: «Electron Free Precession
in Paramagnetic Free Radicals», Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 454.
290. К a r p 1 u s, R.: «Frequency Modulation in Microwave Spectroscopy»,.
Phys. Rev., 1948, 73, p. 1027.
291. К а г p I u s, R.: «Saturation Effects in the Microwave Spectrum of
Ammonia», Phys. Rev., 1948, 73, p. 1120.
292. К a r p 1 u s, R.: «Saturation Effects in Microwave Spectroscopy», Phys.
Rev., 1948, 74, p. 223.
293. К a r p I u s, R., and Schwinger, J.: «A Note on Saturation in
Microwave Spectroscopy», Phys. Rev., 1948, 73, p. 1020.
294. К e I I о g g, J. M. В., and M i I 1 m a n, S.: «The Molecular Beam Ma-
Magnetic Resonance Method: The Radio Frequency Spectra of Atoms and
Molecules», Rev. mod. Phys., 1946, 18, p. 323.
295. К i к u с h i, C, and S p e n с e, R. D.: «Microwave Methods in Phy-
Physics: I; Microwave Spectroscopy and II; Microwave Absorption in Para-
Paramagnetic Substances», Amer. J. Phys., 1949, 17, p. 288, and 1950, 18,
p. 167.
296. Kikuchi, C, Sirvetz, M. H., and С о h e n, V. W.: «Paramagne-
«Paramagnetic Resonance Hyperfine Structure of V60 and V51», Phys. Rev., 1953,
92, p. 109.
297. Kikuchi, C, and Cohen, W. V.: «Paramagnetic Resonance Ab-
Absorption of Carbazil and Hydrazyl», Phys. Rev., 1954, 93, p. 394.
298. К i n g, G. W., H a i n e r, R. M., and Cross, P. C: «The Asymmet-
Asymmetric Rotor: I; Calculation and Symmetry Classification of Energy Levels»,
/. chem. Phys., 1943, 11, p. 27.
299. К i n g, W. C, and G о r d y, W.: «One-to-Two Millimetre Wave Spect-
Spectroscopy», Phys. Rev., 1953, 90, p. 319.
300. К i n g, W. C, and G о r d y, W.: «One-to-Two Millimetre Wave Spect-
Spectroscopy: Part 4 — Experimental Methods and Results for COS, CH3F
and H2O», Phys. Rev., 1954, 93, p. 407.
423

301. К i P, A. F., К i t t e I, C, Lev y, R. A., and P о г t i s, A. M.: «Ele-
«Electronic Structure of F-Centres: Hyperfine Interactions in Electron Spin
Resonance», Phys. Rev., 1953, 91, p. 1 66.
302. К i s 1 i u k, P.: «Dipole Moments, Nuclear Quadrupole Coupling, and
the Bonding Orbitals in Group-V Trihalides», J. chem. Phys., 1954,
22, p. 86.
303. К i s 1 i u k, P., and T о w n e s, С. Н.: «Molecular Microwave Spectra
Tables», /. Res. nat. Bur. Stand., 1950, 44, p. 611.
304. К i t t e 1, C: «On the Gyromagnetic Radio and Spectroscopic Splitting
Factor of Ferromagnetic Substances», Phys. Rev., 1949, 76, p. 743.
305. К i t t e I, C: «Introduction to Solid State Physics» (Wiley, New York,
1953).
306. К i t t e 1, C: «Paramagnetic Centres as Detectors of Ultrasonic Radia-
Radiation at Microwave Frequencies», Phys. Rev. Lett., 1958, 1, p. 5.
307. К i t t e I, C, and L u t t i n g e r J. M.: «Crystalline Stark Splitting
and Microwave Resonance Absorption in Paramagnetic Salts», Phys.
Rev., 1948, 73, p. 162.
308. К I i n g e r, H. H.: «Applications of Microwaves in Scientific Research»,
/. Franklin Inst., 1953, 256, p. 129.
309. К о h n, W., and L u t t i n g e r, J. M.: «Quantum Theory of Cyclotron
Resonance in Semiconductors», Phys. Rev., 1954, 96, p. 529.
310. Kopfermann, H., and Schneider, E. E.: «Nuclear Moments»
(Academic Press, New York, 1958).
311. К о s t e r, G. F., and S t a t z, H.: «Methods of Treating Zeeman Split-
Splittings of Paramagnetic Ions in Crystalline Fields». Phys. Rev., 1959,
113, p. 445.
312. К г о n i g, R.: «Mechanism of Paramagnetic Relaxation», Physica,
1939, 6, p. 33.
313. Кип, Н., and London, F.: «Limitation of the Potential Theory
of the Broadening of Spectral Lines», Phil. Mag., 1934, 18, p. 983.
314. К u h n, H.: «Pressure Shift and Broadening of Spectral Lines», Phil.
Mag., 1934, 18, p. 987.
•315. К u г u s h i n, A. I.: «Paramagnetic Absorption and Rotation of the
Plane of Polarization for Certain Salts in the Microwave Region», Zh.
eksper. teor. Fiz., 1959, 37, p. 297.
316. L а с г о i x, R.: «Theory of Paramagnetic Resonance of Europium and
Gadolinium subjected to a Cubic Crystalline Field», Helu. phys. Ada,
1957, 30, p. 374.
317. LamonI, H. R. L.: «Atmospheric Absorption of Microwaves», Phys.
Rev., 1948, 74, p. 353.
318. Lancaster, F. W., and G о r d y, W.: «Paramagnetic Resonance
Absorption of Microwaves», J. chem. Phys., 1951, 19, p. 1181.
319. L a w г a n с e, R. В., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Centrifugal
Distortion in Asymmetric-Top Molecules: I. Ordinary Formaldehyde,
H2C12O», Phys. Rev., 1951, 83, p. 363.
320. Lax, В., Z e i g e r, H., J., Decker, R. N., and Rosenblum,
E. S.: «Directional Properties of the Cyclotron Resonance in Germanium»,
Phys. Rev., 1954, 93, p. 1481.
321. L a x. В., Z e i g e r, H. J., and Dexter, R. N.: «Anisotropy of Cyc-
Cyclotron Resonance in Germanium», Physica, 1954, 20, p. 818.
322. Lax, В.: «Experimental Investigations of the Electronic Band Stru-
Structure of Solids», Rev. mod. Phys., 1958, 30, p. 122.
323. L i n, S. Т., and К a u f m a n n, A. R.: «Helmholtz Coils for Production
of Powerful and Uniform Fields and Gradients», Rev. mod. Phys., 1953,
25, p. 182.
324. Livingston, R., Z e I d e s, H., and Taylor, E. H.: «Atomic
Hydrogen Hyperfine Structure in Irradiated Acids», Phys. Pev., 1954,
94, p. 725.
325. Llewellyn P. M.: «A Solid-State Paramagnetic-Resonance Spectro-
Spectrometer», J. set. Instrum., 1957, 34, p. 236.
424

326. L о от i s, С. С, and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Microwave Spectrum
of Phosphine, Arsine and Stibine», Phys. Rev., 1951, 81, p. 798.
327. Long, M. W.: «Detectors for Microwave Spectrometers», Rev. sci.
Instrum., 1960, 31, p. 1286.
328. L о г е n t z, H. A.-. «The Theory of Electrons and its Applications to
the Phenomena of Light and Radiant Heat» (Teubner, Leipzig, 1916).
329. Low, W., and S h a 1 t i e 1, D.: «Electron Spin Resonance in Single
Crystals of BaTiO3». Phys. Rev.. 1958, 1, p. 51.
330. Low, W., and T о w n e s, С. Н.: «Molecular Dipole Moments and
Stark Effects: 1; Stark Effects on Symmetric-Top Molecules with Nuclear
Quadrupole Coupling», Phys. Rev., 1949, 76, p. 1295.
331. L о w, W., and T о w n e s, C. H.: «O17 and S36 in the Rotational Spe-
Spectrum of OCS», Phys. Rev., 1949, 75, p. 529.
332. Low, W., and Suss, J. Т.: «Paramagnetic Resonance Spectrum of
Manganese in Corundum», Phys. Rev., 1960, 119, p. 132.
333. L u d w i g, G. W., and W о о d b u г у, Н. H.: «Electron Spin Reso-
Resonance in Nickel-Doped Germanium», Phys. Rev., 1959, 113, p. 1014.
334. Lyons, H., R u eger, L. J., N u с к ol 1 s, R. G., and Kessi e r, M.:
.«Microwave Spectra of Deutero-Ammonias», Phys. Rev., 1951,81, p. 630.
335. McAfee, К. В.: «Microwave Spectrum of NO2», Phys. Rev., 1951,
82, p. 971.
336. McAfee, К. В., Hughes, R. H., and Wilson, E.: «A Stark-
Effect Microwave Spectrograph of High Sensitivity», Rev. sci. Instrum.,
1949, 20, p. 821.
*337. Manenkov, A. A., and Prokhorov, A. M.: «Radiospectroscope
for Observing Electronic Paramagnetic Resonance at Centimetre Wave-
Wavelengths», Radiotekh. Elektron., 1956. 1, p. 469.
338. Margenau, H., «Inversion Frequency of Ammonia and Molecular
Interaction», Phys. Rev., 1949, 76, p. 1423.
339. Margenau, H., and Henry, A.: «Theory of Magnetic Resonance
in Nitric Oxide», Phys. Rev., 1950, 78, p. 587.
340. M a r r, G. V., and S w а г u p, P.: «Spin-Lattice Relaxation Effects
Observed in the Continuous Power Saturation of Paramagnetic Lines»,
Canad. J. Phys., 1960, 38, p. 495.
341. M a r s h a I I, S. A., and Weber, J.: «Plane Parallel-Plate Transmis-
Transmission Line Stark Microwave Spectrograph», Rev. sci. Instrum. 1957, 28,
p. 134.
342. M a t t u с к, R. D., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Saturation of
Paramagnetic Spins by 13-Mc/s Ultrasonic Phonons», Phys. Rev. Lett,
1959, 3, p. 550.
343. M a t t u с к, R. D., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «Spin — Pho-
non Interaction in Paramagnetic Crystals», Phys. Rev., 1950, 119, p.
1204.
344. M a t t u с к, R. D., and Strandberg, M. W. P.: «Micromodula-
tor — A Device for Measuring the Intensities of Microwave Absorption
Lines», Rev. sci. instrum., 1958, 29, p. 717.
345. M a x w e 1 1, L. R., and M с G u i r e, T. R.: «Anti-ferromagnetic
Resonance», Rev. mod. Phys., 1953, 25, p. 279.
346. M а у s, J. M.: «Spectroscopic Measurements on High-Boiling, Reactive
and Unstable Molecules», Ann. N. Y. Acad. Sci., 1952, 55, p. 789.
347. M i 1 1 e n, D. J., and Morton, J. R.: «The Microwave Spectrum of
Nitric Acid», J. Chem. Soc, I960, 31, p. 1523.
348. M i 1 1 e n, D. J.: «Microwave Spectroscopy», Proc. /. E. ?., 1961, 108B,
p. 111.
349. Miller, S. L., J a v a n, A., and T о w n e s, С. Н., «The Spin of
O18», Phys. Rev., 1951, 82, p. 454.
350. M i z u s h i m a, M.: «On the Ammonia Molecule», Phys. Rev., 1948,
74, p. 705.
351. Mizushima, M., and I t о, Т.: «On the Hyperfine Structure of the
425

Rotational Spectra of XYZ3-type Molecule, where Nuclei Z have Electric
Quadrupole Moments». /. chem Phys., 1951, 19, p. 7.39.
352. Mock, J. В.: «Broadband Millimetre-Wave Paramagnetic Resonance
Spectrometre», Rev. sci. lustrum., 1960, 31, p. 551.
353. M о с к 1 e r, R. С, В a i 1 e у, J. П., and Q и r d y, W.: «Microwave
Spectra and Molecular Structures of HSiCl3, CH3SiCl3 and (CH3KSiCb,
/. chem. Rhys., 1953, 21. p. 1710.
354. Mull er, K- A.: «Paramagnetic Resonance of Fe+3 in SrTiO3 Single
Crystals», Helv. phys. Ada, 1958, 31, No. 3, p. 173.
355. M u n s e n. I. К : «Microwave Powar Stabilizer», Rev sci. lustrum.,
1950, 21, p. 622.
*356. N e p r i m о v, N. N.: «Some Remarks on S. Q. Salikhov's Work (on
Paramagnetic Resonance)», Zh. eksper, teor. Fiz., 1955, 28, p. 719.
357. Newell, G., and Dicke, R. H.: «A Method for Reducing the Doppler
Breadth of Microwave Absorption Lines», Phys. Rev., 1951, 83, p. 1064.
358. Newton, R. R., and Thomas, L. H.: «Internal Molecular Motions
of Large Amplitude Illustrated by the Symmetrical Vibration of Ammo-
Ammonia», J. chem. Phys., 1948, 16, p. 310.
359. N i e 1 s e n, H. H.: «The Vibration — Rotation Energies of Molecules»,
Rev. mod. Phys., 1951, 23, p. 90.
360. N i s h i к a sv а, Т., and S h i m о d a, K.: «Inversion Spectrum of
Ammonia», /. Phys. Soc. Japan, 1955, 10, p. 89.
361. N u с к о 1 1 s, R .Q., R u e g e r, L. J., and Lyons, H.: «Microwave
Absorption Spectrum of ND3», Phys. Rev., 1953." 89, p. 1101.
362. О к а у a, A.: «Some Devices for the Stark Modulation Millimetre-Wave
Spectrograph», Rev. sci. Instrum., 1955, 26, p. 1024.
363. О n o, K.. S h о i с h i r o. K., S e к i у a m a, H., and A b e, H.: «Pa-
«Paramagnetic Pesonance in Chromous Sulphate Pentahydrates», Phys. Rev.,
1954, 96, p. 38.
364. О n o, K.. and О h t s u к а, М.: «.Paramagnetic Resonance Absorption
in Two Copper Salts Wavelengths of 5-4 mm and 6-6 mm», J. Phys. Soc.
Japan, 1958, 13, p. 206.
365. Opechow'ski, W.: «Magneto-Optical Effects and Paramagnetic
Resonance», Rev. mod. Phys., 1953, 25, p. 264.
366. Overhauser, A. W/ «Polarization of Nuclei in Metals», Phys.
Rev., 1953, 92, p. 411.
367. Pace, J. H., Sampson, D. F., and Thorp, J. S.: «Spin — Lat-
Lattice Relaxation Times in Ruby at 34-6kMc/s», Phys. Rev. Lett., 1960, 4,
p. 18.
368. Pace, J. H., Sampson, D. F., and Thorp, J. S.: «Spin-Lattice
Relaxation Times in Ruby at 34-6 Gc/s», Pros. Phys. Soc, 1960, 76,
p. 697.
369. P а с e, J. H., Sampson, D. F., and Thorp, J. S.: «Relaxation
Times in Sapphire and Chromium-Doped Rutile», Proc. Phys. Soc, 1961,
77, p. 257.
370. Packard, M. E.: «A Proton-Controlled Magnetic Field Regulator»,
Rev. sci. lustrum., 1948, 19, p. 435.
371. P a 1 m a-V i t t о r e I I i, M. В., and P a I m a, M. U.: «A Microwave
Electron-Spin-Resonance Spectrometer», Nuovo Cim., 1958 7, Sup. No.
1, p. 139.
372. P e n г о s e, R. P., Q о r t e г, С J., A b r a g a m, A., and P г у с e,
M. H. L.: «Hyperfine Structure in the Solid State», Nature, 1949, 163,
p. 992.
373. P e n г о s e, R. P., and Stevens, К. Н. W.: «The Paramagnetic
Resonance from Nickel Fluosilicate», Proc. Phys. Soc, 1950, 63A, p. 29.
374. Peter, M.: «Millimeter-Wave Paramagnetic Resonance Spectrum of
6S-State Impurity (Fe3+) in MgWO4», Phys. Rev., 1959, 113, p. 801.
375. Peter. M.: «Paramagnetic Resonance and Crystal Field in Two Nickel-
Chelate Cristals», Phys. Rev., 1959, 116, p. 1432.
426

376. Pond, Т. Л., and Cannon, W. F.-. «Saturation Effect in Microwave
Spectrum of Ammonia», Phys. Rev.. 1947, 72, p. 1211.
377. P о r t i s, A. M., К i p, A. F., К i t t e 1, C, and В r a t t a i n, W. H.:
«Electron Spin Resonance in a Silicon Semiconductor» Phys. Rev., 1953,
90, p. 988.
378. P о r t i s, A. M.: «Electronic Structure of F-Cenlres: Saturation of the
Electron Spin Resonance», Phys. Rev., 1953, 91, p. 1071.
379. P г у с e, M. H. L.: «A Modified Perturbation Procedure for a Problem
im Paramagnetism», Proc. Phys. Soc, 1950, 63A, p. 25.
380. P г у с e, M. H. L., and S t e v e n s, K. W. H.: «The Theory of Mag-
Magnetic Pesonance-Line Widths in Crystals», Proc. Phys. Soc, 1950, 63A,
p. 36.
381. R a d f о г d, H. H., and H u g h e s, V. W.: «Microwave Zeeman Spect-
Spectrum of Atomic Oxygen», Phys. Rev., 1959, 114, p. 1274.
382. Ramsey, N. F., «Nuclear Moments» (Wiley, New York, 1953).
383. Rauch, С J., Stickler, J. J., Zeiger, H.J., and Heller,
Q. S.: «Millimetre Cyclotron Resonance in Silicon», Phys. Rev. Lett.,
1960, 4, p. 64.
384. R e d f i e 1 d, A. Q.: «Nuclear Magnetic Resonance Saturation and
Rotary Saturation in Solids», Phys. Rev., 1955, 98, p. 1787.
385. R e ni p e 1, R. C, and W e a v e r, H. E.: «Low-Power Microwave Ref-
Reflection Bridge», Rev. sci. lustrum., 1959, 30, p. 137.
386. Roberts, A., Beers, Y., and Hill, A. Q.: «The Measurement
of Nuclear Spin, Magnetic Moment, and Hyperfine Structure Separation
by a Microwave Frequency-Modulation Method», Phys. Rev., 1946, 70
p. 112.
387. R о с h, J.: «Comparison of the Sensitivities of Paramagnetic-Electron-
Resonance Spectrographs in the3-cm Band», С R. Acad. Sci. (Paris), 1958,
247. p. 59.
388. R о с h, J.: <'An Electronic Paramagnetic-Resonance Spectrometer:
Influence of ihe Amplitude of Modulation of the Magnetic Field on the
Line Shape obtained by Synchronous Detection», C. R. Acad. Sci. (Paris),
1959, 248, p. 663.
389. R о d г у g u e z, S.: «Theory of Cyclotron Resonance in Metals», Phys.
Rev., 1958, 112, p. 1616.
390. R о g e r s, J. D., Cox, H. L., and Braunschweiger, P. G.: «A Frequency
Meter for Microwave Spectroscopy», Rev. sci. Instrum., 1950, 21, p. 1014.
391. R о g g e n, A. van, R о g g e n, L. van, and Q о г d у, W.: «Paramag-
«Paramagnetic Resonance of Free Radicals at Millimetre-Wave Frequencies», Phys.
Rev., 1957, 105, p. 50.
392. R о 1 1 i n, B. V.: «Nuclear Paramagnetism», Rep. Prog. Phys, 1948,
12, p. 22.
393. R о m e r. R. H., and D i с к e, R. H.: «New Technique for High-Re-
High-Resolution Microwave Spectroscopy», Phys. Rev., 1955, 99, p. 532.
394. R о s e-I n n e s. A. C: «Observation by Cyclotron Resonance of the
Effect of Strain on Germanium and Silicon», Proc. Phys. Soc, 1958, 72,
p. 514.
395. R о s e-I n n e s, A. C: «A Frequency-Modulated Microwave Spectro-
Spectrometer tor Electron-Resonance Measurements», J. sci. Instrum., 1957,
34, p. 276.
396. R о u b i n e, E.: «Development of a Spectroscope for Millimetre Waves»,
Rev. tech. C. F. Т. Н., 1951, 16, p. 21.
397. R u e g e r, L. J., and N u с к о 1 1 s, R. Q.: «A Broad-Band Coaxial
Stark Cell for Microwave Spectroscopy», Rev. sci. Instrum., 1952, 23,
p. 635.
398. R u e g e r, L. J., Lyons, H., and N u с к о 1 1 s, R. G.: «A High-
Temperature Broad Band Stark Cell for Microwave Spectroscopy», Rev.
sci. Instrum., 1951, 22, p. 428.
399. R у t e r, C: «Paramagnetic Resonance in the 10,000 Mc/s Band of Eu-
427

ropium and Gadolinium subjected to a Cubic Crystallina Field», Helv.
phys. Ada, 1957, 30, p. 353.
400. R у t e г, С Lacroix, R., and E x t e r m a n, R.; «A High Reso-
Resolution Hertzian Spectrograph Allowing the Separate Observations of
Paramagnetic Absorption and Dispersion in the 3 cm Band», Onde elect.,
1955, 35, p. 490.
*401. S a 1 i к h о v, S. G: «Resonance Absorption in Metals at Centimetre
Wavelengths», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1953, 93, p. 241.
402. Sanders, T. M., S с h a w 1 о w, A. L., D о u s m a n i s, G. C,
and T о w n e s, С. Н.: «A Microwave Spectrum of the Free OH Radi-
Radical», Phys. Rev., 1953, 89, p. 1158.
403. Sanders, T. M., S с h a w 1 о w, A. L., D о u s m a n i s, G. C,
and T о w n e s, С. Н.: «Examination of Methods of Detecting OH»,
J. chem. Phys., 1954, 22, p. 245.
404. Schneider, E., E., and England , T. S.: «Paramagnetic Reso-
Resonance», Physica, 1951, 17, p. 221.
405. S h а г b a u g h, A. H.: «Design and Construction of a Stark-Modulation
Microwave Spectrograph», Rev. sci. Instrum., 1950, 21, p. 120.
406. Sheridan, J.: «Microwave Spectroscopy of Gases», Research, 1955,
8, p. 88.
407. S h i m о d a, K., and N i s h i к a w а, Т.: «A Zeeman-Modulation Mi-
Microwave Spectrograph of High Sensitivity», /. Phys. Soc. Japan, 1951,
6, p. 516.
408. S h i r e n, N. S., and Tucker, E. В.: «Spin — Phonon Interaction
in Ruby», Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 206.
409. S h о с к 1 e у, W.: «Cyclotron Resonances: Magnetoresistance and Bril-
louin Zones in Semiconductors», Phys. Rev., 1953, 90, p. 491.
410. S h о о 1 e r y, J. N., and W a a v e r, H. E.: «Nuclear and Paramagnetic
Resonance» (Annual Review of Physical Chemistry, vol. 6, 1955).
411. S h u 1 m a n, R. G., and T о \v n e s, С. Н.: «New Types of Microwave
Transitions Involving /-Type Doubling in OCS and HCN», Phys. Rev.,
1950, 77, p. 421.
412. S h u 1 m a n, R. G.,and T о w n e s, С. Н.: «Molecular DipoleMoments
and Stark Effects: II; Stark Effects in OCS», Phys. Rev., 1950, 77, p. 500.
413. S h u I m a n, R. G., D a i I e y, B. P., and T о w n e s, С. Н., «Mole-
«Molecular Dipole Moments and Stark Effects: III; Dipole Moment Determina-
Determination», Phys. Rev., 1950, 78, p. 144.
414. Simmons, J. W., and G о r d y, W.: «Structure of the Inversion
Spectrum of Ammonia», Phys. Rev., 1948, 73, p. 713.
415. Simmons. J. W., Anderson, R.S., and G or d y, W.: «Microwave
Spectrum and Molecular Constants of Hydrogen Cyanide», Phys. Rev.,
1950, 77, p. 77.
416. Singer. L. S.: «Synthetic Ruby as a Secondary Standard for the Me-
Measurement of Intensities in Electron Paramagnetic Resonance», J. appl.
Phys., 1959, 30, p. 1463.
417. Smaller, В., H e n n i n g, G. R., and Y a s a i t i s, E. L.: «Para-
«Paramagnetic Resonance Absorption in Graphite Compounds», Phys. Rev.,
1955, 97, p. 239.
418. S m i d t, J.: «Rapid Determination of the Q's of Cavities Terminating
Transmission Lines», Appl. sci. Res., 1957, B6, p. 353.
419. Smith, A. G., Gordy, W., Simmons, J. W., and Smith,
W. V.: «Microwave Spectroscopy in the Region of Three to Five Millimet-
Millimetres», Phys. Rev., 1949, 75, .p. 260.
420. Sm ith, D. F.: «Pressure Broadening in Ammonia at Centimetre Wavel-
Wavelengths», Phys. Rev., 1948, 74, p. 506.
421. Smith, D. F., T i d w e I I, M., and Williams, D. V. P.: «The
Microwave Spectrum of BrCl», Phys. Rev., 1950, 79, p. 1007.
422. Smith, W. V.: «Pressure Broadening», Ann. N. Y. Acad. Sci., 1952,
55, p. 891.
423. S m i th, W. V., and Howard, R.R.: «Microwave Collision Diameters:
428

II; Theory and Correlation with Molecular Quadrupole Moments», Phys.
Rev., 1950 79, p. 132.
424. Smith, W. V., and Carter, R. L.: «Saturation Effect in Microwave
Spectrum of Ammonia», Phys. Rev., 1947, 72, p. 638.
425. S n у d e r, H. S., and Richards, P. I.: «Collision and Saturation
Broadening in Microwave Spectra», Phys. Rev., 1948, 73, p. 1178.
426. Sorokin, P. P., G e 1 1 e s, I, L., and S m i t h, W. V., «Multiple
Quantum Transitions in Paramagnetic Resonance», Phys. Rev., 1958, 112,
p. 1513.
427. Sou t i f - G u i с he r d, J. «Calculation of the Faraday Effect in a
Gyro-paramagnetic Medium», С R. Acad. Sci (Paris), 1956, 242, p. 1868.
428. S о u t i f-G u i с h e r d, J.: «Equation of Circularly-Polarized Waves
in a Gyro-paramagnetic Medium», С. Р.. Acad. Sci. (Paris), 1956, 242,
p. 1418.
429. S t a t z, H., and К о s t e r, G. F.: «Zeeman Splitting of Paramagnetic
Atoms in Crystalline Fields», Phys. Rev., 1959, 115, p. 1568.
430. Stevenson, M. J.: «Cyclotron Resonance in CdAsa», Phys. Rev.
¦ Lett., 1959, 3, p. 464.
431. S t i e 1 e r W.: «An X-Band Spectrometer for the Demonstration of Pa-
Paramagnetic Resonances», Z. angew. Phys., 1958, 10, p. 89.
432. S t i t с h, M. L., H о n i g, A., and Townes, С. Н.: «A High-Tempe-
High-Temperature Microwave Spectrometer», Rev. sci. Instrum., 1954, 25, p. 759.
433. Strandberg, M.W. P.: «Microwave Spectroscopy»» (Methuen, Lon-
London, 1954).
434. Strandberg, M. W. P., M e n g, С Y., and I n g e r s о 1 1, J. С:
«The Microwave Absorption Spectrum of Oxygen», Phys Rev., 1949,
75, p. 1524.
435. Strandberg. M. W. P., Johnson, H. R., and Eshbach, J. R.:
«Apparatus for Microwave Spectroscopy», Rev. sci. Instrum., 1954, 25
p. 776.
436. S t г a n d b e r g, M. W. P., T i n к h a m, M., S о I t, I. H., and Davis,
C. F.: «Recording Magnetic-Resonance Spectrometer», Rev. sci. Instrum.,
1956, 27, p. 596.
437. Strandberg, M. W. P.: «Spin-Lattice Relaxation», Phys. Rev.,
1958, 110, p. 65.
438. Strandberg. M. W. P.: «Quantum-Mechanical Amplifiers», Proc.
I. R. ?., 1957, 45, p. 92.
439. Strandberg, M. W. P., W e n t i n к, Т., and К у h I, R. L.: «The
Microwave Spectrum of Carbonyl Selenide», Phys. Rev., 1949, 75, p. 270.
440. Strandberg, M. W. P., and D r e i с е г, Н.: «Doppler Line-Width
Reduction», Phys. Rev., 1954, 94, p. 1393.
441. S t r a n d b e r g, M. \V. P., P e а г s a 1 I, C. S., and W e i s s, M. Т.:
«On the Electric Dipole Moment and Vibrational States of H3B10CO»,
J. chem. Phys., 1949, 17, p. 429.
442. Strandberg, M. W. P.: «Microwave-Spectroscopy Waveguide
Stark Cell with High Performance Capabilities», Rev. sci. Instrum., 1958,
29, p. 656.
443. S w a r u p, P.: «Paramagnetic Resonance Line Shapes», Canad. J. Phys.,
1959, 37, p. 848.
444. T a t e, P. A., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «A Simple High-Tempe-
High-Temperature Microwave Spectrograph», Rev. sci. Instrum., 1954. 25, p. 956.
445. T i n к h a m, M.: «Paramagnetic Resonance in Dilute Iron Group Fluo-
Fluorides: Parts I and II», Proc. Roy. Soc, 1956., 236A, pp. 535 and 549.
446. T i n к h a m. M.: «Cyclotron Resonance in Bismuth», Phys. Rev., 1956
101, p. 902.
447. T о m i t a, K.: «Equivalence between the Line Width and the Rate of
Energy Relaxation in the Inversion Spectrum of Ammonia», Prog, theor.
Phys., 1957, 17, p. 513.
448. T о m i t a, K: «A General Theory of Magnetic Double Resonance,
Progr. theor. Phys., 1958, 20, p. 743.
429

449. Т о r i z u к a, Y., К о j i m a, Y., О к a m u г а, Т., and К a m i г у о,
K.: «The Zeeman Effect in Ammonia Microwave Spectra», /. Phys. Soc.
Japan, 19Г>Г>, 10, 417, and Sci. Rep. Res. rusts Tohoku Univ., 1955, 7Л,
p. 31G.
450. T о w n e s, С. Н.: «The Ammonia Spectrum and Line Shapes near 1-25
cm Wavetength», Phys. Rev., 1946, 70, p. 665.
451. T о w n e s, C. H., and G e s с h w i n d, S.: «Limiting Sensitivity of
a Microwave Spectrometer», /. appl. Phys., 1948, 19, p. 795.
452. T о w n e s, С. Н., Н о 1 d e n, A. N.. and M e r r i t t, F. R.: «Micro-,
wave Spectra of some Linear XYZ Molecules», Phys. Rev., 1948, 74, p. 1113.
453. T о w n e s, С H., and M e r r i t t, F. R.: «Stark Effect in High Fre-
Frequency Fields», Phys. Rev., 1947, 72, p. 1266.
454. T о w n e s, С H., M e r r i t t, F. R., and Wright. B. D.: «The Pure
Rotational Spectrum of ICl», Phys. Rev., 1948, 73, p. 1334.
455. T о w n e s, С H., and S с h a w I о w, A. L.: «Microwave Spectroscopy»
(McGraw-Hill, New York, 19551.
456. T о w n e s, C. H., and Turkevich J.: «Hyperfine Structure and
Exchange Narrowing of Paramagnetic Resonance», Phys. Rev., 1950,
77, p. 148.
457. T о w n e s, С. Н.: «Sensitivity of Microwave Spectrometers using Maser
Techniques», Phys. Rev. Lett., 1960, 5, p., 428.
458. Uebersfeld, J.: «Various Ways of using Cavity Resonators in Pa-
Paramagnetic Resonance», /. Phys. Radium, 1955, 16, p. 78.
459. Uebersfeld, J., «Realisation of a High-Sensitivity Apparatus for
Paramagnetic Electron Resonance at 9, 200 Mc/s», Onde elect., 1955, 35,
p. 492.
460. U па!, В. С, С h e v a 1 i e r. A., and К a h a n. Т.: «Quantitative
Theory of Faraday Rotation at Centimetre Wavelengths in Chrome Alum,
and its Experimental Verification», C. R. Acad. Sci. (Paris) 1958, 246,
p. 901.
461. U n t e r b e г g e r, R. R.: «Microwave Spectrometer Tests Electron
Resonance», Electronics, 1959, 32, March 13th, p. 142.
462. Unterberger, R. R.: «A Microwave Spin Resonance Spectrometer»,
Mat. Conv. Rec. I. R. ?., 1958, pt 1, p. 64.
463. U n t e r b e r g e r, R. R., Q u e v e d o, J. L. G. De, and S t о d d a r d,
A. E.: «Double-Modulation System for Narrowing Electron Resonance
Absorption Lines», Rev. sci. instrum., 1957, 28, p. 616.
464. V a n V 1 e с к, J. H.: «Paramagnetic Relaxation Times for Titanium and
Chrome Alums», Phys. Rev., 1940, 57, p. 426.
465. Van V 1 e с к, J. H.: «The Dipolar Broadening of Magnetic Resonance
Lines in Crystals», Phys. Rev., 1945, 74, p. 1168.
466. V a n V 1 e с к. J. H.: «The Coupling of Angular Momentum Vectors in
Molecules», Rev. mod. Phys., 1951, 23, p. 213.
467. Van V 1 e с к, J. H., and Margenau, H.: «Collision Theories of
Pressure Broadening of Spectral Lines», Phys. Rev., 1949, 76, p. 1211.
468. V a n V 1 e с k, J. H., and W e i s s к о p f, V. F.: «On the Shape of Col-
Collision-Broadened Lines», Rev. mod. Phys., 1945, 17, p. 227.
469. V e r d i e r, P. H., «Stark-Effect Resonant-Cavity Microwave Spectrog-
raph», Rev. sci. Instrum., 1958, 29, p. 646.
470. V e r d i e r, P. H., and Wilson, E. В.: «Relative Intensities of Mic-
Microwave Absorption Lines», /. Chem. Soc, 1958, 29, 340.
471. Waller, I.: «Magnetization of Paramagnetic Crystals in Alternating
Fields», Z. Phys., 1932, 79, p. 370.
472. Walsh, W. M., «Stress and Temperature Dependence of the Paramag-
Paramagnetic Resonance Spectrum of Nickel Fluosilicate», Phys. Rev., 1959,
114, p. 1473.
473. Walsh, W. M.: «Pressure Dependence of the Paramagnetic Resonance
Spectra of Two Dilute Chromium Salts», Phys. Rev., 1959, 114, p. 1485.
474. Walsh, W. M., and Bloembergen, N.: «Paramagnetic Resonance
430

of Nickel Fluosilicate under High Hydrostatic Pressure»;, Vhys. Rev.,
1957, 107, p. 904.
475. W a t к i n s, G. D., С о r b e t t. J. W., and Walker. R. M.: «Si>in
Resonance in 1-lectron-lrradialed Silicon», ,/. appl, i'ltys., 1059, 30, f>. 1198.
476. Watts, R. J., and Williams, D.: «A Double Modulation Detection
Method for Microwave Spectra», Phys. Rev., 1947, 72, p. 1122.
477. Watts, R. J., and Williams, D.: «A Modified Stark-Effect Mo-
Modulation Spectrograph for Microwaves», phys. Rev., 1947, 72, p. 980.
478. Weeks, R. A., «Paramagnetic Resonance of Lattice Defects in Irra-
Irradiated Quartz», /. appl. Phys., 1956, 27, p. 1376.
479. W e i d n e r, R. Т., and W h i t m e r, C. A.: «Recording of Microwave
Paramagnetic Resonance Spectra», Rev. sci. lustrum., 1952, 23, p. 75.
480. W e i n s t e i n, R., D e u t s с h, M., and Brown, S. C: «Fine Stru-
Structure of Positronium», Phys. Rev., 1954, 94, p. 758.
481. Weiss, P. R., W h i t m e г, С. А., Т о г г у, Н. С, and Hsiang
J. S.: «Magnetic Resonance Absorption of Chromic Ammonium Alum».
Phys. Rev., 1947, 72, p. 975.
482. -Weiss, P. R.: «Microwave Spectroscopy of Paramagnetic Salts: The
Spectrum of Chromic Alum», Phys. Rev.. 1948, 73, p. 470.
483. Weiss, M. Т., and S t r a n d b e r g, M. W. P.: «The .Mfcrowave Spectra
of the Deutero-Ammonias», Phys. Rev., 1951, 83 p 567
484. Weiss, M. Т., S t r a n d b e r g, M. W. P.,' L a w r a n с e, R. В.,
and Loom is, С. С: «On the Nuclear Spin of B10», Phys. Rev., 1950,
78, p. 202.
485. W e r t z, J. E.: «Nuclear and Electron Spin Magnetic Resonance»! Chem
Rev., 1955. 55, p. 829.
486. Wesemeyer. H., and Daniels, J. M.-. «The Influence of the
Saturation of Paramagnetic Resonance Absorption on the Faraday Effect*,
Z. Phys., 1958, 152, p. 591.
487. W h i t f i e 1 d, Q. D.: «Theory of Electron-Phonon Interactions»,
Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 204.
488. W h i t m e г, С A. W e i d n e r, R. Т., H s i а в g, J. S., and W e i s s,
P. R.: «Magnetic Resonance Absorption in the Chrome Alums», Phys
Rev., 1948, 74, p. 1478.
489. W i e d e r, I.: «Optical Detection of Paramagnetic Resonance Satura-
Saturation in Ruby», Phys. Rev. Lett., 1959, 3, p. 468.
490. W i 1 с о x. W. S., Goldstein, J. H., and Simmons, J. W.'.
«The Microwave Spectrum of Vinyl Cyanide», phys. Rev., 1952, 87, p. 172.
491. W i 1 1 e n b г о с к, F. К., and В 1 oem bergen, N.: «Paramagnetic
Resonance in n-and p-type Silicon», Phys. Rev., 1953, 91, p. 1281.
492. Wilson, E. В.: «The Significance of the Results of Microwave Spect-
Spectroscopy to Chemical Valence Theory», Ann. N. Y. Acad Sci., 1952, 55,
p. 943.
493. Woodbury, H. H., and L u d w i g, G. W.: «Spin Resonance of
Transition Metals in Silicon», Phys. Rev., 1960, 117, p. 102.
494. Z a v о i s к у, Е.: «Spin-Magnetic-Resonance in the Decimetre-Wave
Region», /. Phys. USSR, 1945,9, pp. 221, 245 and 447, and 1946, 10,
pp. 170 and 197.
495. Zeiger, H. J., R a u с h, С J., and В e h r n d t, M. E.: «Observation
of Microwave Cyclotron Resonance by Cross Modulation» Phys. Rev.
Lett., 1958, 1, p. 59.
496. Z i m m e r e v, R. W.: «Precision Zeeman-Modulation Microwave Spe-
Spectrometer», Rev. sci. lustrum., 1960, 31, p. 106.
497. Z i m m e r e v, R. W., and M i z u s h i m a, M., «Precise Measurement
of the Microwave Absorption Frequencies of the Oxygen Molecule and
the Velocity of Light», Phys. Rev., 1961, 121, p. 152.
498. О r t о n, J. W.-. «Paramagnetic Resonance Data», Rep. Progr. Phys.,
1959, 22, p. 204.
499. В a g g u 1 e y, D. M. S., and Owen, J.: «Microwave Properties of
Solids», Rep. Progr. Phys., 1957, 20, p. 304.
431

500. G e ii s i с, J. E.: «Paramagnetic Fine-Structure Spectrum of Cr3"*" in
a Single Ruby Crystal», Phys. Rev., 1956, 102, p. 1252.
501. В г о s s e 1, J., and К a s t 1 с г, Л.: «Tha Detection of Magnetic Re-
Resonance of Excited Levels*, С R. Acad. Sci. (Paris), 1949, 229, p. 1213.
502. В г о s s e 1, J., К a s t 1 e r. A., and Winter, J.: «Optical Creation
of an Inequality of Population between the Zeeman Distribution and
the Fundamental Atomic State», J. Phys. Radium, 1952, 13, p. 668.
503. К a s t 1 e r, A.: «Optical Methods of Atomic Orientation and their Appli-
Applications», Proc. Phys. Soc, 1954, 67A, p. 853.
504. Bitter, F.: «The Optical Detection of Radiofrequency Resonance»
Phys. Rev., 1949, 76, p. 833.
505. Daniels, J. M., and Wesemeyer, H.: «The Influence of Para-
Paramagnetic Saturation on the Faraday Effect», Canad. J. Phys., 1958, 36
p. 405.
506. G i о r d m a i n e; J. A., A 1 s о p, L. E., Nash, F. R., and To w-
n e s, С. Н., «Paramagnetic Relaxation at Very Low Temperatures»
Phys. Rev., 1958, 109, p. 302.
507. Bowers, K. D., and M i m s, W. В.: «Paramagnetic Relaxation in
Nickel Fluosilicate», Phys. Rea., 1959, 115, p. 285.
508. Collins, S. А., К у h 1, R. L., and S t r a n d b e r g, M. W. P.:
«Spin — Lattice Relaxation from State of Negative Susceptibility»,
Phys. Rev., Lett., 1959, 2, p. 88.
509. Culvahouse, J. W., and Pipkin, F. M.: «Experimental Study
of Spin-Lattice Relaxation Times in Arsenic-Doped Silicon», Phys. Rev.
1958, 109, p. 227.
510. Mims, W. В., and M с G e e , J. D.: «Cross Relaxation in Ruby», Phys.
Rev., 1960, 119, p. 1233.
*511. A z b e 1, M. Y.: «Quantium Theory of High-Frequency Conductivity
of Metals», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 34, p. 969.
*512. A z b e 1, M. Y.: «Quantum Oscillations of High-Frequency Surface
Impedance», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 34, p. 1158.
513. Aubrey, J. E., and Chambers, R. G.: «Cyclotron Resonance
in Bismuth», J. Phys. Chem. Solids, 1957, 3, p. 128.
514. L u t t i n g e r, J. M., and К о h n, W.: «Motion of Electrons and Ho-
Holes in Perturbed Periodic Fields», Phys. Rev., 1955, 97, p. 869.
515. Kip, A. F., L a n g e n b e r g, D. N., R о s e n b 1 u m, В., and
Wagoner, G.: «Cyclotron Resonance in Tin», Phys. Rev., 1957, 108,
p. 494.
516. Lax, В., Button, K. J., Zei ger, H. J., and R о t h, L. M.: «Anal-
«Analysis of Cyclotron Absorbtion in Bismuth», Phys. Rev., 1956, 102, p. 715.
517. Lax, В., and Z e i g e r, H. J.: «Possible Interpretation of Cyclotron
Resonance Absorption in Graphite», Phys. Rev., 1957, 105, p. 1466.
518. С h a r r u, A.: «A З-кМс/s Apparatus for Investigating Electronic Pa-
Paramagnetic Resonance and the Sign of the Lande Factor», С R. Acad.
Sci. (Paris), 1956, 243, p. 652.
519. К i t t e 1, C: «Phonon Masers and the Phonon Bottleneck», Phys.
Rev. Lett., 1961, 6, p. 449.
520. G a 1 t, J. K-, M e r r i t t, F. R., and S с h m i d t, P. H.: «Cyclotron
Resonance Observations in Cadmium», Phys. Rev. Lett., 1961,6, p. 456.
521. U e b e r s f e 1 d, J.: «Spectrometer for Paramagnetic Resonance. Study
of Free Radicals in Irradiated Substances and in Coals», Ann. Phys
(Paris), 1956, 1, p. 395.
*522. В r e s 1 e r, S. E., S a m i n s к i i, E. M., and К a z b e к о v, E. N.:
«A Paramagnetic Resonance Microwave Spectrometer for the Study of
Chemical Reactions», Zh. tekh. Fiz., 1957, 27, p. 2535, and Soviet Phy-
Physics — Technical Physics, 1957, 2, p. 2357.
523. Thorn, H. E., W a h 1 e r, B. E., and S с h о f f a, G.: «Paramagne-
«Paramagnetic Resonance in Free Radicals. I. Diaryl Nitric Oxide Radicals», Z. Na-
turforsch., 1958, 13a, p. 552. -
432

521. Н и к u d a, K-, II о г a i, K-, and M i d и n o, Z.: «A New Method
of the Paramagnetic Resonance Measurements», Mem. Fuc. Sci Kyusiju
Univ, 1956, 2 p. 18.
525. H с d w i g, P.: «An Investigation of FJ.ccfron Paramagnetic Resonance
for Various Magnetic Field Orientations. Microwave Magneto-Optic
Effects», Exper. Tech. der Phys., 1957, 5, p. 132.
526. Madders, H., L о с h e r, P. R., and Gorter, С J.: «Magnetic
Absorption in the Spin System of some Paramagnetic Salts at about 1325
MHz», Physica, 1958, 24, p. 839.
*527. А к h ш a n о v, S. A., Gvozdover. S. D., К о n s t a n t i n о v,
Y. S., and T г о f i in e n к o, I. Т.: «Л Three-Centimetre Autodyne Ra-
diospectroscope for observing Paramagnetic Electron Resonance», Pri-
bory Tekh. Eksper., 1959, No. 2, p. 38.
528. A 1 b о 1 d, E., E 1 s с h n e г, В., and W e n z e 1, P.: «An Apparatus
for the Investigation of Paramagnetic Electron Resonance in Crystals
and Liquids», Exper. Tech. der Phys., 1957, 5, p. 254.
529. F r a i t, Z.: «A Spectrometer for Studying Paramagnetic and Ferroma-
Ferromagnetic Resonance in the 8700—9500 MHz Band», Czech. J. Phys., 1957,
• 7, p. 222.
530. S с h о f f a, Q., and R i s t a u, O.: «A Sensitive Superheterodyne
Spectrometer for Electron Spin Resonance at 9300 Mc/s», Exper. Tech.
der Phys., 1960, 8, p. 217.
531. Herve, J., and Pescia, J.: «Measurement of Spin — Lattice Re-
Relaxation Time by Modulation of the Radiofrequency Field and Detection
of the Variation of Magnetization along the External Field Direction»,
С R.Acad. Sci. (Paris), 1960, 251, p. 665.
532. Bosnecker, D.: «An Electron Paramagnetic Resonance Spectro-
Spectrometer employing Various Methods of Detection», Z. angew. Phys., 1960,
' 12, p. 306.
533. О r b а с h, R.: «On the Theory of Spin-Lattice Relaxation in Parama-
Paramagnetic Salts», Proc. Phys. Soc, 1961, 77, p. 821.
534. Bogle, G. S., and S у m m о n s, H. F.: «Paramagnetic Resonance
Spectrometry at Zero Magnetic Field», Proc. Phys. Soc, 1961, 77, p. 561.
535. H a h n, H.: «Stabilization of a Magnetic Field by a Nuclear-Magnetic-
Resonance Maser», С R. Acad. Sci. (Paris), 1960, 250, p. 2335.
536. L u t z e, E.: «A Simple Apparatus for carrying out Paramagnetic Re-
Resonance Measurements», Z. angew. Phys., 1956, 8, p. 61.
537. К 1 i n g e r, H. H.: «Introduction to Microwaves and their Scientific
Applications» (Hirzel, Stuttgart, 1954).
*538. В а г с h u к о v, A. I., and Prokhindeev, A. V.: «Details of a
2-5 to 5 mm Radiospectroscope», Radiotekh Elektron., 1959, 4, p. 1173.
*539. Neprimerov, N.: «The Faraday Effect at Centimetre Wavelengths»,
Zn. eksper. teor. Fiz., 1954, 26, p. 511.
*540. Z v e r e v, G. M., and Prokhorov, A. M.: «Electron Paramagne-
Paramagnetic Resonance of Vanadium inRutile», Soviet Physics — JETP, 1961, 12,
p. 160, and Zh. eksper. teor. Fiz., 1960, 39, p. 222.
*541. Л z b e 1, M. Y.: «Experimental Investigation of Cyclotron Resonance
in Metals», Soviet Physics — JETP, 1961, 12, p. 58, and Zh. eksper.
teor. Fiz., 1960. 39, p. 80.
*542. Z v e r e v, G. M., and Prokhorov, A. M.: «Electron Paramagne-
Paramagnetic Resonance and Spin — Lattice Relaxation of Co2+ in Corundum»,
Soviet Physics — JETP, 1961, 12, p. 41, and Zh., eksper. teor. Fiz.,
1960, 39, p. 57.
543. К о n d o, J.: «Spin — Lattice Relaxation of Donor Electrons in Sili-
Silicon», Progr. theor. Phys., 1960, 24, p. 161.
*544. S i t n i к о v, К. Р.: «Investigation of Paramagnetic Relaxation in
Magnetically Dilute Systems», Soviet Physics — JETP, 1961, 12, p. 365,
and Zh. eksper. teor. Fiz., 1960, 39, p. 521.
545. Hill, R. M.: «Microwave Spectroscopy», Microwave J., 1960, 3, Au-
August, p, 51.
433

546. Lax, В.; <-Magnetoplasnia Effects in Solids», Trans. 1. R. E., 1961,
JWTT-9, p. 83.
547. Pines, D.: «Coherent Excitation of Plasma Oscillations in Solids»,
Trans. 1. R. ?., 1961, MTT-9, p. 89.
548. Beers, Y.: «Comparison of the Sensitivities of the Beam Maser and
Cavity Absorption Spectrometers», Rev. set. Instram., 1961, 32, p. 23.
*549 К h а Г к i n, M. S.: «Concerning Cyclotron Resonance in Tin», Soviet
Physics — JFTP, 1961, 12, p. 359, and Zh. eksper. tear. Fiz., 1960, 39,
p. 513.
550. H e n n i n g, J. С. М.: «Homodyne Balanced Mixer Electron-Spin-
Resonance Spectrometer», Rev. set. Instrutn., 1961, 32, p. 35.
*551. A z b e 1, M. Y.: «A New Resonance Effect in Metals at High Frequen-
cies», Soviet Physics — JETP, 1961, 12, p. 283, and Zh. eksper. teot.
Fiz., 1960, 39, p. 400.
*552, S h a m f a r о v, D. L.: «A Highly-Sensitive Paramagnetic Super-
Superheterodyne Microwave Spectrometer», Pribory Tekh. Eksper., 1959,
No. 6, p. 57.
553. R inehart, E. A., Kleen, R. H., and L i n, С. С: «Measurement
of the Width of Microwave Spectral Lines», J. molecular Spec, 1960,
5, p. 458.
554. Armstrong, R. A., and S z a b o, A.: «Relaxation in Ruby», Canad.
J. Phys., 1960, 38, p. 1304.
*555. M a n e n к о v, A. A., and P г о к h о г о v, A. M.: «Spin — Lattice
Relaxation in Chromium Corundum», Zh. eksper. tear. Fiz., 1960, 38,
p. 729.
556. F a vv с е t t, E.i «Cyclotron Resonance in Aluminium», Phys. Rev.
Lett., 1959, 3, p. 139.
557. Z e i g e r, H. J., R a u с h, C. J., and В e n r n d t, M. E.: «Cross
Modulation of D. С Resistance by Microwave Cyclotron Resonance»,
J. Phys. Chem. Solids, 1959, 8, 496."
558. Lax, В., and M a v г о i d e s, J. Q.: «Cyclotron Resonance», Solid
State Physics, vol. 11 (Academic Press, New York, 1960).
559. G a 1 t, J. K., and M e r r i t t, F. R. :«Cyclotron Resonance Observa-
Observations in Zinc», The Fermi Surface (Wiley, New York, 1960).
560. Kip, A. F.: «Cyclotron Resonance in Metals — Experimental», The
Fermi Surface (Wiley, New York, 1960).
561. P h i 1 1 i p s, J. C: Cyclotron Resonance — Theory», The Fermi Sur-
Surface (Wiley, New York, 1960).
*562. Z v e r e v, G. M., and Prokhorov, A. M.: «Electron Paramagne-
Paramagnetic Resonance of the V3+ Ion in Sapphire», Zh. eksher. tear. Fiz., 1958,
34, p. 1023.
563. F i n n , С. В. Р., О r b а с h, R., and W о 1 e, W. P.: «Spin — Lat-
Lattice Relaxation in Cerium Magnesium Nitrate at Liquid Helium Tempe-
Temperature: A New Process», Proc. Phys. Soc, 1961, 77, p. 261.
564. Langenberg, D. N.. and Moore, T. W.: «Cyclotron Resonance
in Copper», Phys. Rev. Lett., 1959, 3, p. 328.
565. Langenberg, D. N., and M о о г е, Т. W. «Cyclotron Resonance
in Aluminium», Phys. Rev. Lett., 1959, 3, p. 137.
566. Jung, P., VanCakenberghe, J., and Uebersfeld, J.:
«Paramagnetic Resonance along the Direction of the Polarizing Field»,
Physica, 1960, 26, p. 52.
567. R i n e h a r t, E. A., and L i n, С. С: «Sensitive Triple Modulation
Method for Measuring Widths of Microwave Spectral Lines», Rev.
set. Instrum., 1961, 32, p. 562.
568. L a m b e, J., and К i к u с h i, C: «Spin Resonance of V2+, V3+.
V4+ in a — A12O3», Phys. Rev., 1960. 118, p. 71.
569. Gill, J. C: «Spin — Lattice Relaxation of Pairs of Chromium Ions
in Ruby», Nature, 1961, 190, p. 619,
434

570. Me A v о у, В. R.: «Rectangular Optical—Microwave Cavity», Rev.
set Instrtim., 1961, 32, p. 745.
571. В б 1 g с г, В., and Robinson, B. .1.: «Paramagnetic Relaxation
Rates determined by Pulsed Double Resonance Experiments», Physica,
1960, 26, p. 133.
572. R о b e r t s, R. W., В u r g e s s, J. H., and T e n n e у, Н. D.: «Cross-
Relaxation and Concentration Effects in Ruby», Phys. Rev., 1961, 121,
p. 997.
573. R a u с h, C. J.: «Millimetre Cyclotron Resonance Experiments in
Diamond», Phys. Rev. Lett., 1961, 7, p. 83.
574. Q e s с h w i n d, S., and R e m e i к a, J. P.: «Paramagnetic Reso-
Resonance of Gd3+ in AlaO3», Phys. Rev., 1961, 122, p. 757.
575. H i г о n o, M.-. «On the Theory of Cross-Relaxation in Maser Mate-
Materials», J. Phys. Japan, 1961, 16, p. 766.
576. К i p, A. F,, L a n g e n b e r g, D. N.. and M о о г е, Т. W.: «Cyclo-
«Cyclotron Resonance in Copper», Phys. Rev., 1961, 124, p. 359.
577. В a g g u 1 e y, D. M. S., and S t r a d 1 i n g, R. A.: «Cyclotron Re-
. sonance at 4-mm Wavelength», Proc. Phys. Soc, 1961, 78, p. 1078.
578. К u n z 1 e r, J. E.: «Superconductivity in High Magnetic Fields at
High Current Densities», Rev. mod. Phys., 1961, 33, p. 501.
579. L u d w i g, Q. W., and W о о d b u г у, Н. H.: «Splitting of Electron
Spin Resonance Lines by an Applied Electric Field», Phys. Rev. Lett.,
1961, 7, p. 240.
580. Ham, F. S.: «Linear Effect of Applied Electric Field in Electron
Spin Resonance», Phys. Rev. Lett., 1961, 7, p. 242.
581. Simmons, J. A.: «Microwave Saturation in Radiation-Induced
Free Radicals», J. chem. Phys., 1962, 36, p. 469.
582. Duncan, R. C, and Rosenblum. В.: «Theory of Cyclotron
Resonance Absorption by Negative-Mass Holes in Germanium», Phys.
Rev., 1962, 125, p. 484.
583. Firth, I. M.: «On Casting Plastic Microwave Cavities», J. sci. In-
strum., 1962, 39, p. 131.
584. Boom, R. W., and Livingston, R. S.: «Superconducting Sole-
Solenoids», Proc. I. R. E., 1962, 50, p. 274.
585. В 1 о e m b e r g e n, N., P e r s h a n, R. S., and W i 1 с о x, L. R.:
«Microwave Modulation of Lignt in Paramagnetic Crystals», Phys.
Rev., 1960, 120, p. 2014.
586. К о e p p , S.: «Spectrometers for Electron Paramagnetic Resonance»,
Hochfreq. Elektroak., 1962, 71, p. 1.
19. А з б е л ь М. Я., Каганов М. И., К теории аномального скин-
эффекта в магнитном поле. ДАН СССР, 1954, т. 95, № 1, стр. 41.
20. Азбель М. Я-, К а и е р Э. А. Теория циклотронного резонанса
в металлах. ЖЭТФ, 1956. т. 30, вып. 24, стр. 811.
139. Дорфмаи Я. Г. Парамагнитный и диамагнитный резонанс элект-
электронов проводимости. ДАН СССР, 1951, т. 81, № 5, стр. 765.
175. Ф и р с о в Ю. А. Циклотронный резонанс в полупроводниках со
сложными эквипотенциальными поверхностями. «Физика твердого те-
тела», 1959, т. 1, № 1, стр. 44.
259. Имамутдинов Ф. С, Непримов Н. Н., Шекун Л. Я •
Магнитное двойное лучепреломление микроволн в парамагнетиках.
ЖЭТФ, 1958, т. 34, вып. 4, стр. 1019.
287. К а не р Э. А. К теории циклотронного резонанса. ЖЭТФ, 1957, т. 33,
вып. 12, стр. 1472.
288. К а н е р Э. А., Азбель М. Я- К теории циклотронного резонанса
в металлах. ЖЭТФ, 1957, т. 33, вып. 12, стр. 1461.
15* 435

315. К У Р У ш и и Л. И. Парамагнитное поглощение и вращение пло-
плоскости поляризации для некоторых солей и микроволновом диапазоне
ЖЭТФ, 1959, т. 37, вып. 7, стр. 297.
337. М а н е н к о и В. В., Прохоров Л. М. Радиоспектроскоп для
наблюдения электронного парамагнитного резонанса в сантиметровом
диапазоне воли. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, вып. 4, стр. 469.
356. Непримов Н. Несколько замечаний к работе С. Г. Салихова.
ЖЭТФ, 1955, т. 28, вып. 6, стр. 719.
401. Салихов С. Г. Резонансное поглощение в металлах на сантимет-
сантиметровых волнах. ДАН СССР, 1953, т. 93, № 2, стр. 241.
511. Аз бе ль М. Я. Квантовая теория высокочастотной проводимости
металлов. ЖЭТФ, 1958, т. 34, вып. 4, стр. 969.
512. Аз бе ль М. Я- Квантовая осцилляция высокочастотного поверх-
поверхностного импеданса. ЖЭТФ, 1958, т. 34, вып. 5, стр. 1158.
522. Бреслер С. Е., Саминский Е. М., Казбеков Э. Н.
Парамагнитиорезоиаисиый радиоспектрометр для изучения химических
реакций. ЖТФ, 1957, т. 27, вып. 11, стр. 2535.
527. Ахманов С. А., Гвоздовер С. Д., Конста ити-
и о в Ю. С, Т р о ф и ы е и к о И. Т. Автодинный радиоспектроскоп
3-саитиметрового диапазона для наблюдения электронного парамагнит-
парамагнитного резонанса. «Приборы и техника эксперимента», 1959, № 2, стр. 38.
538. Барчуков А. И., Прохиндеев А. В. Детали радиоспек-
радиоспектроскопа иа длину волны от 2,5 до 5 мм. «Радиотехника и электроника»,
1959, т. 4, вып. 7, стр. 1173.
539. Непримеров Н. Эффект Фарадея иа сантиметровых волнах.
ЖЭТФ, 1954, т. 26, вып. 4, стр. 511.
540. Зверев Г. М., Прохоров Д. М. Электронный парамагнит-
парамагнитный резонанс ванадия в рутиле. ЖЭТФ, I960, р. 39. вып. 7, стр. 222.
541. А з б е л ь М. Я-, К а н е р Э. А. К вопросу об экспериментальном
изучении циклотронного резонанса в металлах. ЖЭТФ, 1960, т. 39,
вып. 7, стр. 80.
542. Зверев Г. М., Прохоров А. М. Электронный парамагнитный
резоиаис и спин-решеточная релаксация иона Со"""" в коруиде. ЖЭТФ,
1960, т. 39, вып. 7, стр. 57.
544. Ситников К- П. Исследование парамагнитной релаксации в маг-
иито-разведенных системах. ЖЭТФ, 1960, т. 39, вып. 9, стр. 521.
549. Хайкии М. С. К вопросу о циклотронном резонансе иа олове.
ЖЭТФ, I960, т. 39, вып. 8, стр. 513.
551. Азбель М Я- Новый резонансный эффект в металлах иа высоких
частотах. ЖЭТФ, 1960, т. 39, вып. 8, стр. 400.
552. Шамфаров Д. Л. Высокочувствительный парамагнитный радио-
радиоспектрометр на частоте 9000 Мгц. «Приборы и техника эксперимента»,
1959, № 6, стр. 57.
555. Маиеиков А. А., Прохоров Л. М. Спии-решеточиая ре-
релаксация в хромовом коруиде. ЖЭТФ, 1960, т. 38, вып. 3, стр. 729.
562. Зверев Г. М., Прохоров А. М. Электронный парамагнит-
парамагнитный резонанс иона V3 в коруиде. ЖЭТФ, 1958, т. 34, вып. 4, стр. 1023.

ГЛАВА 8
СВОЙСТВА И ПРИМЕНЕНИЕ ГИРОМАГНИТНЫХ СРЕД
8.1. ОБЩИЕ СВОЙСТВА ГИРОМАГНИТНОЙ СРЕДЫ
8.1.1. Дисперсия и поглощение
Гиромагнитной средой называется такая среда, характер распро-
распространения электромагнитных волн в которой зависит от приложен-
приложенного постоянного магнитного поля [6,85, 398]. Взаимодействие вы-
высокочастотного магнитного поля с вращающимся электроном при-
приводит к ярко выраженной дисперсии как магнитной, так и диэлек-
диэлектрической проницаемостей. Спин электрона связан, как показано
на рис. 8.1, с магнитным и механическим моментами. Этим моментам
соответствуют противоположно направленные векторы цт и рт/у-
При этом ось спина направлена в среднем вдоль вектора Но. Если
мгновенно сместить ось спина, она начнет прецессировать около
первоначального направления, как в гироскопе. Частота прецессии
будет пропорциональна Яо.
Тормозящий момент [47, 198, 215]
где параметр % характеризует затухание, обусловленное магнитными
потерями, стремится восстановить первоначальное положение.
Если в плоскости, перпендикулярной направлению Но, прило-
приложить переменное магнитное поле с круговой поляризацией соответст-
соответствующего вращения, то возникнут колебания конического угла пре-
прецессии. При близости частот высокочастотного поля и прецессии
наблюдается резонанс. Если высокочастотное поле в среде однородно
и все взаимодействия между моментами пренебрежимо малы, {im
можно заменить общей намагниченностью М.
437

Поглощение и дисперсия в 1иромагнптных средах были впервые
проанализированы Полдером [2741, который применил классическое
уравнение движении вектора намагниченности
dM ,,. „ .
высокочастотное
магнитное
поле
Вращающий-
Вращающийся электрон
Рис. 8. 1. Прецессия электрона.
На рисунке изображен магнитный мо-
момент, действующий на электрон, пре-
цессирующий в постоянном магнитном
поле под действием высокочастотного
переменного поля.
Диагональные составляющие находятся из формулы
*1 + 7
причем внутри среды
M^-Mo-l-Mi и Н^Н
В бесконечной среде без по-
потерь, намагниченной до насыще-
насыщения, переменные составляющие В
и Н связаны соотношениями
(8-3)
В этом случае магнитная про-
проницаемость является тензорной
величиной. Соотношения (8.3)
можно записать в форме
B^IhIhoHl (8.4)
где тензор относительной прони-
проницаемости задается матрицей
(8.5)
(8.6)
У*
0
—/х
0
0
0
1
а недиагональные даются выражением
(8.7)
Тензорная форма уравнения [8.3] указывает на то, что высоко-
высокочастотное магнитное поле Нг, приложенное по оси х, порождает
составляющие индукции Вг как по оси х, так и по оси у. Следователь-
Следовательно, х— компонента тензора проницаемости — играет роль коэффици-
коэффициента связи, который описывает переход высокочастотной мощности
от волны с одной поляризацией в волну с поляризацией, ортогональ-
ортогональной исходной.
На рис. 8.2 представлены составляющие тензора как функции от
приложенного магнитного поля [379]. Из равенств (8.6) и (8.7)
438

следует, что эти компоненты испытывают резонанс при внутреннем
поле, равном Нг = м/у. Например, на частоте 3 Ггц резонанс на-
наступает при величине поля в 1065 .9. Когда среда ненасыщена, вы-
выражения для составляющих тензора аналогичны [286] формулам
(8.6) и (8.7), однако в области дисперсии эти формулы неточны.
При наличии потерь уравнение (8.2) принимает вид
a?=y(MixHi)~k
Л1?
— н,
(8.8)
и оценка [166] показывает, что в этом случае компоненты тензора
являются комплексными величинами.
Г
---ч^ 0.2
\\\
toy 1
\
\
! ^
\\
Ч
[1,0
H2.S
Ь,о
10,5
II
/,
-^
\0,2
\/
\и
7
о
Ofi 0,8 1,2 1,6 2,0
1 0,U 0,8 1,2 1,6 Z,0
а.) б)
Рис. 8. 2. Тензор проницаемости как функция приложенного маг-
магнитного поля.
Параметром кривой является 7М0/шР-о- (См. [379].)
Для малых углов прецессии постоянная затухания может быть
выражена следующим образом:
. _ М _ уМДЯ ,о Q,
где т — феноменологическое время релаксации и АН — половина
ширины резонансной линии.
При конечной протяженности среды необходимо учитывать эф-
эффекты размагничивания. Для того чтобы внутри среды образовалось
поле Яо, направленное по г, необходимо приложить внешнее поле
HOe=Ho+Nz(Mj\xo). (8.10)
Кроме того, наличие высокочастотного магнитного поля вызы-
вызывает поперечное размагничивание, так что при отсутствии потерь
нормированное условие резонанса приводится к виду [165, 188, 406]
(8л1)
439

Факторы размагничивания для различных форм образцов табу-
табулированы 155, 264, 3741. Например, для сферы
Nx^Ny^N,^j, (8.12)
для длинного цилиндра
Nx=Ny=\{\~Nz), (8.14)
для тонкого диска
#.,.=#, = 1 A-лд. (8.16)
Были также исследованы электромагнитные поля в эллипсоиде
[445].
8.1.2. Распространение электромагнитных волн
в неограниченной среде
Рассмотрим сначала теорию распространения электромагнитных
волн в неограниченной ферромагнитной среде, так как она позволяет
описать некоторые особенности, характерные и для распространения
в средах конечной протяженности.
Хотя получение точного решения для многих ограниченных струк-
структур, содержащих ферромагнитные среды, сложно или даже невоз-
невозможно, теория распространения волн в неограниченных средах
дает возможность понять такие общие важные свойства, как резо-
резонанс и вращение Фарадея.
Если распространение волны составляет угол <р с направлением
намагниченности и тензор магнитной проницаемости задан выраже-
выражением (8.5), то решение уравнений Максвелла дает два следующих
значения для постоянной распространения [274]:
- ( -1-'-
_ /ые2 (|л2—х2— ;x)sin2cp+2)i.=F[(l*2—*2—fJ.Jsin4cp+4x2cos2cp)l 2 2
Y±~ с { 2[l+((x-l)sin2cp] J •
(8.17)
Поскольку постоянная распространения в среде со скалярной про-
проницаемостью \i равна (/о)/с)(е|х)'2, величину внутри скобок равенства
(8.17) можно рассматривать как эффективную относительную про-
проницаемость. Два значения у соответствуют эллиптически поляризо-
поляризованным волнам правого и левого вращения, распространяющимся
в одном и том же направлении, но с различными скоростями. При
этом положительное вращение является вращением в направлении
440

положительного электрического тока, который создает постоянное
маги in мое поле.
Если в равенстве (8.17) положить ц> — 0, что соответствует рас-
распространению волны в направлении намагниченности, постоянные
распространения упростятся:
х)]'/2. (8.18)
В этом случае они соответствуют волнам, поляризованным по кругу.
При наличии магнитных потерь эффективная относительная про-
проницаемость определяется выражением
(8.19)
Величины ц и х комплексны, и составляющие це даются формулами
im(fie±) = ц" -¦- х" =
. На рис. 8.3 изображены
эти составляющие для фер-
ферромагнитной среды с магнит-
магнитными потерями в зависимо-
зависимости от приложенного магнит-
магнитного поля. Из рисунка видно,
что значительные изменения
магнитной проницаемости
имеют место в двух обла-
областях. Первая — это область
слабых полей, где среда не-
насыщена и Мо возрастает
согласно обычной кривой
намагниченности. Вторая —
область больших полей, где
имеет место ферромагнитный
резонанс.
Л инейно-поляризова иная
волна может быть представ-
представлена в виде суммы двух оди-
одинаковых по амплитуде волн,
поляризованных по кругу с
противоположным направле-
направлением вращения. Поскольку
постоянные распространения
этих волн различны, пло-
"• ' -й
100
2 во
TfMo/Мч)
-0 (>-Яо Т
т\
(8.20)
(8.21)
Me.
•as
У/Л
Ниже —
резонанса
область
менаоьщения
резонанса-]
,1^^Резонпнс^
ОЛ О/t 0,В 0.8 1,0 1.2 1.4 1.6 1,8
6)
Рис. 8. 3. Эффективная проницаемость
как функция приложенного продоль-
продольного поля.
Кривые вычислены для -уAf„/ю|л.,,=I с постоян-
постоянной затухания '.=2.25 • 1 О'.
441

скость поляризации результирующей волны поворачивается [35].
Из равенства (8.20) следует, что при м > \Я0 " ^ » уМо/цо угол
поворота па единицу длины пути I составляет
W/ = у (Р- - Р+) =
?2
в
8
10
40
30
5,20
"" 10
резонанса'
^_ Область
ненасьщени»
ш Выше _
резонанса
S)
"Резонанс
О 0,2 0,4 Ofi 0,8 1,0 1,2 Ifi 1,6 1,8
Рис. 8. 4. Эффективная проницаемость как
функция приложенного поперечного поля.
Кривые вычисления для -\MlJu>p.i> = \ с постоян-
постоянной затухания Х=2,25 . 10'.
Если в равенстве (8.17) положить ф
ранения примут вид
(8.22)
Например, если е ==10
и Мо --- 3000 гс, угол по-
поворота равен 280 рад/м
или 160 град/см.
В области СВЧ явление
фарадеевского вращения
[453] впервые наблюдалось
Робертсом [300] и Хога-
ном [165]. Равенство (8.22)
показывает, что вращение
Фарадея не зависит от
частоты и невзаимно, так
как направление вращения
определяется только нап-
направлением постоянного
магнитного поля и не за-
зависит от направления рас-
распространения волны. Влия-
Влияние потерь можно учесть
введением [207] добротно-
добротности среды, определяемой
как отношение угла пово-
поворота на единицу длины к
вносимым потерям на еди-
единицу длины. При этом
обычно используют вели-
величины, соответствующие
насыщению.
= 90, постоянные распрост-
! —х2) 1 1/2
(8.23)
(8.24)
В этом случае они соответствуют волнам, поляризованным таким
образом, что их магнитные векторы параллельны и перпендику-
перпендикулярны направлению приложенного поля. Величина у+ не зависит
от приложенного поля, так как возбуждающий момент, действу-
действующий на электроны, равен нулю. Для этой волны среда изотропна,
и ее магнитная проницаемость равна единице. Величина У- зависит
от магнитного поля, и для такой волны среда обладает свойством
двойного лучепреломления [464].
442

Эффективная магнитная проницаемость равна
це (in- - *'-),>. (8.25)
Если можно пренебречь затуханием, действительная часть ра-
равенства (8.25) путем подстановки \i и к из (8.6) и (8.7)преобразуется
к виду
'""" %'ст- (8-26)
Действительная и мнимая части эффективной проницаемости
даны на рис. 8.4 в зависимости от приложенного магнитного поля.
Действительная часть достигает максимума при
(8-27)
Зависимость Y— от магнитного поля дает возможность изменять фазо-
фазовый сдвиг при прохождении волны через среду.
Поскольку векторы Во и Но совпадают по направлению, равен-
равенство (8.26) показывает, что фазовый сдвиг зависит только от ампли-
амплитуды, но не от направления приложенного поля. Таким образом,
распространение плоской волны в поперечно намагниченной среде
характеризуется свойством взаимности.
8.2. СВОЙСТВА МАГНИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ
8.2.1. Типы ферритов
Из множества типов гиромагнитных сред самыми эффективными
являются ферромагнетики [485]. Для работы в диапазоне СВЧ
наиболее удобны так называемые ферриты [124, 343, 344, 352].
Эти ферромагнитные окислы представляют собой химические со-
соединения, ионы которых связаны электровалентными силами, и
поэтому их удельное сопротивление достигает величин от 10 до
1010 ом-см. Начальная магнитная проницаемость ферритов лежит
в пределах между 10 и 3000. Отсюда проистекают низкие диэлектри-
диэлектрические потери и значительная по сравнению с ферромагнитными ме-
металлами глубина поверхностного слоя. Ферритам посвящено боль-
большое количество работ [199, 275, 347, 349].
Один обширный класс ферритов имеет общую химическую фор-
формулу MeFe2O4, где Ме2+ — двухвалентный металл с радиусом иона
0,6—1,0А. В случае простых ферритов металлами служат Mg, Cd
или один из переходных элементов Mn, Fe, Co, Ni или Си; возможны
также комбинации этих элементов.
Кроме того, под символом Me может подразумеваться комбина-
комбинация ионов со средней валентностью, равной двум. Трехвалентные
ионы железа частично или полностью могут замещаться другими
трехвалентными ионами, такими как А1 или Сг. В результате образу-
образуются смешанные кристаллы с алюминатами и хроматами [150, 431 ].
443

В более редких случаях кислород может быть замещен серой. Фер-
Ферриты этого класса имеют ту же самую кубическую кристаллическую
структуру, что п минерал шпинель MgAl2O4 (рис. 8.5).
Двухвалентные ионы могут располагаться в тетраэдрических
или октаэдрических позициях решетки, в зависимости от этого кри-
кристаллическая структура принадлежит соответственно к нормаль-
нормальному или к обращенному типам [29, 428]. На практике обычно ис-
используются ферриты с частично обращенной структурой, причем
распределение ионов в узлах решетки определяется технологией
изготовления образца. Например, смешанный никелево-цинковый
феррит, состоящий из двух простых ферритов нормального и обра-
обращенного типов, можно представить
формулой ZnaFe,_a(Ni,_a Fe,+a)O4.
Здесь а и 1 — а молекулярные доли
цинкового и никелевого ферритов,
а скобки выделяют ионы, заполняю-
заполняющие октаэдрические позиции.
Магнитный момент феррита не
будет представлять собой сумму маг-
магнитных моментов всех ионов, по-
поскольку магнитные диполи, запол-
заполняющие тетраэдрические и октаэдри-
октаэдрические позиции, стремятся скомпенси-
скомпенсировать друг друга [145, 247]. Умень-
Уменьшение приведенного результирующе-
результирующего момента является сущностью по-
понятия ферримагнетизма. Например,
магнитный момент Fe(NiFe)O4 при
очень низких температурах равен
2,3цв. Умножив это число на 7,03 и
разделив на молекулярный вес феррита, получим величину насыще-
насыщения намагниченности, выраженную ввеб-м1кг. С ростом температуры
намагниченность падает [197, 238] из-за теплового движения, прео-
преодолевающего выравнивающее действие обменной энергии, а также
из-за уменьшения кристаллической анизотропии. При температуре
Кюри намагниченность достигает нуля.
Существует много типов ферритов, пригодных для работы на
сверхвысоких частотах [175]. В табл. 8.1 приведены магнитные по-
постоянные характерных материалов при комнатной температуре.
Ферриты обычно изготавливаются [302] путем смешивания не-
необходимых окислов, иногда нитратов или карбонатов, в соответст-
соответствующих пропорциях и дальнейшего обжига при температуре 1000—
1500° С до образования твердой поликристаллической массы.
Первоначально на сверхвысоких частотах использовались ферриты,
содержащие Ni-Zn, такие, как серии феррокскуб-В.
Интенсивное развитие техники привело, однако, как к созданию
улучшенных соединений [48, 401], так и к получению новых типов
ферритов. Была использована медь [229, 422], тогда как другие [2]
444
Рис. 8. 5. Единичная ячейка
структуры шпинеля.
Большие сферы изображают кис-
кислород. Маленькие заштрихованные
сферы представляют ионы в ок-
октаэдрических позициях, а малень-
маленькие черные сферы—ионы в тетра-
тетраэдрических позициях. Иоиы вычер-
вычерчены лишь для двух нз восьми
октант.

Таб
Магнитные постоянные ферритов при 20
Феррит
MnFe2O4
FeFe2O4
CoFe2O4
NiFe2O4
CuFe2O4
MgFe2O4
Li0 5Fe2 5O4
Температура
Кюри. °С
300
585
520
585
455
440
670
Намагничен-
Намагниченность насы-
насыщения, ее
5200
6000
5000
3400
1700
1400
3900
g-фактор
2,00
2,06
2,23
2,05
2,08
1,80
лица 8.1
°С
|/С,|, дж/м'
2- 102
1,1 • 10*
1,7 • 106
6,2 • 103
6,0- 103
2,5 • 103
смешанные ферриты имели следующий молекулярный состав:
52% MgO, 7% МпО, 41% Fe2O3. Заметим, что последний состав
имеет нехватку Fe2O, по сравнению со стехиометрическим составом,
что позволяет снизить высокую проводимость на постоянном токе,
обусловленную образованием двухвалентного железа [305].
В низкочастототной части диапазона СВЧ предпочитают исполь-
использовать из-за малого магнитного момента АН381, 420, 421, 423]
или Li [493].
Существуют ферриты, которые обладают структурами, близкими
к гексагональным кристаллическим структурам. Их можно рас-
рассматривать как смесь окислов ВаО, МеО н Fe2O3, где под Ме2+
подразумевается двухвалентный ион из первых переходных рядов.
В большинстве случаев ион Ва может замещаться частично или
полностью ионами Са, Sr или РЬ. Можно такжезаменить трехвалент-
трехвалентные ионы железа на трехвалентные ноны А1 и Ga или на эквива-
эквивалентные комбинации двух- и четырехвалентных ионов. Одна из
таких гексагональных структур [174] имеет следующий состав:
BaO-MeO-3Fe2O3. Материал с химическим составом BaO-6Fe2O3,
известный как ферроксдюр [174], обладает кристаллической струк-
структурой, напоминающей структуру магнето-плюмбита.
Структура этих ферритов состоит из областей, имеющих попере-
попеременно слой кислорода с кубической плотно упакованной решеткой
и слой бария с гексагональной решеткой.
Ферромагнитные окислы с общей формулой 5Fe2O3-3Me2O3,
где символом Ме3+ обозначен иттрий или редкоземельный металл
с радиусом иона менее 1, 14А, имеет кристаллическую структуру
типа граната [41, 139, 193].
Измерения в интервале температур от 2,2 до 700° К показали
[270], что при данных температурах намагниченность определяется
двумя факторами ферромагнитной и парамагнитной природы.
Для Gd, Tb, Dy, Но или Ег ферромагнитный член, значительный
при низких температурах, уменьшается с увеличением температуры.
При температуре компенсации указанный член исчезает; затем он
снова возникает и окончательно исчезает при температуре Кюри.
Для Tm или Yb при низких температурах намагниченность вначале
445

низкая; с увеличением температуры она возрастает, проходит через
максимум и уменьшается до тех пор, пока не исчезнет совсем при
температуре Кюри.
Для Y или La кривая намагниченности в зависимости от темпера-
температуры аналогична кривой в случае нормального ферромагнетизма.
Эти результаты могут быть объяснены на ферримагнитной модели,
где магнитный момент ионов Me антипараллелен магнитному мо-
моменту ионов Fe3+. В точке компенсации разница между этими двумя
моментами равна нулю; точки Кюри определяются взаимодействи-
взаимодействиями между ионами Fe3+.
Гранаты характеризуются относительно низкими намагничен-
ностями насыщения; так, для иттриево-железного граната ее значе-
значение равно 1700 гс.
Монокристаллы легко выращиваются [252] из расплавов окислов
свинца, железа и редкоземельных металлов. Подходящим составом
при этом является 52,5 РЬО, 44 Fe2O3, 3,5 Ме2О3.
Расплав нужно охладить от 1325 до 900° С со скоростью порядка
1 град/час. Кристаллы могут быть получены из затвердевших рас-
расплавов путем нагревания в растворе азотной или уксусной кислоты.
8.2.2. Ферромагнитный резонанс
Ферромагнитные материалы обнаруживают естественную диспер-
дисперсию начальной проницаемости; этот эффект был особенно изучен
[438] применительно к ферритам. Результаты Радо [285], изображен-
изображенные на рис. 8.6 и подтвержденные другими авторами [31, 32, 33,
347, 348, 349], указывают на наличие двух резонансов; при этом были
предприняты меры с тем, чтобы избежать объемных резонансов [58],
при которых в образце возникают стоячие волны. Имеется некоторая
неопределенность относительно причины низкочастотного резонанса,
который наблюдается в области 3—200 Мгц.
Согласно одной концепции [285], указанный резонанс вызван
колебанием границ доменов, так как его можно ликвидировать
путем использования порошка из частиц, размерами менее 0,5 мкм,
смешанного с 70% парафина.
С другой точки зрения [60, 475], резонанс обязан спину элек-
электрона; это подтверждается измерениями [276] комплексной прони-
проницаемости феррита Ni-Zn при внешнем давлении, приложенном
параллельно переменному магнитному полю, чтобы помешать смеще-
смещению границ доменов.
Более высокочастотный резонанс, возникающий на частоте около
1,2 Ггц, поданным большого количества экспериментов [43, 258, 260,
261, 283], объясняют спином электрона. Эти спиновые резонансы
встречаются в естественном состоянии, так как существует вну-
внутреннее поле анизотропии [288], которое представляет силу, стре-
стремящуюся удержать вектор намагниченности домена ориентирован-
ориентированным вдоль преимущественной кристаллической оси. Такое поле
описывается формулой [43]
446

Hn-2]Ki\/M0, (8.28)
где Л', — первая константа анизотропии; Ни имеет обычно величину
порядка 1000 э.
Если феррит находится в поликристаллическом состоянии, то эти
внутренние поля изменяются с ориентацией доменов и ширина
резонансной кривой увеличивается [244, 265]. Поперечные размаг-
размагничивающие эффекты могут приводить к тому [187, 188, 189], что
некоторые формы образцов проявляют резонанс без приложенного
поля. Ориентированный ферроксдюр обладает очень большим полем
анизотропии и, следовательно, весьма высокой резонансной частотой
[463, 465, 492].
го
2Z
18
10
6
2
0
-2
*
\
\
\
V
\
/¦
1
1
1
1
\\
\
л
1 г s ю
100 1000
Частота, Мгц
10000
Рнс. 8. 6. Типичные кривые резонанса в феррите.
Постоянное магнитное поле отсутствует. Действительная
и мнимая части начальной магнитной проницаемости изоб-
изображены соответственно сплошной и пунктирной линия-
линиями. (См. [285].)
Еще большие поля могут быть достигнуты при частичном замеще-
замещении Fe2O3 на А12О3 или при использовании SrO вместо ВаО. Экс-
Эксперименты [281] как с SrO, так и с ВаО, в которых доли А12О3
и Fe2O3 были соответственно х и F — х), дали ширину линии
1500— 2000 э и ^-фактор, равный 1,91. Значения намагниченности
насыщения, поля анизотропии и резонансной частоты приведены
в табл. 8.2.
Гриффите [148] впервые показал, что произведение проницаемости
и диэлектрической постоянной ферромагнитных металлов, измерен-
измеренное в области сверхвысоких частот, при изменении приложенного
магнитного поля проходит через широкий максимум.
После внесения поправок на эффекты размагничивания и другие
явления результаты по магнитному резонансу хорошо согласуются
с теорией, которая была предметом классического [188, 295] и
квантовомеханического [426] рассмотрения. Указанные экспери-
447

Таблица 8.2
Свойства материалов типа ферроксдюр
Свойство
м,
Не
fr,
X
кгс
, КЗ
гц
ВаО- лгА1„О
ХF—х) Fe2
0
4,9
17,5
53,1
1
2
28
78,
«X
О,
0
2
1
2
SrO •
0
4
19
57
,8
,3
,8
х А18О
0,1
4,3
20,2
59,6
F-Х)
0
3
20
61
,2
,1
,8
,0
Fe,
0
3
23
67
О,
,5
,4
,4
,1
менты были выполнены на частотах 9,4 и 24,6 Ггц с железом, ко-
кобальтом и никелем. Испытываемый образец образовывал одну стенку
резонатора; постоянное и высокочастотное магнитные поля были
взаимно перпендикулярны и лежали в плоскости поверхности.
Указанная техника измерений особенно широко использовалась
[1,42] для тонких пленок. Так, исследовались [515] гадолиний [186],
никель [363, 364], кобальт [20] и железо [185]. Были широко изу-
изучены [47, 191, 477] никелевые сплавы типа су пермаллоя из-за их
малого поля анизотропии и проведены [184, 324, 392] измерения с
пермаллоем в области частот 100 Мгц— 2,8 Ггц. При другом методе
измерялась мощность, поглощаемая во взвешенном растворе кол-
коллоидальных ферромагнитных частиц, которые предполагались
сферическими с размерами, малыми по сравнению с глубиной поверх-
поверхностного слоя.
Антиферромагнетики состоят из двух подрешеток парамагнит-
парамагнитных ионов, которые при низких температурах намагничены в про-
противоположных направлениях за счет обменного взаимодействия.
Такие материалы также были изучены [170, 216, 246, 506] приме-
применительно к использованию на сверхвысоких частотах.
Магнитный резонанс в ферритах исследовался как теоретически
[46], так и экспериментально [132, 237, 346, 478]. Наложение внеш-
внешнего поля приводит к смещению собственной линии дисперсии
в область более высоких частот с одновременным уменьшением ши-
ширины линии. При этом источником потерь в области слабых полей
становится спиновый резонанс. Эти потери можно уменьшить [73,
479] путем выбора формы и состава феррита. Измерения таких па-
параметров, как температура Кюри, постоянная анизотропии, g-
фактор, намагниченность насыщения и ширина линии, были про-
проделаны с различными ферритами [474], включая никелевые [159,
380], никелево-цинковые [150, 194, 431], никелево-кобальтовые
[272, 338], марганцевые [151] и никелево-алюминатные [222, 316,
404]. Исследование температурных эффектов в ферритах показывает,
что постоянные анизотропии очень малы около точки Кюри, но
быстро возрастают с уменьшением температуры.
Измерения [284] на небольших частицах, состоящих из одного
домена, показывают, что резонансная частота при увеличении тем-
температуры уменьшается, однако ^-фактор остается постоянным. За-
448

висимость ширины линии от температуры была исследована как для
монокристаллов [137, 537], так и для поликристаллических фер-
ферритов [155, 259].
Результаты исследования марганцево-магниевого феррита [365]
на частотах 24 и 35 Ггц указывают, что ширина линии не зави-
зависит от частоты, но уменьшается с увеличением температуры. Уста-
Установлено, что ширина резонансной линии зависит от формы [38]
образца, а также от постоянной затухания или времени релаксации
[192]; может также сказываться анизотропия [342].
Точный механизм, определяющий ширину линии, до сих пор не-
неясен, однако были предложены [45, 91, 92] различные теории затуха-
затухания, обусловленного электронным перераспределением, и опублико-
опубликованы экспериментальные результаты [97, 99, 182]. Были исследо-
исследованы гранаты, полученные на основе гадолиния [67, 266, 267, 26]
и других редкоземельных элементов [304] как в поликристалличе-
поликристаллическом состоянии [339], так и в монокристаллах [173].
Широко изучены иттриевые гранаты [3, 225, 362, 424], характе-
характеризуемые особо узкой кривой магнитного резонанса. Ширина линии
поликристаллических материалов сильно зависит [476] от пористо-
пористости и хорошо согласуется с теоретическими значениями соответствен-
соответственно 420, 180 и 50 э для плотностей рентгеновских лучей 80, 92 и 98%.
Тадгенс угла потерь равен 0,002 при 20 Мгц для стехиометрических
составов, резко возрастая с нехваткой железа. Наблюдается измене-
изменение свойства при замещении иттрия хромом [432] и редкоземельными
элементами [108], такими, как гадолиний [436] и диспрозиум [435];
замещение 1/6 ионов иттрия гадолинием дало [9] уменьшение на-
намагниченности насыщения на 12% при увеличении ширины линии
на 34%. Исключительно узкиелинии получаются в том случае, когда
образец имеет вид отполированной монокристаллической сферы [293,
521].
В табл. 8.3 приведены результаты [208] для сфер диаметром
0,33—0,508 мм в зависимости от размера частиц в полировочном по-
порошке при частоте 9,3 Ггц. Наилучший образец имел ширину линии
всего 0,52 э, соответствующую максимальному значению ц", рав-
равному 3380; при изменении частоты до 3 Ггц результат не менялся.
Значения Мо и 2К\1Мй были соответственно 1750 гс и 90 э. Измере-
Измерения на частоте 24 Ггц, выполненные [107] при температуре 4° К,
показывают, что ширина линии сильно анизотропна. В направлении
[1 0 0] ширина линии составляет 15 э, в отличие от значений 30 и
400 э при температурах, соответственно 295 и 65° К-
Время спин-решеточной релаксации при использовании прямо-
прямоугольных импульсов мощностью 2 em и длительностью 5-10~7 сек
было определено [ 125] на частоте 9,3 Ггц; для монокристаллов в виде
сфер диаметром 0,76 мм с шириной линии в 2,3 э время релаксации
было равно 7-Ю-8 сек. Добротность Q небольших сфер, использу-
используемых в качестве резонаторов, была измерена [520, 524] в области
частот 9,5—67 Ггц; полученное значение, равное 3000, хорошо со-
согласуется со значением, выведенным из уравнения (8.8).
449

Таблица 8.3
Ширина линии монокристалла иттриево-железного
Средний размер
зерна, мкм
Кристаллическая
ось вдоль Но
Ширина линии
2ДЯ, з
граната
35
[1 1 1]
11
U
6
15
« Ч
,6
5
[1 0 0]
2,6
0
И
0
,5
0 0]
,52
8.2.3. Нелинейные эффекты и нестабильность
Уравнения движения, определяющие поведение ферритов, су-
существенно нелинейны относительно амплитуды высокочастотного
поля; решение для высших гармоник может быть получено с по-
помощью подходящей аппроксимации. В случае сферы решение для
сигнала с большой амплитудой указывает на то, что мнимая часть
проницаемости при резонансе будет сохранять свое значение, неза-
независимое от сигнала до тех пор, пока поле сигнала не станет порядка
Д/7; после этого она непрерывно уменьшается с увеличением мощ-
мощности сигнала, создавая условия насыщения. Например, члены
Н\ в уравнении движения приводят к уменьшению намагничен-
намагниченности и к появлению гармонических составляющих с удвоенной ча-
частотой.
Хотя намагниченность ферритового образца предполагалась
однородной, в действительности она может изменяться в простран-
пространстве периодически, создавая при этом высшие виды волн, извест-
известные как спиновые волны [51, 190, 226, 287, 393, 484, 496].
В работах [382, 383, 384, 385] было показано, что местные раз-
размагничивающие и обменные поля, вызываемые, например, тепловым
возмущением, взаимодействуют с движением намагниченности как
с целым таким образом, что пространственно неоднородные возмуще-
возмущения превращаются в пределе в однородное движение.
В случае [8] тонкого диска, намагниченного, как показано на
рис. 8.7, а, нормально к своей плоскости, Nz = 1 и эффективное
поле, определимое формулой (8.10), становится равным
HQz=HQe~MzliiQ. (8.29)
Если под действием возмущений намагниченность изменяется на
величину —ЬМг, то
' io. (8.30)
Для полей немного ниже резонанса равенство (8.30) предсказыва-
предсказывает увеличение проницаемости, которое приведет к возрастанию Мг
на ЬМ'г- Если б/Иг > бМг, то возмущение возрастает; днфферен-
450

цирование уравнения намагниченности дает критическое высокоча-
высокочастотное поле
и:
3,08(Д//)зц0/ЛТ0.
(8.31)
Обычно это критическое поле составляет 0,1 значения поля, не-
необходимого для насыщения. Вычисление полного спектра спиновых
волн в данном ферритовом образце сложно. Резонансная система
состоит из решетки диполей, которые взаимодействуют с постоянным
магнитным полем, включающим поле кристаллической анизотро-
анизотропии, а также взаимно друг с другом посредством сил двух типов.
Сюда относятся силы ближнего обменного взаимодействия, которые
Магни.то-
Vmanuuec
виды колеба-
колебаМагнитоста-
тичесние ви-
виды колебаний
Данные
Киттеля
н
0,92 0,9 k 0,96 0,98
Приложенное попе
В единицахуНо/ш
б)
Рис. 8. 7. Нестабильность ферритов, обусловленная спиновыми волнами:
а — возмущение в образце формы диска; б — спектр спиновых волн; в — многократные
пики поглощения. (См. [451].)
имеют значение для коротких спиновых волн. Кроме того, имеется
взаимодействие, обусловленное силами дальнодействия между
диполями, которое влияет на возбуждение как длинных, так и ко-
коротких волн. Виды, в которых направление спина сильно меняется
на протяжении размеров образца, могут быть описаны приблизи-
приблизительно как плоские волны, и для них можно найги характеристиче-
характеристические частоты [162, 180].
Их угловая частота определяется выражением
о)Э = у [(Н0-\-Неха2 р2)(Я0 + Я(,,. a2p2-f-M sin26)]1/2, (8.32)
где Нех — некоторое эквивалентное обменное поле; а — шаг решет-
решетки и б — угол между волновым вектором р и Но.
Обменное поле для спиновой волны длиной X равно 10—'2Д2э,
так что X должно быть около \0~7 м, прежде чем обменные силы
станут сравнимы с обычными прикладываемыми полями. Равенство
(8.32) применимо до тех пор, пока X составляет около 0,1 линейных
451

размеров образца. Эта область резонансного спектра показана для
всех углов на рис. 8.7, б. Длинноволновые виды волн, в которых па-
правление спина меняется в пространстве с умеренной скоростью
[233], определяются не размером, а формой образца.
Анализ [452] показывает, что взаимное распределение видов не
зависит от поля и частоты и прямо пропорционально Мо; однородная
прецессия может рассматриваться как пример таких видов. В случае
сферы характеристическое уравнение допускает точное решение
[130, 451] для простейших видов, однако вычисления были выпол-
выполнены и для других форм [22, 110, 340, 341, 504]. На рис. 8.7, б при-
приведены оценки частот для форм, начиная с дисков и кончая иглами.
Полный магнетостатический спектр лежит в полосе частот между
уН0 и (уН0 + М012ц0).
В принципе все виды, включающие короткие спиновые волны,
которые возбуждаются косвенно, связаны через магнитное диполь-
ное взаимодействие. Эти силы, связывающие однородное колебание
с другими видами колебаний, зависят от степени их возбуждения
высокочастотным полем. Энергия таким образом переходит от коле-
колебаний низших видов к высшим с более быстрыми пространственны-
пространственными изменениями и в конце концов вызывает колебания решетки фер-
ритового кристалла, где она выделяется в виде тепла [93]. Спиновые
волны легко возбуждаются в том случае, если высокочастотное маг-
магнитное поле заметно изменяется внутри образца; возбуждение осо-
особенно эффективно при резонансе, когда критическое поле опреде-
определяется равенством (8.31), но постоянная 3,08 заменяется на 2,00.
Были проведены некоторые наблюдения эффектов нестабильно-
нестабильности [505] и нелинейных явлений. В опытах с резонаторами линия
поглощения [45, 97, 489] монотонно ослаблялась и расширялась при
возрастании мощности сигнала. Было найдено [350, 473], что в сфери-
сферических образцах диаметром порядка 1,5 мм однородный прецесси-
прецессионный тип становится при резонансе сложным. Были исследованы
такие материалы, как кобальтовый феррит [390] и монокристаллы
[16, 18], например марганцевый феррит [105, 391, 468] и иттриево-.
железный гранат [211, 360, 469]. Серия максимумов поглощения,
полученных с диском из марганцево-магниевого феррита, изображе-
изображена на рис. 8.7, в. В этом случае вид Киттеля или однородная прецес-
прецессия отсутствует. Нелинейность, вызванная сильным высокочастот-
высокочастотным полем, исследовалась [147, 317, 319, 330, 331 ] в диапазоне 1,2—
10 Ггц. Предполагают [318], что резкие разрывы, наблюдаемые
[50, 361, 408] при значении высокочастотного поля, требуемого для
возникновения нестабильности, вызваны взаимодействием спиновых
волн с фононами той же частоты. Если ферритовый образец велик
по сравнению с длиной волны, то могут распространяться магнито-
динамические [89, 310] виды колебаний; они наблюдались [368]
в диапазоне 10—18 Ггц на ферритовом стержне, расположенном
между двумя проводящими плоскостями.
На ферромагнитный резонанс в металле сильно влияет обменное
взаимодействие, существующее в поверхностном слое. Для наблюде-
452

ния спинового резонанса необходимо добиться относительно малой
глубины поверхностного слоя при чрезвычайно малых приложен-
приложенном иоле и поле анизотропии. Такие иилсппн наблюдались [8, 291,
323] в специально приготовленных образцах из пермаллоя. Недавно
были проведены [456] эксперименты на 3—4 Ггц при температуре
жидкого азота; здесь средней длиной свободного пробега электро-
электронов нельзя пренебрегать по сравнению с глубиной поверхностного
слоя, и могут встречаться другие явления, обусловленные аномаль-
аномальной проводимостью.
8.3. РАСПРОСТРАНЕНИЕ В НАПРАВЛЯЮЩИХ СИСТЕМАХ
8.3.1. Круглый волновод
ПИ На распространение электромагнитных волн в ферритовой среде
значительное влияние оказывают граничные условия [142, 143, 158,
434].
Глубокий анализ [76, 77, 78, 379] постоянных распространения
передающих линий, полностью заполненных ферритами, охватил
плоскопараллельные системы [379, 416, 488] и волноводы с круглым
[176, 177, 178, 280, 449, 450], эллиптическим [195], квадратным [497]
и прямоугольным [30, 77, 214, 337, 416] поперечными сечениями.
Структуры полей в таких системах усложняются тем, что в них
могут распространяться волны, отличные от вида ТЕ.
Благодаря нулевой [112] и отрицательной [397] проницаемостям,
могут появляться аномальные характеристики [327, 351], связан-
связанные с некоторыми видами волн. Это приводит к возможности рас-
распространения волн в волноводах исчезающе малого поперечного
сечения [234, 235, 327] или к появлению высших видов в одноволно-
вых волноводах. Несмотря на то, что эксперименты [84, 165, 300]
проводились с полностью заполненными волноводами, основное
внимание обращалось на практически важный случай частичного
заполнения.
Наиболее часто встречаются и практически используются волны
ТЕП в круглом и ТЕо1 в прямоугольном волноводах. Распределение
поля в круглом волноводе с поперечно приложенным магнитным
полем изображено на рис. 8.8. Если радиус феррита мал, структура
высокочастотного поля не искажается. В поперечном сечении, изо-
изображенном на рис. 8.8, магнитное поле оказывается линейно-поляри-
линейно-поляризованным на оси волновода; по обе стороны от оси магнитное поле
поляризовано по эллипсу с противоположными направлениями
вращения на каждой стороне.
Учитывая уравнение (8.19) и вводя индексы I и t, эффективную
относительную проницаемость, определяемую равенством (8.25),
можно записать в виде
¦ I — 2 ^ ~ ''¦"> (f1 + 7") — О _V-el+!xel~ /Q Qrj4
ret— /,i — ч\ ~
453

Так как при малых намагниченностях увеличение це!+ сопро-
сопровождается уменьшением [iei— и наоборот, то в первом приближении
фаза не мепнек-я. По мерс тою, как внешнее магнитное поле
возрастает, появляется взаимный фазовый сдвиг. Поскольку
изменение намагниченности не влияет на падающую волну, по-
поляризованную таким образом, что ее высокочастотное магнитное
поле параллельно постоянному полю, рассматриваемая система
обладает свойством двойного лучепреломления [181].
В круглом волноводе, содержащем продольно намагниченный
ферритовый образец, наблюдается [220, 241, 378, 514] заметное
фарадеевское вращение. Хотя для такого волновода, содержащего
Эллиптически поляризо-
поляризованное поле с отрица - Постоян-
тельным направлением ное маг-
вращения нитной
поле
О ~~Р 11П
! I I ! I ! |_LJ
О A-JJ'Sr-r-iJ
\ А' \ Сечение по А А'
Эллиптически поля- Ферритовый
ризованное поле с по- стержень
пожительным направ-
направлением вращения
Рис. 8. 8. Структура поля в системе с поперечно
намагниченным ферритовым стержнем.
Высокочастотное магнитное поле изображено 'пунктирными
линиями. В системе распространяются колебания ТЕ,, в
направлении слева направо.
ферритовый стержень произвольных радиуса и намагниченности,
было получено [178, 414, 416, 419] трансцендентное характеристи-
характеристическое уравнение, известное число общих решений весьма невелико
[442, 443]. Небольшие изменения постоянной распространения,
вызванные введением аксиально расположенного намагниченного
стержня малых размеров, были проанализированы с помощью
первого приближения [416] характеристического уравнения и об-
общей формулы возмущения [254, 379]. Эти и другие формулы под-
подтвердились экспериментально [84, 243, 335, 403, 446].
Распределение энергии по поперечному сечению волновода,
содержащего ферритовый стержень на фиксированной частоте,
зависит [85, 231] от магнитной проницаемости и диэлектрической
постоянной материала, а также от отношения радиусов стержня
и волновода. В случае нулевой намагниченности распределение
одинаково для обоих направлений вращения круговой поляризации.
По мере того как намагниченность увеличивается, концентрация
энергии в феррите возрастает для волны с круговой поляризацией
454

отрицательного вращения и уменьшается для волны положитель-
положительного вращения. Таким образом, коэффициент фазового сдвига
для nepisoii волны стремится увеличиться в отличие от коэффициента
фазового сдвига для второй волны.
При наличии потерь в феррите коэффициент поглощения имеет
большую величину для волны с отрицательным направлением
вращения поляризации. Это может привести к тому, что падающая
лнненно-полярнзованная волна приобретает эллиптическую или
даже круговую поляризацию.
В ферритовых стержнях могут распространяться волны и в об-
обратном направлении [495]. Характеристики ферритовых устройств
по отношению к фазовому сдвигу и фарадеевскому вращению
можно выразить через показатель качества (добротность), опреде-
определяемого [207] как отношение фазового сдвига (угла вращения в
градусах) к величине потерь прямой волны в децибелах.
Было показано [134], что относительно магнитных потерь
в волноводе диаметром 0,8Я, добротность почти не зависит от отно-
отношения радиусов феррита и волновода. В то же время добротность
по электрическим потерям имеет максимум при отношении радиу-
радиусов, близком к величине 0,12.
Высокая диэлектрическая постоянная ферритовых материалов
приводит к уменьшению характеристического сопротивления волно-
волновода, и для того чтобы избежать отражения энергии, требуется
тщательное согласование. Более того, количество отраженной
энергии и фазовая длина феррита различны для двух противополож-
противоположных направлений вращения поляризации, поэтому коэффициент
эллиптичности передаваемой волны может иметь нерегулярную
зависимость от размеров и намагниченности феррита.
Вследствие того, что энергия волны с положительным вра-
вращением поляризации в основном сосредоточена вне ферритового
стержня и высшие виды волны быстро затухают, обычно достаточно
[231] осуществить согласование лишь для волны с отрицательным
вращением поляризации.
8.3.2. Прямоугольный волновод
Было проведено обширное исследование [56, 57, 80, 81, 329,
429] таких волноводных систем, в которых одна или две ферритовые
пластины размещались симметрично или асимметрично относи-
относительно оси прямоугольного волновода. При этом предполагалось,
что магнитное поле прикладывается в поперечном направлении.
На рис. 8.9 показано, что высокочастотное магнитное поле
линейно поляризовано на стенках и оси волновода. В других точках
оно поляризовано по эллипсу с противоположными направлениями
вращения по обе стороны от оси, причем существуют две сим-
симметрично расположенные плоскости с круговой поляризацией.
Рассуждения, аналогичные тем, которые использовались при
выводе равенства (8. 33), показывают, что при слабом намагничи-
455

ванип гонкая фсрритовая пластинка, помещенная в центре волно-
волновода, вызывает взаимные фазовый сдвиг и затухание. Когда пла-
пластина смещается от осп, фазовый сдвиг н затухание становятся
невзаимными. Если пластина расположена в плоскости круговой
поляризации, то сильная невзаимность затухания появляется
вблизи ферромагнитного резонанса. Выражение для разности
постоянных распространения в случае тонкой пластины без потерь
может быть получено [206] согласованием поперечных импедансов
на границах раздела феррит — воз-
воздух. Затем можно определить поле в
образце и записать трансцендентное
Поперечное
-магнитное поле'
Приложен-
Приложенное поле
Феррит
Рис. 8. 9. Невзаимные эффекты с попереч-
поперечным полем и асимметрично расположенным
ферритом.
В одном частном случае феррит помещается в
плоскости, где высокочастотное магнитное по-
поле поляризовано по кругу.
Пряная Волна
Обратная ваяна
Рис. 8. 10. Структура электри-
электрического поля в волноводе, со-
содержащем ферритовые пла-
пластины.
Поле изображено для обоих на-
направлений распространения. (См.
[203].)
уравнение для постоянной распространения. Решая его в первом
приближении, что верно лишь для тонких пластин, получаем
Р2л у. . 2rato
— = ; — Sin .
а" и а
(8.34)
где d — расстояние между центром пластины и ближайшей волно-
водной стенкой; w — толщина феррита.
Равенство (8.34) показывает, что максимальный невзаимный
фазовый сдвиг имеет место в точках, лежащих посередине между
стенками и центральной осью волновода. В случае ненасыщенной
пластины и при малой намагниченности дифференциальный фазо-
фазовый сдвиг пропорционален этой намагниченности.
Другая невзаимная система использует две противоположно
намагниченные ферритовые пластины, размещенные симметрично
относительно оси волновода. Когда пластины расположены близко
к волноводным стенкам, характеристики фазового сдвига подобны
характеристикам системы с одной пластиной; если они находятся
вблизи от центральной оси, то дифференциальный фазовый сдвиг
резко возрастает.
Распространение [202] этих расчетов на случай пластин произ-
произвольной толщины показывает, что при достаточно большой толщине
пластины нормальный волноводный вид волны исчезает, хотя
456

вид волны, направляемой ферритом, продолжает расиросфапяться
внутри феррита в одном направлении.
В работе \'И)',)\ было показано, что уст ройся ио, изображенное
на рис. 8.10, характеризуется взаимным фазовым сдвигом, но
распределение электрического поля для двух направлений распро-
распространения существенно различно. Из этого следует, что поглоща-
поглощающий слой около левой ферритовой пластины вызывает значительное
затухание прямой волны и слабое затухание обратной волны.
Интерференция многих видов волн может возникнуть либо между
нормальным волноводным видом и соответствующим видом колеба-
колебаний, распространяющимся в феррите, либо между основным видом
колебаний и высшими видами, которые нормально в незапол-
незаполненном волноводе не распространяются. Можно уменьшить воз-
возбуждение высших видов колебаний, вводя зазор между ферритом
и широкой стенкой волновода. Эти основные результаты меняются
[96], если приложенное поле вызывает резонанс.
8.3.3. Ферритовые устройства в качестве элементов схем
Как взаимные, так и невзанмные свойства намагниченных фер-
ферритов в проводящих системах привели к развитию [59, 61, 490,
502; 513] многих узлов с уникальными и полезными качествами
1111, 230]. Так, невзаимная система, основанная па фарадеевском
вращении для оптических частот, впервые была предложена Релеем
[245]. В других работах описаны магнитные и электростатические
механические преобразователи, соединенные каскадно [169, 224].
В качестве элементов схем используются в основном такие фер-
ферритовые узлы, как вентиль, гиратор [394, 395, 540] и циркулятор.
Идеальный вентиль, изображенный на рис. 8.11, а, полностью
пропускает энергию СВЧ в одном направлении и не пропускает
в противоположном. Идеальный гиратор (рис. 8.11, б) создает для
волны, распространяющейся в одном направлении, фазовый сдвиг
на я рад, больший, чем для противоположно направленной волны
[49, 303]. Он может рассматриваться как частный случай устройства
с произвольным дифференциальным фазовым сдвигом. Идеальный
циркулятор, показанный на рис. 8.11, в, полностью пропускает
энергию между соседними плечами устройства, взятыми в определен-
определенном направлении, например только по часовой стрелке. Все это уст-
устройство имеет четыре плеча, но теоретически циркулятор обладает
любым числом плеч, а неиспользуемая часть их может быть закороче-
закорочена. Направление распространения обычно указывается стрелками
[376].
Большинство ферритовых устройств можно рассматривать как
соединение обычных передающих линий, в достаточно удаленных
отсчетных плоскостях которых распространяются нормальные виды
колебаний с известной конфигурацией поля.
При использовании таких понятий цепей, как импеданс [128]
и матрица рассеяния [68, 160], были выведены эквивалентные схемы
457

различных ферритовых узлов 11571. Несимметричность тензора,
описывающего среду внутри соединений, приводит к несимметрич-
несимметричности матрицы рассеяния. Эти методы применялись [71 к невзапм-
иым двухполюсникам без потерь, таким как вентили и гираторы.
Аналогичный анализ привел к определению характеристики
циркулятора как. циклической подстановки, которая связывает
падающее напряжение с отраженным [21, 405]. При помощи полной
группы симметричных операторов такой подстановки можно выяс-
выяснить, какую симметрию циркуляторы могут иметь, и исключить
все другие. Например, устройство, содержащее два щелевых моста
с переходным ослаблением 3 дб и два невзаимных фазовращателя
Направление ->
Направление (разового сдвига
нераспространения на 180° ?
2 1
ж
Направление Направление Направление^
распространения нулевого фаза- nepsoavu 6
Ю ^го сдвига ^^J/
V 6)
Рис. 8. 11. Символические обозначения типичных неззанмных
элементов:
а —вентиль с невзаимиым затуханием: б — гиратор с невзаимным фа-
фазовым сдвигом 180°; в—четырехплечий циркулятор с невзаимиым пере-
переключением мощности.
с углом сдвига 90°, имеет запрещенную симметрию. Замещение
одного щелевого моста сложенным Т-образным гибридным соедине-
соединением разрушает эту симметрию, давая возможность устройству
действовать в качестве циркулятора.
Такой анализ цепей подтверждается измерениями [223, 273]
матрицы рассеяния и характеристик ферритовых устройств.
Применение ферритов [52, 103, 205, 508, 517, 538] на СВЧ при-
привело к созданию устройств, использующих либо продольную, либо
поперечную намагниченность и работающих как в области слабых
магнитных полей (до насыщения), так и в области сильных полей,
необходимых для резонанса.
Выбор конфигурации поля передающей линии может определять-
определяться такими факторами, как требуемая характеристика, размер и вес,
диапазон температур, прочность и входная или действующая мощ-
мощность. Требования к характеристике включают уровень мощности
сверхвысоких частот (пиковой и средней), а также ширину полосы.
8.4. ИЗМЕРЕНИЯ ПАРАМЕТРОВ ФЕРРИТОВЫХ МАТЕРИАЛОВ
8.4.1. Практические параметры
Для того чтобы оценить пригодность какого-либо феррита для
применения на СВЧ, необходимо определить его свойства путем из-
458

мерения либо основных постоянных материала, из Которых расчет-
расчетным путем можно найти инженерные параметры, либо характеристик
передачи образца в некотором цепне заданной конфигурацией.
Некоторые основные постоянные могут быть измерены на по-
постоянном токе или на низких частотах 1401]. Намагниченность
насыщения определяет критическую частоту [240], ниже которой
феррит не может использоваться в области слабых полей из-за
вносимых им магнитных потерь. На практике измеренное значение
требует небольшой поправки из-за относительной плотности.
Остаточная намагниченность и коэрцитивная сила свидетельст-
свидетельствуют о гистерезисных явлениях, которые приводят к нагреванию
быстродействующих переключающих устройств и к остаточным
ошибкам в системах с изменяющимися полями.
Хотя объемное удельное сопротивление, вообще говоря, велико,
тем'не менее оно может явиться источником диэлектрических по-
потерь [101]. Изменение свойств феррита с температурой влияет на
характеристики. В частности, максимальная температура надеж-
надежного действия приблизительно на 100" С ниже точки Кюри. Чаще
измерение параметров приходится выполнять в диапазоне сверх-
сверхвысоких частот, особенно вблизи крайней рабочей частоты [253,
255, 430].
Знание гиромагнитного отношения дает возможность опре-
определить магнитное поле, необходимое для резонанса па данной ча-
частоте, если известны форма образца и размагничивающие факторы.
Практическое значение имеет ширина полосы, определяемая как
область изменения магнитного поля или частоты, внутри которой
поглощаемая мощность больше половины резонансной мощности
поглощения [433]. В устройствах, работающих при слабых магнит-
магнитных полях, желательна узкая ширина линии, в то время как для
устройств в сильных полях справедливо обратное.
Диэлектрическая постоянная [311], входящая в формулы для
постоянных распространения, влияет на добротность и определяет
критическую частоту волновода, нагруженного ферритом. Прямые
потери всех типов устройств, обусловленные диэлектриком, можно
оценить, зная тангенс угла потерь [313]. Теоретический анализ
характеристик феррита требует знания коэффициентов тензора
проницаемости [312] при различных значениях подмагничиваю-
щего поля и в ряде случаев при различных уровнях мощности
сверхвысоких частот.
Измерение фарадеевского вращения следует производить при
отношении радиусов стержня и волновода, меньшем, чем 0,2; из-
измеряемыми величинами являются добротность (показатель каче-
качества) и коэффициент эллиптичности.
8.4.2. Резонансные методы
Измерение основных констант ферритов можно выполнить
с помощью резонаторов [204, 447, 448]. Использование двух раз-
459

Цилиндрический
резонатор
личных видов колебаний и резонаторе дает возможность [141] точно
определить относительные диэлектрическую и магнитную проница-
проницаемое i и неп.шапшчеипих образцов. Феррп ioisuii стержень, например,
можно поочередно помещать в резонатор с колебаниями вида ТЕ011,
где поле по оси преимущественно магнитное, и в резонатор с коле-
колебаниями вида ТМ020, где вдоль оси имеется лишь электрическое
поле [63, 641.
В одном из устройств [416] для измерений намагниченных фер-
ферритов на частоте 24 Ггц, изображенном на рис. 8.12, стержень за-
занимал центральное положение в цилиндрическом резонаторе с коле-
колебаниями вида ТЕИ. Резонатор
Соленоид возбуждался прямоугольным
волноводом с помощью двух
отверстий связи, расположен-
расположенных таким образом, чтобы
возникала лишь плоско-по-
плоско-поляризованная волна. Наст-
Настройка осуществлялась с по-
помощью подвижного поршня,
на оси которого было отвер-
отверстие для закрепления феррн-
тового стержня. При наличии
магнитного поля имелось два
положения настройки, рас-
расстояние между которыми
давало разность между фа-
фазовыми скоростями двух поляризованных по кругу волн, и, сле-
следовательно, определяло фарадеевское вращение. Измерение
добротности при резонансе давало меру поглощения в фер-
феррите.
Фарадеевское вращение было также измерено [279] с помощью
резонатора с двумя видами колебаний; конфигурация магнитного
поля подбиралась таким образом, чтобы оно создавало связь между
ортогонально расположенным и входной и выходной аперту-
апертурами.
Если феррит поместить в область, где электрическое поле от-
отсутствует, то изменение частоты собственно резонатора дается выра-
выражением [440, 441, 443]
(8.35)
Рис. 8. 12. Измерение фарадеевского
вращения с помощью резонаторов.
Приложение магнитного поля вдоль оси вы-
вызывает расщепление колебаний вида TE,i
в резонаторе. (См. [4 16].)
где штрихами обозначены возмущенные значения. Равенство (8.35)
не зависит от геометрии образца и резонатора, однако для конкрет-
конкретных устройств был получен [14, 15, 37, 356, 359] ряд соотношений.
В цилиндрическом резонаторе с колебаниями типа ТЕ, содержа-
460

щем в центре ферритовую сферу, изменение частоты будет [40, 440,
441]
^ - - А |—(ТГтр-у/^-т^ ,. (8.36)
где Л—постоянная, зависящая от вида колебаний в резонаторе
и от геометрии системы.
В частности, для поляризованных по кругу колебаний вида ТЕ ц„
при четном п и подмапшчивающем поле, приложенном вдоль оси,
изменение частоты равно
(^А) (8.37)
В зависимости от выбранного направления вращения поляриза-
поляризации из формулы (8.37) можно получить одно из двух значений ча-
частотного сдвига и таким образом определить составляющие тензора
проницаемости намагниченного феррита.
Изменение добротности позволяет найти магнитные потерн из
формулы
к {Ш} (8-38>
Для того чтобы определить внутреннюю проницаемость матери-
материала, необходимо внести поправки на высокочастотные размагничива-
размагничивающие поля. Если образец прилегает к стенкам резонатора, нужно
учитывать эффект зеркального отображения.
Подобные соотношения применимы к различным размерам [17]
и формам [355, 358, 366] образцов и резонатора при условии, что А
выбрано соответствующим образом. Например, стержень можно
поместить [210] в резонаторе с видом колебаний ТМ110 так, чтобы
он находился в положении нулевого электрического поля. Магнит-
Магнитное высокочастотное поле однородно и всюду перпендикулярно
к оси стержня.
Тонкий диск, расположенный на торцевой стенке резонатора
с видом колебаний ТЕП, позволяет [23] использовать большой объем
материала. Так как высокочастотные размагничивающие поля
равны нулю, внутренние свойства феррита измеряются непосред-
непосредственно.
Были получены формулы [328] для тонких дисков в резонаторах
с типами колебаний ТЕ, ТМ и ТЕМ. Для прямоугольного волновода,
работающего на виде колебаний ТЕ01 с ферритовой пластиной, за-
заполняющей узкий размер волновода и лежащей параллельно
боковой стенке, были точно решены [206, 301 ] уравнения поля.
Единственное ограничение на толщину пластины накладывает появ-
появление многих видов колебаний в волноводе, и, таким образом, точ-
точные измерения можно проделать лишь для материалов с малыми по-
потерями. Когда феррит намагничен поперечно, распространение
вдоль резонатора характеризуется невзаимностью, и изменение фазы
необходимо определять с помощью вспомогательных зондов.
461

При помощи симметричного резонатора, в котором ферритовые
пластинки расположены друг против друга на боковых стенках
волновода, можно измерить тензор проницаемости. Подобные уст-
устройства годятся также для измерении с ненамагнпченными феррита-
ферритами, в случае которых могут быть найдены [322] скалярная проница-
проницаемость, диэлектрическая постоянная и потери.
Резонансные методы были использованы для определения свойств
ферритов на различных частотах [25, 69, 257, 354], включая и
область миллиметровых волн [228, 299].Макбин [221] использовал
цилиндрический резонатор с видом колебаний ТЕ113. На одной из
г,о
1,2
-*' О
S*
0,8
1,2
1,6
2,0
Свемпая ФерритоВый
крышка образец
"'ШШ'
Диэлектричес- Отверстие
кий штырь связц
частота ЦГгц
Никелевый
— феррит —
с= 12,0-j 0,08
0,2
0,1
5000 0000 3000 2000 1000
о юоо гооо зооо иооо sooo
Приложенное поле, э +
Рис. 8. 13. Измерение тензора проницаемости в резонаторе.
На вставке изображен резонатор с колебаниями вида ТЕ,,г. Кривые представляют
среднее от трех толщин образца. (См. [221].)
торцевых стенок резонатора помещался тонкий ферритовый диск.
Экспериментальными определяемыми величинами были КСВН на
входе волновода и частота при максимальной передаче мощности
через резонатор. Результаты, полученные для никелево-цинкового
феррита в области ниже резонанса, изображены на рис. 8.13.
Измерения [357, 358] составляющих внутреннего тензора
проницаемости для марганцево-магниевого феррита в форме
сфер, стержней и дисков хорошо согласуются друг с другом.
8.4.3. Волноводные методы
Методы передающих линий, использующие бегущие волны,
оказались полезными для измерения [43, 95, 163, 387] скалярных
свойств ненамагниченных ферритов. Заполняя все поперечное
сечение волновода тонкой ферритовой пластиной и наблюдая
результирующие КСВН и сдвиг положения минимума, можно легко
определить магнитную проницаемость и диэлектрическую посто-
постоянную.
462

Несмотря на то, что анизотропия намагниченных ферритов
препятствует распространению чистых типов колебаний ТЕ и ТМ
в круглом волноводе и искажает структуру поля в прямоугольном
волноводе, методы передающих линий широко использовались для
измерений прямых передающих свойств некоторых систем [416].
Фарадеевское вращение и потери в намагниченных ферритах
могут быть измерены с помощью гибридного устройства в круглом
волноводе [156], изображенного на рис. 8.14. На частоте 35 Ггц
в качестве образцов служат стержни диаметром 1,59 мм и длиной
около 19 мм. Для уменьшения отражения оба стержня заточены
Согласованная [
нагрузка
От генератора
\
К детек-
детектору
Постоянньш
магнит или
соленоид
Согласованная
нагрузка
^Подвижнь/е поршни
Рис. 8. 14. Круговое гибридное соединение, содер-
содержащее продольно намагниченный феррит.
Ферритовая вставка дает вращение плоскости поляризации
на 45°.
на конус. Крепление стержней в круговом волноводе диаметром
6,35 мм осуществляется с помощью пенополистирола, обладающего
низкими потерями. Продольное магнитное поле создается соленои-
соленоидом. Входным плечом является А, плечи В и D оканчиваются
согласованными нагрузками. Детектор, помещенный в плече С,
когда оно перпендикулярно А, индицирует нулевой сигнал, если
феррит не вращает плоскость поляризации.
Для того чтобы восстановить нулевое показание при наложении
магнитного поля, необходимо повернуть выходную секцию на угол,
равный фарадеевскому вращению. Полные потери измеряются
с помощью откалиброванного переменного аттенюатора, а часть
потерь, обусловленная отражением, оценивается по величине
входного КСВН без магнитного поля. Кроме того, мощность,
поглощаемая ферритом, может быть измерена калориметрическим
методом [44]. Отношение максимального показания детектора
к минимальному, полученное при вращении выходной секции, харак-
характеризует эллиптичность проходящей волны. В измерениях с об-
463

раздам», проявляющими гистерезис, необходимо наблюдать верх-
верхнюю половину магнитного цикла.
Более удобным, хотя менее точным способом является окончание
круглого волновода анализатором, представляющим собой вращаю-
вращающуюся четвертьволновую пластину, после которой следует короткое
замыкание. Если пластина расположена перпендикулярно или парал-
параллельно поляризации падающей волны, то вся отраженная энергия
возвращается обратно во входное плечо, давая, таким образом, воз-
возможность измерить вносимые потери. Когда анализатор повернут
под углом 45°, отраженная энергия, излучаемая через плечо В,
пропорциональна синусу удвоенного угла фарадеевского вращения.
Питая соленоид синусоидальным током и прикладывая к пласти-
пластинам осциллографа напряжения, пропорциональные мощностям
на входе и выходе, можно наглядно представить такие свойства
феррита, как гистерезис и эллиптичность.
Другой метод основан на квадратичном детектировании мо-
модулированного выходного сигнала одного из плеч, пропорциональ-
пропорционального cos2 6/г [4]; полезны также и мостовые методы [250].
Были проделаны измерения [213, 265] фарадеевского вращения и
потерь в диапазоне [219] от 2 Ггц до миллиметровых длин волн [227]
с такими материалами, как медные ферриты [229] и парафино-фер-
ритовые смеси [123]. На частоте 35 Ггц выпускаемые промышлен-
промышленностью ннкелево-цинковый и марганцево-магниевын ферриты обес-
обеспечивают [156] угол вращения 45° при потерях ниже 0,1 дб и коэф-
коэффициент эллиптичности, превышающий 30 дб.
На частоте 9,5 Ггц была получена [165] добротность порядка
40 при использовании стержня диаметром 6,35 мм из мар-
ганцево-магниевого феррита марки феррамик-А. Этот материал
обеспечил [370] вращение на 150° при потерях в 0,6 дб на частоте
16 Ггц.
Никелево-цинковый феррит оптимального диаметра 3,68 мм
на частоте 11,2 Ггц в волноводе диаметром 19 мм имел [ 134 ] высокую
добротность, равную 720, по сравнению со значением 400, получен-
полученным с диаметрами стержней 3,05 и 4,45 мм.
Подобные результаты были получены [101] для никелевого
феррита на частоте 9375 Мгц путем измерений с различными диа-
диаметрами стержней. Характеристики можно несколько улучшить,
замещая 6% железа алюминием. На рис. 8.15 приведена добротность
для разнообразных составов марганцево-магниевого феррита [217];
контуры указывают на то, что оптимальный состав из 12% МпО,
58% MgO и 30% Fe2O3 дает добротность, равную 400.
Коэффициенты тензора проницаемости могут быть найдены
непосредственно возбуждением компонент, поляризованных по
кругу в отдельности, и измерением свойств каждой из них. Ти-
Типичная схема [156], изображенная на рис. 8.16, по существу пред-
представляет собой сбалансированный мост, в котором для поддержания
нуля на выходе фазовые изменения и общие потери компенсиру-
компенсируются с помощью откалиброванных приборов. Чтобы уменьшить
464

80 20
MgO
эффекты, обусловленные нестабильностью частоты генератора,
электрические длины двух плеч делаются как можно более одина-
одинаковыми.
Круглый волновод,
снабженный двумя чет-
четвертьволновыми пласти-
пластинами, возбуждается пря-
прямоугольным волноводом с
помощью плавных перехо-
переходов. Положительную кру-
круговую поляризацию можно
изменить на отрицатель-
отрицательную путем перестановки
этих пластин или, что
более удобно, изменением
направления тока в соле-
соленоиде на обратное. Сигнал,
отраженный ферритом, по-
поворачивается входной пла-
пластиной на 90°, и его амп-
амплитуда таким образом,
может быть измерена де-
детектором, расположенным
в перпендикулярном пле-
Рис. 8. 15. Добротность в зависимости от
состава феррита.
Частота 9,525 Ггц. Ферритовый стержень диа-
диаметром 6,6 мм и длиной 3 мм помещался R вол-
волновод диаметром 23 мм. (См. [217].-)
че входного возбудителя. Фарадеевское вращение, вычисленное
на основе отдельных фазовых сдвигов, измеренных этим устрой-
устройством, согласуется с точностью до 1% со значением, полученным
в экспериментах с линейной поляризацией.
К детектор// Феррит^
Переход
четверть-
Валнавые
пластинки
Вход
КалиброВа нный
аттенюатор
Калиброванный
фазовращатель
Выход
Прямоугольный
волновод
Рис. 8. 16. Мостовая схема для измерений с волнами, поляри-
поляризованными по кругу.
На рис. 8.17 приведены результаты измерений [156] фазового
сдвига обоих компонент и вносимых потерь положительной со-
составляющей только для ферритов феррокскуб-В на частоте 35 Ггц.
465

Следует отметить, что волны с положительной и отрицательной
круговой поляризацией имеют фазовые сдвиги разных знаков.
Подобные эксперименты [84] на частоте 9,5 Ггц, использующие
ферритовые пластины
толщиной
Положительное напра-
направление Вращения
0,75 мм, дали возможность
оценить диэлектрическую по-
постоянную; опыты с намаг-
намагниченными стержнями, ра-
радиус которых был равен 0,1
радиуса волновода, позволи-
позволили определить тензор прони-
проницаемости. Компоненты тензо-
тензора были также измерены
[245] на частоте 9 Ггц для
марганцево-магниевого фер-
феррита марки феррамикК-1 при
использовании стержней тех
же размеров. В этом случае
фазовый сдвиг измерялся с
помощью сложной гетеродин-
гетеродинной схемы. Сдвиг фазы и
затухание волн с круговой
поляризацией на частоте
9 Ггц были определены [308,
309] для образцов длиной
38,1 мм и диаметром 6,35 мм;
никелево-цинковый феррит
марки феррамик-D обеспечил
наименьшие потери и имел
добротность около 60.
Высокочастотное магнит-
магнитное поле может быть во
много раз увеличено при по-
помощи резонатора бегущей
волны [24]. Как показано на
рис. 8.18, резонатор состоит
из волноводной петли, концы
которой соединены вместе,
образуя при этом кольцо.
Возбуждение при помощи направленного ответвителя создает
волну, распространяющуюся при соответствующих фазовых усло-
условиях в одном направлении; накопление энергии происходит
внутри кольца.
Ферритовый образец вводится в кольцо, теория которого была
разработана как для взаимных [336, 400], так и для невзаимных
[399] условий. Потери и фазовый сдвиг, обусловленный образцом,
могут быть измерены с помощью откалиброванных приборов,
введенных в кольцо; кроме того, в указанном устройстве до-
дополнительный направленный ответвитель позволяет произвести
466
1
/
f
в——
4
/
?=
-—
—
(•I
1
Положительное напра-
вление Вращения
=
mm
чтш
=
1
- о»
_. 1
200
Ш 600 800 W00
Магнитное поле, э
1209
Рис. 8. 17. Свойства типичных ферри-
ферритов для воли, поляризованных по
кругу.
Фазовый сдвиг изображен для обоих направ-
направлений круговой поляризации. Для отри-
отрицательной компоненты вносимые потери не
зависели от приложенного поля.

измерение поля в кольце. Условие резонанса достигается при ре-
регулировке частоты генератора.
Кольцо может быть целиком изготовлено из прямоугольного
волновода; при желании в ферритовой секции посредством четверть-
Четверть-
Логлощающие ФерритоВый Волновые
Плавный переход пластины стержень пластины
Направленный
Ответвитель
Аттенюатор
дня установ-
установки уровня
Генератор со
стабилизиро-
стабилизированной часто-
частотой
Измеритель
Рис.8. 18. Резонатор бегущей волны, поляризованной по кругу, для
измерений на ферритах. (См. [24].)
'10
/
У
„У
/
/
Придл
'для то
пласт
мение
нкой.
ины
0,2 04 0.6 0,8 /О
Положение пластины d,cm
а)
1,2
0,05 0,10 0,15 0,20 0.25
Толщина пластины t см
ю
Рис. 8.19. Дифференциальный фазовый сдвиг с асимметрично расположен-
расположенной ферритовой Пластиной.
Частота 9 Ггц. Я0=200 з. Намагниченность феррита Мо=3000 гс, ?=10.
а —фазовый сдвиг в зависимости от расположения пластины; б—фазовый сдвиг в за-
зависимости от толщины пластины. (См. [206].)
волновых пластин можно получить бегущие волны с круговой
поляризацией. Техника измерений аналогична применяемой в обыч-
обычных мостовых схемах.
В случаях, когда поле прикладывается в поперечном направле-
направлении, измерения обычно выполняются [74, 166, 305] на прямоуголь-
прямоугольных волноводах с видом колебаний ТЕ01.
467

Эксперименты [332] при частотах 8,2 — 10,1 Ггц с материалами
феррамик и феррокскуб проводились на пластинах толщиной
0,254 мм, помещенных внутри волновода сечением 23 X 10 мм
в положении круговой поляризации. Диэлектрические потери
в общем были малы, но большинство ферритов имело значительные
потери в области слабых полей; при резонансе отношение потерь
обратной и прямой волн было около 20. С увеличением температуры
максимальные обратные потери и резонансное значение поля умень-
уменьшались. Исходя из различных результатов были получены числен-
численные значения эффективной намагниченности насыщения и постоян-
постоянной затухания с использованием теории тонких пластин.
На рис. 8.19, а показан дифференциальный фазовый сдвиг
поперечно намагниченного феррита в зависимости от положения
пластины при нескольких значениях ее толщины, а на рис. 8.19, б
изображен максимальный дифференциальный фазовый сдвиг в зави-
зависимости от толщины пластины; пунктирной линией показана
зависимость, следующая из приближения к тонкой пластине.
8.5. РЕЗОНАНСНЫЕ ВЕНТИЛИ
В вентилях резонансного типа используется [367, 377, 487, 526]
невзаимное затухание в волноводе, нагруженном ферритом. Если
ферритовый стержень продольно намагничен до значения, обеспе-
обеспечивающего резонанс, то поглощение велико для положительно
вращающейся волны и мало для волны с отрицательным направле-
направлением вращения. Примером эффективного вентиля может служить
круглый волновод, содержащий феррит и имеющий на обоих концах
четвертьволновые пластины. Входная и выходная волны линейно
поляризованы. При желании можно установить переходные секции
от круглого к прямоугольному волноводу. Резонансные вентили
обычно характеризуются отношением потерь, вносимых обратной
и прямой волнами; для данного феррита и геометрии это отношение
является постоянным и не зависит от длины стержня.
Отношение дается выражением [201]
B<*rx)\ (8.39)
Простейший и наиболее распространенный вентиль резонансно-
резонансного типа состоит из прямоугольного волновода с колебаниями вида
TEoi, внутри которого соответствующим образом расположена
тонкая поперечно намагниченная ферритовая пластина. Максималь-
Максимальное отношение обратных потерь к прямым зависит для данного
материала от толщины пластины; экспериментальные данные
показывают, что для марганцево-магниевого феррита на частоте
9 Ггц наилучшие результаты получаются при отношении толщины
пластины и ширины волновода, приблизительно равном 0,05.
Отношение потерь обычно достигает максимума, если подобрать
магнитное поле так, чтобы обратные потери были наибольшими.
468

Уменьшение высоты ферритовой пластины по сравнению с вы-
высотой узкой стенки волновода улучшает отношение потерь. Это
указывает [134] на важную роль диэлектрических явлений, так
как с уменьшением высоты ток смещения через феррит должен
снижаться гораздо быстрее, чем взаимодействие феррита с магнит-
магнитным полем.
В одном из таких вентилей используется [88] ферритовая пла-
пластина, расположенная против широкой стенки волновода и за-
занимающая 12% его высоты. При отношении толщины пластины
к ширине волновода, равном 0,02, было получено отношение обрат-
обратных потерь к прямым больше чем 50. Благодаря тепловому
IfOO 1600 J800 2000 2200 2Ш 2600 2800 3000
Магнитное попе, э
Рис. 8.20. Характеристика резонансного вентиля.
Ферритом служит материал с высокой намагниченностью насыщения
Мо. Отношение обратных потерь к прямым при резонансе больше
120. (См. [133].)
контакту феррита со стенками волновода устройство могло рас-
рассеивать среднюю мощность около 45 вт без принудительного
охлаждения, не обнаруживая при этом значительного изменения
свойств. Улучшение характеристик может быть достигнуто
применением более длинных пластин, но из-за уменьшения эф-
эффективности магнитной цепи в этом случае требуется более силь-
сильный магнит.
Необходимую длину феррита можно уменьшить 1518], если
рядом с ним поместить материал с высокой диэлектрической по-
постоянной, чтобы сконцентрировать высокочастотную энергию. В то
же время использование феррита с высокой намагниченностью
насыщения уменьшает необходимую величину магнитного поля.
Такой усовершенствованный вентиль [133, 466] изображен вместе
со своими характеристиками на рис. 8.20.
В одной новой конструкции резонансного вентиля [119] вместо
магнита используются близко расположенные кольца из мягкого
феррита с прямоугольной кривой намагничивания, охватывающие
спиральную линию передачи. Высокочастотное магнитное поле
вне спирали в основном поляризовано по кругу в плоскости, про-
469

ходящей через ось спирали. Поскольку направление намагничива-
намагничивания феррита перпендикулярно этой плоскости, возникают условия
невзаимного затухания.
Хотя вентили резонансного типа были сконструированы [196,
534] на миллиметровых волнах, диапазон их применения, ограни-
ограничиваемый размером и весом магнита, лежит, вероятно, в области
частот до 20 Ггц. Такие вентили особенно удобны на более низких
частотах, хотя несколько вентилей было разработано [70, 102, 118,
183, 238] для применения на частотах 3—10 Ггц. При использовании
видоизмененной диэлектрической нагрузки на частоте 1,3 Ггц
было получено [161] отношение, равное 15. Составлены [11] но-
номограммы для расчета вентилей.
Влияние изменений намагниченности насыщения [114, 471],
вызываемых колебаниями температуры окружающей среды, на ха-
характеристики резонансных вентилей может быть ослаблено соот-
соответствующим выбором формы ферритов. Фактор размагничивания
вдоль оси волновода обычно мал, и с помощью совместного под-
подбора двух других факторов сдвиг резонансной частоты можно
свести к минимуму [232]. Например, феррит с намагниченностью
насыщения 2000 гс, используемый на частоте 5,6 Ггц, имеет зна-
значение №0®/уМ0, равное 2,0. Оптимальное поперечное сечение
имеет размер, перпендикулярный к приложенному полю, равный
0,415 от размера, параллельного полю; при этом из уравнения
(8.11) следует, что приложенное поле равно 4000 э.
Если повышение температуры обусловлено поглощением мощ-
мощности прямой или обратной волны, то необходимо рассмотреть
дополнительные факторы. Обычно ферритовая пластина находится
в тепловом контакте со стенкой волновода, и выделенное тепло,
протекающее через материал, устанавливает некоторый темпера-
температурный градиент. Было показано [369], что при больших прикла-
прикладываемых мощностях может возникать тепловая нестабильность.
В типичном марганцево-магниевом феррите на частоте 2,8 Ггц
при возрастании средней мощности от 95 до 220 вт происходило
изменение обратных потерь от 7,5 до 3,4 дб. В этом же материале
наблюдалось ослабление основного резонанса, вызываемое нели-
нелинейными эффектами при пиковых мощностях, превышающих 100 кет.
Применение никелево-цинкового феррита с принудительным
воздушным охлаждением обеспечивает возможность работы вентиля
с пиковой мощностью 5 Мет при средней мощности 5 кет. В вентиле
для больших мощностей, разработанном [321] для частоты 1,3 Ггц,
использован никелево-кобальтовый феррит.
Рабочая ширина полосы резонансных вентилей зависит от
геометрии устройства и ширины линии феррита [320], таким об-
образом, при использовании неоднородного магнитного поля она
может увеличиться. В одном новом широкополосном вентиле [1161
применяли четыре ферритовые пластины, их намагниченность
насыщения выбиралась так, чтобы при поле 6500 э получить резо-
резонансные частоты 8,4, 9,0, 11,5 и 12,5 Ггц. Кроме того, каждыйферрит
470

был помещен на широкой стенке волновода в такой плоскости,
где на его частной резонансной частоте имелась чисто круговая
поляризация. Обратные потери вентиля в диапазоне 8,2—12,3 Ггц
превышали 10 дб, в то Бремя как прямые потерн были ниже 0,8 дб.
При использовании этого устройства в сочетании с нагрузкой,
имеющей КСВН, равный 3, можно было без принудительного
охлаждения управлять мощностью, пиковое значение которой
достигало 250 кет, а среднее 250 вт. Были созданы также резо-
резонансные, вентили на гребневых
волноводах [74, 149].
В коаксиальных и плоско-
плоскопараллельных линиях, где рас-
распространяются колебания типа
ТЕМ, высокочастотное магнит-
магнитное поле линейно поляризовано
во всех точках и все феррито-
вые эффекты обычно взаимны.
Для частоты 1,3 Ггц [411] и
2—4 Ггц [1291 были разработа-
разработаны модуляторы на коаксиаль-
коаксиальных линиях. Они основаны на
ферримагнитном резонансе про-
продольно намагниченной феррито-
вой втулки, расположенной так,
как показано на рис. 8.21, а.
Для полосы частот 2 — 4 Ггц
разработана другая конструк-
конструкция аттенюатора, использую-
использующая феррит как часть 50-ом-
ной коаксиальной линии [62]
(рис. 8.21, б). Продольное
магнитное поле при этом соз-
создается соленоидом.
На частоте 500 Мгц прямые и обратные потери были соответ-
соответственно 1,5 и 50 дб.
Невзаимные свойства могут проявляться в коаксиальной линии
с поперечным сечением, частично заполненным [113, 117, 325)
диэлектриком, который служит для искажения структуры поля
и образования почти чисто круговой поляризации на границе
раздела между воздухом и диэлектриком. Наилучшая степень
круговой поляризации получается, как показано на рис. 8.21, в,
в точках Л и В на поверхности диэлектрика. Направление поля-
поляризации в этих точках одинаково, и, таким образом, они являются
наилучшим местом расположения ферритовых стержней в попереч-
поперечном поле. Сконструированный на этих принципах вентиль, ис-
использующий никелево-цинковый феррит, имел обратные потери
более 10,5 дб в полосе 2—4 Ггц при вносимых потерях 0,8 дб.
Наилучшие характеристики получаются при использовании [2421
471
¦Б
a)
Я
8)
— —
t)
H0—>
ш
—
г;
Рис. 8. 21. Конфигурации ферритов,
используемые в коаксиальных ли-
линиях с колебаниями типа ТЕМ:
а и б —взаимные устройства с продоль-
продольным полем; в и г — невзаимиые устрой-
устройства с поперечным полем. (См. [129 и 62].)

иттриево-железного граната; один такой вентиль обладал [136]
обратными потерями в 40 дб на средней частоте.
Изменение полного и дифференциального фазового сдвига
в зависимости от диэлектрического угла потерь, площади попереч-
поперечного сечения и напряженности магнитного поля хорошо согла-
согласуется [509] с вычисленными значениями [66].
На рис. 8.21, г направление вращения круговой поляризации
на поверхности / идентично направлению вращения на поверхности
2 и противоположно направлениям вращения в плоскостях 3 и 4,
как и в прямоугольном волноводе.
8.6. УСТРОЙСТВА, РАБОТАЮЩИЕ СО СЛАБЫМИ ПОЛЯМИ
8.6.1. Устройства с фарадеевским вращением
Во избежание магнитного поглощения устройства [297] с фа-
фарадеевским вращением должны работать в области полей, далекой
от резонанса. На низких частотах это условие трудно обеспечить,
так как ферромагнитный резонанс может существовать, когда
феррит еще ненасыщен.
Подвижный постоянный
магнит
Феррит, дающий
вращение на 45
ПоглощоЮщие
пластины
Поглощающие
пластины
механическая скрутка
на U5 "для согласования
Входного и выходного пря-
прямоугольных Волноводов
рнс. 8." 22. Изолятор с фарадеевским вращением на частоте 35 Ггц.
Хотя об устройствах*[135], работающих выше резонанса на час-
частоте 0,425 Ггц, уже сообщалось, обычно практически выбирают
материал с достаточно низкой намагниченностью, так чтобы можно
было работать ниже насыщения без чрезмерных потерь в области
слабых полей.
Было установлено 1370], что вентили, основанные на фараде-
евском вращении, пригодны для миллиметровой области; типич-
типичный вентиль на частоте 35 Ггц изображен на рис. 8.22. Энергия
отраженной или обратной волн затухает в поглощающей пластине;
скрученная секция с углом 45° устанавливается для согласования
входной и выходной секций, включающих плавные переходы
от прямоугольного волновода к круглому. Постоянный магнит
может передвигаться в небольших пределах вдоль оси, так что
вращение, создаваемое ферритом, на месте можно регулировать;
72

для получения максимальных обратных потерь угол вращения
должен быть равным точно 45°. Ферриты, используемые в таких
вентилях, должны обладать низкими вносимыми потерями и боль-
большим коэффициентом эллиптичности; гистерезис при этом не яв-
является помехой. В приведенном примере марганцево-магниевый
феррит во внешнем поле 200 э обеспечивал прямые и обратные
потери, соответственно равные 0,5 и 30 дб.
Другое устройство, изображенное на рис. 8.23, использует
на входе гибридное соединение в круглом волноводе. Энергия,
поступающая в плечо /, излучается через плечо 2, а энергия, по-
поступающая в плечо 2, излучается из плеча 3. Чтобы поглотить
иоглощоницая
пластина
Постоянный \^
магнит >
Пприп 1 >^>^V \
Поршень
J
^-^ Гибридное
соединение
Плечо 2 у—-?.
% .'/ Переход от пря-
*'"/ тигельного вол-
S повода к кругло-
круглому, подернутый
. на 45°
45°т Вращение
^ Втулка из пенопласта
ФерритоВып стержень,
заточенный на конце
Рнс. 8. 23, Изолятор на фарадеевском вращении для
больших мощностей.
Энергия, поступающая в плечо /, излучается через плечо
2, а энергия, поступающая в плечо 2, излучается через
плечо 3.
энергию обратной волны, можно использовать согласованную
нагрузку с большим рассеянием. Это даст возможность устройству
работать при больших мощностях сверхвысоких частот.
В вентиле [501 ] для частот около 9 Ггц ферритовые пластины
размещались против четырех сторон восьмиугольного волновода,
где возбуждалась волна с круговой поляризацией; при мощности
б кет вносимые потери составили 0,5 дб.
Ширину полосы вентилей с фарадеевским вращением можно
увеличить, снижая предельную частоту по сравнению с рабочей
частотой. Это условие выполняется при заполнении волновода
диэлектриком; в этом случае необходимо предусмотреть подавление
высших видов колебаний.
Применяя [75] четерехгребневый волновод, можно понизить
предельную частоту для колебаний основного вида. Волновод
диаметром 25,4 мм, снабженный гребнями высотой 8,73 мм и шири-
шириной 3,18 мм, позволяет получить устройство, создающее поворот
на угол 90° с точностью 2% в полосе частот 8,0—9,6 Ггц.
473

В широкополосном вентиле, использующем свойство различной
концентрации энергии для положительной и отрицательной круго-
круговых поляризаций, применен [427, 428] стержень из феррита
(феррзмнк R-1), покрытый аквадагом. В диапазоне 8 II Ггц
обратные потери были больше 30 дб при вносимых потерях ниже 3 дб.
Другой метод создания широкополосных устройств основан
[218] на использовании двух ферритовых стержней, намагниченных
в противоположных направлениях. Изменения с частотой фара-
деевского вращения в обоих ферритах могут быть скомпенсированы
либо путем подбора двух ферритов с различными намагниченностями,
либо применением стержней с различными диаметрами. Исполь-
Использование этого метода при стержнях из феррамика А-106 и R-1
позволило получить ширину полосы в 12%.
С помощью прямоугольного волновода, скрученного на 90°,
были получены [28] широкополосные невзаимные характеристики
на частоте 9 Ггц.
Изменение добротности с увеличением температуры [115] зави-
зависит от того, что падает быстрее: вносимые потери, связанные
с анизотропией, или фарадеевское вращение, связанное с намагни-
намагниченностью насыщения. Было замечено [133, 134], что добротность
одних ферритов с возрастанием температуры улучшается, а дру-
других — падает. Поскольку свойства феррита могут сильно меняться
с температурой, в вентилях, применяемых для высоких мощностей,
необходимо обеспечить возможность работы в широком интервале
температур [386].
Область частот и температур, в которой имеется удовлетво-
удовлетворительная развязка, можно расширить, используя несколько
вентилей, соединенных каскадно.
Отдельные ферритовые вставки, разделенные поглотителями
поперечной поляризации, размещаются в одном круглом волноводе.
Для N вставок обратные потери увеличиваются в N раз. Прямые
потери возрастают во столько же раз, но для хороших материалов
это может быть еще приемлемым. Например, вентиль такого типа
из двух секций обладал обратными потерями 53 дб и прямыми
0,25 дб A34]. Другой метод обеспечения широкополосности
заключается в том, что каждая секция вентиля создает вращение
точно 45° при N различных значениях частот или температур
в желаемом рабочем диапазоне.
Переменный аттенюатор, использующий эффект Фарадея, состо-
состоит [33, 127, 239] из вращательного элемента в круглом волноводе
с входными и выходными поглощающими пластинами, располо-
расположенными под углом 90°. При наложении магнитного поля вносимые
потери снижаются до минимума, который наступает, когда угол
вращения равен 90°. Если минимальные потери требуется полу-
получить в невозбужденном состоянии, пластины должны быть распо-
расположены параллельно друг другу. Для связи с прямоугольным
волноводом на входе и выходе можно использовать плавные или
ступенчатые переходы. Такой аттенюатор обеспечивает полезное
474

затухание до 30 дб, однако характеристика его зависит от гистере-
гистерезиса и коэффициента эллиптичности феррита.
В другом аттенюаторе [231J используется эффект смещения поля;
аттенюатор состоит из цз ферритовой трубки, заполненной графи-
графитовым порошком. Когда феррит намагничен, концентрация энергии
в графите приводит к сильному затуханию отрицательной круговой
волны. Динамический диапазон устройства достаточно широк; при
использовании с никелево-цинковой ферритовой трубкой на часто-
частоте 9 Ггц максимальное и минимальное затухания составляют соответ-
соответственно 5 и 45 дб [85].
Пенистый,
полистирол. Выход
Соленоид^,„ ;„ци „/». 60
/Поглощающая
пластинка при
шовный
переход от
прямоугольно-
прямоугольного Волновода \ во
«круглому \ферритоВая
вставка.
Длина 77мм
ф 16 мм
а)
Рис. 8. 24. Аттеиюатор-изолятор, использующий фарадеевское
вращение:
а —общий вид устройства; б —характеристика на 35 Ггц. суммар-
суммарное затухание прямой и обратной волны; затухание лишь прямой
волиы. (См. [200].)
Аттенюатор-вентиль, управляемый по току (рис. 8.24, а), наряду
с некоторыми изолирующими свойствами создает переменное за-
затухание для сигналов сверхвысоких частот, распространяющихся
в одном направлении [200].
Если ф—угол между входным и выходным волноводами, то
прямые потери, выраженные в децибелах, составят
Lt = 201g sec (ф — QF), (8.40)
тогда как обратные потери будут
ec(9 + eF). (8.41)
Общие потери для сигнала, проходящего устройство дважды,
по одному разу в каждом направлении, даются формулой
Lf + Lb= 20 lg [sec (<p — QF) sec (<p + QF)). (8.42)
Эта теоретическая характеристика для Ф = 60° показана на
рис. 8.24, б. При изменении QF от + 44° до— 30° прямые потери
возрастают от 0,3 дб до бесконечности; с другой стороны, общие
475

потери всегда превышают 12 дб. Указанная характеристика под-
подтвердилась измерениями на частоте 35 Ггц с марганцево-магниевым
ферритом длиной 28 мм и диаметром i ,59 мм.
Из рис. 8.17 следует, что продольно намагниченный ферритовый
стержень, помещенный в круглом волноводе, действует на волны
с круговой поляризацией как фазовращатель [72]. На практике
для того чтобы связать устройство с системами, имеющими линейную
поляризацию, следует на входе и выходе помещать четвертьволно-
четвертьволновые пластины. Фазовый сдвиг удваивается, если вторую пластину
заменить [314] коротким замыканием. Отраженная волна испыты-
испытывает второй фазовый сдвиг того же знака, что и прямая, и в конце
концов она выходит из входной четвертьволновой пластины с пло-
плоскостью поляризации, перпендикулярной плоскости поляризации
падающей волны. Прямые и обратные волны можно разделить
с помощью круглого гибридного соединения.
Указанное устройство, как и то, из которого оно было получено,
невзаимно в том смысле, что при одном направлении распро-
распространения происходит опережение по фазе, а при другом — отстава-
отставание. Для двух направлений поляризации фазовый сдвиг в феррите
различен, и для линейно-поляризованной волны имеется чистый
взаимный фазовый сдвиг, сопровождаемый, конечно, невзаимным
вращением. Этот эффект был использован [314] при создании взаим-
взаимного фазовращателя с применением двух подмагничивающих кату-
катушек, намотанных так, чтобы общее вращение было равно нулю,
а фазовый сдвиг удваивался.
Фазовращатель Реджиа — Спенсера [87, 294] состоит из прямо-
прямоугольного волновода, внутри которого помещен цилиндрический
ферритовый стержень, а магнитное поле прикладывается в про-
продольном направлении.
Механизм действия устройства поясняется в работах [90, 298,
462], где указывается на то, что линейно-поляризованная волна,
входящая в феррит, поворачивается по часовой стрелке на 45°.
Затем волна может быть разложена на две составляющие, распро-
распространяющиеся с различными фазовыми скоростями. В конце концов
на выходе получается волна с круговой поляризацией, имеющая
фазовый сдвиг, пропорциональный приложенному магнитному полю.
Благодаря концентрации энергии волна не соприкасается со стен-
стенками волновода и остается, таким образом, поляризованной
по кругу до тех пор, пока не достигнет выхода, где она вновь пре-
превращается в линейно-поляризованную волну. Метод, использовав-
использовавшийся на 9,1 гц, был распространен на 24 гц [522] и 35 гц [523],
при этом достигнуты добротности вплоть до 4000 град/дб. Одна
из разновидностей гиратора получается в том случае, если фазовый
¦сдвиг равен нулю в прямом направлении и л в обратном на-
направлении.
Гиратор был впервые осуществлен [165] в виде конструкции,
показанной на рис. 8.14; фарадеевское вращение было равно 90°,
причем входная и выходная секции устанавливались параллельно
476

другдругу. Обычно поглощающие пластины, показанныена рис.8.22,
в устройство можно не вводить, однако необходимо, чтобы фараде-
евское и механическое вращения можно было регулировать до 90°.
В отношении температурной и частотной шпрокополосностн спра-
справедливы замечания, сделанные при рассмотрении вентилей,
когда были даны [168, 303, 412] описания практических гира-
торов.
Основная конструкция циркулятора, описанная Хоганом [165],
состоит из двух гибридных схем, соединенных друг с другом через
главные плечи; в одном из соединительных волноводов содержится
гиратор. Легко можно показать, что энергия, входящая и выходя-
выходящая из четырех плеч, будет распространяться по путям, указанным
на рис. 8.11, в. Циркулятор с фарадеевским вращением [525]
состоит из элемента, вращающего на 45°, и двух круговых гибридных
соединений, выровненных при 45° (рис. 8.14). Входная волна
вида ТЕ01 возбуждает в круглом волноводе плеча А линейно-
поляризованную волну ТЕП, которая поворачивается на 45°,
чтобы возбудить волну ТЕ01 в плече С. Аналогично волна на
входе плеча С возбуждает волну на выходе плеча В и т. д.
Возможны также и другие конфигурации. Например, были
сконструированы циркуляторы с фарадеевским вращением, волно-
водно-коаксиальными [144] выводами и окружающими турннкет-
нымй соединениями [5]. Характеристика широкополосного цнр-
кулятора с фарадеевским вращением может ухудшиться из-за
вносимых потерь и утечки между соседними и чередующимися
плечами, обусловленных соответственно изменением вращения
с частотой и отражением от ферритовых элементов. Вращение
можно сделать почти независимым от частоты, если предотвратить
концентрацию энергии в феррите, покрывая стенки волновода
слоем диэлектрика [213]. Переходы от прямоугольного волновода
к круглому должны быть широкополосными; желательно также,
чтобы они имели фильтры видов колебаний, выполненные из шты-
штырей или пластин.
На основе указанных принципов был сконструирован цирку-
циркулятор [256] для диапазона частот 10,7 — 11,7 Ггц, который обладал
минимальными обратными потерями 30 дб в каждом плече при
минимальной развязке между непередающими плечами 30 дб
и вносимыми потерями между передающими плечами 0,35 дб.
Анализ [65] показывает, что коаксиальная линия, соответ-
соответствующим образом нагруженная диэлектриком и ферритом, может
обеспечить невзаимный фазовый сдвиг на частоте 2 Ггц; подобные
вычисления можно распространить [53] на устройство для частоты
400 Мгц. При анализе iV-проводной системы с симметрией вращения,
окружающей ферритовый стержень [54], было показано, что в по-
подобных структурах с колебаниями вида ТЕМ может иметь место
фарадеевское вращение.
Для любого собственного вида колебаний каждый провод не от-
отличается от других по амплитуде возбуждения, но может раз-
477

личаться по фазе. Виды волн поэтому поляризованы по кругу
и вследствие симметрии существуют при обоих направлениях
вращения. В частности, для четырехпроводной системы параметры
феррита могут быть подобраны так, чтобы создавать поворот 90°
(при этом получается гиратор). В свою очередь, в восьмипроводной
системе их можно подобрать так, что поворот составит 45° (при
этом получается цнркулятор). Параллельное расположение [171]
двух проводов и феррнтового стержня внутри заземленного внешнего
экрана может вести себя как гпратор, вентиль, переключатель
или модуляр с шириной полосы, ограничиваемой лишь шириной
полосы ферритового материала.
8.6.2. Устройства с поперечным полем
Поперечно намагниченные ферриты могут использоваться [409,
437] для создания взаимных и невзаимных устройств. Эффекты
смещения поля дают возможность получить [94, 134, 460, 516]
невзаимное затухание в устройстве, изображенном на вставке
I
II
109
* -1
-1,27%
-' Фе
ррит
1ЧА
\/
Погло'щающий /
слои
у
\
1H
24,0
24,5 25,0
Частота/гц
а)
Г
tzo
Волновод
'Обратные
V
Прямые
25,5 Zt.O
ZU,5 25,0
Частота, Ггц
6)
25,5
Рис. 8. 25. Эффект смещения поля ферритами.
На вставке изображено устройство с поперечио-намагиичеиным ферритом. Материалом
служит феррамик-J, М„=2900 ее, длина равна 38,1 мм.
¦— электрическое поле для обратной волны; электрическое поле для
прямой волны;
а —отношение обратных потерь к прямым; б —обратные и прямые потери. (См. [[34].)
рис. 8.25, а. Анализ [459] вентиля с ферритом высотой на пол-
полную высоту волновода показал, чт® для того, чтобы для прямой
волны на поверхности феррита выполнялись условия нулевого
электрического поля, требуется и/ц >> 1.
На практике лучшее согласование сопротивлений получается
при меньшей высоте феррита. Нулевое электрическое поле теперь
сохраняется лишь в области около вертикального центра пластины,
поэтому поглощающая пленка помещается именно в этой области.
Кривые, изображенные на рис. 8.25, а и б, дают характеристики
вентиля на частоте 24 Ггц. Устройства были промоделированы
[461] для рабочих частот 4, б и 11 Ггц. Макет [457] с двумя пласти-
пластинами для частоты 11 Ггц обладал более широкополосными ха-
478

рактернстпкамп. При использовании гребневых волноводов [149]
рабочая ширина полосы увеличивается.
Фазовые сдвиги, возникающие в структурах с поперечны ми
полями, могут быть взаимными и невзаимными [410, 464]. При-
Присутствие намагниченного феррита в круглом волноводе снимает
вырождение взаимно ортогональных колебаний вида TEU. Теперь
они имеют различные фазовые скорости, так что устройство обла-
обладает свойством двойного лучепреломления [407]. Фазовый сдвиг
становится значительным при слабых полях, если использовать
две пластины,'намагниченные в противоположных направлениях;
в то же время нежелательное диэлектрическое двойное лучепре-
лучепреломление устраняется, когда применяются [134] четыре фер-
рптовые пластины, как показано на рис. 8.26, а.
Рис. 8. 25. Ферритовые структуры с двойным луче-
лучепреломлением:
а — ферритовые пластины А —А имеют проницаемость мень-
меньше единицы для поляризации Ех, распространяющейся За
плоскость рисунка; 6—все четыре ферритовые пластины
имеют проницаемость меньше единицы для поляризации
Ех, распространяющейся За плоскость рисунка. (См. [134].)
Для волны с электрическим полем, поляризованным по оси
Ех, ферритовые пластины А — А имеют относительную проницае-
проницаемость меньше единицы, тогда как пластины В— В не оказывают
никакого действия. В свою очередь, для волны с электрическим
полем Еу проницаемость пластин В — В превышает единицу;
а пластины Л — Л не оказывают никакого действия. Таким обра-
образом, фазовая скорость для волны Ех больше, а фазовая скорость
для волны Еу меньше, чем для ненамагниченных ферритовых пла-
пластин. Для обратного направления распространения поляризации
волн с большей и меньшей фазовыми скоростями поменяются
местами. Другое возможное устройство изображено на рис. 8.26, б.
Если объединить устройства, показанные на рис. 8.26, а и б,
то феррит будет образовывать трубку, соприкасающуюся с волно-
водными стенками и возбуждающуюся четырехполюсной магнитной
системой. Наряду с другими структурами в круглом волноводе,
479

обладающими свойством двойного лучепреломления, такое устрой-
устройство рассматривалось как дифференциальный фазовращатель. По-
Полуволновая пластина, требующая внешнее магнитное поле в 210 э,
обладает [181] потерями на преобразование не более 3 дб в полосе
частот 9,0 —9,7 Ггц. Такая система имеет удачную конфигурацию
магнитных силовых линий и хороший теплоотвод; она полезна
в фазовращателях с непрерывным изменением фазы. Другим
возможным устройством может быть круглый волновод, нагру-
нагруженный ферритом, который действует [307] как полуволновая
Феррит
ят
2
Диэлектрик
^ (взаимный)
0,707
г—
0,707--
J
Феррит'
^_
^Прямоугольный.
волновод
Этот узел использует два направленных фа-
эовращателя на 90° и один взаимный фазо-
вращатель на 90°. Для связи служат 5 от-
верстий с затуханием 3 дб. (См. [134].)
пластина для одного направ-
направления распространения и как
четвертьволновая — для дру-
другого.
В некоторых фазовраща-
фазовращателях были использованы
[164, 179, 333, 353, 531]
поперечно намагниченные
ферритовые пластины, рас-
положенные в прямоуголь-
ном волноводе асимметрич-
™ Д™ "«.учения МНКСИ-
МЯЛЬНОГО ДИффервНЦИальНОГО
фаЗОВОГО СДВНГа ЭТИ ПЛасТИНЫ
ДОЛЖНЫ раСПОЛагЭТЬСЯ ТЭК,
чтобы поле внутри них было
поляризовано по кругу. Такое положение феррита зависит от его
формы, но для стержней или тонких пластин расстояние феррита
от боковой стенки равно четверти ширины волновода.
Один из методов обеспечения широкополосное™ [458] заклю-
заключается в использовании двух ферритовых вставок, расположенных
по обе стороны от центра волновода. Меняя какие-либо магнитные
или геометрические параметры, можно добиться того, чтобы измене-
изменения дифференциального фазового сдвига с частотой в двух пласти-
пластинах компенсировали друг друга.
Если толщина, длина и намагниченность пластины выбраны
так, что дифференциальный фазовый сдвиг равен 180°, устройство
удовлетворяет требованиям гиратора [74]. Такие узлы были вы-
выполнены, например, для частоты 9 Ггц с фазовым сдвигом между
170 и 190° в 10%-ной полосе частот. Подобным образом можно
получить невзаимный фазовый сдвиг, равный 90°. На рис. 8.27
изображены два таких устройства, которые в соединении с взаимным
фазовращателем на 90° и двумя щелевыми мостами обеспечивают
[134] фазовые сдвиги, необходимые для работы циркулятора.
Ширину полосы можно увеличить, используя распределенную
взаимную связь между волноводами, имеющими невзаимные фазо-
фазовые постоянные.
Четырехплечий циркулятор в полосе 2,6 — 3,0 Ггц получается
при использовании [13] двойниковой невзаимной фазосдвигающей
480

секции между сложенным Т-образным гибридным соединением
н щелевым мостом. Конфигурация феррита, в качестве которого
служил марганцево-магнневын алюминат, была такова, что доброт-
добротность фазовращателя достигала 900 град/дб. Для того чтобы избежать
потерь при слабых полях, частота 1,3 Ггц, при которой работает
этот феррит, должна лежать выше резонанса [12, 13], поэтому пред-
предпочтительны такие материалы, как иттриево-железный гранат.
Направленный ответвитель с полной связью составляет основу
четырехплечего циркулятора со смещением поля, изображенного
на рис. 8.28, а. Единственной компонентой поля, которая связывает
волноводы, является продольная составляющая высокочастотного
магнитного поля. Для волны, распространяющейся в направлении
Вспомогательный
. волновод
Рис. 8. 28. Циркуляторы со смещением поля:
а —четырехплечий; 6 — трехплечий. (См. [134].)
от плеча 4 к 1, указанное поле в положении слева от центра волно-
волновода равно нулю, и ряд отверстий, расположенных в этой нулевой
зоне, не связывает волноводы. Волна, распространяющаяся от
плеча 1 к 4, полностью передается во вспомогательный волновод и
излучается из плеча 2 и т. д. В результате получается схема цирку-
циркулятора.
Трехплечий вариант устройства изображен на рис. 8.28, б;
щель здесь расположена так, чтобы отсутствовала связь с плечом 3
при вхождении волны в плечо/. Однако волна, входящая в плечо 2,
полностью связана с выходом 5 и т. д. Другие конструкции [71]
циркулятора включают устройства для миллиметровых волн [396].
Х-образный циркулятор состоит из четырехплечего соединения
с поперечно намагниченным ферритовым стержнем, расположенным
в его центре; такие устройства просты по конструкции, имеют малый
объем и легки по весу. Были разработаны как^-плоскостные, так и
Я-плоскостные варианты [480, 482]; в полосе 9,2—9,5 Ггц развязка
и прямые потери обычно лучше 25 и 0,4 дб соответственно.
В трехплечих циркуляторах, использующих аналогичные прин-
принципы, можно применять Т- или Y-образные соединения в волноводе
[481] или в коаксиальной линии [510].
481

8.6.3. Прочие узлы
Переключение и амплитудная, фазовая или частотная модуляция
могут быть осуществлены в ферритовых устройствах путем при-
приложения соответствующей модуляции к катушке подмагничивания,
причем для этих целей можно использовать устройства как с про-
продольным, так и с поперечным полем. Модуляция при помощи фер-
ферритов нашла применение в случае переноса частоты, однако при
этом необходима осторожность в выборе материала с тем, чтобы из-
избежать чрезмерных потерь на модуляционных частотах.
Контрольное
^\ контрольное
Нагрузка /J/ устройство
Поляризую-
Поляризующий зонд
Модулятор
Генератор
Усилитель и
источник тона
Рис. 8. 29. Ферритовый переключатель с высокой дискри-
дискриминацией.
Ток в соленоиде управляется контрольным устройством так, чтобы
всегда иметь минимум в нерабочем плече.
В разд. 18.1, посвященном активным переключателям, рас-
рассмотрено быстродействующее переключение; основная проблема
здесь заключается в конструкции магнитной цепи. При медленном
переключении важны гистерезис, коэффициент эллиптичности,
вращение или фазовый сдвиг; в этом случае максимальное динами-
динамическое затухание сильно влияет на глубину модуляции.
Дискриминация такого переключателя равна около 30 дб,
однако в системе, изображенной на рис. 8.29, она может быть сделана
много выше. Мощность в нерабочем плече контролируется с по-
помощью схемы стробирования, синхронизируемой переключаю-
переключающим импульсом, и высокочастотного фазочувствительного уст-
устройства. Выход контрольного устройства усиливается и подается
на управляющий соленоид. Любая остаточная утечка, обусловлен-
обусловленная эллиптичностью или другими несовершенствами, может быть
уравновешена при помощи соответствующим образом расположен-
расположенных штырей.
В амплитудных стабилизаторах [83, 104] используются другие
482

системы с обратной связью. В ферритовых устройствах с коротким
замыканием используются явления фазового сдвига 182].
Изучение рассеяния, производимого в волноводе ферритовым
штырем [120], обнаружило [98] возможность получения направлен-
направленного ответвления мощности из одного волновода в другой с помощью
магнитного вещества. Связь можно регулировать, изменяя величину
и направление магнитного поля, которое прикладывается перпенди-
перпендикулярно магнитному .вектору в волноводе. В ответвителе со скрещен-
скрещенными волноводами [39, 375], изображенном на рис. 8.30, а, феррит
расположен вблизи от того места, где в обоих волноводах имеется
круговая поляризация. Прецессионное движение магнитного вектора
в феррите, находящемся в главном волноводе, передается дру-
другой половине стержня. Для заданного направления вращения
ОтЗерстие,
2 заполненное 3.
ферритом
^ Вспомогатель-
Главный »ьш волновод
Волновод
а) 6)
Рис. 8. 30. Направленная связь двух волноводов с помощью ферритовых
вставок:
а —перекрестный ответвитель; б —трехплечий цнркулятор. (См. [39].)
имеется соответствующее направление, в котором возбуждается
волна во вспомогательном волноводе. В случае стержня диаметром
1,59 мм из феррамика R-1 на частоте 9 Ггц связь в полосе 1900—
2200 э обычно равна — 35 дб.
Отверстия связи, нагруженные намагниченным ферритом, обла-
обладают [98, 373] невзаимными свойствами. Обычная магнитная поля-
поляризация отверстия улучшается при заполнении его ферритом, и
можно показать, что при определенных положениях отверстия или
напряженностях магнитного поля для одного направления распро-
распространения во вспомогательном волноводе связь равна нулю.
Направленные ответвители с перекрестными волноводами н
другого типа основаны [371, 372] на этих принципах. Рис. 8.30, б
иллюстрирует устройство циркулятора [134], в котором отверстие,
заполненное ферритом, слегка смещено от центра главного волно-
волновода. При распространении волны из плеча 1 и 2 передача энергии
в плечо 3 отсутствует, однако она имеет место при распространении
волны из плеча 2 в /. На частоте 24 Ггц избирательность была около
20 дб.
Для настройки резонаторов используется изменение эффектив-
эффективной проницаемости феррита при различном приложенном магнитном
483

поле. Результаты, полученные с колебаниями вида ТЕ01 в прямо-
прямоугольном волноводе, где против широкой стенки помещалась фер-
ритовая пластина, показали [1261 10%-ную область настройки на
9 Ггц со значением ненагруженной добротности, равной 1000. Та-
Такие резонаторы оказались полезными для магнитной настройки
клистронов [144, 172] и частотных фильтров [248].
Пользуясь циркуляторами [291] или резонаторами, нагружен-
нагруженными ферритом, в которых поддерживаются [472] круговые виды
колебаний, можно получить невзаимные явления в фильтрах.
Заграждающие фильтры, нагруженные ферритом, были сконструи-
сконструированы при использовании колебаний круговых видов ТЕ1П и ТМ110,
тогда как в четырехплечих фильтрах применялись виды колебаний
ТЕ112 и ТМ110.
Прямоугольный
Волновод
X
Цилиндрический
резонатор
Ферритовый Щель
стержень
Колебания вида TM1i0
с Временным сдвигом
(разы между ними 90
Вход
Полоса
заграждения
Рис. 8. 31. Фильтр с круговой поляризацией, нагруженный ферритом.
(См. [375].)
В неотражающем фильтре с одним резонатором, изображенном
на рис. 8.31, использовано два щелевых Т-образных моста, так что
входной сигнал в плече А удовлетворяет требованиям расщепления
мощности и фазового сдвига 90°, необходимым для возбуждения вра-
вращающегося вида колебаний ТМ110. При резонансе энергия через
резонатор связывается с временной фазой на выходном отверстии
так, что в плече D энергии складываются, а в плече С вычитаются.
При наложении магнитного поля резонансные частоты для волны
правого и левого вращения становятся различными. В первом случае
фильтр действует как четырехплечий циркулятор с энергией, рас-
распространяющейся между плечами в направлении почасовой стрелке,
во втором энергия циркулирует против часовой стрелки. Ферритовые
резонансные сферы, упомянутые в разд. 8.2.2, могут составлять
[519] основу фильтров, полоса настройки которых ограничивается
главным образом структурой связи.
484

ЛИТЕРАТУРА
1. A h е г п, S. A.: «Ferromagnetic Resonance Phenomena», Research, 1957,
10, p. 15.
2. A 1 b e r s-S с h о e n b e r g, E.: «Ferrites for Microwave Circuits and
Digital Computers», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 152.
3. A 1 e о п a r d, R., Barbier, J. C, and Pauthenet, R.:
«Magnetic Properties of Garnet-Type Yttrium Ferrite 5Fe2O3.3Y2O3», С
R. Acad. Sci (Paris), 1956, 242, p. 2531.
4. Allen, P. J.: «A Method of Measuring Small Angles of Microwave Fa-
Faraday Rotation», Reu. sci. Instrum., 1954, 25, p. 394.
5. Allen, P. J.: «The Turnstile Circulator», Trans. I. R. ?., 1956, MTT-4,
p. 223.
6. A 11 i п, Р. Е. V.: «Ferrites at Microwaves», Electronic Engng, 1957, 29,
p. 292.
7. A 1 t s с h u 1 e r, H. M., and К a h n, W. K.: «Nonreciprocal Two-Ports
Represented by Modified Wheeler Networks», Trans. I. R. E., 1956,
MTT-4, p. 228.
8.'A men t, W. S., and R a d o, G. Т.: «Electromagnetic Effects of
Spin-Wave Resonance in Ferromagnetic Metals», Phys. Rev., 1955, 97,
p. 1558.
9. А п с к e r-J о h n s о п, В., and Rowley, J. J.: «Mixed Garnets
for Nonreciprocal Devices at Low Microvvave Frequencies», Proc. I. R. E.,
1958, 46, p. 1421.
10. Anderson, P. W., and S u h 1. H.: «Instability in the Motion of
Ferromagnetics at High Microwave Power Levels», Phys. Rev., 1955,
100, p. 1788.
11. Andrews, D.: «Resonance Isolator Nomograph», Microwave. J., 1958.
1, No. 1, p. 36.
12. Arams, F. R., and К г а у e r, G.: «Low-Loss L-Band Circulator»,
Proc. I. R. ?., 1959, 47, p. 442.
13. A r a m s, F., К г а у e r. G., anh О к w i t, S.: «Low-Loss S-and
L-Band Circulators», Nat. Сопи. Rec. I. R. ?., 1959. pt 3, p. 126.
14. A r t m a n, J. O., and Tannenwald, P. E.: «Measurement of
Permeability Tensor in Ferrites», Phys. Rev., 1953, 91, p. 1014.
15. A r t m a n, J. O., and Tannenwald, P. E.: «Measurement of
the Susceptibility Tensor in Ferrites», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1124.
16. Artman, J. O.: «Microwave Resonance Relations in Anisotropic
Single Crystal Ferrites», Proc. I. R. ?., 1956, 44, p. 1284.
17. Artman, J. O.: «Effects of Size on the Microwave Properties of Fer-
Ferrite Rods, Disks, and Spheres», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 92.
18. A r t m a n, J. O.. «Microwave Resonance Relations in Anisotropic
Single-Crystal Ferrites», Phys. Rev., 1957, 105, p. 62.
19. Artman, J. O.: «Ferromagnetic Resonance Absorption by Thin
Conducting Films in Cavities», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 277.
20. A s с h, G.: «Magnetic Resonance of Polycrystalline Cobalt at 35-5 Gc/s
as a Function of Temperature», С R. Acad. Sci. (Paris), 1959, 248, p. 781.
21. A u 1 d, B. A.: «The Synthesis of Symmetrical Waveguide Circulators»,
Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 238.
22. A u 1 d, B. A.: «Walker Modes in Large Ferrite Samples», J. appl.
Phys., 1960, 31, p. 1642.
23. A u 1 о с к, W. von, and R о w e n, J. H.: «Measurement of Dielectric
and Magnetic Properties of Ferromagnetic Materials at Microwave Frequ-
Frequencies», Bell Syst. tech. J., 1957, 36, p. 427.
24. A u 1 t, L. A., Spencer, E. C, and L e С r a w, R. C. «Travel-
«Travelling-Wave Cavity for Ferrite Tensor-Permeability Measurements», Nat.
Conv. Rec. I. R. ?., 1957, 5, pt 1, p. 282.
25. Bad y, I.: «Discussion of Line Width and Gyromagnetic Ratio»,
Trans. I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 376.
485

26. В a g g u 1 с у, D. M. S.: «Ferromagnetic Resonance Absorption in
Colloidal Suspensions», Proc. Roy. Soc, 1955. 228A, p. 549.
27. В a g g u 1 e y, D. M. S.: «Ferromagnetic Resonance in Colloidal Su-
Suspensions», Proc. Phys. Soc, 1953, 66A, p. 765.
28. В a r r i n g t о n, A. E.: «Characteristics of a Ferrite-Loaded Rectan-
Rectangular Waveguide Twist», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 299.
29. В a r t h, T. F. W., and P о s n j а к, Е.: «Spinel Structures with and
without Variate Atom Equipments», Z. Kristallogr., 1932, 82, p. 325.
30. В a r z i 1 a i, G., and G e г о s a, G.: «Modes in Rectangular Guides
Filled with Magnetized Ferrite», M uovo Cim., 1958, 7, p. 685.
31. В e 1 j e r s, H. G.: «Measurements on Gyromagnetic Resonance of a Fer-
Ferrite using Cavity Resonators», Physica, 1949, 14, p. 629.
32. В e 1 j e r s, H. G.: «A Demonstration of the Induced Magnetic Moment
in the Third Dimension at Gyromagnetic Resonance», Physica, 1950, 16,
p. 75.
33. В e 1 j e r s, H. G.: «Amplitude Modulation of Centimetre Waves by
Means of Ferroxcube», Philips tech. Rev., 1956, 18, p. 82.
34. В e 1 j e r s, H. G., and S n о e k, J. L.: «Gyromagnetic Phenomena Oc-
Occurring Within Ferrites», Philips tech. Reo., 1950, 11, p. 313.
35. В e 1 j e r s, H. G.: «Faraday Effect in Magnetic Materials with Travel-
Travelling and Standing Waves», РЫНрь res. Rep., 1954, 9, 131.
*36. В e 1 о v, К. P., and Z a i t s e v a, M. A.: «New Magnetic Materia-
Materials — Garnet Ferrites», Uspekhi fiz. Nauk, 1958, 66, p. 141.
37. Berk, A. D., and Lax, В.: «Cavities with Complex Media», Nat.
Сопи. Rec. I. R. ?., 1953, pt 10, p. 65.
38. В е г к, A. D.: «Dependence of the Ferromagnetic Resonance Line Width
on the Shape of the Specimen», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 190.
*39. Berk, A. D., and S t r u m \v a s s e r, E.: «Ferrite Directional
Couplers», Proc. I. R. ?., 1956, 44. p. 1439.
40. В e r k, A. D., and L e n g у e 1 1 , B. A.: «Magnetic Fields in Small
Ferrite Bodies with Applications to Microwave Cavities containing such
Bodies». Proc. I. R. ?., 1955, 43, p. 1587.
41. В e r t a u t, F., and F о г г a t, F.: «Structure of the Ferromagnetic
Ferrites of the Rare Earths», С R. Acad. Sci. (Paris), 1956, 242, p. 382.
42. Birks, J. В. В.: «Magnetic Spectra», Proc. I. E. ?., 1957, 104B,
Sup. No. 5, p. 179.
*43. Birks, J. В. В.: «The Properties of Ferromagnetic Compounds at
Centimetre Wavelengths», Proc. Phys. Soc, 1950, 63B, p. 65.
44. В 1 а с к m a n, L. C. F.: «Low-Loss Magnesium Manganese Ferrites»,
J. Electronics, 1957, 2, p. 451.
•45. Bloembergen, N., and Wang, S.: «Relaxation Effects
in Para-and Ferro-magnetic Resonance», Phys. Rev., 1954, 93, p. 72.
46. Bloembergen, N.: «Magnetic Resonance in Ferrites», Proc. I. R. ?.,
1956, 44, p. 1259.
*47. Bloembergen, N.: «On the Ferromagnetic Resonance in Nickel
and Supermalloy», Phys. Reu., 1950, 78, p. 572.
48. Blum, S., Z n e i m e r, J., and Z 1 о t n i с к: «The Effects of Ceramic
Parameters on the Microwave Properties of a Nickel Ferrite», J. Amer.
Ceram. Soc, 1957, 4, p. 143.
49. В о g e r t, B. P.: «Some Gyrator and Impedance Inverter Circuits»,
Proc. I. R. ?., 1955, 43, p. 793.
50. В 6 m m e 1, H., and D r a n s f e 1 d, K.: «Excitation of Hypersonic
Waves by Ferromagnetic Resonance», Phys. Rev., 1959, 3, p. 83.
51. Bopp, F., and Werner, E.: «Exact Foundations of the Theory
of Spin Waves», Z. Phys., 1958, 151, p. 10.
52. В о w n e s s, C: «Microwave Ferrites and their Application», Microwave
J., 1958, 1, No. 1, p. 13.
53. В о у e t, H., W e i s b a u m, S., and Gerst, I.: «Design Calculations
for U. H. F. Ferrite Circulators», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 475.
54. В о у e t, H., and S e i d e 1, H.: «Analysis of Nonreciprocal Effects
486

in an jV-Wire Ferrite-Loaded Transmission Line», Proc. 1. R. ?., 1957,
45, p. 491.
55. В о z о r t h, R. M.: «Ferromagnetism» (Van Nostrand, New York,
1951).
56. В r e s i e г, Л. D.: «On (he TEno Modes of a Ferrite Slab-Loaded Rectan-
Rectangular Waveguide and the Associated Thermodynamic Paradox», Trans.
I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 81.
57. В r e s 1 e r, A. D., Joshi, Q. H., and M a r с u v i t z, N.: «Ortho-
«Orthogonality Properties for Modes in Passive and Active Uniform Wavegui-
Waveguides», J. app!. Phys., 1958, 29, p. 794.
58. В г о с к m a n, F. G., D о w 1 i n g, P. H., and S t e n e с к, W. G.:
«Magnetic Properties of Ferromagnetic Ferrite», Phys. Reo., 1949, 75,
p. 1298.
59. Brown, A. C, Cole, R. S., and H о n e у m a n, W. N.: «Some
Applications of Ferrites to Microwave Switches, Phasers and Isolators»,
Proc. I. R. ?., 1958, 46, p. 722.
60. Brown, F., and G r a v e 1, C. L.: «Direct Observation of Domain
Rotation in Ferrites», Phys. Rev., 1955, 97, p. 55, and 98, p. 442.
61. Brown, J., and С 1 a r r i с о a t s, P. J. В.: «Waveguide Components
vvith Non-Reciprocal Properties — Parts I and II», Electronic Engng,
1956, 28, pp. 328 and 376.
*62. Burgess, J. H.: «Ferrite-Tunable Filter for Use in S-Band», Proc.
I. R. ?., 1956, 44, p. 1460.
63. В u s s e y, H. E., and S t e i n e r t, L. A.: «An Exact Solution for a
Cylindrical Cavity containing a Gyromagnetic Material», Proc. I. R. E.,
1957, 45, p. 693.
64. В u s s e y, H. E., and S t e i n e r t, L. A.: «Exact Solution for a
Gyromagnetic Sample and Measurements on a Ferrite», Trans. I. R. E.,
1958, MTT-6, p. 72.
65. В u t t о n, K. J.: «Theory of Nonreciprocal Ferrite Phase Shifters in
Dielectric-Loaded Coaxial Line», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 998.
66. Button, K. J.: «The Analysis of the Operation of the Field Displace-
Displacement Isolator», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 303.
67. С a 1 h о u n, В. А., О v e r m e у e r, J., and Smith, W. V.:
«Ferrimagnetic Resonance in Gadolinium Iron Garnet», Phys. Rev.,
1957, 107, p. 993, and J. appl Phys., 1958, 29, p. 427.
68. С a r 1 i n, H. J.: «Nonreciprocal Network Theory applied to Ferrite
Microwave Devices», Proc. I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 316.
69. Carter, W. S.: «Apparatus for the Measurement of Tensor Permeability
and Dielectric Properties of Ferrites at X-Band Frequencies», Matconi
Rev., 1959, 22, p. 154.
70. С a r t w r i g h t, A. D., and Davidson, С F.: «A Resonance
Isolator for Use at 4000 Mc/s», Post Office elect. Engrs J., 1959, 52, pt 1,
p. 69.
71. С h a i t, H. N., and Curry, T. R.: «New Microwave Circulators»,
Electronics, 1959, 32, December 18th, p. 81.
*72. С h a i t, H. N., and S а к i о t i s, N. G.: «The Design of Nonreci-
Nonreciprocal Phase-Shift Sections», Nat. Conv. Rec. I. R. ?., 1956, pt 5, p. 58.
73. С h a i t, H. N., Sakiotis, N. G., and Martin, R. E.:
«Reduction of the Loss in Ferrite Materials in the Microwave Region»,
J. appl. Phys., 1953, 25, p. 109.
74. С h a i t, H.: «Non-reciprocal Microwave Components», Nat. Conv. Rec.
I. R. ?., 1954, pt 8, p. 82.
75. С h a i t, H. N., and Sakiotis, N. G.: «Broad-Band Ferrite Ro-
Rotators using Quadruply-Ridged Circular Waveguide», Trans. I. R. E.,
1959, MTT-7, p. 38.
76. С h a m b e r s, L. G.: «Propagation rn a Gyrational Medium», Quart.
J. Mech. appl. Math., 1958, II, p. 253.
77. С h a m b e r s, L. G.: «Propagation in a Ferrite Filled Waveguide»,
Quart. J. Mech. appl. Math., 1955, 8, p. 435.
487

78. Chambers, L. G.: «Propagation in a Gyrational Medium», Quart. J.
Mech. appl. Math., 1956, 9, p. 360.
79. Chen, T. S.-. «Nonreciprocal Attenuation of Ferrite in Single-Ridge
Waveguide», Trans. I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 247.
80. Chevalier, A., and P о 1 а с с о, Е.: «Propagation of Transverse-
Electric Waves in a Waveguide containing Ferrites», C. R. Acad. Set.
(Paris), 1954, 239, p. 692.
81. Chevalier, A., Kalian, Т., and P о 1 а с с о, Е.: «Propagation
of Electromagnetic Waves in an Anisotropic Gyromagnetic Medium in
a Rectangular Waveguide», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1955, 240, p. 1323.
82. Chiron, В.: «A New Ferrite Short-Circuit Device», Cables Transm.,
1960, 14, p. 170.
83. Clark e, W. W. H., S e a r 1 e, W. M., and V a i 1, F. Т.: «A Fer-
Ferrite Microwave Modulator employing Feedback», Proc. I. E. E., 1956,
103B, p. 485.
84. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В.: «Some Properties of Circular Wave-
Waveguides Containing Ferrites», Proc. I. E. E., 1957, 104B, Sup. No.
6, p. 286.
85. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В., Hayes, A. G., and Harvey, A. F.:
«A Survey of the Theory and Applications of Ferrites at Microwave
Frequencies», Proc. I. ?."?., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 267.
86. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В.: «A Perturbation Method for Circular
Waveguides containing Ferrites», Proc. I. E. ?., 1959, 106B, p. 335.
87. С 1 a v i n, A.: «Reciprocal Ferrite Phase-Shifters in Rectangular Wave-
Waveguide», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 334.
88. С 1 a v i n, A.: «High-Power Ferrite Load Isolators», Trans. I. R. ?.,
1955, MTT-3, p. 38.
89. С 1 a v i n, A.: «Non-Linearity of Propagation in Ferrite Media», Proc.
I. R. ?., 1956, 44, p. 259.
90. С 1 a v i n, A.: «Reciprocal Ferrite Phase Shifters» Trans. I. R. ?., 1960,
MTT-8, p. 254.
91. Clogs ton, A. M.: «Relaxation Phenomena in Ferrites», Belt Syst.
tech. J., 1955, 34, p. 739.
92. С 1 о g s t о n, A. M.: «Inhomogeneous Broadening of Magnetic Reso-
Resonance Lines», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 334.
*93. Cl о gs t on, A. M., S u h 1, H., Walker, L. R., and An-
Anderson, P. W.: «A Possible Source of Line Width in Ferromag-
Ferromagnetic Resonance», Phys. Rev., 1956, 101, p. 903, and J. Phys. Chetn.
Solids, 1956, 1, p. 129.
94. С о m s t о с к, R. L., and Fay, С. Е.: «Operation of the Field-
Displacement Isolator in Rectangular Waveguide», Trans. I. R. E.,
1960, MTT-8, p. 605.
95. С о n r a d, E. E., Porter, C.S., Doctor, N. J., and F r a n-
k 1 i n, P. J.: «Extension of the «Thin Sample Method' for Measu-
Measurement of Initial Complex Permeability and Permittivity», J. appl.
Phys., 1956, 27, p. 346.
96. Crowe, W. J.: «Behaviour of the ТЕ Modes in Ferrite-Loaded Rectan-
Rectangular Waveguide in the Region of Ferromagnetic Resonance», J. appl.
Phys., 1958, 29, p. 397.
97. Damon, R. W.: «Relaxation Effects in Ferromagnetic Resonance»,
Rev. mod. Phys., 1953, 25, p. 239.
98. Damon, R. W.: «Magnetically Controlled Microwave Directional
Coupler», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1281.
99. D a t e, M.: «The Effect of the Anisotropy and the Relaxation Phenomena
on the Shift of Ferromagnetic Resonance in Polycrystalline Ferrites»,
Sci. Rep. Res. Insts Tohoku Univ., 1954, 6A, p. 109.
100. Date, M.: «Antiferromagnetism and Antiferromagnetic Resonance
in CuBr2.2H2O at 9,800 Mc/s», Phys. Rev., 1956, 104, p. 623.
101. D e r r y, R., and Wills, M. S.: «Microwave Faraday Effect and
488

Conductivity in Nickel Ferrites and Ferrite-Aluminates», Proc. I. E. ?.,
1957, 104B, Sup. No. 6, p. 324.
102. D e u t s с h, J., and H а к е n, W.: «A Non-Reciprocal Attenuator
(Isolator) for 4 Gc/s», Frequenz, 1957, 11, p. 217.
103. Deutscti, J.: «Ferrites and their Applications at Microwave Frequ-
Frequencies», Nachr. Tech. Z., 1958, 11, pp. 473 and 503.
104. D i j к e r m a n, H. A., H u i s z о о n, С, and D у m a n u s, A.:
«A Power Stabilizer for Frequency-Modulated Microwave Oscillators»,
Appl. sci. Res., 1959, B8, p. 1.
105. Dillon, J. F., G e s с h w i n d, S.( and J а с с a r i n o, V.:
«Ferromagnetic Resonance in Single Crystals of Manganese Ferrite»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 750.
106. Dillon, J. F.: «Ferrimagnetic Resonance in Yttrium Iron Garnet»,
Phys. Rev., 1957, 105, p. 759.
107. Dillon, J. F.: «Ferrimagnetic Resonance in Yttrium Iron Garnet
at Liquid Helium Temperatures», Phys. Rev., 1958, 111, p. 1476.
•108. Dillon, J. F., and N i e 1 s e n, J. W., «Effects of Rare-Earth
Impurities on Ferrimagnetic Resonance in Yttrium Iron Garnet», Phys.
¦ Rev. Lett., 1959, 3, p. 30.' П*.-,
109. Dillon, J. F.: «Magnelostalic Modes in Ferrimagnetic Spheres»,
Phys Rev., 1958, 112, p. 59.
110. Dillon, J. F.: «Magnetostatic Modes in Disks and Rods», J. appl.
Phys., I960, 31, p. 1605.
111. D 6 r r e, W. H.: «The Application of Ferrites in the Construc-
Construction of Nonreciprocal Microwave Devices», Nachr. Tech. Z., 1957,
7, p. 542.
112. Duncan, B. J., and S w e r n, L.: «Effects of Zero Ferrite Per-
Permeability on Circularly-Polarized Waves», Proc. I. R. ?., 1957, 45,
p. 647. "
113. Duncan, J., S w e r n, L., T о m i у a s u, K., and Han-
n w а с k e r, J.: «Design Considerations for Broad-Band Ferrite
Coaxial-Line Isolators», Proc. I. R. ?., 1957, 45, p. 483.
114. Duncan, B. J., and S w e r n, L.: «Temperature Behaviour of
Ferromagnetic Resonances in Ferrites located in Waveguide», J. appl.
Phys., 1956, 27, p. 209.
115. Duncan, B. J., and S w e r n, L.: «Temperature Dependence of
the Microwave Properties of Ferrites in Waveguide», Proc. I. R. E.,
1955, 43, p. 623.
116. D u n с a n, B. J., and V a f i a d e s, В.: «Design of a Full-Wave-
Full-Waveguide-Bandwidth High-Power Isolator», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6,
p. 411.
117. Duncan, B. J., S w e r n, L., and T о m i у a s u, K.: «Mi-
«Microwave Magnetic Field in Dielectric-Loaded Coaxial Line» Proc.
I. R. ?., 1958, 46, p. 500.
118. E i с h i n, W.: «A Unidirectional Attenuator "with Delay Line and
Ferrite Element for the 4-Gc/s Frequency Band», Nachr. Tech. Z.,
1956, 9, p. 168.
*119. Enander, B. N.: «A New Ferrite Isolator», Proc. I. R. ?..
1956, 44, p. 1421.
120. Epstein, P. S., and Berk, A. D.: «Ferrite Post in a Rectan-
Rectangular Waveguide», J. appl. Phys., 1956, 27, p. 1328.
121. Epstein, P. S., «Theory of Wave Propagation in a Gyromagnetic
Medium», Rev. mod. Phys., 1956, 28, p. 3.
122. E s h b а с h, J. R., and D a m о n, R. W.: «Surface Magnetosta-
Magnetostatic Modes and Surface Spin Waves», Phys. Rev., 1960, 118, p. 1208.
423. F a b r i k о v, V. A.: «Peculiarities of the Faraday Effect in Paraf-
Paraffin — Ferrite Mixtures», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1955, 103, p. 807.
124. F a i r w e a t h e r, A., Roberts, F. F., and W e 1 с h, A. J. E.:
«Ferrites», Rep. Prcgr. Phys., 1952, 15, p. 142.
489

*125. F a r r a r, R. Т.: «Spin — Lattice Relaxation Time in Yttrium Iron
Garnet», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 425.
* 126. Fay, С. Е.: «Ferrite-Tuned Resonant Cavities», Proc. I. R.E.,
1956, 44, p. 1446.
127. Fire, P., and V a r t a n i a n, P. H.: «An Amplitude Regulator
for Microwave Signal Sources», Nat. Сопи. Rec. I. R. E 1956 pt 5
p. 166.
128. Fischer, F. A.: «Definition of the Ideal Transformer and the
Ideal Gyrator by their Impedance-Transforming Properties», Fernmel-
detech. Z., 1955, 8, p. 309.
129. Fieri, D., and Duncan, B. J.: «Reciprocal Ferrite Devices
in ТЕМ Mode Transmission Lines», Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 91.
•130. Fl e t с h er, P., S о 1 t, I. H., and В e 1 1 , R.: «Identification
of the Magnetostatic Modes of Ferrimagnetic Spheres», Phys. Rev.,
1959, 114, p. 739.
*131. Fletcher, P. C, and В e 1 1, R. O.: «Ferrimagnetic Resonan-
Resonance Modes in Spheres», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 687.
*132. F о m e п к о, L. A.: «Magnetic Spectra of Ferrites», Uspekhi fiz.
Nauk, 1959, 64, p. 669.
133. Fox, A. G.: «Notes on Microwave Ferromagnetic Research» Proc.
I. E. E., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 371.
134. F о x, A. G., Miller, S. E., and W e i s s , M. Т.: «Behaviour
and Applications of Ferrites in the Microwave Region», Bell Syst.
tech. J., 1955, 34, p. 5.
135. Fox, R. H.: «Extension of Non-reciprocal Ferrite Devices to the
500—3000 Mc/s Frequency Range», J. appl. Rhys., 1955, 26, p. 128.
136. Freiberg, L.: «Coaxial Isolator Utilizing Yttrium Iron Garnet»,
Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 454.
137. Gait, J. K.: «Losses in Ferrites: Single-Crystal Studies», Proc.
I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 5, p. 189.
138. Gait, J. K., Yager, W. A., and M e r r i t t, F. R.: «Tempe-
«Temperature Dependence of Ferromagnetic Resonance Line Width in a Nickel
Iron Ferrite: a New Loss Mechanism», Phys. Rev., 1954, 93, p. 1119.
*139. Qeller, S., and G i 1 1 e о, М. A.: «The Crystal Structure and Fer-
rimagnetism of Yttrium Iron Garnet», Ada cryst., 1957, 10, p. 239.
*140. G i n t s b u r g, M. A.: «Exchange Effects in Ferromagnetic Reso-
Resonance», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 35, p. 1047.
* 141. G i n t s b u r g, M. A.: «Gyrotropic Waveguide», Dokl. Akad.
Nauk SSSR, 1954, 95, p. 489.
*142. G i n t s b u r g, M. A.: «Propagation of Electromagnetic Waves
in a Gyrotropic Medium», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1954, 95, p. 753.
* 143. G i n t s b u r g, M. A.: «The Anisotropic Waveguide», Zh. tekh.
Fiz., 1955, 25, p. 358.
144. Godfrey, R. M., Humphreys, B. L., A 1 1 i n, P. E. V.,
and M о t t, G.: «Applications of Ferrites at 3-2-cm Wavelength»,
Proc. I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 355.
145. G or t e r, E. W.: «Magnetism in Ferrites», Nature, 1950, 165, p. 798.
146. G о u г а г у, В. S.: «Dispersion Relations for Tensor Media and their
Applications to Ferrites», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 283.
147. Green, J. J., and Schlomann, E.: «High-Power Ferromagne-
Ferromagnetic Resonance at X-Band in Polycrystalline Garnets and Ferrites»,
Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 100.
148. Griffiths, J. H. E.: «Anomalous High-Frequency Resistance
of Ferromagnetic Metals», Nature, 1946, 158, p. 670.
149. Grimes, E. S., Bartholomew, D. D., Scott, D. C,
and Sloan, S. C.: «Broadband Ridged-Waveguide Ferrite Devices»,
Trans. I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 489.
150. G u i 1 1 a u d, C, Vautier, R., and К a g a n, W.: «Micro-
«Microwave Properties of some Chromite-Ferrites of Nickel Zinc», С R. Acad.
Sci. (Paris), 1957, 244, p. 2781.
490

*151. G u i 1 1 a u d, C, Yager, W. A., M e r r i t t, F. R., and
К i t I e !, C: «Ferromagnetic Resonance in Manganese Ferrite and
the Theory of the Ferrites», Phys. Rev., 1950, 79, p. 181.
* 152. G u г с v i с h, V. L.: «The Skin Effect and Ferromagnetic Resonance»,
Zh. eksper. teor. Fiz., 1957, 33, p. 1497.
153. Gyorgy, E. M., and H a g e d о r n, F. В.: «Interaction bet-
between High-Power Microwave Losses and Magnetic Flux Reversal», J.
appl. Phys., 1960, 31, p. 1775/
154. Harrington, R. F., and V i 1 1 e n e u v e, А. Т.: «Recipro-
«Reciprocity Relationships for Gyrotropic Media», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6,
p. 308.
155. Harrison, S. E., В e 1 s о n, H. S., and К r i e s s m a n, C. J.-.
«Origin of Ferromagnetic Resonance Line Broadening in Manga-
Manganese-Rich Manganese Ferrites», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 337.
156. Harvey, A. F.: «Ferrite Structures for Millimetre Wave-
Wavelengths», Proc. I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 346.
157. H a u s, H. A.: «Equivalent Circuit for a Passive Non-reciprocal
Network», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 1500.
158. H a u s e r, W.: «Variational Principles for Guided Electromagnetic
Waves in Anisotropic Materials», Quart, appl. Math., 1958, 16, p. 259
159. H e a 1 y, D. W., and J о h n s о n, R. A.: «Anisotropy Constants
and g-Value of Nickel Ferrite», Phys. Rev., 1956, 104, p. 634.
160. Heller, G. S.: «Ferrites as Microwave Circuit Elements», Proc.
I. R. ?., 1956, 44, p. 1386.
161. Heller, G. S., and С a t u n a, G. W.: «Measurement of Fer-
Ferrite Isolation at 1300 Mc/s», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 97.
162. Herring, C, and К i t t e 1, C: «On the Theory of Spin Waves
in Ferromagnetic Media», Phys. Rev., 1951, 81, p. 869.
163. H e r s p i n g, A.: «Measurement of the Constants of Ferromagnetic
Materials by means of Transmission Lines (80—4000 Mc/s)», Frequenz,
1952, 6, p. 345.
164. Hewitt, W. H., andAulock, W. H. von: «X-Band Phase
Shifter without Moving Parts», Electronics. 1958, 31, July 4th, p. 56.
* 165. H о g a n, C. L.: «The Ferromagnetic Faraday Effect at Microwave
Frequencies and its Applications — The Microwave Gyrator», Bell
Syst. Tech. J., 1952, 31, p. 1.
166. H о g а п, С L.: «The Ferromagnetic Faraday Effect at Microwave
Frequencies and its Applications», Rev. mod. Phys., 1953, 25, p. 253.
*167. H о g a n, C. L.: «The Elements of Nonreciprocal Microwave Devices»,
Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 1345.
168. H о g a n, C. L.: «The Low-Frequency Problem in the Design of
Microwave Gyrators and Associated Elements», Trans. I. R. E., 1956,
AP-4, p. 495.
169. Jefferson, H.: «Gyroscopic Coupling Terms», Phil. Mag., 1945,
36, p. 223.
170. Johnson, F. M., and Nethercott, A. H.: «Antiferromag-
netic Resonance in MnF2», Phys. Rev., 1956, 104, p. 847.
171. Jones, E. M. Т., M a t t h a e i, G. L., and С о h и, S. В.:
«A Nonreciprocal, TEM-Mode Structure for Wide-Band Gyrator and
Isolator Applications», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 453.
*172. Jones, G. R., С а с h e r i s, J. C, and Morrison, С. А.:
«Magnetic Tuning of Resonant Cavities and Wideband Frequency Mo-
Modulation of Klystrons», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 1431.
173. Jones, R. V., R о d r i g u e, G. P., and Wolf, W. P.: «Fer-
rimagnetic Resonance in Single Crystals of Rare-Earth Materials»,
J. appl. Phys., 1958, 29, p. 434.
174. Jonker, G. H., Wijn, H. P. J., and В r a u п, Р. В.: «A New
Class of Oxidic Ferromagnetic Materials with Hexagonal Crystal Stru-
Structures», Proc. I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 5, p. 249.
491

175. Josephs on, В., and L j u n g, P E.: «Microwave Ferrites»,
Ericsson Technol., 1958, 14, No. 1, p. 3.9.
176. Kales, M. L.: «Topics in Guided-Wave Propagation in Magnetized
Ferrites», Proc. I. R. E., J956, 44, p. 1403.
177. Kales, M. L.-. «Modes in Waveguides containing Ferrites», Trans.
I. R. ?., 1952, AP-4, p. 104.
178. Kales, M. L.: «Modes in Guides containing Ferrites», J. appl.
Phys., 1953, 24, p. 604.
179. Kales, M. L., С h a i t, H. N., and S а к i о t i s, N. G.: «A,
Non-Reciprocal Microwave Component», J. appl. Phys., 1953, 24
p. 816.
180. Kaplan, T. A.: «Approximate Theory of Ferromagnetic Spin
Waves», Phys. Rev., 1958, 109, p. 782.
181. Karayianis, N., and С а с h e r i s, J. C: «Birefringence of
Ferrites in Circular Waveguide», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 1414.
182. К a s u у а, Т.: «The Relaxation Process in Ferromagnetic Resonance
Absorption», Prog, theor. Phys., 1954, 12, p. 802.
183. Kawazu, S., Matsumaru, K., and I s h i i , H.: «Wide-
Band Isolator at 4 Mc/s», Rep. elect. Commum. Lab. (Tokyo), 1957,
5, p. 15.
184. Kingston, R. H., and T a n n e n w a 1 d, P. E.: «Ferromag-
«Ferromagnetic Resonance at UHF in Thin Films», J. appl. Phys., 1958, 29,
p. 232.
* 185. Kip, A. F., and Arnold, R. D.: «Ferromagnetic Resonance
at Microwave Frequencies in an Iron Single Crystal», Phys. Rev., 1949,
75, p. 1556.
186. К i p, A. F., Kittel, С, Р о r t i s, A. M., Barton, R.,
and S p e d d i n g, F. H.: «Microwave Resonance Absorption in
Gadolinium Metal», Phys. Rev., 1953, 89, p. 318.
*187. К i t t e 1, C: «The Theory of the Dispersion of Magnetic Permeability
in Ferromagnetic Materials at Microwave Frequencies», Phys. Rev.,
1946, 70, p. 281.
*188. К i t t e 1, C: «On the Theory of Ferromagnetic Resonance Absorp-
Absorption», Phys. Rev., 1948, 73, p. 155.
*189. К i t t e 1, C: «Ferromagnetic Resonance», J. Phys. Radium, 1951,
12, p. 291.
*190. К i t t e 1, C: «Excitation of Spin Waves in a Ferromagnet by a Uni-
Uniform R. F. Field», Phys. Rev., 1958, 110, p. 1295.
*191. Kittel, C, Yager, W. A., and M e r r i t t , F. R.: «On
theGorter Normal Field Ferromagnetic Resonance Experiment», Physica,
1949, 15, p. 256.
192. Kittel, C, and Abrahams, E.: «Relaxation Process in
Ferrcmagnetism», Rev. mod. Phys., 1953, 25, p. 233.
193. Kittel, C: «Theory of Ferromagnetic Resonance in Rare-Earth
Garnets: Part 1 — g-Values», Phys. Rev., 1959, 115, p. 1587.
*194. Kondorski, E. I., and S m о Гк о v, N. A.: «Ferromagnetic
Resonance of Nickel-Zinc Ferrites», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1953,
93, p. 237.
*195. К о v a 1 e n к о, E. S.: «A Gyrotropic Elliptical Waveguide», Dokl.
Akad. Nauk SSSR, 1959, 128, p. 276.
196. К r a v i t z, L. C, and H e 1 1 e r, G. S.: «Resonance Isolator at
70 kMc/s», Proc. 1. R. ?., 1959, 47, p. 331.
*197. К u s e 1 e v a, V. A., and Kondorskii, E. I.: «Investigation
of the Dependence of Certain Properties of Ferrites on Temperature in
the Centimetre-Wave Range», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1958, 119,
p. 926.
198. Landau, L., and L i f s h i t z, E.: «On the Theory of Dispersion
of Magnetic Permeability in Ferromagnetic Bodies», Phys. Z., Sowjet.,
1935, 8, p. 153.
199. L a t i m e r, K. E., and M а с D о n a 1 d, H. В., «A Survey of
492

the Possible Applications of Ferrites», Proc. I. ?. E., 1950, 97, pt II,
p. 257.
200. Laverick, Elizabeth, and Rivett-Carnac, Ann:
«Some Measurement and Applications of the Microwave Properties of
a Magnesium-Manganese Ferrite in the 8—9 mm Waveband», Proc.
I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 379.
*201. Lax, В.: «Frequency and Loss Characteristics of Microwave Ferrite
Devices», Proc. I. R. ?., 1956, 44, p. 1368.
202. Lax, В., and Button, K, J.: «Theory of New Ferrite Modes
in Rectangular Waveguide», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1184.
203. Lax, В., and В u t t о n, K. J.: «New Ferrite Mode Configurations
and their Applications», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1186.
204. Lax, В., and Berk, A. D.: «Resonance in Cavities with Complex
Media», Nat. Conv. Rec. 1. R. ?., 1953, pt 10, p. 70.
205. Lax, В., and Button, K. J.: «Electromagnetic Properties of
Ferrimagnatics and their Applications from UHF to Millimetre Wa-
Waves — Parts I, II and III», Microwave J., I960, 3, September, p. 43,
October, p. 52, and November, p. 49.
206! L a x, В., Button, K, J., and R о t h, L. M.: «Ferrite Phase
Shifters in Rectangular Waveguide», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 1413.
207. Lax, В.: «Figure of Merit for Microwave Ferrites at Low and High
Frequencies», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 919.
*208. L e С r a w, R. C, Spencer, E. G., and P о r t e г, С S.:
«Ferromagnetic Resonance Line Width in Yttrium Iron Garnet Single
Crystals», Phys. Rev., 1958, 110, p. 1311.
209. L e С r a w, R. C, and Spencer, E. G.: «Domain Structure
Effects in an Anomalous Ferromagnetic Resonance of Ferrites», J. appl.
Phys., 1957, 28, p. 399.
210. L e С r a w, R. C, and Spencer, E. G.: «Tensor Permeabilities
of Ferrites below Magnetic Saturation», Nat. Conv. Rec. I. R. ?., 1956,
pt 5, p. 66.
*211. LeCraw, R. C, Spencer, E. G., and Porter, С S.:
«Ferromagnetic Resonance and Non-Linear Effects in Yttrium Iron
Garnet», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 326.
212. Ledinegg, E., and Urban, P.: «The Determination of
the Apparent Permeabilities of Ferromagnetic Metals at Centimetre
Wavelengths», Arch, elekt. Ubertragung, 1953, 7, p. 523.
213. L e w a n d о w s к i, S. J., and К о n о р к a, J.: «On Some Pro-
Problems in Designing Faraday-Rotation Devices», Trans. I. R. ?., 1960,
MTT-8, p. 249.
214. L e w i n, L.: «A Ferrite Boundary-Value Problem in a Rectangular
Waveguide», Proc. I. E. ?., 1959, 106B, p. 559.
215. L e w i n, L.: «A Note on the Formula for Loss in a Ferrite», Proc. I.
E. ?., 1961, 108B, p. 25.
216. L i d i a r d, А. В.: «Antiferromagnetism», Rep. Progr. Phys., 1954,
17, p. 201.
217. L j u n g, P. E.: «Ferrite Materials for Faraday Rotation at Wave-
Wavelengths of 3, 6 and 10 cm», Proc. I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 5, p. 154.
218. Loss, M. В.: «Broadband Characteristics of Ferrites», Nat. Conv.
Rec. I. R. E., 1955, pt 8, p. 109.
219. L о u d e t t e, P., and С h a r r u, A.: «Polarimetric Study of a
Ferrite in the 2000-Mc/s Frequency Band», С R. Acad. Sci. (Paris),
1956, 243, p. 251.
220. L u h r s, С. Н.: «Correlation of the Faraday and Kerr Magneto-
Optical Effects in Transmission-Line Terms», Proc. I. R. ?., 1952, 40,
p. 76.
221. M а с В e a n, I. G.: «The Measurement of Complex Permittivity
fand Complex Tensor Permeability of Ferrite Materials at Microwave
Frequencies», Proc. I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 296.
493

222. М с G u i r e, T. R.: «Microwave Resonance Absorption in Nickel
Ferrite-Aluminate», Phys. Rev., 1954, 93, p. 682.
223. M а с p h e r s о n, A. C: «Measurement of Microwave Nonreciproca!
Four-Poles», Proc. I. R. ?., 1955, 43, p. 1017.
224. M с M i 1 1 a n, E. W.: «Violation of the Reciprocity Theorem in
Linear Passive Electromechanical Systems», J. Acoust. Soc. Amer.,
1946, 18, p. 344.
*225. M a 1 e v s к а у a, L. A., and Nurmukhamedov, Q. M.:
«Temperature Dependence of Ferromagnetic Resonance in Yttrium Fer-
rite-Garnets», Zh. eksper. teor. Fiz., 1959, 36, p. 1600.
226. Mannar i, I.: «Remarks on Spin-Wave Theory for the Ferromagnetic
Exchange Problem», Prog, theor. Phys., 1958, 19, p. 201.
*227. Mash, D. I.: «Rotation of the Plane of Polarization in a Longitudi-
Longitudinal Magnetic Field in the Millimetre-Wavelength Region», Zh. tekh.
Fiz., 1957, 27, p. 360.
*228. Mash, D. I., and N i к о 1 s к i i, V. V.: «Measurement of the
Complex Permittivity and the Permeability Tensor of Ferrites in the
Millimetre-Wave Range», Zh. tekh. Fiz., 1959, 29, p. 1070.
229. Mayer, F.: «Study of Magnetic Rotatory Polarization in Copper
Ferrite at 10 kMc/s», С R. Acad. Sci. (Paris), 1956, 242, p. 81.
230. Mayer, F.: «Faraday Effect and Birefringence in Ferrites at Mic-
Microwave Frequencies», Ann. Telecomm., 1957, 12, pp. 279, 305 and 334.
231. M e 1 с h о r, J. L., А у r e s, W. P., and V a r t a n i a n, P. H.:
«Energy Concentration Effects in Ferrite Loaded Waveguides», J. appl.
Phys., 1956, 27, p. 72.
232. M e 1 с h о r, J. L., and V a r t a n i a n, P. H.: «Temperature
Effects in Microwave Ferrite Devices», Trans. I. R. E. 1959, MTT-7,
p. 15.
233. M e г с e r e a u, J. E., and F e у n m a n, R. P.: «Physical Con-
Condition for Ferromagnetic Resonance», Phys. Rev., 1956, 104, p. 63.
*234. M i к a e 1 у a n, A. L.: «Electromagnetic Waves in a Rectangular
Waveguide Filled with Magnetized Ferrite», Dokl. Akad. Nauk SSSR,
1954, 98, p. 941.
*235. M i к a e 1 у a n, A. L., and Pistol 'kors, A. A.: «Electro-
«Electromagnetic Waves in a Magnetized Ferrite in the Presence of Conducting
Planes», Radiotekhnika, 1955, 10, p. 14.
236. M i 1 a n o, U.: «The Behaviour of Ni—Zn and Mg —Mn Ferrites in
Ferromagnetic-Resonance Nonreciprocal Attenuators in the 9000-Mc/s
Range», Note Recensioni Notiz., 1958, 7, p. 611, and 1959, 8, p. 3.
237. Miles, P. A.: «Ferromagnetic Resonance in Ferrites», Nature,
1954, 174, p. 177.
238. M i 1 e s, P. A., W e s t p h a 1, W. В., and H i p p e 1, A. von:
«Dielectric Spectroscopy of Ferromagnetic Semiconductors», Rev.
mod. Phys., 1957, 29, p. 279.
239. Miller, Т.: «Magnetically-Controlled Waveguide Attenuators»,
J. appl. Phys., 1949, 20, p. 878.
*240. M i r i m a n о v, R. Q., L о m i z e, L. G., and R у u m i s h i-
n a, N. V.: «Ferrites with Low Losses at U. H. F.», Radiotekh.
Elektron., 1956, 1, p. 681.
*241. M i r i m a n о v, R. G., and L о m i z e, L. G.: «Gyrotropic
Infinitely Long Cylindrical Waveguide», Radiotekh. Elektron., 1956, 1,
p. 1195.
242. M о r g e n t h a 1 e r, F. R., and Fye D. L.: «Yttrium-Garnet
U. H. F. Isolator», Proc. 1. R. ?., 1957, 45, p. 1551.
243. Morris, A. L.: «The 45° Faraday-Rotation Ferrite Isolator», Proc,
I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 383.
244. Morrison, С A., and Karayianis, N.: «Ferromagnetic
Resonance in Uniaxial Polycrystalline Materials», J. appl. Phys.,
1958, 29, p. 339.
494

245. M a 1 1 е п. Е. В., and Carlson, E. R.: «Permeability Tensor
Values from Waveguide Measuremets», Proc. I. R. ?., 1956, 44, p 1318.
246. N a g a m i у а, Т., Y о s i d a, K.., and К u b o, R.: «Antifer-
roniagnetisrn», Adv. Phys., 1955, 4, |>. I.
*247. N ее I, M. L.: «Magnetic Properties of Ferrites, Ferromagneiibin and
Antiferromagnetism», Ann. Phys. (Paris), 1948, 3, p. 137.
*248. Nelson, С. Е.: «Ferrite-Tunable Microwave Cavities and the
Introduction of a New Reflectionless Tunable Microwave Filter», Proc,
I. R. ?., 1956, 44, p. 1449.
249. N e m a r i с h, J., and С а с h e r i s, J. C: «Temperature Depen-
Dependence of Microwave Permeabilities for Polycrystalline Ferrite and
Garnet Materials», J. appl. Phys., 1959, 29, p. 474.
*250. Neprimerov, N.: «Faraday Effect at Centimetre Wavelengths»,
Zh. eksper. teor,. Fiz., 1954, 26, p. 511.
251. Nicholson, Q. F.: «Analogy of Ferrite in Waveguide», Wireless
Engr, 1955, 32, p. 89.
252. N i e 1 s о n, J. W.: «Growth of Magnetic Garnet Crystals», J. appl.
Phys., 1958, 29, p. 390.
*2Й. N i к о l's к i, V. V.: «Measurement of the Parameters of Ferrites at
U. H. F.», Radiotekh. Elektron., 1956, 1. pp. 447, 638 and 888.
*254. Nikol'ski, V. V.: «Calculation of Phase Shifts of Gyrotropic
Inhomogeneities in a Waveguide using a Perturbation Method», Radio-
Radiotekh. Elektron., 1957, 2, p. 833.
*255. N i к о 1 's к i, V. V.: «Gyromagnetic Excitation of a Waveguide»,
Radiotekh. Elektron., 1957, 2, p. 157.
256. Ohm, E. A.: «A Broad Band Microwave Circulator», Trans. I. R. ?.,
1956, MTT-4, p. 210, and Bell Lab. Rec, 1957, 35, p. 293.
257. О к a d a, F.: «Measurement of Ferrite Constants by Rectangular
Cavity Resonators», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1959, 42,
p. 758.
258. О к a m u г а, Т.: «Ferromagnetic Resonance in Ni-Ferrite», Sci.
Rep. Res. Insts Tohoku Univ., 1951, ЗА, р. 219.
259. О к a m u г а, Т.: «Ferromagnetic Resonance of Various Ferrites at
High and Low Temperatures», Sci. Rep. Res. lasts Tohoku Univ.,
1951, ЗА, р. 725.
260. О к a m u г а, Т., F u z i m u г а, Т., and Date, M.: «Dielectric
Constant and Permeability of Various Ferrites in the Microwave Region»,
Phys. Rev., 1952, 85, p. 1041.
261. О к a m u г а, Т.: «Resonance Absorption in Ferrites», Sci. Rep.
Res. lasts Tohoku Univ., 1954, 6A, p. 89.
262. О к a m u г а, Т., and К о j i m a, Y.: «Ferromagnetic Resonance
in Copper Ferrite», Phys. Rev., 1952, 86, p. 1040.
263. О к a m u г а, Т., Т о r i z u к a, Y., and К о j i m a, Y.: «The
g-Factor of Ferrites», Phys. Rev., 1952, 88, p. 1425.
264. О s b о r n, J. A.: «Demagnetizing Factors», Phys. Rev., 1945 67,
p. 351.
265. Park, D.: «Magnetic Rotation Phenomena in a Polycrystalline
Ferrite — Parts I and II», Phys. Rev., 1955, 97, p. 60, and 98, p. 438.
266. P a u 1 e v e, J.: «Ferromagnetic Resonance of Gadolinium Ferrites as
a Function of Temperature at 9000 Mc/s», C. R. Acad. Sci. (Paris),
1955, 241, p. 548.
267. P a u 1 e v e, J., and Dreyfus, В.: «Resonance of Ferrites at
the Compensation Point in a Circularly-Polarized Field (Ferromagnetic
Resonance)», С R. Acad. Sci. (Paris), 1956, 242, p. 1273.
268. P a u 1 e v e, J.: «Ferromagnetic Resonance of Gadolinium Garnet
at 9300 Mc/s», С R. Acad. Sci. (Paris), 1957, 244, p. 1908.
269. P a u t h e n e t, R.: «Magnetic Properties of Gadolinium Ferrites»,
С R. Acad. Sci. (Paris), 1956, 242, p. 1859.
270. P a u t h e n e t, R.: «Magnetic Properties of Rare-Earth Ferrites
495

3M2O3.5Fe2O3: Experimental Results», С R. Acad. .Sci (Paris), 1956
243, pp. 1499 and 1737.
271. P i с h e r i t, F., «Faraday Effect in Various Small Ferrite Rods»,
С R. Acad. Sci. (Paris), 1959, 249, p. 69.
272. Pippin, J. E., and H о g a n, С L.: «Resonance Measurements
on Nickel — Cobalt Ferrites as a Function of Temperature and on
Nickel Ferrite-Aluminates», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 77.
273. Pippin, J. E.: «Scattering Matrix Measurement on Non-reciprocal
Microwave Devices», Proc. 1. R. ?., 1956, 44, p. 110.
*274. Polder, D.: «On the Theory of Ferromagnetic Resonance;», Phil.
Mag., 1949, 40, p. 99, and Physica, 1949, 15, p. 253.
275. Polder, D.: «Ferrite Materials», Proc. I. E. ?., 1950, 97, pt. II,
p. 246.
276. Polder, D., and S m i t, J.: «Resonance Phenomena in Ferrites»;
Rev. mod. Phys., 1953, 25, p. 89.
*277. P о 1 i v a n о v, К. M.: «New Effect caused by Gyromagnetic Phe-
Phenomena», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1954, 95, p. 501.
*278. P о 1 i v a n о v, К- M.: «Fischer's Gyromagnetic Effect observed
in a Body Placed in a Waveguide», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1954 95,
p. 969.
279. Por tis, A. M., and T e a n e y, D.: «Microwave Faraday Rotati-
Rotation: Design and Analysis of a Bimodal Cavity», J. appl. Phys., 1958,
29, p. 1692.
280. Pre, F. K, du: «On the Microwave Cotton — Mouton Effect in
Ferroxcube», Philips res. Rep., 1955, 10, p. 1.
281. Pre, F. K- du, В i t e t t o, D. J. de, and В г о с к m a n, F. G.:
«Magnetic Materials for Use at High Microwave Frequencies E0—
90 kMc/s)», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 1127.
282. P r u d h о n, M.: «Gyrators and Nonreciprocal Systems», Cables
Transm., 1957, 11, p. 66.
*283. R a d o, G. Т., Wright, R. W., and E m e r s о n, W. H.:
«Ferromagnetism at Very High Frequencies», Phys. Reu., 1950 80,
p. 273.
284. R a d o, G. Т., Wright, R. W., Emerson, W. H., and
T e г г i s, A.: «Ferromagnetism at Very High Frequencies», Phys.
Rev., 1952, 88, p. 909.
285 R a d o, G. Т.: «Magnetic Spectra of Ferrites», Rev. mod. Phys.,
1953, 25, p. 81.
286. R ado, G. Т.: «Theory of the Microwave Permeability Tensor and
Faraday Effect in Non-saturated Ferromagnetic Materials», Phys.
Rev., 1953, 89, p. 529.
287. R a d o, G. Т.: «On the Electromagnetic Characterisation of Ferromag-
Ferromagnetic Media: Permeability Tensors and Spin Wave Equations», Trans.
I. R. ?., 1956, AP-4, p. 512.
288. R a d o, G. Т., F о 1 e n, V. J., and Emerson, W. H.:
«Effect of Magnetocrystalline Anisotropy on the Magnetic Spectra of
Mg—Fe Ferrites», Proc. I. E. ?., 1957, 104B, Sup. No. 5, p. 198.
289. R a d o, G. Т., and W e e r t m a n, J. R.: «Observation of Excha-
Exchange Interaction Effects in Ferromagnetics by Spin Wave Resonance»,
Phys. Rev., 1954, 94, p. 1386.
290. R a d o, G. Т.: «Effect of Electronic Mean Free Path on Spin-Wave
Resonance in Ferromagnetic Metals», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 330.
291. Rapaport, H.: «A Microwave Ferrite Frequency Separator»,
Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 53.
292. Rayleigh, Lord: «On the Magnetic Rotation of Light and the
Second Law of Thermodynamics», Nature, 1901, 64, p. 577.
293. R e g g i a, F., and S t a d 1 e r, W.: «Ferrite Sphere Grinder»,
Rev. sci. Instrum., 1955, 26, p. 731.
294. R e g g i a, F., and Spencer, E. G.; «A New Technique in
496

Ferrite Phase Shifting for Beam Scanning of Microwave Antennas»
Proc. 1. R. E., 1957, 45, p. 1510.
295. Reich, К. Н.: «Theory of Ferromagnetic Resonance and Results
of Experimental Investigation», Z. angew. Phys., 1954, 6, p. 326.
296. R e i m e r, L.: «A New Method of Measuring the Magnetic Properties
of Thin Films by means of the Faraday Effect», Z. Naturforsch., 1956,
lla, p. 611.
297. R i z z i, P. A.: «Microwave Properties and Applications of Ferrite
Rotators», Microwave J., 1958, 1, No. 3, p. 26.
298. R i z z i, P. A., and G a t 1 i n, В.: «Rectangular-Guide Ferrite
Phase-Shifters employing Longitudinal Magnetic Fields», Proc. I. R. ?.,
1959, 47, p. 446.
299. Robbrecht, G. G., and Verhaeghe, J. L.: «Measurements
of the Permeability Tensor for 'Ferroxcube' at 24, 000 Mc/s», Nature
1958, 182, p. 1080.
300. Roberts, F. F.: «A Note on the Ferromagnetic Faraday Effect
at Centimetre Wavelengths», J. Phys. Radium, 1951, 12, p. 305.
301. Roberts, S., and Srivastava, С. М.: «Measurement of
¦ Ferrite Properties in a Rectangular Cavity at 10, 000 Mc/s», Proc.
I. E. E., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 338.
302. Robinson, A. E.: «The Preparation of Magnesium — Manga-
Manganese Ferrite for Microwave Applications», Proc. I. E. E., 1957, 104B,
Sup. No. 5, p. 159.
303. R о d d a m, Т.: «The Gyrator», Wireless Wld, 1957, 63, pp. 423
and 497.
304. R о dr i gu e, G. P., Pippin, J. E., Wolf, W. P., and
H о g a n, C. L.: «Ferrimagnetic Resonance in Some Polycrystal-
line Rare Earth Garnets», Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 83.
305. R о w e n, J. H.: «Ferrites in Microwave Applications», Bell Syst.
lech. J., 1953, 32, p. 1333.
306. R о w e n, J. H., and A u 1 о с к, W. von: «Measurement of the
Complex Tensor Permeability of Ferrites», Phys. Rev., 1954, 96, p. 1151.
307. S а к i о t i s, N. G.: «Ferrite Quarter-Wave and Half-Wave Plates
at X-Band», Nat. Сопи. Rec. I. R. E., 1954, pt 8, p. 88.
308. S а к i о t i s, N. G., and С h a i t, H. N.: «Ferrites at Microwaves»,
Proc. I. R. E., 1953, 41, p. 87.
309. S а к i о t i s, N. G., and С h a i t, H. N.: «Properties of Fer-
Ferrites in Waveguides», Trans. I. R. E., 1953, MTT-1, p. 11.
310. S а к i о t i s, N. G., С h a i t, H. N., and Kales, M. L.:
«Nonlinearity of Propagation in Ferrite Media», Proc. I. R. ?., 1955,
43, p. 1011.
*311. S a 1 i к h о v, S. G.: «Measurement of Permittivity and Dielectric
Constant for Certain Ferrodielectrics at Centimetre Wavelengths»,
Bull. Acad. Sci. USSR, 1954, 18, pp. 307 and 419.
312. S a n у a 1, G. S., and С h a t t e r j e e, J. G.: «Measurement of
Ferromagnetic Permeability at Microwave Frequencies», Indian J.
appl. Phys., 1952, 27, p. 329.
*313. S a r a f a n о v, V. L.: «Measurement of the Complex Permittivity
and Permeability of Magneto-dielectrics at Centimetre Wavelengths»,
Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p. 320.
*314. S с h a r f m a n, H.: «Three New Ferrite Phase Shifters», Proc.
I. R. E., 1956, 44, p. 1456.
315. Schlomann, E.: «Spin-Wave Analysis of Ferromagnetic Reso-
Resonance in Polycrystalline Ferrites», J. Phys. Chem. Solids, 1958, 6, p. 242.
316. Schlomann, E., and Z e e n d e r, J. R.: «Ferromagnetic
Resonance in Polycrystalline Nickel Aluminate», J. appl. Phys., 1958,
29, p. 341.
317. Schlomann, E.: «Fine Structure in the Decline of the Ferromag-
Ferromagnetic Resonance Absorption with Increasing Power Level», Phys. Rev.,
1959, 116, p. 828.
497

318. Schlomann, E.: «Generation of Phonons in High-Power Fer-
Ferromagnetic-Resonance Experiments», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 1647.
319. Schlomann, E., S a u n d e r s, J. H., and S i r v e t z, M. H.:
«L-Band Ferromagnetic Resonance Experiments at High Peak Power
Levels», Trans. I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 96.
320. Schlomann, E.: «On the Theory of the Ferrite Resonance Isola-
Isolator» Trans. I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 199.
321. S с h u 1 z-D u В о i s, E. O., Wheeler, Q. J., and S i r v e t z,
M. H.: «Development of a High-Power L-Band Resonance Isolator»,
Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 423.
322. S r i v a s t a v a, C. M., and Roberts, J.: «Measurement of
Ferrite Loss Factors at 10 Gc/s», Proc. I. E. ?., 1958, 105B, p. 204.
*323. S e a v e y, M. H., and T a n n e n w a 1 d, P. E.: «Direct Observati-
Observation of Spin-Wave Resonance», Phys. Rev. Lett., 1958, 1, p. 168.
324. S e a v e y, M. H., and T a n n e n w a 1 d, P. E.: «Ferromagnetic
Resonance in Ultra-Thin Films», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 292.
325. S e i d e 1, H.: «Ferrite Slabs in Transverse-Electric Mode Waveguide»,
J. appl. Phys., 1957, 28, p. 218.
326. S e i d e 1, H.: «The Character of Waveguide Modes in Gyromagnetic
Media», Bell Syst. tech. J., 1957, 36, p. 409.
327. S e i d e 1, H.: «Anomalous Propagation in Ferrite-Loaded Waveguide»,
Proc. I. R. ?., 1956, 44, p. 1410.
328. S e i d e 1, H., and В о у e t, H.: «Frequency Shifts in Cavities with
Longitudinally-Magnetized Small Ferrite Discs», Bell Syst. tech, J.,
1958, 37, p. 637.
329. S e i d e 1, H., and F 1 e t с h e r, R. C: «Gyromagnetic Modes in
Waveguide Partially Loaded with Ferrite», Bell Syst. tech. J., 1959,
38, p. 1427.
330. S e i d e n, P. E., and S h a w, H. J.: «High-Power Effects in Fer-
rimagnetic Resonance», J. appl. Phys., I960, 31, p. 432.
331. Seiden, P. E., and S h a w, H. J.: «High-Power Effects in Fer-
Ferrite Devices», Proc. 1. R. ?., 1960, 48, p. 122.
332. S e n s i p e r, S.: «Resonance Loss Properties of Ferrites in 9-kMc/s
Region», Proc. I. R. ?., 1956, 44, p. 1323.
*333. S e n s i p e r, S.: «Microwave Ferrite Phase Shifter», Proc. I. R. ?.„
1957, 45, p. 359.
334. Servant, R., L о u d e t t e, P., and С h a r r u, A.: «Direct
Measurement of the Ellipticity of the R. F. Cotton Effect by theQuar-
ter Wave Method», С R. Acad. Sci. (Paris) 1955, 240, p. 1978.
335. S e v e r i n, H. K. F.: «Propagation Constants of Circular Cylindrical
Waveguides containing Ferrites», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 337.
336. Sf e r r a zz a, P. J.: «Travelling Wave Resonator», Tele-Tech
Electronic Industr., 1955, 14, p. 84.
337. S h а г р е, С. В., and H e i m, D. S.: «A Ferrite Boundary-
Value Problem in a Rectangular Waveguide», Trans. I. R. ?., 1958,
MTT-6, p. 42.
338. S i r v e t z, M. H., and S a u n d e г s, J. H.: «Resonance Widths
in Polycrystalline Nickel Cobalt Ferrites», Phys. Rev., 1956, 102,
p. 366.
339. S i r v e t z, M. H., and Z n e i m e r, J. E.: «Microwave Properties
of Polycrystalline Rare Earth Garnets», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 431.
*340. S к г о t s к i I, G. V., and A 1 i m о v, Y. I.: «Ferromagnetic Reso-
Resonance in a Circulary-Polarized Electromagnetic Field of Arbitrary
Amplitude», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 35, p. 1481.
*341. Skr о tsk il, G. V., and A 1 i m о v, Y. I.: «Effect of Specimen
Shape on Ferromagnetic Resonance in a Strong Rabio-Frequency Field»,
Zh. eksper. teor. Fiz., 1959, 36, p. 1267.
*342. Skr о t sk i I, G. V., and К u г b a t о v, L. V.: «Theory of the
Anisotropy of the Width of Ferromagnetic Resonance Absorption Lines»,.
Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 35, p. 216.
498

343. S m i t, J. and W i j n, H. P. J.: «Physical Properties of Ferrites»,
Adv. Electronics Electron Phys., Vol. VI (Academic Press, New York,
1954).
*344. S m i t, J., and W i j п, Н. P. J.: «Ferrites» (Philips Technical
Library, Eindhoven, 1959).
345. Smith, W. V., Overmeyer, J., and С a 1 h о u n, B. A.:
«Microwave Resonance in Gadolinium Iron Garnet Crystals», IBM J.
Res. Developm., 1959, 3, p. 153.
346. S n i e d e r, J.: «Ferromagnetic Resonance in Polycrystalline Fer-
Ferrites», Appl. sci. Res., 1958, B7, p. 185.
347. S n о e k, J. L.: «Non-metallic Magnetic Materials for High Frequ-
Frequencies», Philips tech. Rev., 1946, 8, p. 353.
348. S n о e k, J. L.: «Gyromagnetic Resonance in Ferrites», Nature,
1947, 160, p. 90.
349. Snoek, J. L.: «New Developments in Ferromagnetic Materials»
(Elsevier, Amsterdam, 1947).
350. S о 1 t, I. H., White, R. L., and M e г с e r e a u, J. E.:
«Multiplicities of the Uniform Precessional Mode in Ferromagnetic
Resonance», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 324.
351. S о о h о о, R. F.: «Cut-off Phenomena in Transversely-Magnetized
Ferrites», Proc. I. R. ?., 1958, 46, p. 788.
352. Soohoo, R. F.: «Theory and Application of Ferrites» (Prentice-
Hall, Englewood Cliffs, 1960).
*353. Soohoo, R. F.: «Ferrite Microwave Phase Shifters», Nat. Conv.
Rec. I. R. ?., 1956, pt 5, p. 84.
354. Sorensen, E. V.: «Cavity Measurements of the TEn Propagation
Constants of a Circular Waveguide containing a Magnetized Ferrite
Rod», Ada polytech. Scand., 1960, E17, No. 282, p. 1.
355. Spencer, E. G., and L e С r a w, R. C: «Wall Effects on Mic-
Microwave Measurements and Ferrite Spheres», J. appl. Phys., 1954, 26,
p. 250.
356. Spencer, E. G., L e С r a w, R. C, and R e g g i a, F.: «Mea-
«Measurement of Microwave Dielectric Constants and Tensor Permeability
of Ferrite», Nat. Conv. Rec. 1. R. ?., 1955, pt 8, p. 113.
357. S p e n с e r, E. G., L e С r a w, R. C, and R e g g i a, F.:
«Measurement of Microwave Dielectric Constant and Tensor Per-
Permeability of Ferrite Spheres», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 790.
358. Spencer, E. G. A u 1 t, L. A., and L e С r a w, R. C:
«Intrinsic Tensor Permeabilities on Ferrite Rods, Spheres and Disks»,
Proc. I. R. ?., 1956, 44, p. 1311.
359. Spencer, E. G., L e С г a w, R. C, and R e g g i a, F.:
«Circulary-Polarized Cavities for Measurement of Tensor Permeabili-
Permeabilities», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 354.
360. Spencer, E. G., L e С r a w, R. C, and P о r t e г, С S.:
«Ferromagnetic Resonance in Yttrium Iron Garnet at Low Frequencies»,
J. appl. Phys., 1958, 29, p. 429. -ч
*36I. Spencer, E. G., and L e С r a w, R. C.: «Magneto-Acoustic
Resonance in Yttrium Iron Garnet», Phys. Rev. Lett., 1958, 1, p. 241.
*362. Spencer, E. G., L e С r a w, R. C, and С 1 о g s t о n,
A. M.: «Low-Temperature Line-Width Maximum in Yttrium Iron
Garnet», Phys. Rev. Lett., 1959, 3, p. 32.
363. S t a n d 1 e у, К. J.: «Ferromagnetic Resonance Phenomena at
Microwave Frequencies», Sci. Prog., 1950, 38, p. 231.
364. S t a n d 1 e у, К, J., and R e i с h, К. Н.: «Ferromagnetic Re-
Resonance in Nickel and in some of its Alloys», Proc. Phys. Soc, 1955,
68B, p. 713.
365. S t a n d 1 e y, K. J., and Peters, J.: «Ferrimagnetic Reso-
Resonance in a Magnesium-Manganese Ferrite», Proc. I. E. E., 1957, 104B,
Sup. No. 5, p. 206.
499

366. S t e i n e r t, L. A.: «Geometrical Anisotropy of Magnetic Materials
in Waveguides and Cavities», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 1109.
367. S t e i n h a r t, R.: «The Physical Mode of Operation and the Theory
of Ferrite Resonance Isolators», Nachr. Tech. Z., 1960, 13, p. 119.
368. S t e i r, W. H., and С о 1 e in a n, P. D.: «Dipolar Magnetodynamic
Ferrite Modes», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 1454.
369. S t e r n, E., and M a n g i a r а с i n a, R. S.: «Ferrite High-
Power Effects in Waveguides», Tians, I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 11.
370. Stewart, C: «Some Applications and Characteristics of Ferrite
at Wavelengths of 0-87 cm and 1-9 cm», Nat. Conv. Rec. IRE
1955, pt 8, p. 100, and Trans. I. R. ?., 1955, MTT-3, No. 3, p. 27.
371. S t i n s о n, D. C: «Ferrite Line Width Measurements in a Cross-
Guide Coupler», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 446.
372. S t i n s о n, D. C: «Ferrite Directional Couplers with Off-Centre
Apertures», Trans. I. R. ?., 1956, MTT-4, p. 332.
373. S t i n s о n, D. C: «Coupling through an Aperture Containing
an Anisotropic Ferrite», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-5, p. 184.
374. S t о n e r, E. C: «The Demagnetizing Factors for Ellipsoids», Phil.
Mag., 1954, 36, p. 803.
375. Strumwasser, E.: «Some Applications of Ferrites to Microwave
Directional Couplers, Switches and Cavity Filters» Proc. I. E. ?.,
1957, 104B, Sup. No. 6, p. 388.
376. S t r u t t, M. J. O.: «Unambiguous Choice of Arrow Direction for
Currents and Voltages in Quadrupoles with Applications to Directio-
Directional Quadrupoles and Gyrators», Arch. Electrotech. (Berlin), 1955,
42, p. 1.
377. S u с h e t, J.: «Relations between the Structures of Ferrites and
Conditions for their Resonance in Waveguides: Unidirectional Wa-
Waveguides», Onde elect., 1956, 36, p. 508.
378. S u h 1, H., and Walker, L. R.: «Faraday Rotation of Guided
Waves», Phys. Rev., 1952, 86, p. 122.
379. S u h 1, H., and Walker, L. R.: «Topics in Guided Wave Pro-
Propagation through Gyromagnetic Media — Parts I, II and III», Bell
Syst. tech. J., 1954, 33, pp. 579, 939 and 1133.
380. S u h 1, H.: «Ferromagnetic Resonance in Nickel Ferrite between One
and Two Kilomegacycles», Phys. Rev., 1955, 97, p. 555.
381. S u h 1, H., U i t e r t, L. G. Van, and D a v i e s, J. L.: «Fer-
«Ferromagnetic Resonance in Magnesium — Manganese — Aluminium
Ferrite between 160 and 1900 Mc/s», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1180.
382. S u h 1., H.: «The Nonlinear Behaviour of Ferrites at High Micro-
Microwave Signal Levels», Proc. 1. R. ?., 1956, 44, p. 1270.
383. S u h 1, H.: «Subsidiary Absorption Peaks in Ferromagnetic Reso-
Resonance at High Signal Levels», Phys. Rev., 1956, 101, p. 1437.
*384. S u h 1, H.: «Origin and Use of Instabilities in Ferromagnetic Reso-
Resonance», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 416.
*385. S u h 1, H.: «The Theory of Ferromagnetic Resonance at High Signal
Powers», J. Phys. Chem. Solids, 1957, 1, p. 209.
*386. Sullivan, R. F.: «A Miniaturized High-Temperature Isolator»,
Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1956, pt 5, p. 75.
387. S u r d u t s, A.: «A Method of Measuring Dielectric Constant and Com-
Complex Permeability at Ultra-High Frequencies», C. R. Acad. Sci.
(Paris), 1953, 236, p. 900.
388. T a i, С. Т.: «Evanescent Modes in a Partially-Filled Gyromagnetic
Rectangular Waveguide», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 220.
389. T a i, С. Т.: «Wave Propagation in an inhomogeneous Transversely-
Magnetized Rectangular Waveguide», Appl sci. Res., 1960, B8, p. 141.
390. T a n n e n w a 1 d. P. E.: «Multiple Resonance in Cobalt Ferrite»,
Phys. Rev., 1955, 99, p. 463.
391. T a n n e n w a 1 d, P. E.: «Ferromagnetic Resonance in Manganese-
Ferrite Single Crystals», Phys. Rev., 1955, 100, p. 1713.
500

392. T a n n e n w a 1 d, P. E., and S e a v e у, М. H.. «Ferromagnetic
Resonance in Thin Films of Permalloy», Phys. Rev., 1957, 105, p. 377.
393. Tannenwald, P. E : «Spin Waves», Microwave J., 19,19, 2,
July, p. 25.
394. T e 1 1 e g e n, B. D. H.: «The Qyrator, a New Electric Network
Element», Philips res. Rep., 1948, 3, p. 81.
395. T e 1 1 e g e n, B. D. H.: «The Synthesis of Passive Two-Poles by
means of Networks containing Qyrators», Philips res. Rep., 1949, 4,
p. 31.
396. T h a x t e r, J B. and H e 1 1 e r, Q S : «Circulators at 70 and
140 kMc/s», Proc. I. R. E., 1960, 48, p. 110.
397. Thompson, Q. H. В.: «Unusual Waveguide Characteristics
associated with the Apparent Negative Permeability obtainable in Fer-
rites», Nature, 1955, 175, p. 1135.
398. Thompson, Q. H. В.: «Ferrites in Waveguides», Brit. I. R. ?.,
1956, 16, p. 311.
399. T i s с h e r, F. J.: «Resonant Properties of Nonreciprocal Ring Cir-
¦ cuits», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 66.
400. T i s с h e r, F. J., L i n d b e r g, \V. J., and Co pel a nd. J.:
«Resonance Properties of Ring Circuits», Trans. I. R. E., 1956, MTT-5,
p. 51.
401. Tomb s, N. C, and W a t к i n s, J.: «The Physical and Chemical
Properties of Some Nickel — Zinc Ferrite Compounds», Proc. 1. E. E.,
1957, 104B, Sup. No. 5, p. 145.
402. T о m p к i n s, J. E., and S p e n с e r, E. G.: «Retardation Ef-
Effects Caused by Ferrite Sample Size on the Frequency Shift of a Reso-
¦ nant Cavity», "j. appl. Phys., 1957, 28, p. 969.
403. T о m p к i n s, J. E.: «Energy Distribution in Partially-Filled Wave-
Waveguides», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 399.
404. T о r i z u к a, Y., К о j i m a, Y., and F u j i m u г а, Т.: «On
the g-Factor and Internal Field of Nickel Ferrite-Aluminate», J. Phys.
Soc. Japan, 1954, 9, p. 298.
405. T r e u h a f t, M. A., «Network Properties of Circulators Based
on the Scattering Concept», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 1394, and Trans.
I. R. E., 1956, CT-3, p. 127.
406. T s u у a, N.: «On the Internal Field of the Microwave Resonance in
Ferrites», J. Phys. Soc. Japan, 1954, 9, p. 644.
407. Turner, E. H.: «A New Non-reciprocal Waveguide Medium Using
Ferrites», Proc. 1. R. ?., 1953, 41, p. 937.
408. Turner, E. H.: «Interaction of Phonons and Spin Waves in Yt-
Yttrium Iron Garnet», Phys. Rev. Lett., 1960, 5, p. 100.
409. V a d n j a 1, M.: «Nonreciprocal Ferrite Attenuator in a Rectangular
Waveguide», Alta Frequenza, 1957, 26, p. 3.
410. V a d n j a 1, M., and F i о г i n i, A.: «Ferrite Phase-Shifter for
Wide-Band Circulators», Note Recensioni Notiz., 1959, 8, p. 305.
411. V a 1 f i a d e s, В., and Duncan, B. J.: «An L-Band Ferrite
Coaxial-Line Modulator», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1957, pt I, p. 235.
412. V a 1 1 e s e, L. M.: «Understanding the Gyrator», Proc. I. R. E.,
1955, 43, p. 483.
413. V a n G e 1 d e r, A. P., G r a a f, A. M. d e, and К г о n i g, R.:
«New Calculations on the Faraday Effect in Waveguides», Appl. sci.
Res., 1959, B7, p. 441.
414. V a n T r i e r, A. A. T. M.: «Anomalous-Wave Type Ferromag-
netism», Phys. Rev., 1952, 87, p. 227.
415. V a n T r i e г, А. А. Т. М.: «Experiments on the Faraday Rotation
of Guided Waves», Appl. sci. Res., 1953, B3, p. 142.
416. Van Trier, А. А. Т. М.: «Guided Electromagnetic Waves in
Anisotropic Media», Appl. sci. Res., 1953, B3, p. 385.
417. Van Trier, А. А. Т. М.: «Guided Electromagnetic Waves in
Anisotropic Media» (Martinus Nijhoff, The Hague, 1953).
501

418. Van Trier, А. А. Т. М.: «Investigation of Nonreciprocal Quad-
rupoles in the Centimetre Wave Range», Tijdschr. Ned. Radicgenoct.,
1953, 18, p. 211.
419. Van Trier, А. А. Т. М.: «Some Topics in the Microwave Ap-
Application of Gyrotropic Media», Trans. I. R. E., 1956, AP-4, p. 502.
420. Van U i t e r t, L. G., Schafer, J. P., and H о g a n. С L.:
«Low Loss Ferrites for Applications at 4000 Mc/s», J. appl. Phys., 1954,
25, p. 925.
421. Van U i t e r t, L. G.: «Low Magnetic Saturation Ferrites for
Microwave Application», J. Appl. Phys., 1955, 26, p. 1289.
422. Van U i t e r t, L. G.: «Nickel — Copper Ferrites for Microwave
Applications», J. appl. Phys., 1956, 17, p. 723.
423. Van U i t e r t, L. G.: «Magnesium — Copper — Manganese Alumi-
Aluminium Ferrites for Microwave Applications», J. appl, Phys., 1957, 28,
p. 320.
*424. V a n U i t e r t, L. G., S w a n e к a m p, F. W., and H a s z к о,
S. E.: «Line Widths in Polycrystalline Yttrium Iron Garnet», J. appl.
Phys., 1959, 30, p. 363.
425. Van V 1 e с к, J. H.: «Fundamental Theory of Ferro- and Ferri-
magnetism», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 1248.
*426. Van V 1 e с к, J. H.: «Ferromagnetic Resonance», Physica, 1951,
17, p. 234.
*427. V a r t a n i a n, P. H., M e 1 с h о r, J. L., and А у г е s, W. P.:
«Broadband Ferrite Microwave Isolators», Nat. Cotiv. Rec. I. R. E.,
1956, pt 5, p. 79.
428. Vartanian, P. H., M e 1 с h о r, J. L., and А у г е s, W. P.:
«A Broadband Ferrite Isolator», Trans. I, R. E., 1956, MTT-4, p. 8.
429. Vartanian, P. H . and J а у n e s, E. Т.: «Propagation in
Ferrite-Filled Transversely-Magnetized Waveguide», Trans. I. R. E.,
1956, MTT-4, p. 140.
*430. V a s i Г e v, V. N.: «New Method of Measuring the Parameters of
Magnetized Ferrites at Centimetre Wavelengths», Radiotekh. Elektron.,
1956, 1, p. 1444.
431. V a u t i e r, R., and К a g a n, W.: «Variation of the Resonance
Field in Chromite-Ferrites of Nickel Zinc», C. R. Acad. Sci. (Paris),
1957, 244, p. 3040.
432. V a u t i e r, R., and В е г t e a u d, A. J.: «Variation of the Width
of the Absorption Curve of Yttrium Iron Garnet with the Substitution
of Cr3+», С R. Acad. Sci. (Paris), 1958, 247, p. 1574.
433. V a u t i e r, R., and В е г t e a u d, A. J.: «Direct Measurement
of the Width of the Resonance Curves of Ferromagnetic Materials»,
С R. Acad. Sci. (Paris), 1959, 248, p. 1957.
434. V i 1 1 e n e u v e, А. Т.: «Orthogonality Relationships for Wavegui-
Waveguides andCavities with Inhomogeneous Anisotropic Media», Trans. I. R. E.,
1959, MTT-7, p. 441.
435. V i 1 1 e r s, G., and L о r i e r s, J.: «Some Properties of Mixed Dys-
Dysprosium — Yttrium, Dysprosium — Gadolinium and Dysprosium —
Erbium Garnets», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1958, 247, p. 1101.
436. V i 1 1 e r s, G., L о r i e r s, J., and Claude], C.: «Some Pro-
Properties of Mixed Gadolinium — Erbium and Gadolinium — Yttrium
Garnets», С R. Acad. Sci. (Paris), 1958, 247, p. 710.
437. V i n d i n g, J. P.: «Microwave Devices using Ferrite and Trans-
Transverse Magnetic Field», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1955, pt 8, p. 195.
438. Wagenknecht, F.: «On the Dielectric and Magnetic Properties
of Some Ferrites at High Frequency», Frequenz, 1951, 5, pp. 145 and 186.
439. Wait, J. R.: «Complex Magnetic Permeability of Spherical Partic-
Particles», Proc. I. R. ?., 1953, 41, p. 1664.
440. W a 1 d г о n, R. A.: «Theory of the Measurement of the Elements of
the Permeability Tensor of a Ferrite by means of a Resonant Cavity»,
Proc. I. E. E., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 307.
502

341. W a 1 d г о n, R. A.: «Ferrites in Resonant Cavities», Brit. J. appl.
Phys., 1956, 7, p. 114.
442. W a 1 d г о n, R. A.: «Electromagnetic Wave Propagation in Cylin-
Cylindrical Waveguides containing Gyromagnetic Media», J. Brit. I. R. E.,
1958, 18, pp. 597, 677 and 733.
443. W a 1 d г о n, R. A.: «Resonant-Cavity Methods of Measuring Fer-
rite Properties», Brit. J. appl. Phys., 1958, 9, p. 439.
444. W a 1 d г о n, R. A.: «Theory of the Mode Spectra of Cylindrical
Waveguides containing Gyromagnetic Media», J. Brit. I. R. E., 1959,
19, p. 347.
445. W a 1 d г о n, R. A.: «Electromagnetic Fields in Ferrite Ellipsoids»,
Brit. J. appl. Phys., 1959, 10, p. 20.
446. W a 1 d г о n, R. A.: «Features of Cylindrical Waveguides containing
Gyromagnetic Media», J. Brit. I. R. E., 1960, 20, p. 695.
447. W a 1 d г о n, R. A.: «Perturbation Theory of Resonant Cavities»,
Proc. I. E. E., 1960, 107C, p. 272.
448. W a 1 d г о n, R. A.: «What is Ferromagnetic Resonance?», Brit. J.
appl. Phys., 1960, 11, p. 69.
449. Walker, L. R., and S u h 1, H.: «Propagation in Circular Wa-
Waveguides Filled with Gyromagnetic Material», Trans. I. R. E., 1956,
AP-4, p. 492.
450. Walker, L. R.: «Orthogonality Relation for Gyrotropic Wavegu-
Waveguides», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 377.
*451. Walker, L. R.: «Magnetostatic Modes in Ferromagnetic Reso-
Resonance», Phys. Rev., 1957, 105, p. 390.
*452. Walker, L. R.: «Resonant Modes of Ferromagnetic Spheroids», J.
¦ appl. Phys., 1958, 29, p. 318.
453. Wangsness, R. K.: «Susceptibility Tensor and the Faraday
Effect in Ferrimagnetics», Phys. Rev., 1954, 95, p. 339.
454. Wangsness, R. K-, «Effective Ferrimagnetic Resonance Pa-
Parameters with Gilbert-Type Relaxation Terms», Phys. Rev., 1959,
113, p. 771.
455. W a n t u с h, E.: «High-Power Testing of Ferrite Isolators», Electro-
Electronic fndustr., 1958, 17, p. 83.
456. W e e r t m a n, J. R., and R a d o, G. Т.: «Low-Temperature
Spin-Wave Resonance at 3000 and 4000 Mc/s in a Permalloy Having
Nearly Zero Magnetocrystalline Anisotropy», J. appl Phys., 1958, 29,
p. 328.
457. Weisbaura, S., and В о у e t, H.: «A Double-Slab Ferrite Field
Displacement Isolator at 11 KMc/s», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 554.
458. W e i s b a u m, S., and В о у e t, H.: «Broadband Non-reciprocal
Phase Shifts — Analysis of Two Ferrite Slabs in Rectangular Guide»,
J. appl. Phys., 1956, 27, p. 519.
459. W e i s b a u m, S., and S e i d e 1, H.: «The Field Displacement
Isolator», Bell Syst. tech. J., 1956, 35, p. 877.
460. W e i s b a u m, S., and В о у e t, H.: «Field-Displacement Isola-
Isolator in Microwave Communications», Bell Lab. Rec, 1957, 35, p. 456.
461. W e i s b a u m, S., and В о у e t, H.: «Field Displacement Isola-
Isolator at 4, 6, 11 and 24 kMc/s», Trans. I. R. E., 1958, MTT-5, p. 194.
462. Weiss, J. A.: «A Phenomenological Theory of the Reggia —
Spencer Phase Shifter», Proc. I. R. E., 1959, 47, p. ИЗО.
463. Weiss, M. Т.: «The Behaviour of Ferroxdure at Microwave Fre-
Frequencies», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1955, pt 8, p. 95.
464. Weiss, M. Т., and Fox, A. G.: «Magnetic Double Refraction
at Microwave Frequencies», Phys. Rev. 1952, 88, p. 146.
465. Weiss, M. Т., and Anderson, P. W.: «Ferromagnetic
Resonance in Ferroxdure», Phys. Rev., 1955, 98, p. 925.
466. Weiss, M. Т.: «Improved Rectangular-Waveguide Resonance
Isolators», Trans. I. R. E., 1956, MTT-4, p. 240.
503

*467. Weiss, M. Т.: «Microwave and Low-Frequency Oscillation due
to Resonance Instabilities in Ferrites», Phys. Rev. Lett., 1958, 1, p. 239.
468. Weiss, M. Т.: «High-Power Effects on Ferrimagnetic Resonance»,
J. appl. Phys., 1960, 31, p. 778.
469. Weiss, M. Т.: «Spin Temperature and High-Power Effects in Fer-
rimagnets», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 2014.
470. Went, J. J., R a t h e n a u, G. W., Gorier, E. W., and
Van Oosterhout, G. W.: «Ferroxdure, A Class of New Per-
Permanent Magnet Materials», Philips tech. Rev., 1952, 13, p. 194.
471. Wheeler, G., and R a j с о к, Р.: «Temperature Compensation
of Ferrite Isolators», Microwave J., 1959, 2, No. 2, p. 31.
472. Whirry, W. L., and N e 1 s о n, С E.: «Ferrite-Loaded. Ciruc-
larly-Polarized Microwave Cavity Filters», Trans. I. R. E., 1958,
MTT-6, p. 59.
*473. White, R. L., and S о 1 t, I. H.: «Multiple Ferromagnetic Re-
Resonance in Ferrite Spheres», Phys. Rev., 1956, 104, p. 56.
474. White, R. L.: «Ferrimagnetic Resonance Line Widths and g-
Factors in Ferrites», Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 465.
475. W i j n, H. P. J., G e v e r s, M., and В u r g h t, С. М. van
der: «Note on the High Frequency Dispersion in Nickel — Zinc Fer-
Ferrites», Rev. mod. Phys., 1953, 25, p. 91.
*476. Wolf, \V. P., and R о d r i g u e, G. P.: «Preparation of Polycry-
stalline Ferrimagnetic Garnet Materials for Microwave Applications», J.
appl. Phys., 1958, 29, p. 105.
*477. Yager, W. A., and Bozorth, R. M.: «Ferromagnetic Reso-
Resonance at Microwave Frequencies», Phys. Rev., 1947, 72, p. 80.
*478. Yager, W. A., Merritt, F. R., and G u i 1 1 a u d, C:
«Ferromagnetic Resonance in Various Ferrites», Phys. Rev., 1951. 81,
p. 477.
479. Yonemitsu, H.: «Size Effects on the Ferrimagnetic Resonance Ab-
Absorption of Polycrystalline Ferrites and Garnets», J. Phys. Soc. Japan,
1959, 14, p. 688.
' " " «?-Type X-Circulator», Proc. I. R. E., 1959, 47,
«An ?-Type T-Circulator», Proc. I. R. E., 1959,
«X-Circulator», Proc. I. R. E., 1959, 47, p. 1150.
and U с h 1 i n g, E. A.: «The Tensor Formula-
Formulation of Ferromagnetic Resonance», Phys. Rev., 1954, 94, p. 544.
484. S u h 1, H.: «Foldover' Effects Caused by Spin Wave Interactions in
Ferromagnetic Resonance», J. appl. Phys. 1960, 31, p. 935.
485. Van V 1 e с к, J. H.: «A Survey of the Theory of Ferromagnetism»,
Rev. mod. Phys., 1945, 17, p. 27.
486. L i n d m a n, K. F.: «The Magnetic Permeability of Nickel for
Hertzian Oscillations», Z. tech. Phys., 1938, 19, p. 323.
487. S t e i n h a r t, R.: «Experimental Investigations of Ferrite Reso-
Resonance Isolators», Nachr. Tech. Z., 1960, 13, p. 183.
488. Sandier, S. S.: «An Approximate Solution to Some Ferrite-Fil-
led-Waveguide Problems with Longitudinal Magnetization», Trans.
I. R. ?., 1961, MTT-9, p. 162.
489. Carter, J. L., D i x о n, S., and R e i n g о 1 d, I.: «Dependence
of the Resonance Linewidth of Microwave Ferromagnetic Materials on
Incident RF Power», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 195.
490. H а у a s h i, S., and К u r i h a r a, K.: «Microwave Directional
Waveguides using Ferrites», J. Inst. Elect. Commun. Engts Japan,
1955, 38, p. 17.
491. Gottlieb, P.: «Nonlinear Effects of Crystalline Anisotropy on
Ferrimagnetic Resonance», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 2059.
492. В a d y, I.: «Ferrites with Planar Anisotropy at Microwave Frequenc-
Frequencies», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 52.
480.
481.
482.
483.
Y
p.
Y
47
Y
Y
о
о
о
о
sh
2017
sh
P-
sh
u n
i d
i d
a,
a,
2018.
i d
g,
a,
J.
S.:
S.:
S.:
A.,
504

493. J ef f e r s о п, С. F., and West, R. G.: «Ferrite System for
Application at Lower Microwave Frequencies», J. appl. Phys., 1961,
32, p. 313 S.
*494. M i к a e 1 i a n, Л. L., and T e i t e I 'b a u in, I. S.: «Electro-
«Electromagnetic-Wave Frequency Control using Ferrites», Radio Engng Elect-
Electronics, 1959, 4, p. 186, and Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 2077.
495. Trivelpiece, A. W., Ignatius, A., and Holscher,
P. C: «Backward Waves in Longitudinally Magnetized Ferrite Rods»,
J. appl. Phys., 1961, 32, p. 259.
*496. А к h i e z e r, A. I., В а г' у а к h t a r, V. G., and К a g a n о v,
M. I.: «Spin Waves in Ferromagnets and Antiferromagnets», Soviet
Physics — Uspekhi, 1961, 3, p. 567, and Uspekhi Fiz. Nauk, 1960,
71, p. 533.
*497. К о v t u n, N. M., and T e r e s h с h e n к o, A. I.: «Calculation
of the Propagation Constants in Ridged Waveguide with a Transversely
Magnetized Ferrite Sheet», Soviet Physics—Techical Physics, 1961, 5, p.
1009, and Zh. tekh. Fiz., 1960, 30, p. 1077.
498. P i v i t, E.: «The Microwave Circulator», Frequenz, 1960, 14, p. 77.
499. С a g a n, V.: «Contribution to the Experimental Investigation of
the Properties of certain Ferrites in the 10-Gc/s Band», Ann. Phys,
(Paris), 1960, 5, p. 1301.
500. R о s s a 1, F. C: «Subsidiary Resonance in the Coincidence Region
in Yttrium Iron Garnet», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 2273.
501. В e u s t, W., and Johnson, E. G.: «High Average Power
Rotator», Microwave J., 1960, 3, May, p. 55.
502. Button, K. J.: «Historical Sketch of Ferrites and their Micro-
Microwave Applications», Microwave J., 1960, 3, March, p. 73.
*503. Mash, D. I.: «Rotation of the Plane of Polarization in a Longitudi-
Longitudinal Magnetic Field at a Wavelength of 3 cm», Zn. eksper. teor. Fiz,
1955, 29, p. 390, and Soviet Physics — JETP, 1956, 2, p. 364.
504. S о о h о о, R. F.: «Excitation and Boundary Effects in Spin-Wave
Resonance», J. appl. Phys., 1961, 32, p. 148 S.
505. Schlomann, E., and Joseph, R. I.: «Instability of Spin
Waves and Magnetostatic Modes in a Microwave Magnetic Field ap-
applied Parallel to the D. С Field», J. appl. Phys., 1961, 32, p. 165 S,
and 1961, 32, p. 1006.
506. Heller, G. S., Stickler, J. J., and T h a x t er, J. В.:
«Antiferromagnetic Materials for Millimetre and Sudmillimetre Devi-
Devices», J. appl. Phys., 1961, 32, p. 307 S.
507. R о w e n, J. H., E g g e r s, F. G., and S t г a u s, W.: «Gene-
«Generation of Microwave Electromagnetic Radiation in Magnetic Materials»,
J. appl Phys., 1961, 32, p. 313 S.
508. W a 1 d г о n, R. A.: «Ferrites: An Introduction for Microwave Engi-
Engineers» (Van Nostrand, London, 1961).
509. Rowley, J. J.: «Phase Shift Studies in Ferrite-Dielectric Loaded
Coaxial Lines at 2200 Mc/s», J. appl. Phys., 1961, 32, p. 321 S.
510. Clark, J.: «Perturbation Techniques for Miniaturized Coaxial
Y-Junction Circulators», J. appl. Phys., 1961, 32, p. 323 S.
511. H а у a s h i, S.: «A New Reciprocal Ferrite Phase-Changer», J. Inst.
Elect. Commun. Engrs Japan, 1955, 38, p. 882.
512. Epprecht, G. W.: «Broadband Coaxial Magnetic Attenuators»
Tech. Mitt. PTT, 1956, 34, p. 281.
513. Brown, C. S.: «Developments in Microwave Ferrite Components»,
Brit. Commun. Electronics, 1961, 8, p. 430.
514. К г о n i g, R.: «The Faraday Effect in Waveguides», Ned. Tijdschr.
Natuurkde, 1959, 25, p. 217.
515. F r a i t, Z.: «The Use of High Frequency Modulation in Studying
Ferromagnetic Resonance», Czech. J. Phys., 1959, 9, p. 403.
516. I s h i i, K., Tsui, J. B. Y., and W a n g, F. F. Y.:_ «Millimet-
17B. Зак. 880 505

re-Ware Field-Displacement-Type Isolators with Short Ferrite Strips»,
Proc. I. R. E., 1961, 49, p. 975.
517. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В.: «Microwave Ferrites» (Chapman and
Hall, London, 1961).
518. Soohoo, R. F.: «Theory of Dielectric-Loaded and Tapered-Field
Ferrite Devices», Trans. I. R. ?., 1961, MTT-9, p. 220.
519. Carter, P. S.: «Magnetically Tunable Microwave Filters using
Single-Crystal Yttrium-Iron-Garnet Resonators», Trans. I. R. ?., 1961,
MTT-9, p. 252.
520. D о u t h e t t, D., and Kaufman, I.: «The Unloaded Q of a YIG
Resonator from X-Band to 4 mm», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 261.
521. Pierce, A. L.: «Polishing Technique for Garnet Spheres», Trans.
I. R. E., 1961, MTT-9, p. 266.
522. R e g g i a, F.: «K-Band Reciprocal Ferrite Phase Modulator», Trans.
I. R. E., 1961, MTT-9, p. 269.
523. McC ar t er, R. S., and L a n d г у, Е. F.: «K^-Band Ferrite
Phase Shifter», Trans. 1. R. ?., 1961, MTT-9, p. 271.
524. Carter, P. S., and Flaramet, C: «Unloaded Q of Single
Crystal Yttrium-Iron Garnet Resonator as a Function of Frequency»,
Trans I. R. E., 1960, MTT-8, p. 570.
525. О к a m u г a, S., U d a, H-, and К a t o, J.: «A Circulator for Use
in the 35-kMc/s Band», Proc. Symp. Millimetre Waves (Polytechnic
Institute, Brooklyn, 1959).
526. D a v i e s, J. В.: «Theoretical Study of Nonreciprocal Resonant
Isolators», Philips res. Rep., I960, 15, p. 401.
527. N о w a k, W.: «Measurement Equipment for the Determination of
the Permeability Tensor and Dielectric Constant of Ferrites at 3000
Mc/s», Hochfreq. Elektroak., I960, 69, p. 83.
528. К a m i n о v, I. P., and Jones, R. V.: «Pressure Dependence
of the Microwave Resonance Properties of some Spinel and Garnet
Ferrites», Phys. Rev., 1961, 123, p. 1122.
529. I s h i i, K., and Tsui, J. B. Y.: «Effects of Ferrite Strip Moun-
Mounting Positions on Millimetre-Wave Isolator Characteristics», Trans.
I. R. ?., 1961, MTT-9, p. 362.
530 Weiss, J. A.: «Tetrahedral Junction», J. appl Phys., I960, 31,
p. 168 S.
531. P i v i t, E., «Reciprocal and Nonreciprocal Phase Shifters in Recta-
Rectangular Waveguide», Frequenz, 1960, 14, p. 369.
532. О 1 1 о m, J. F., and von A u 1 о с к, W. H.: «Measurement of
Microwave Resistivity by Eddy Current Loss in Small Spheres». Trans.
I. R. E., 1960, 1-9, p. 187.
533. Fuller, A. J. В.: «Microwave Propagation through Round
Waveguide Partially Filled with Ferrite», Proc. I. E. E., 1961, 108C,
p. 339.
534. В e 1 j e r s, H. G.: «Resonance Isolators for Millimetre Waves»,
Philips tech. Rev., 1960, 22, p. 11.
*535. К о v t u n, N. M.: «Propagation of Electromagnetic Waves in Wave-
Waveguides of Complex Cross-Section with a Cross-Magnetized Ferrite Plate»,
Radiotekh. Elektron., 1960, 5, p. 1426.
536. В a r z i 1 a i, G., and G e г о s a, G.: «Modes in Rectangular Guides
Loaded with a Transversely Magnetized Slab of Ferrite away from the
Side Walls», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 403.
537. H о s e 1 i t z, K.: «Single Crystal Ferrite Research», Brit. Com-
mun. Electronics, 1961, 9, p. 23.
538. McLean, R., and A i t к e n, F. M.: «Ferrites at Microwaves»,
Electronic Technol., 1962, 39, p. 2.
539. Cacheris, J. C, and S а к i о t i s, N. G.: «Ferrite Components
for U. H. F. and Microwave Systems», Electronics, 1961, 34, September
22nd, p. 37.
506

540. N a i г, К. К., and S w a m у, M. N. S.: «On Gyrator Networks»,
J./nstn Telecomm. Engrs (New Delhi), 1961, 7, p. 111.
541. S a 1 t z m a n, H., and Rossero, A.: «A Waveguide In-Line
Ferrite Rotary Joint», Proc. I. R. E., 1961, 49, p. 1959.
542. Barnes, С. Е.: «Broad-Band Isolators and Variable Attenuators
for Millimetre Wavelengths», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 519.
543. A I f a n d a r i, R., and P a u с h a r d, R.: «Propagation of Tran-
Transverse Electric Waves in a Rectangular Waveguide Filled with Ferrite and
Transversely Magnetized», C. R. Acad Sci. (Paris), 1960, 251, p. 1738.
544. Damon, R. W., and E s h b а с h, J. R.: «Magnetostatic Modes
of a Ferromagnet Slab», J. Phys. Chem. Solids, 1961, 19, p. 308.
545. Pomerantz, M.: «Excitation of Spin-Wave Resonance by Micro-
Microwave Phonons», Phys. Rev. Lett., 1961, 7, p. 312.
546. V i 1 m u r, P., I s h i i, K., and Wan g, F. F. Y.: «Higher
Modes in Millimetre Wave Isolators», Proc. I. R. E., 1962, 50, p. 98.
*
*
36.' Белов К. П., Зайцева М. А. Новые магнитные материалы —
ферриты — гранаты. УФН, 1958, т. 66, вып. 1, стр. 141.
39. Б е р к А. Д., Ш т р у м в а с с е р Е. Ферритовые направленные
ответвителн. В сб. переводов «Некоторые применения ферритов в ан-
тенно-волноводиой технике», под ред. А. Л. Мнкаэляна. Изд-во «Со-
«Советское радио», 1958.
43. Б и р к с Д. Свойства ферромагнитных соединении прн сантиметровых
волнах. В сб. переводов «Ферромагнитный резонанс н поведение фер-
ферромагнетиков в переменных магнитных полях», под ред. С. В. Вонсов-
ского.'Изд-во иностранной литературы, 1952.
45. Бломберген Н., У а и г С. Явление релаксации при парамаг-
парамагнитном н ферромагнитном резонансе. В сб. переводов «Ферриты в не-
нелинейных сверхвысокочастотных устройствах», под ред. А. Г. Гуре-
вича. Изд-во иностранной литературы, 1961.
47. Бломберген Н. О ферромагнитном резонансе в никеле и супер-
маллое. В сб. переводов, см. поз. 43.
62. Б а р д ж е с с Д ж. Г. Фильтр десятисавтнметрового диапазона, наст-
настраиваемый с помощью феррита. В сб. переводов, см. поз. 39.
72. Ч э й т X. Н., Сакнотнс Н. Г. Конструирование невзаимных
фазосдвигающнх элементов для циркуляторов. В сб. переводов, см.
поз. 39.
93. Клогстои А., Су л Г., Уокер Л., Андерсон П. Ши-
Ширина линии ферромагнитного резонанса в непроводящих материалах.
В сб. переводов, см. поз. 45.
108. Д и л л о н Д ж., Нильсен Дж. Влияние редкоземельных при-
примесей на ферромагнитвый резонанс в иттриевом гранате. В сб. переводов,
см. поз. 45.
119. Э н а и д е р Б. Н. Новый ферритовый вентиль. В сб. переводов,
см. поз. 39.
123. Ф а б р и к о в В. А. Особенности эффекта Фарадея в парафино-фер-
ритовых смесях. ДАН СССР, 1955, т. 103, № 5, стр. 807.
125. Ф е р р а р Р. Спин-решеточное время релаксации в нттриевом гра-
гранате. В сб. переводов, см. поз. 45.
126. Ф э й К- Э. Объемные резонаторы, настраиваемые при помощи фер-
ферритов. В сб. переводов, см. поз. 39.
130. Ф л е т ч е р П., С о л т И., Б э л л Р. Идентификация магннтоста-
тических типов прецессии при ферромагнитном резонансе в сферах.
В сб. переводов, см. поз. 45.
131. Флетчер П., Бэл л Р. Магнитостатнческие типы прецессии
в ферромагнитных сферах. В сб. переводов, см. поз. 45.
132. Фоменко Л. А. Магнитные спектры ферритов. УФН, 1958,
т. 64, вып. 4, стр. 669.
507

139. Геллер С, Гнлльо М. Кристаллическая структура н фер-
ферромагнетизм иттриевого граната. В сб. переводов, см. поз. 45.
140. Гинцбург М. А. Обменные эффекты при ферромагнитном резо-
резонансе. ЖЭТФ, т. 35, вып. 4, 1958, стр. 1047.
141. Гннцбург М. А. Гнротропный волновод. ДАН СССР, 1954,
т. 95, № 3, стр. 489.
142. Гинцбург М. А. О распространении электромагнитных волн
в гиротропном слое. ДАН СССР, 1954, т. 95, № 4, стр. 753.
143. Гинцбург М. А. Анизотропный волновод. ЖТФ, 1955, т. 25,
стр. 358.
151. Г и й о Ч,. Ягер В., Меррит Ф., Киттель Ч. Ферромаг-
Ферромагнитный резонанс в марганцевом феррите и теория ферритов. В сб.
переводов, см. поз. 43.
152. Гуревич В. Л. Скин-эффект и ферромагнитный резонанс. ЖЭТФ,
1957, т. 33, стр. 1497.
165. X о г а и К. Ферромагнитный эффект Фарадея на сверхвысоких час-
частотах и его применение. «Вопросы радиолокационной техники», 1953,
вып. 4, стр. 37.
167. X о г а н С. Л. Элементы невзанмных устройств сантиметрового
диапазона. В сб. переводов, см. поз. 39.
172. Джойс Д ж. Р., Качернс Дж. К., Моррисои К. А.
Магнитный метод иастройкн объемных резонаторов н широкополосной
частотной модуляции клистрона. В сб. переводов, см. поз. 39.
185. Кип А., Арнольд Р. Ферромагнитный резонанс при сверхвы-
сверхвысоких частотах в монокристаллах железа. В сб. переводов, см. поз. 43.
187. Киттель Ч. Теория дисперсии магнитной проницаемости в фер-
ферромагнитных материалах при сантиметровых волнах. В сб. переводов,
см. поз. 43.
188. Киттель Ч. К теории ферромагнитного резонансного поглощения.
В сб. переводов, см. поз. 43.
189. Киттель Ч. Ферромагнитный резонанс. В сб. переводов, см. поз. 43.
190. Киттель Ч. Возбуждение спиновых волн в ферромагнетиках одно-
однородным СВЧ полем. В сб. переводов, см. поз. 45.
191. Киттель Ч., Ягер В., Меррит Ф. Опыты по ферромагнит-
ферромагнитному резонансу прн гортеровском нормальном поле. В сб. переводов,
см. поз. 43.
194. Кондорский Е. И., Смольков Н. А. Ферромагнитный
резонанс никель-цннковых ферритов. ДАН СССР, 1953, т. 93, № 2,
стр. 237.
195. Коваленко Е. С. Гнротропный эллиптический волновод. ДАН
СССР, 1959, № 2, стр. 276.
197. Киселева В. А., Кондорский Е. И. Изучение температур-
температурных зависимостей некоторых свойств ферритов в диапазоне сантиметро-
сантиметровых волн. ДАН СССР, 1958, т. 119, № 5, стр. 926.
201. Л экс 'Б. Частотные характеристики и характеристики потерь фер-
рнтовых устройств сантиметрового диапазона. В сб. переводов, см.
поз. 39.
208. Л е Кроу Р., Спенсер Е., Портер К. Ширина кривой фер-
ферромагнитного резонанса в монокристаллах нттриевого феррита со струк-
структурой граната. В сб. переводов, см. поз. 45.
211. Ле Кроу Р., Спенсер Е., Портер К. Ферромагнитный
резонанс н нелинейные эффекты в нттрневом гранате. В сб. переводов,
см. поз. 45.
225. Малевская Л. А., Нурмухамедов Г. М. О температур-
температурной зависимости ферромагнитного резонанса в ферритах — гранатах
нттрня. ЖЭТФ, 1959, т. 36, стр. 1600.
227. Маш Д. И. Вращение плоскости поляризации в продольном маг-
магнитном поле (эффект Фарадея в диапазоне миллиметровых волн). ЖТФ,
1957, т. 27, вып. 2, стр. 360.
228. Маш Д. И., Никольский В. В. Измерение комплексной
508

диэлектрической проницаемости и тензора магнитной проницаемости
ферритов в диапазоне миллиметровых волн. Ж'ГФ, 1959, т. 29,
вып. 9, стр. 1070.
234. Микаэля н А. Л. Электромагнитные волны в прямоугольном
волноводе, заполненном намагниченным ферритом. ДАН СССР, 1954,
т. 98. № 6, стр. 941.
235. Мнкаэлян А. Л., Пнстолькорс А. А. Электромагнитные
волны в намагниченном феррите прн наличии проводящих плоскостей.
«Радиотехника», 1955, т. 10, № 3, стр. 14.
240. М и р и м а н о в Р. Г., Л о м и з е Л. Г., Рюышнна Н. В.
Ферриты с малыми потерями иа сверхвысоких частотах. «Радиотехника
и электроника», 1956, т. 1, стр. 681.
241. М н р и м а н о в Р. Г., Ломнзе Л. Г. Гнротропиый цилиндри-
цилиндрический волновод бесконечной длины. «Радиотехника и электроника»,
1956, т. 1, стр. 1195.
247. Н е е л М. Л. Магнитные свойства ферритов. Ферромагнетизм н ан-
антиферромагнетизм. В сб. «Антиферромагнетизм», под ред. С. В. Вон-
совского. Изд-во иностранной литературы, 1956.
248'. Нельсон К. 3. Объемные резонаторы сантиметрового диапазона
с настройкой при помощи ферритов н новый настраиваемый фильтр
без отражений. В сб. переводов, см. поз. 39.
250. Н е п р н м е р о в Н. Эффект Фарадея на сантиметровых волнах.
ЖЭТФ, 1954, т. 26, вып. 4, стр. 511.
253. Никольский В. В. Измерение параметров ферритов на СВЧ.
«Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, вып. 4, стр. 447; вып. 5,
стр. 638; вып. 6, стр. 888.
254'. Никольский В. В. Расчет фазовых сдвигов гиротропных не-
однородностей в волноводе методом возмущений. «Радиотехника и
электроника», 1957, т. 2, вып. 7, стр. 833.
255. Никольский В. В. Гнротропное возмущение волновода. «Ра-
«Радиотехника н электроника», 1957, т. 2, вып. 2, стр. 157.
274. ПолдерД. К теории ферромагнитного резонанса. В сб. переводов,
см. поз. 43.
277. Поливанов К. М. Новый эффект нз-за гиромагнитных явлений.
ДАН СССР, 1954, т. 95, стр. 501.
278. Поливанов К. М. О наблюдении гиромагнитного эффекта Фи-
Фишера в теле, расположенном в волноводе. ДАН СССР, 1954, т. 95, № 5,
стр. 969.
283. Радо Д., Райт Р., Эмерсои В. Ферромагнетизм прн очень
высоких частотах. В сб. переводов, см. поз. 43.
311. С а л и х о в С. Г. Измерение магнитной проницаемости и диэлектри-
диэлектрической постоянной для некоторых ферроднэлектрнков в сантиметровом
диапазоне волн. «Бюллетень АН СССР», 1954, т. 18, стр. 307 н 419.
313. Сарафанов В. И. К вопросу об измерении комплексных ди-
диэлектрической и магнитной проннцаемостей магннтоднэлектрнков на сан-
сантиметровых волнах. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, стр. 320.
314. Шарфман Г. Три новых феррнтовых фазовращателя. В сб. пере-
переводов, см. поз. 39.
323. Сивей М., Танненвальд П. Непосредственное наблюдение
спнн-волнового резонанса. В сб. переводов, см. поз. 45.
333. Сенснпер С. Фазовращатели сантиметрового диапазона. В сб.
переводов, см. поз. 39.
340. Скротский Г. В., Алнмов Ю. И. Ферромагнитный резонанс
в поляризованном по кругу электромагнитном поле произвольной амп-
амплитуды. ЖЭТФ, 1958, т. 35, вып. 12, стр. 1481.
341. Скротскнй Г. В., Алимов Ю. И. Влияние формы образца
иа ферромагнитный резонанс в сильном радиочастотном поле. ЖЭТФ,
1959, т. 36, вып. 4, стр. 1267.
342. Скротский Г. В., Курбатов Л. В. К теорнн анизотропии
509

ширины линии ферромагнитного резонансного поглощения. ЖЭТФ,
1958, т. 35, вып. 1, стр. 216.
344. Смит Я.. В е и н X. «Ферриты». Изд-во иностранной литературы,
353. С о х о Р. Ф. Ферритовые фазовращатели сантиметрового диапазона.
В сб. переводов, см. поз. 39.
361. Спенсер Е., Ле Кроу Р. Магиитоакустический резонанс в ит-
триевом феррите со структурой граната. В сб. переводов, см. поз. 45.
362. Спенсер Е., Ле Кроу Р., Клогстон А. Низкотемператур-
Низкотемпературный максимум ширины кривой ферромагнитного резонанса в иттриевом
гранате. В сб. переводов, см. поз. 45.
384. С у л Г. Источник и использование нестабильностей при ферромагнит-
ферромагнитном резонансе. В сб. переводов, см. поз. 45.
385. С у л Г. Теория ферромагнитного резонанса при больших уровнях
высокочастотной мощности. В сб. переводов, см. поз. 45.
386. Сулливеи Р. Ф., Лекро Р. К- Миниатюрный высокотемпе-
высокотемпературный вентиль. В сб. переводов, см. поз. 39.
424. В а н-У итерт Л., Суонкемп Ф., Хазко С. Ширина ре-
резонансных кривых в поликристаллическом иттриевом гранате. В сб.
переводов, см. поз. 45.
426. ВанФлек Д. Ферромагнитный резонанс. В сб. переводов, см.
поз. 43.
427. Вартаньян П. X., Мельхор Д ж. Л., Айрес В. Р.
Увеличение ширины полосы ферритовых вентилей сантиметрового диа-
диапазона. В сб. переводов, см. поз. 39.
430. Васильев В. Н. Новый метод измерения параметров намагничен-
намагниченных ферритов на сантиметровых волнах. «Радиотехника н электроника»,
1956, т. 1, вып. И, стр. 1444.
451. У о к е р Л. Магнитостатические типы прецессии при ферромагнит-
ферромагнитном резонансе. В сб. переводов, см. поз. 45.
452. У о к е р Л. Резонансные типы прецессии в ферромагнитных сферои-
сфероидах. В сб. переводов, см. поз. 45.
467. В е й с с М. Сверхвысокочастотиые и низкочастотные колебания, выз-
вызванные нестабильностью резонанса в ферритах. В сб. переводов, . см.
поз. 45.
473. Уайт Р., С о л т И. Мультиплетный ферромагнитный резонанс
в ферритовых сферах. В сб. переводов, см. поз. 45.
476. Вольф В., Родриг Дж. Приготовление поликристаллических
ферромагнитных материалов со структурой граната для применения
в СВЧ устройствах. В сб. переводов, см. поз. 45.
477. Ягер В., Бозорт Р. Ферромагнитный резонанс при сантиметро-
сантиметровых волнах. В сб. переводов, см. поз. 43.
478. Ягер В., Мерритт Ф., Гийо Ч. Ферромагнитный резонанс
в различных ферритах. В сб. переводов, см. поз. 43.
494. Микаэлян' А. Л., Тейтельбаум И. С. Управление
частотой электромагнитных волн (в волноводе) при помощи ферритов.
«Радиотехника и электроника», 1959, т, 4, вып. 12, стр. 2077.
496. Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г., Каганов М. И.
Спиновые волны в ферромагнетиках и антиферромагиетиках. УФН,
1960, т. 71, стр. 533.
497. Ковтун Н. М., Терещенко А. И. Расчет постоянных
распространения в Н-волноводе с поперечно намагниченной ферритовой
пластиной. ЖТФ, I960, т. 30, вып. 9, стр. 1077.
503. М а ш Д. И. Вращение плоскости поляризации в продольном магнит-
магнитном поле при длине волны в 3 см. ЖЭТФ, 1955, т. 29, вып. 3, стр. 390.
535. Ковтун Н. М. Распространение электромагнитных волн в волно-
волноводах сложной формы поперечного сечения, содержащих поперечно на-
намагниченную ферритовую пластину. «Радиотехника и электроника»,
1960, т. 5, вып. 9, стр. 1426.
510

ГЛАВА 9
ПЛОСКОПАРАЛЛЕЛЬНЫЕ СИСТЕМЫ
9.1. ОБЩИЕ СВОЙСТВА
Полосковую или плоскопараллельную линию [50, 101] можно
рассматривать как результат эволюции [8] коаксиальной линии.
Как показано на рис. 9.1, коаксиальная линия с круглым попереч-
поперечным сечением деформируется так, чтобы сначала сечение ее внутрен-
внутреннего и внешнего проводников стало квадратным, а затем прямоуголь-
Рис. 9. 1. Переход к полосковой линии:
а-коаксиальная линия, Zo=138 lg{b/w); б-линия квадратного сечения, 2. = 1381gf (ft/to)
[1,078-0,078(ft/a>)*]}; e-лииня прямоугольного сечения; г-плоская полосковая
линия. (См. [8].)
ным. После этого узкие стенки внешнего проводника удаляются на
бесконечность и в результате получается полосковая линия переда-
передачи. Такая линия является симметричной, но если удалить одну из
внешних пластин, то получится несимметричная линия. Большин-
Большинство практически применяемых плоскопараллельных линий не урав-
уравновешены электрически, хотя Парк [72] рассматривал электрически
уравновешенную линию с двумя параллельными полосками.
Полосковые линии могут иметь как диэлектрическое так и воз-
воздушное заполнение. На рис. 9.2, а изображена несимметричная,
511

т. е. имеющая одну заземленную пластину, линия с диэлектрическим
заполнением, а на рис. 9.2, б показана симметричная трехпло-
скостная линия, которая имеет две заземленные пластины (так назы-
называемый «диэлектрический сэндвич»). Проводники изготовляются
из меди, а диэлектриком служит материал с малыми потерями, такой,
Полосковып.
проводник
Проводящие
пластины
Диэлектрик
Полосковый.
проводник
Рис. 9. 2. Полосковые линии с диэлектрическим заполнением:
а — несимметричная линия; б—симметричная линия («диэлектрический сэндвич»).
как тефлон или стеклоткань, пропитанная кремнийорганической
смолой. Линии с воздушным заполнением имеют меньшее затухание,
обычный полосковый проводник над заземленной плоскостью дает
пример конструкции несимметричной линии. Три типа симметрич-
/Дизлектрическая
опора
Металл
Диэлектрический
лист
Опора
Металл
Рис. 9: 3. Полосковые линии с большим Q:
а — с тонкими диэлектрическими опорами; б—с тонким опорным диэлектрическим ли-
листом, металлическое покрытие с одной стороны; в—с тонким опорным диэлектриче-
диэлектрическим листом, металлическое покрытие с двух сторон.
ных плоскопараллельных линий с воздушным заполнением показаны
на рис. 9.3, из которого видно, что количество диэлектрика сводится
к минимально необходимому для механического крепления внутрен-
внутреннего проводника. Применение в конструкции двух внутренних ме-
металлических полосок вызвано в основном тем, что в этом случае
через диэлектрик проходят только поля, обусловленные краевыми
эффектами, и, следовательно, потери в диэлектрике будут меньше.
Несмотря на физическую простоту таких передающих систем,
строгий анализ их свойств затруднителен. В некоторых случаях
512

наличие диэлектрика с продольными границами приводит к появле-
появлению электрической и магнитной продольных составляющих. Поэтому
решение в виде волны ТЕМ можно рассматривать лишь как прибли-
приближенное и основной тип волны должен находиться путем непосредст-
непосредственного решения уравнений Максвелла при граничных условиях,
соответствующих заданной конструкции.
Для полосковых систем можно сконструировать обычные высоко-
высокочастотные элементы, встречающиеся в теории цепей, и создать ана-
аналоги большей части коаксиальных и волноводных узлов. Поскольку
такие системы обладают большой широкополосностью, из них можно
легко конструировать сложные схемы. Достоинствами полосковых
линий являются также их относительно малые размеры, вес и воз-
возможность дешевого массового изготовления с помощью печатных
схем. Однако при современном уровне развития техники по-
полосковых линий для соединения их с другими устройствами, таки-
такими, как полупроводниковые диоды и местные гетеродины, необходи-
необходимы переходные устройства; кроме того, трудоемкость изготовления
некоторых узлов еще велика. В отношении ширины полосы поло-
сковые линии должны выдерживать конкуренцию с гребневыми
волноводами, но, несмотря на это, они все чаще применяются в ди-
диапазоне частот 1—12 Ггц.
9.2. СИММЕТРИЧНЫЕ ПОЛОСКОВЫЕ ЛИНИИ
9.2.1. Линии типа «диэлектрических сэндвичей»
Линия передачи, состоящая из тонкой металлической полоски,
расположенной между двумя пластинами диэлектрика с малыми
потерями, у которого внешние стороны покрыты проводящими пла-
пластинами, впервые описана Барретом и Барнсом [7]. Если ширина
внешних пластин превышает ширину внутреннего проводника, то
вне диэлектрика электрического поля почти не наблюдается и рас-
распространяться будет волна типа ТЕМ. При этом фазовая скорость
будет равна с/|/е, а длина волны в линии составит Я0/|/в. Волно-
Волновое сопротивление такой системы определяется выражением
Zo— 108]/|^/3C, (9.1)
где С— погонная емкость в пикофарадах" на метр, a \i равно для'
обычных диэлектриков единице.
Погонную емкость можно рассчитать методом конформных ото-
отображений [10, 12, 27, 32, 52, 72], что для случая бесконечно тонкого
центрального проводника приводит к выражению
— k*. (9.2)
где k = arc сЬ(яда/26), w — ширина полоски, a b — расстояние
между заземленными пластинами.
513

При (w/b) ^> 1 это выражение сводится к следующему:
\n2], (9.3)
а при (w/b) <? 1 — к такому:
Z0~601n(86/jra>). (9.4)
На низких частотах эксперименты дают [8] хорошее согласие
с этими соотношениями. Теоретический анализ был обобщен [23,
24, 75, 95] на случай, когда внутренний проводник имел конечную
толщину t; на рис. 9.4 дан график зависимости волнового сопротив-
сопротивления от w/b.
200
t80
160
120
100
0,05 \
80
70
60
50
30
"цЮ 0,15 0,Z CJ 0,<t Ofi 0,8 Ifi 1,5 Zp 3J0 kfi
wjb
Рис. 9. 4. Волновое сопротивление экранированной симметричной
полосковой линии.
Зависимость Zo от w/b для различных значений t/b. Диэлектрическая прони-
проницаемость среды равна е. (См. [24].)
С помощью уравнения A.35) можно показать, что затухание,
обусловленное потерями в диэлектрике, выраженное в децибелах
на метр, равно
аа = B7,3/Я0) У~в tg б. (9.5)
Вычисление затухания, обусловленного потерями в проводниках,
более сложно, однако были выведены строгие выражения [24] для
крайних случаев широкой и узкой полосок и сделана интерполя-
интерполяция для переходной области. В результате получена составная кри-
кривая для определения затухания с точностью до нескольких процентов.
Такие кривые для значений t/b от 0,001 до 0,1 даны на рис. 9.5; из
них с помощью простых вычислений можно найти ас. Если линия
полностью заполнена диэлектриком, то полный коэффициент затуха-
затухания равен
cc = cc, + ccd. (9.6)
514

Например, если диэлектриком будет полистирол (е=2,5; tg6=0,001)
uw = 0,375 см, Ь = 0,3125 см, t = 0,003375 см, Яо = 0,1 м, то Zo=
= 50 ом, ad = 0,43 дб/м и ас — 0,83 дб/м, что дает а = 1,26 дб/л.
Из рис. 9.5 видно, что затухание, обусловленное потерями в про-
проводниках, убывает при стремлении Zo к нулю, что согласно графику
на рис. 9.4 имеет место при бесконечно большой ширине внутрен-
внутреннего проводника. Если бы не было искажения поля за счет краевого
эффекта, приводящего к неоднородному распределению токов на
/4
12
///У/
\
¦О
t
У//У/
/////У/.
х/у/Л
е
'////У/,
///у
_1
\
Рис. 9. 5. Затухание экранированной симметричной линии.
даны для медных проводников при различных tjb.
о'=10'ас4(е/)Таб/л«. (См. [24].)
Кривые
внутреннем проводнике, то затухание не зависело бы от ширины
внутреннего проводника. Однако для распространенных значений
волнового сопротивления влияние неоднородности распределения
тока на затухание весьма существенно.
Для того чтобы волна ТЕМ была единственной распространя-
распространяющейся волной, расстояние между центральной полоской и со-
соседней заземленной пластиной системы должно быть меньше чет-
четверти длины волны в диэлектрике.
Чтобы потери, обусловленные излучением, были малыми, цен-
центральную полоску необходимо располагать между заземленными
пластинами точно посредине и параллельно им. Кроме того, экви-
эквивалентная электрическая ширина центрального проводника должна
быть несколько меньше половины длины волны; более точное условие
дано Олинером [68].
9.2.2. Симметричные линии с воздушным диэлектриком
В линии с воздушным диэлектриком потери в нем практически
устранены, и такая конструкция представляет собой широко извест-
известную линию из трех пластин с высокой добротностью Q. При частич-
частичном заполнении диэлектриком распространение чистой волны ТЕМ
515

невозможно. В этом случае волновое сопротивление нельзя опре-
определить однозначно, а фазовая скорость будет зависеть от размеров
линии. Теоретический расчет этой линии был проведен на основе
метода возмущений [40] и релаксационного [18] метода. Таким же
способом могут быть оценены потери в диэлектрике.
На рис. 9.6 даны результаты измерений [41] ненагруженого Q
линии из трех проводников. В общем случае величина Q очень
большая и возрастает при увеличении как расстояния между за-
заземленными пластинами, так и ширины полоски. Значения Q можно
увеличить приблизительно на 50% при выборе электрической ши-
ширины полоски, большей, чем половина длины волны, причем точное
^15000
Щ/0000
g
^8000
?3000
2000
Волновод сечением
72,2*J4J ч
ч волновод се чет ем
162,7 * 82.6
Полосковая
линия 50 ом
L
Волновод сечением
— 28.4>/2,5 \
Коаксиальная
линия 77ом
диаметром
12.7
0.0016
5
0,0027 I
0003* |
0,0045%
0,0088 |
0009 Г
-J0.0135
1,5 2 3 4 6 8
Часто та, Ггц
Рис. 9. 6. Затухание в симметричной полосковой линии.
Для сравнения показаны значения для коаксиальных линий и волноводов. Все провод-
проводники из серебра. (См. [41].)
значение Q надо выбирать так, чтобы не возникало поперечных ре-
зонансов. На рис. 9.6 дан коэффициент затухания, определяемый
величиной B7,3/QJ децибел на длину волны в линии; там же для
сравнения показаны коэффициент затухания для коаксиальной ли-
линии диаметром 12,7 мм с воздушным заполнением, у которой размеры
соответствуют минимальному затуханию, и коэффициент затухания
волны ТЕ01 в прямоугольном волноводе для того же частотного
диапазона. Из графиков видно, что затухание в полосковой линии
меньше, чем затухание в коаксиальной линии, но больше, чем в вол-
волноводах, которые, однако, уступают в широкополосности.
Если в вертикальной плоскости симметрии симметричной по-
полосковой линии поместить проводящий плоский экран, то полу-
получится волновод в форме желоба (лотка). Очевидно, основной вид
волны в таком волноводе совпадает с первым высшим видом в поло-
полосковой линии передачи. Если расстояние между заземленными пла-
пластинами в области, где нет центральной пластины, меньше половины
длины волны, то эта область будет запредельным волноводом и
структура является неизлучающей. Такой волновод можно плавно
516

соединить с коаксиальной линией, причем на основной волне можно
получить относительную полосу частот порядка 3:1. Была рассчи-
рассчитана предельная длина волны для случаев, когда центральный
проводник имеет нулевую [68] и конечную [70] ширину, а также
был определен ряд других свойств [20, 21, 53]. Характеристики рас-
распространения изменятся, если центральной пластине придать
периодическую структуру [65].
9. 3. НЕСИММЕТРИЧНЫЕ ПОЛОСКОВЫЕ ЛИНИИ
9.3.1. Полоска над заземленной плоскостью с воздушным
промежутком
Простая несимметричная линия передачи представляет собой
проводник, отделенный воздушным промежутком от заземленной
плоскости; проводником может быть либо круглый стержень [49],
200
150
100
80
У 60
а
I
40
30
20
\
t/w=0
\
У*>=ор
¦о ~Т
>
wo
no
120
a
2Г
100
80
SO
\
\
\
/
Х//////////Л
Ы ft
fr
1
— -
Su
^ 1 —
^ 500
300
1.9
200
'¦3 /00
w/b
)
10 15 20
W, ММ
25
Г
I
я
I
N
Й
\
I
fr
\
с
/2.7 25.t 38.1 50,8 55,5 75.2
S мм
V S) 'б)
Рис. 9. 7. Свойства несимметричной полосковой линии:
а — волновое сопротивление для различных t/w: б —неиагруженная добротность Q и ре-
резонансная частота; в —эффект экранирования. (См. [6, 89].)
либо полоска прямоугольного сечения [89]. Для бесконечно тонкой
полоски в случае w ^> b волновое сопротивление приближенно
равно [6]:
(9.7)
На рис. 9.7,а этому уравнению соответствует прямая линия.
Если толщина полоски t конечна, но мала, то
= Zw{2 + (w/b) H- (t/nb)[l
(9.8)
На рис. 9,7,а этому уравнению соответствует кривая линия, вы-
вычисленная для случая tlw = 0,2. Из рассмотрения рис. 9.7, а
следует, что волновое сопротивление в основном определяется от-
отношением w/b и в меньшей степени — отношением tlw. Например,
сопротивление 50 ом получается при w/b = 5 и tlw = 0,2; линия,
517

работающая в диапазоне 2 Ггц, имеет размеры: w — 7,8 мм и Ь =
= / = 1,56 мм.
Дублин [89] изучил свойства резонатора в виде полуволнового
отрезка такой полосковой линии, короткозамкнутого с обоих кон-
концов. Была измерена ширина резонансной кривой для полосок раз-
различной ширины, расположенных на разном расстоянии от заземлен-
заземленной плоскости. На рис. 9.7, б для постоянного значения этого рас-
расстояния, равного 1,56 мм, имеется кривая зависимости ненагружен-
ной добротности Q от ширины полоски; там же приведена кривая
резонансной частоты системы. Было найдено, что при уменьшении
расстояния между полоской и заземленной плоскостью Q возрастает,
а резонансная частота убывает. Относительно низкие значения Q
обусловлены сильным излучением на краях резонатора. Это излуче-
излучение можно уменьшить с помощью двух экранов высотой 50 мм и
длиной 125 мм, расположенных симметрично с двух сторон вдоль
резонансного отрезка линии.
На рис. 9.7, в показано улучшение значения Q, полученное таким
методом; оно возрастает от 96 до 580.
9.3.2. Несимметричная полосковая линия
с твердым диэлектриком
Плоская линия передачи, состоящая из полоскового проводника,
отделенного от заземленной пластины диэлектрическим слоем, из-
известна под названием несимметричной полосковой линии с твердым
диэлектриком (microstrip) [3, 49]. Расстояние между полоской и
заземленной пластиной значительно меньше длины волны. Согласно
приближенной теории [6], в которой предполагается распростране-
распространение лишь волны ТЕМ, волновое сопротивление равно.\^L/C, а фа-
фазовая скорость составляет l/УЬС, где L и С— погонные значения,
откуда следует
Z0=l/Cvp. (9.9)
Именно это соотношение было использовано Ардити [4], который
измерил С на низких частотах, a vp — на СВЧ. Было найдено, что
скорость распространения постоянна в широком диапазоне частот.
Имеются работы [30, 82], где рассматривается строгая теория
распространения в несимметричной полосковой линии. Блэк и
Хиггинс [14] провели точный расчет длины волны для случая бес-
бесконечно широкой заземленной плоскости; на рис. 9.8 дана зависи-
зависимость длины волны от blw для двух значений диэлектрической про-
проницаемости. При увеличении ширины полоски отнсшение_ blw
стремится к нулю, а длина волны в линии — к значению 'к/у в. Эти
результаты хорсшо согласуются с измерениями Дьюкса [36],
выполненными с помсщью электролитической ванны для a/w = 3.
Из анализа, проведенного Боунессом [15], который использовал
результаты измерений [8] постоянной для краевой емкости линии,
для волнового сопротивления получено выражение
518

Zo = 10«/3 У в [7 + 8,83 (wlb)\.
(9.10)
Этот результат получен в предположении, что толщина полоскового
проводника мала по сравнению с его шириной и что w > b.
Дьюкс [33] провел расчеты волнового сопротивления не-
несимметричной полосковой линии, введя в рассмотрение волны типа
квази-ТЕМ; полученные результаты хорошо согласуются с изме-
измерениями, проведенными в диапазоне СВЧ. Расчет проводился для
значений е, лежащих между 1 и 10; на рис. 9.8 даны кривые, соот-
соответствующие е = 2,65 и е = 4,18. Для практически используемых
80
70
¦60
40
30
го
-
«-^^^
у
У
a
—¦—¦
6
.
h
''л
-
•
у
У у
У
¦
у
у
У
у
г —
—\ W h—
0,2
bjw
0,8
4*
0,7
0.6
0,5Z.
0,3
0,2
Рис, 9, 8, Характеристики несимметричной полосковой линии с твердым
диэлектриком.
Волновое сопротивление; — длина волны;в линии при а>3 в\
а и •—стеклоткань, пропитанная тефлоном, €=2,65; б н г—стеклоткань с крсмний-
оргаиической пропиткой. з=4,18. (См. [33].)
размеров потери в проводниках не отличаются сильно от потерь
в бесконечной плоскопараллельной системе, которые в децибелах
на метр равны
ае= 27,3 R/nbZud, (9.11)
где R — сопротивление поверхностного слоя на высокой частоте
в омах на метр.
Потери в диэлектрике, определяемые уравнением (9.5), обычно
больше, чем потери в проводниках; потери на излучение обычно
малы.
Поскольку наличие волн высших видов изменяет значение ко-
коэффициента затухания вблизи точки возбуждения, измерения надо
производить на расстоянии не менее 20 длин волн [3].
На рис. 9.9 дан график затухания и указаны соответствующие
значения ненагруженного Q для линии толщиной 1,56 мм с заполне-
заполнением из стеклоткани, пропитанной тефлоновой смолой. Линия
с толщиной диэлектрического слоя 3,12 мм имеет на частоте 6 Ггц
затухание 1,1 дб/м, которое слагается из затухания, обуслокв»-
519

ного потерями в проводниках, равного 0,3 дб/м, и затухания из-за
потерь в диэлектрике, равного 0,8 дб/м; значение ненагруженного
коэффициента Q приблизительно равно 700. При пропускании через
линию толщиной 1,56 мм средней мощности 300 вт на частоте 3 Ггц
температура линии поднимается приблизительно на 50° С над тем-
температурой окружающей среды, равной 20° С. При импульсном ре-
режиме работы на частоте 9 Ггц на кромках полоски при мощности
около 15 кет возникает коронный разряд. Дьюкс [33] показал, что
Диэлектрик,
Полоска
-1
\
Qu =560
^-—"
^-
¦—
OAq
[у
/
J 4 5 6
Частота, Ггц
8
10
Рис. 9, 9. Коэффициент затухания несимметричных полосковых линий.
Диэлектрический материал—стеклоткань, пропитанная тефлоном. (См. [3].)
при уменьшении размеров несимметричной полосковой линии про-
пропорционально уменьшению рабочей длины волны полное затухание
выражается формулой
a = A + B\Tf, (9.12)
где Л и В — постоянные, зависящие от материала диэлектрического
слоя.
9.4. ЭЛЕМЕНТЫ И УЗЛЫ
9.4.1. Элементы
Были выведены формулы [2, 66, 67] для параметров эквивалент-
эквивалентных схем различных неоднородностей в симметричных полосковых
линиях. Если неоднородности не содержат поглощающих элемен-
элементов, а также имеют симметричную форму и симметрично располо-
расположены, то их эквивалентные схемы состоят из одних лишь реактив-
ностей. Например, круглое отверстие в полосковом проводнике
можно представить в виде П-образной схемы из индуктивностей,
значения которых для линии с сопротивлением 75 ом даны на
рис. 9.10. Рассмотрены также случаи других неоднородностей, на-
например резкие изломы и поперечные штыри, причем расчеты подтвер-
подтверждаются измерениями [2] на частоте 1,5 Ггц.
520

Эквивалентная схема ступенчатой неоднородности в полосковом
проводнике представляет собой идеальный трансформатор; в пер-
первом приближении квадрат коэффициента трансформации равен от-
отношению волновых сопротивлений. Это соотношение было подтверж-
1.5
2
3
ю
15
20
IS
ч
у
г
ч
у
tx
ч
^^
7"
7"
-IS
-20
-30
-80
-100
-150
0.3
0.7
0.8
-200
Рис. 9Л 10, Эквивалентная схема круглого отверстия в полоске экраниро-
экранированной симметричной полосковой линии.
Кривые соответствуют линии с волновым сопротивлением 75 ом.
8
«а
i
' + 0,005 К
о ь t ь о
о. * .о
0,2 0/? 0,6 0,8 1 12 f,4 1,6 18 Z
Размеры х или d, мм
Рис. 9. 11. Параллельная реактивная проводимость штыря в несимметрич-
несимметричной полосковой линии.
Рабочая частота 4,7 Ггц. Материал — стекловолокно Q-6.
Кривая а для B/d, кривая 6 для В/х при d—0,7 мм. (См. [3].)
депо Ардити [3] экспериментами с несимметричными полосковыми
линиями на частоте 4,7 Ггц. В качестве диэлектрика использовалась
стеклоткань G-6, ширина полоски равнялась 26 мм, ширина полоски
после ступеньки уменьшалась до 1 мм. Ввиду слабой дисперсии не-
несимметричных полосковых линий параметры неоднородности та-
такого типа не зависят от частоты. Из таких ступенек, изменяющих
521

волновое сопротивление, можно сконструировать четвертьволно-
четвертьволновые и полуволновые согласующие трансформаторы.
Поперечный штырь имеет реактивную проводимость, которая
зависит от частоты как чистая индуктивность, хотя при больших
диаметрах штыря потери на излучение становятся существенными.
Кривая а на рис. 9.11 дает зависимость эквивалентной нормирован-
нормированной проводимости от диаметра штыря в несимметричной полосковой
линии, а кривая б дает зависимость от положения штыря. Ардити и
Злефант [5] с помощью двух штырей, разнесенных на соответствую-
соответствующее расстояние, получили резонансную секцию линии; один из
образцов, в котором в качестве диэлектрика использовалось стекло-
стекловолокно G-6, на частоте 5 Ггц имел значения нагруженного и не-
нагруженного Q соответственно равными 23 и 165.
Шлейфы, шунтирующие основную линию, эквивалентны шун-
шунтирующим реактивностям, которые могут иметь как индуктивный,
так и емкостный характер, и их величина может изменяться от нуля
до некоторого максимального значения. Это максимальное значение
ограничено потерями в линии и зависит от того, замкнут или разом-
разомкнут конец шлейфа. Для согласования сопротивлений наряду с дру-
другими описанными элементами могут применяться двух- и трех-
шлейфовые секции [87].
9.4.2. Переходные устройства
Так как плоские линии передачи могут быть как электрически
уравновешенными, так и неуравновешенными, то иногда возникает
необходимость в переходных устройствах между ними. Были описа-
описаны [11, 46] некоторые такие конструкции для полосковых линий.
В одном из широкополосных симметрирующих трансформаторов
[56] переход от несимметричной линии к симметричной осуществлял-
осуществлялся следующим образом: сигнал делился на две части и затем про-
пропускался через два полосовых фильтра в виде связанных полоско-
полосковых линий равной длины. Длины этих двойниковых фильтров были
равны четверти длины волны в середине полосы пропускания и
фазовый сдвиг одного фильтра всегда был на 180° больше другого.
В другом варианте фильтры были разнесены на расстояние, равное
нечетному числу четвертей длин волн. Удовлетворительные данные
были получены в полосе 8 : 1 в диапазоне частот от 100 Мгц до
10 Ггц.
Переходные устройства от плоскопараллельной линии к коакси-
коаксиальной сами по себе широкополосны и не имеют нижней граничной
частоты. Однако физическая неоднородность между этими двумя
системами создает реактивную неоднородность, согласование кото-
которой приводит к зависимости от частоты. Уайлд [87] использовал
в переходном устройстве от коаксиальной линии к симметричной
полосковой линии с воздушным заполнением последовательный
согласующий шлейф шириной 0,14Я, и длиной 0.12Х, что соответ-
соответствовало значениям КСВН меньше, чем 1,1 на частоте 4,3 Ггц
522

в 10%-ной полосе. Торгов и Гримсманн [82] с помощью аналогич-
аналогичного перехода к полосковой линии типа «диэлектрического сэнд-
сэндвича» с волновым сопротивлением 50 ом получили значения КСВН
меньше 1,7 в диапазоне 3—10 Ггц.
Сделав в переходном устройстве от коаксиальной линии к не-
несимметричной полосковой линии цилиндрическую выточку в ди-
диэлектрике вокруг центрального проводника, как показано на
рис. У.12, Ардити [3] расширил диапазон частот до 10 Ггц; при этом
значения КСВН были не более 1,4 и вносимые потери менее 0,6 дб.
Переходное устройство с прямоугольной линией [114] имело зна-
Рис
;'
I 1
i
<¦—> -
1 i 1 i
7
1 i 1
I 1 !
I
Вносимые
потери = 0,6 35
i ' S!
6 7
Частата, Ггц
10
9. 12. Широкополосный переход от коаксиальной к несимметричной
полосковой линии.
Кривой соответствует зависимость КСВН от частоты. (См. [3].)
чения КСВН менее 1,02 на всех частотах вплоть до 11 Ггц. Для
экспериментальной работы было сконструировано [104] разборное
переходное устройство.
На более высоких частотах значительно удобнее переходы от
плоскопараллельной линии к волноводу. Их можно осуществить
с помощью компактного переходного устройства, содержащего [33]
короткий отрезок коаксиальной линии. Уайлд [87] показал, что
при непосредственном переходе от волновода к симметричной по-
полосковой линии происходит утечка порядка — 25 дб, которая свя-
связана с одновременным существованием как основного вида волны
между параллельными пластинами, так и волны коаксиального
вида. Первая волна подавлялась с помощью короткозамыкающих
стержней, которые поддерживают на обоих внешних пластинах оди-
одинаковый потенциал. В изображенном на рис. 9.13 переходном
устройстве, предложенном Ардити [3], волновод прямоугольного
сечения постепенно переходит в гребневой волновод, который,
в свою очередь, соединяется с несимметричной полосковой линией.
523

Для полосковых линий можно сконструировать различные из-
изгибы, уголковые переходы и скрутки. Например, для несимметрич-
несимметричной полосковой линии скос под углом 45 и закругленный уголко-
уголковый переход не вызывают заметных отражений, а потери на излу-
излучение на частоте 5 Ггц не превосходят 0,1 дб. Не зависящее от
частоты согласование можно получить с помощью отрезка полоско-
1
1
Гребень
Папка
Волновод
, Несимметрич-
Несимметричная полосковая
линия
Рис. 9. 13. Переходное устройство от волновода к несимметричной
полосковой линии. (См. [3].)
вой линии с медленно изменяющимся волновым сопротивлением [76],
у которой значения волнового сопротивления на концах соответ-
соответственно равны импедансам линий, подлежащих согласованию.
9.4.3. Узлы полосковых систем
В полосковых линиях можно осуществить короткозамыкающие
нагрузки с коэффициентами отражения не менее 0,9 в широкой по-
полосе частот, причем, если это необходимо, такие нагрузки можно
сделать перемещаемыми. Для симметричных линий [87] постоянные
и переменные аттенюаторы были получены путем введения между
полосковым проводником и одной из заземленных плоскостей пог-
поглощающей картонной пластины или, что предпочтительнее, плас-
пластины из металлизированного стекла. Для максимального затуха-
затухания поглощающая поверхность должна вплотную прилегать к по-
лосковому проводнику. Приемлемое значение омического сопро-
сопротивления поглощающей пластины около 100 ом1квадрат.
Дублин [89] показал, что поглощающий диэлектрик должен
заполнять пространство между проводниками с возможно меньшим
зазором, поскольку в одном частном случае наличие воздушного
зазора 0,375 мм уменьшало затухание с 50 до 18 дб. Постепенное
расширение поверхности поглощающей пластины или среды улуч-
улучшает согласование нагрузки, но этого лучше добиваться путем от-
отведения переднего края поглощающей пластины в сторону от по-
лоскового проводника [113]; такая нагрузка для несимметричной
524

полосковой линии в диапазоне 3,8—5,8 Ггц позволяет получить
КСВН менее чем 1,02.
Были сконструированы узлы [78], в которых входная мощность
делится пополам между двумя каналами, причем их выходы сдви-
сдвинуты между собой по фазе на 90°. Такая конструкция, типичная для
симметричной полосковой линии, удовлетворительно работает в по-
полосе частот 300—1500 Мгц.
Для полосковых линий сконструированы механические пере-
переключатели, работающие на частоте 6 Ггц, которые одновременно
имеют время переключения порядка нескольких миллисекунд и
70
60
50
* tO
Г
Щ20
*Ц_
1 ^
=д
От пп
°ча2
к плечу 4 -^
а
J
/
/
i
}
/
Частота
= 4,2 Ггц
0.05 0,1 0,15 0,2
Расстояние S, дюймы
а)
0.25
2.7 2,9 31
Частота Ггц
6)
Рис. 9. 14. Типы направленных ответвителей:
о—нлправленный ответвитель с электромагнитной связью; б — шлейфнын направленный
ответвнтель в симметричной полосковой лнинн с высоким Q. (См. [87 и 41].)
развязку не менее 60 дб. В одной из конструкций [84] применен
эластичный внутренний проводник, у которого при малом продоль-
продольном смещении одного конца возникает значительно большее боко-
боковое смещение центральной части. Последняя касается внешнего
проводника и создает эффективное короткое замыкание. В другом
устройстве [43] для переключения был использован вращающийся
аттенюатор.
Исследование связи между полосковыми линиями, расположен-
расположенными в одной плоскости [25], и полосковыми линиями со связью
между широкими сторонами [94] показало, что заметный обмен
мощностью получается только в области связи, занимающей не-
несколько длин волн [25, 53, 79]. Такой направленный ответвитель
был построен [92] для частоты 500 Мгц; на рис. 9.14, а изображен
образец такого ответвителя [87] для частоты 4,2 Ггц, выполненного
на полосковой линии типа «диэлектрический сэндвич».
Коэффициент связи сильно зависит от расстояния между ли-
линиями; более того, при длинной области связи имеется тенденция
525

к возникновению паразитных видов волн. Более сильная связь
получена [41] с помощью линии со шлейфами, изображенной на
рис. 9, 14, б; такой направленный ответвитель представляет собой
решетку с биномиальным распределением амплитуд и расстояниями
между шлейфами, равными четверти длины волны.
Коэффициент связи по мощности зависит от длины и импеданса
шлейфов, а направленность определяется размещением шлейфов
вдоль основной линии. Изображенный на рисунке прибор выпол-
выполнен на симметричной плоской линии с большим значением доброт-
добротности Q; длина шлейфов и расстояние между ними равнялись 25 мм.
Г!
i
Стекло- ^
ткань с §
тефлоном**- "ту
)8щелей.дли-
ной 6,1
и шириной
0,25
№ щелей дли-
длиной 9,1
и шириной
0,25
8щелей,дли-
H0U6J
и шириной
0,25
i
3,2 ЗА 3.6
Частота, Ггц
Рис. 9. 15. НапрайЛенный ответвитель с общей заземленной пластиной и с
фазовой компенсацией. Указаны подробности конструкции и характеристики.
(См. [34].)
что соответствовало четверти длины волны в линии на расчетной
частоте 2,96 Ггц. Измеренные характеристики хорошо совпадали
с вычисленными. Шлейфные ответвители пригодны для работы лишь
в узкой полосе частот и при малых коэффициентах связи. Шлейфы
имеют неприемлемо большие значения волновых сопротивлений.
Для полосковых линий были сконструированы [100] направленные
ответвители с коэффициентом связи 3 дб.
Более удовлетворительный тип направленного ответвителя"был
разработан Дьюксом [34], в котором две расположенные одна над
другой несимметричные полосковые линии связаны через отвер-
отверстия — щели в общей заземленной пластине. В зависимости от
формы этих отверстий и ориентации линии в таком ответвителе мож-
можно получить как прямую, так и обратную направленность. Достоин-
Достоинством поперечных щелей является то, что вторая линия возбуждает-
возбуждается лишь за счет поперечной составляющей магнитного поля. Решет-
Решетка из таких щелей использована в изображенном на рис. 9.15
устройстве; для получения направленности в широкой полосе час-
частот длины последовательных щелей изменяются так, чтобы полу-
получилось распределение амплитуд в решетке, спадающее к краям.
526

Чтобы связь была постоянной в широкой полосе частот в решетке
применен принцип фазовой компенсации, для чего фазовые скорости
в обеих линиях передачи должны быть различны. В несимметрич-
несимметричных полосковых линиях это легко сделать, если из одной линии
удалить диэлектрик.
Поскольку в полосковых линиях невозможно получить простым
путем обычное гибридное Т-образное соединение с последователь-
последовательным и параллельным плечами, то были найдены [99] другие кон-
конструктивные решения. В одной из предложенных конструкций [57]
широкополосного гибридного соединения в полосковых линиях
используются два двойниковых полосовых фильтра со сдвигом фазы
От плеча 1к плечу 3
(шкала ——)
3,2 Д« 3,6
частота,Ггц
Рис, 9. 16. Гибридное кольцо с обращением фазы в
ковой линии.
(См. [33].)
несимметричной полос-
на 180°, как и в симметрирующем трансформаторе, упоминавшемся
ранее в разд. 9.4.2. Исследования показали, что если нагрузки всех
четырех плеч будут иметь одинаковые импедансы, то КСВН в каж-
каждом плече не будет превосходить 1,47 в полосе частот 2:1, а развязка
между противоположными плечами составит в этой полосе частот
не меньше 20 дб. В литературе описано несколько гибридных колец.
[3, 59, 73].
Уайлд [87] сконструировал гибридное кольцо для симметрич-
симметричной линии, которое в полосе частот 4,1—4,5 Ггц имело КСВН
менее чем 1,2, постоянную связи до 0,1] дб и развязку более
чем 40 дб.
Более широкая полоса частот была получена Дьюксом [33], ис-
использовавшим для выравнивания фазовых набегов в одной части
кольца дополнительное изменение фазы на 180°; схема и электри-
электрические характеристики этого устройства показаны на рис. 9.16.
527

9.5. ЦЕПИ И СИСТЕМЫ
9.5.1. Техника измерений
Техника, используемая для определения входных и выходных
характеристик узлов плоскопараллельных линий, таких, как им-
импеданс или затухание, часто аналогична технике, используемой для
обычных линий передачи. Для симметричных полосковых линий
с воздушным промежутком применяются приборы типа измеритель-
измерительной линии; например, Уайлд [87] заменил часть одной заземленной
плоскости пластиной, имевшей сужающуюся к краям щель, сквозь
которую вводился подвижный зонд; диапазон частот составлял
2—10 Ггц. В другом случае Кон [24] вводил зонд между пласти-
пластинами с целью получать большую точность при заданном допуске на
шероховатость и точность установки полоскового проводника. По-
Полагалось, что на частотах 1—5 Ггц измерение импеданса произво-
производилось с точностью до 1 %. Для всех установок необходимы меры
предосторожности, чтобы избежать просачивания ВЧ энергии и
возбуждения колебаний паразитных видов.
Создание измерительных линий на несимметричных полоско-
полосковых линиях с твердым диэлектриком представляет трудности, и
поэтому более предпочтительно использовать метод Дешана [29]
и проводить измерения через переходное устройство с помощью
коаксиальных или волноводных приборов [64]. В несимметричной
полосковой линии с твердым диэлектриком короткозамыкающая
нагрузка последовательно смещается на расстояние ^/8. Соот-
Соответствующие коэффициенты отражения будут располагаться в комп-
комплексной плоскости на окружности. Хорды, соединяющие противо-
противоположные точки, пересекаются в точке, положение которой просто
связано с коэффициентами отражения и передачи переходного
устройства. Из такой круговой диаграммы можно найти длину вол-
волны в линии и, проделав измерения для двух линий различной дли-
длины, определить затухание. Прокалиброванное переходное устрой-
устройство можно использовать для измерения параметров исследуемых
узлов на полосковых линиях.
9.5.2. Схемные устройства
Полупроводниковые диоды обычно монтируют в коаксиальной
линии или в волноводе, и, следовательно, для детекторов и смеси-
смесителей в схемах с полосковыми линиями должны существовать пе-
переходные устройства.
Карлсон [19] использовал в несимметричной полосковой линии
с твердым диэлектриком одноплечий смеситель, связанный через
направленный ответвитель с лампой обратной волны, служившей
местным гетеродином; это позволило получить постоянную чув-
чувствительность устройства в полосе частот 2—4 Ггц.
В балансном смесителе Дьюкса [33] используется гибридное
кольцо с фазоинвертором и диоды с противоположной полярностью
528

типов CV 2154 и CV 2155; при этом в диапазоне 2,8—4,4 Ггц вход-
входной КСВН получается порядка 2,0, а развязка составит около
20 дб.
Ардити [3] поместил между проводниками несимметричной
полосковой линии с твердым диэлектриком плоский газонапол-
газонаполненный диод толщиной приблизительно 1,59 мм и длиной 75 мм.
Применялись лампы как с подогревным, так и с холодным катодом,
содержащие неон под давлением около 1 мм рт. ст. При изменении
постоянного тока разряда от нуля до 10 ма на частоте 5,6 Ггц зату-
затухания получались в пределах от 5 до 30 дб. Установка оказалась
пригодной для использования в качестве широкополосного шумо-
шумового источника, причем на частотах 2, 4, 6 и 10 Ггц значения эффек-
эффективного коэффициента шума соответственно равнялись 24, 18, 15
и 13 дб. При возрастании разрядного тока от нуля эффективная
шумовая температура увеличивалась и достигла максимума при
токе около 6 ма.
Описанные ранее в гл. 8 ферритовые устройства, будучи скон-
сконструированы на полосковых системах, становятся широкополос-
широкополосными. Распространение волн в несимметричной полосковой линии,
заполненной ферритом, было изучено как теоретически, так и
экспериментально [17]. На несимметричной полосковой линии был
сделан переменный аттенюатор; для этого между полосковым про-
проводником линии и заземленной плоскостью помещалась [3, 4]
ферритовая пластина. При изменении магнитного поля затухание
могло меняться от нуля до 12 дб; при работе этого устройства в ка-
качестве фазовращателя дополнительный фазовый сдвиг доходил до
150°. Уайлдом [87] был сконструирован ферритовый фазовращатель
на основе линии типа «диэлектрического сэндвича». Длинный фер-
ферритовый стержень вначале покрывался пенополистиролом и затем
тонкой оболочкой из твердого диэлектрика. Все это помещалось
внутрь металлического цилиндра, диаметр которого допускал воз-
возбуждение лишь волны вида ТЕП. Две наружные поверхности
полосковой линии замыкались металлическим цилиндром нако-
накоротко, а центральная полоска была свернута в виде спирали
внутри диэлектрической оболочки. При такой конструкции фазо-
фазовый сдвиг получался за счет влияния продольного магнитного
поля.
Другой фазовращатель [55], работающий в диапазоне 200—
800 Мгц, состоял из сложной полосковой структуры длиной прибли-
приблизительно 164 мм и с поперечным сечением менее 6 см2. Напряжен-
Напряженность продольного магнитного поля берется выше резонансного
значения и при величине около 900 э можно получить фазовый
сдвиг на 360° при потерях 1 дб; это устройство может работать при
уровнях импульсной мощности до 10 кет. Помимо этого фазовра-
фазовращателя были сконструированы отражающие ферритовые переклю-
переключатели [54 ].
Ферритовый образец может располагаться между двумя связан-
связанными полосковыми линиями. Если высокочастотные магнитные
529

поля будут сдвинуты между собой на 90°, то в краевой области по-
получится волна с круговой поляризацией. При наличии продольного
магнитного поля система будет обладать невзаимными свойствами
[107]. На основе этого были разработаны развязки как для сим-
симметричной [38], так и для несимметричной [60] полосковых
линий.
Анализ [39] полосковых линий, частично заполненных ферри-
ферритом, показал, что высокочастотное магнитное поле имеет как на
поверхности, так и внутри диэлектрика эллиптическую поляриза-
поляризацию. При некоторых значениях диэлектрической проницаемости и
нагрузки можно получить на поверхности диэлектрика в широкой
полосе частот поле, имеющее почти чисто круговую поляризацию.
В диапазоне частот 1,5—4,5 Ггц ферритовая развязка на полоско-
вой линии может иметь отношение затуханий в обратном и прямом
направлениях более 20. При несимметричном положении феррита
в центральном проводнике симметричной полосковой линии хоро-
хорошие развязывающие характеристики получаются [103] на низких
частотах вплоть до 200 Мгц. В разд. 10.1.2 показывается, что для
замедляющих структур имеются области, в которых получается
почти круговая поляризация; на основе этого факта можно [115]
в нагруженную полосковую линию вводить широкополосные раз-
развязки.
В результате, исследования удалось создать многоплечие фер-
ритовые устройства. Было показано [62, 93, 96], что устройство
Y-циркулятора на полосковой линии для диапазона частот 0,4—
1,6 Ггц получается простым, легким и компактным. В одном вариан-
варианте [28] диск из иттриевого феррита со структурой граната распо-
располагался в центре Y-соединения, причем полные размеры устрой-
устройства, включая небольшой постоянный магнит, составляли 88,9 X
X 152.4Х 190,5 мм. В полосе частот не менее 4% развязка превосхо-
превосходила 20 дб, потери были менее 0,4 дб и входной КСВН был ниже 1,2.
Аналогичные результаты можно получить [98] на частоте 150 Мгц
с помощью слабо намагниченных ферритов. Четырехплечий фазовый
циркулятор, выполненный на симметричной полосковой линии
[116], имел удовлетворительные характеристики в диапазоне час-
частот 650—1300 Мгц.
Сборки из узлов полосковых систем позволяют сконструировать
такое оборудование, как приемо-передатчик. Один такой вариант
[33] для диапазона частот 3,8—4,2 Ггц занимал две трети объема
такого же блока, сконструированного на обычных волноводах.
Описанная Фроммом [41] аппаратура для той же полосы частот
содержит два клистронных местных гетеродина, балансные смеси-
смесители для сигнала и для АПЧ, гибридное кольцо, направленный от-
ветвитель, резонатор из полосковой линии с большим Q и несколько
постоянных и переменных аттенюаторов. Основная полосковая ап-
аппаратура занимала объем 38,1 х 16,5 X 2,5 см и, за исключением
резонатора, была смонтирована в одном блоке.
530

9.5.3. Частотные фильтры
Обычно частотные фильтры выполняются [58, 74, 108, 111] на
симметричных линиях с воздушным промежутком, чтобы получить
наибольшее возможное значение Q и избежать действий утечек,
которые обнаруживаются у несимметричных диэлектрических по-
лосковых линий вблизи предельной частоты. Дьюкс [35] разрабо-
разработал серию специальных фильтров нижних частот с резко выражен-
выраженной характеристикой среза и диапазоном рабочих частот, прости-
простирающемся на несколько октав.
Вдаапазот
-11,0 Ггц
>зоеб
3,2 3,4 3.5
QscTTiama. Ггц
Рис. 9. 17. Характеристика фильтра возвратного типа в полосковой линии.
Вверху показана форма полоскового проводника. (См. [35].)
На рис. 9.17 показана одна из моделей с предельной частотой
около 4,1 Ггц. Расстояние между заземленными плоскостями рав-
равнялось 7,9 мм, а ширина полоскового проводника в центральной
секции равнялась 0,425 мм; в качестве материала использовалась
медная фольга толщиной 0,034 мм на опоре из тефлона и стекло-
стеклоткани. Для получения резко выраженной предельной частоты и хо-
хорошего согласования отдельные секции фильтра имели плавно из-
изменяющиеся параметры. В фильтрах на полосковых линиях пере-
передачи Фромма [41] использовались последовательные и параллельные
узлы, например, в конструкциях фильтра верхних частот для
600 Мгц и фильтров нижних частот для 1,5 и 3,0 Ггц.
На частоте 6,725 Ггц использовались [63] резонаторные фильтры
с непосредственной связью, представляющие собой полоски с за-
закрепленными концами шириной 12,7 мм и длиной 5Х/4. Добротность
таких фильтров равнялась 2100. Настройка производилась путем
изменения длины резонатора, поэтому для облегчения этого движе-
движения концевая опора была снабжена сложенным полуволновым дрос-
дросселем. Для предотвращения сдвига частоты из-за влажности резо-
резонатор был заключен в пенопласт и связь с ним поддерживалась
с помощью другой, отделенной малым зазором полоски. Четыре
531

таких резонатора синхронно возбуждались и были связаны таким
образом, что получался фильтр с максимально-плоской амплитуд-
амплитудной характеристикой, имеющий ширину полосы по уровню поло-
половинной мощности порядка 30 Мгц и потери в полосе прозрачности
около 3,5 дб.
В других фильтрах [86] использовалась последовательная ем-
емкостная связь между полосковыми резонаторами, которая осуще-
осуществлялась с помощью прорезанных в центральном проводнике
щелей типа «ласточкин хвост». Шестизвенный фильтр с максималь-
максимально-плоской амплитудной характеристикой имел ширину полосы
.Полоска
длиной в
одну Волну •
г)
ПолуВотодые _в л
полоски ~ч"*"_
1 \ 6 2
г
Рис. 9. 18. Типы направленных фильтров в полосковой линии.
(См. [26].)
около 10% при минимальных потерях и ослабление 40 дб при отно-
относительной расстройке 12% от центральной частоты 3,35 Ггц. Ис-
Использовалась также параллельная связь [22], причем основой чет-
четвертьволновой связи служили резонаторы, образованные двумя
штырями [112].
Частотный фильтр Кона и Коала [26], изображенный на
рис. 9.18, а, обладает направленными свойствами [83]. Поступаю-
Поступающая в плечо / мощность возбуждает в кольце волну, бегущую по
часовой стрелке; параллельные полоски имеют противоположно
направленные связи. Второй направленный ответвитель передает
мощность из кольца к плечу 4. На частоте, при которой периметр
петли равен одной длине волны, имеет место резонанс, и можно по-
показать, что на этой частоте вся входная мощность поступает в пле-
плечо 4, а на частотах, достаточно удаленных, вся мощность поступает
в плечо 2. Если фильтр соответствующим образом отрегулирован,
то в плечо 3 мощность не будет поступать ни при какой частоте,
а от плеча / не будет никаких отражений. Более высокую избира-
избирательность можно получить с двумя и более покаскадно соединенны-
соединенными кольцами, как показано на рис. 9.18, б.
В схемах, изображенных на рис. 9.18, в и 9,18, г, имеется по две
полосковые линии в точках, разнесенных на нечетное число четвер-
четвертей длин волн; резонансные полоски берутся различными, так что
532

связываемые точки на одной линии будут иметь противоположные
полярности, а на другой — одинаковые полярности. Изображенные
на рис. 9.18, д полосы одинаковы, но эффективная перемена по-
полярности достигается за счет разнесения точек связи в одной из ли-
линий на половину длины волны больше, нежели в другой. Здесь
также большую избирательность можно получить согласно схеме
850 860 870 880 890 900 910 920 930 940 950
' Частота, Мгц
Рис. 9. 19. Характеристика направленного фильтра в полосковой линии.
КСВН на расчетной частоте 884 Мгц равен 1.24. Плечо / входное.
(См. [26].)
рис. 9.18, е в случае каскадного соединения резонаторов. На
рис. 9.19 дана характеристика экспериментальной модели, рассчитан-
рассчитанной на частоту 884 Мгц; эти данные подтверждают, что схема на
рис. 9.18, д может работать как направленный фильтр.
9.5.4. Цепи питания антенн
Полосковые линии можно использовать [1, 11, 45] для питания
элементов антенны. Дальмен [27] описал многоэлементную систему
на полосковой линии типа «диэлектрический сэндвич», которая со-
содержит переходы 50/25 ом, прямоугольные изгибы, Т-образные сое-
соединения и переход к коаксиальной линии. В качестве диэлектрика
использовался полистирол толщиной 2 мм, полоски были из медной
фольги толщиной 0,04 мм; вся система настраивалась на частоту
3 Ггц и имела затухание около 0,3 дб.
Полосковые устройства, делящие мощность, позволяют созда-
создавать в антенной решетке различные распределения: отношение,
в каком делится мощность, зависит от ширин полосок, так что ре-
результирующее деление мощности между излучателями решетки не
ограничивается законом 2", как в схеме из симметричных делите-
делителей. Такие системы используются также во вращающихся сочлене-
сочленениях [42].
Типичная система питания многоэлементной антенны, сконструи-
сконструированная Соммерсом [80], показана на рис. 9.20, а, Входная линия
533

делителя мощности имеет волновое сопротивление около 22,5 ом
и питает через делители мощности с отношением 3 : 1 две линии
с волновыми сопротивлениями 30 и 90 ом. Линия с сопротивлением
30 ом в свою очередь разветвляется на линии с сопротивлениями 45
и 90 ом, причем мощность делится в отношении 2:1. Наконец,
мощность в линии с сопротивлением 45 ом делится еще раз пополам
между линиями с сопротивлениями 90 ом. Измерения, проведенные
с таким последовательньш делителем мощности, показали, что мак-
максимальная неточность деления составляла лишь 0,6 дб в 10%-ной по-
полосе частот с центром 9,375 Ггц.
Плоскость
а-)
"so ио го о го
в, град
S0 40 20 0 20 40 60
<Р, град
В)
Рис. 9. 20. Щелевая антенна на симметричной полосковой линии.
а —схема пнтання щелей решетки 4x4; б н в —диаграммы направленности в плоскостях
Я и Е. Рабочая частота 9,375 Ггц. (См. [803].)
Методы полосковой техники используются [47, 48, 61, 97] при
конструировании узлов антенны особенно в случае, когда антенну
приходится устанавливать заподлицо с поверхностью [81]. Путем
нанесения на поверхность диэлектрика металлических полосок
можно изменять его преломляющие свойства, что дает возмож-
возможность затем управлять диаграммой направленности излучения
поверхностных волн. Фюбини [46] показал, как можно обычную
антенну Франклина реализовать в диапазоне СВЧ в виде колли-
неарной решетки из полуволновых полосковых излучателей, раз-
разделенных изогнутыми полуволновыми отрезками линии.
Соммерс [80] использовал в качестве излучающего элемента
поперечную щель, прорезанную в одной из заземленных плоскостей
линии типа «диэлектрический сэндвич». Боковое излучение, выз-
вызванное наличием щели, из области между внешними заземленными
плоскостями гасилось с помощью короткозамыкающих связок,
подавляющих нежелательные виды колебаний. Излучающий
элемент имел длину 0,6 и ширину 0.05Я, и включался последова-
последовательно с симметричной полосковой линией с сопротивлением 90 ом,
534

которая на расстоянии 0,1 Xg от центра щели оканчивалась сопро-
сопротивлением холостого хода. В окончательном виде антенна представ-
представляла собой решетку из 4 X 4 щелей, расположенных, как показано
на рис. 9.20, а; диаграммы направленности в плоскостях Н и Е по-
показаны соответственно на рис. 9.20, б и 9.20, в. В плоскости Н рас-
расстояние между центрами крайних щелей составляло 1,92 Я, что
давало ширину луча по уровню половинной мощности около 20°,
а в плоскости Е расстояние между центрами щелей равнялось 1,8 Я
и ширина луча была равна 23,5°* Высокий уровень боковых лепест-
лепестков обусловлен главным образом взаимной связью между диаго-
диагональными щелями.
9.6. МАТЕРИАЛЫ И МЕТОДЫ ПРОИЗВОДСТВА
9.6.1. Материалы и их свойства
Исходным материалом для изготовления несимметричной по-
лосковой линии с диэлектрическим заполнением является пластина
диэлектрика с малыми потерями, покрытая с обеих сторон фольгой
(так называемая фольгированная пластина). Полосковые схемы
делаются на одной из сторон такой пластины. Для изготовления
симметричной линии берется еще одна диэлектрическая пластина,
покрытая фольгой лишь с одной стороны, и накладывается на пер-
первую так, чтобы полосковая схема находилась посредине между двумя
заземленными плоскостями.
Для лабораторных и экспериментальных целей металлическая
фольга может укрепляться на тонких листах диэлектрика, таких,
как полиэтилен или полистирол. Слабое скрепление металлической
фольги с упомянутыми материалами можно получить путем их
прогрева и последующего прессования, хотя Боунс [15] использо-
использовал для этой цели дюрофикс (Durofix) и полистироловый цемент, сме-
смешанный в подходящей пропорции с полиэтиленовым и полистиро-
полистироловым растворителями. Воздушные пузыри в процессе склеивания
можно осторожно удалить так, чтобы фольга имела ровную поверх-
поверхность. При другом способе металлическая поверхность может быть
получена путем нанесения проводящей серебряной краски или рас-
раствора, концентрация которых подбирается всякий раз примени-
применительно к пластинам. С помощью таких составов можно, например,
получать полоски 2,5 мм с погонным сопротивлением на СВЧ не
более 4 ом1м.
Более высокие механические свойства, присущие материалам,
предназначенным для массового производства, имеют выпускаемые
в продажу фольгированные диэлектрические листы из тефлона
либо материала с основой из стекловолокна. Имеется большое число
листовых диэлектриков, усиленных стекловолокном; Рингенбах
и Купер [77] провели на частоте 1 Ггц измерения фазовой скорости
и затухания в материалах из стекловолокна, пропитанных феноль-
ной, эпоксидной, полиэфирной смолами и тефлоном. При обычных
535

условиях потери в этих материалах составляли соответственно:
0,14; 0,08; 0,028 и 0,016 дб на длину волны.
Наиболее широко применяется стекловолокно, пропитанное
тефлоном, хотя в некоторых случаях пользуются стекловолокном,
пропитанным кремнийорганической смолой, обладающей умерен-
умеренной стоимостью и удовлетворительными характеристиками. Листы
из стекловолокна имеют тенденцию к усадке, от чего поверхность
металлической фольги слегка коробится, кроме того, они недоста-
недостаточно устойчивы к продолжительному воздействию сырости. Раз-
Размеры выпускаемых листов доходят до 90 X 40 см с толщиной от 0,05
До 16 мм. Обычно допуск на листы толщиной 1,6 мм составляет
±0,2 мм, а на листы толщиной 3 мм допуск равен +0,3 мм. Мед-
Медная фольга обычно имеет толщину либо 0,033, либо 0,067 мм и со-
сопротивление на разрыв 1—1,5 кг на сантиметр. Напряжение пробоя
составляет 350 б на одну тысячную долю дюйма @,025 мм) толщины,
и диэлектрик выдерживает непрерывную работу при температурах
до 200° С. Некоторые другие важные свойства этих материалов даны
в табл. 9.1.
Таблица 9.1
Свойства диэлектрических листовых материалов
Характеристики
Вес, г/см3
Диэлектрическая про-
проницаемость на часто-
частоте 1 Мгц
Тангенс угла потерь на
частоте 1 Мгц . . .
Поглощение влаги, % .
Чистый
тефлон
2,16
1,9
0,00055
0,07
Стекловолокно, пропи-
пропитанное
тефлоном
2,16
2,65
0,0007
0,03
кремний-
органической
смолой
1,69
3,9
0,0015
0,30
При изготовлении листов из стекловолокна, пропитанного
кремнийорганической смолой, последняя предварительно разво-
разводится в растворителе. После удаления растворителя в сушиль-
сушильной печи пропитанные слои разрезаются и складываются до полу-
получения требуемой толщины листов. Металлическая фольга скрепляет-
скрепляется с внешними слоями стеклоткани с помощью клейкой пленки путем
горячего прессования. После такой обработки стекловолокно на-
надежно скрепляется с фольгой и превращается в однородный не-
нерастворимый материал. Фольгированные листы из тефлона изготов-
изготовляются аналогично, с той лишь разницей, что стекловолокно погру-
погружают в тефлон, находящийся в дисперсном состоянии, после чего
при повышенной температуре происходит сушка и плавление теф-
тефлона. Для получения завершенной продукции слои из стекло-
стекловолокна, как и ранее, прессуются в листы различной толщины.
536

Для экономии времени и усилий при конструировании отдель-
отдельных узлов в США выпущен [90] набор элементов несимметричных
полосковых линий с диэлектрическим заполнением. В него входят
элементы и узлы цепей и отрезки линий для сборки схемы, а также
рама с зажимами, на которой производится сборка. Коаксиальные
кабели подключаются с помощью имеющихся на соответствующих
узлах коаксиальных выводов; такая схема может работать в диапа-
диапазоне 1—8 Ггц. Пользуясь таким набором, можно просто и быстро
компоновать многие печатные схемы.
9.6.2. Техника изготовления печатных схем
При экспериментах полосковые схемы можно либо вырезать
острым резцом на фольгированном листе, либо, наклеив на поверх-
поверхность фольги прозрачную целофановую ленту, сделать на ней раз-
Рис. 9. 21. Этапы изготовления узлов сверхвысоких частот:
а — основной чертеж; б — негатнв, содержащий несколько одинаковых узлов; в — гото-
готовые узлы.
резы вдоль намеченных линий схемы, а затем счистить лишние части
ленты. При этом ненужные участки медной фольги удаляются трав-
травлением и остается лишь фольга, образующая собственно схему.
Полосковые схемы можно, однако, экономично изготавливать с по-
помощью печатной техники, которая в настоящее время широко при-
применяется [37, 117] в радиотехнической промышленности. Распро-
Распространенный процесс травления, основанный на «холодном» способе
нанесения эмалевой краски, описан, например, Биттнером [13] и
другими [91]. Процесс начинается с того, что инженер делает точ-
точный расчет схемы сверхвысоких частот, которую надо вытравить
[110]. Затем изготовляется точный чертеж схемы в туши в возможно
большем масштабе, чтобы исключить случайные ошибки при пере-
перечерчивании. Например, при масштабе 20 : 1 ошибка +0,036 см
уменьшается до +0,002 см. Чертеж может изготовляться на кальке,
однако лучше выполнять его на матовом ацетате, так как он сохра-
537

няет стабильные размеры и краска на нем не расплывается. На
рис. 9.21, а показан типичный чертеж гибридного кольца.
Основной чертеж воспроизводится затем как фотографический
негатив нужного размера. Если необходимо определить точность,
изображение измеряется оптическим компаратором. Важно, чтобы
эмульсионный слой негатива не изменялся ни от действия окружаю-
окружающих условий, ни от процессов, происходящих при массовом печа-
печатании. Для этого подходят большинство высококонтрастных эмуль-
эмульсий на стекле, а также фотопленки с подложкой из стабильного
материала, такого, как ортовинил. Приемлемая для изготовления
негатива пленка должна иметь коэффициент усадки около 0,995.
Такие негативы могут составляться вместе для получения более
сложных схем или же ускорения выпуска продукции. На рис. 9.21, б
показан негатив с четырьмя изображениями одного и того же эле-
элемента, хотя на практике часто используются негативы с 30 и более
изображениями, в зависимости от размеров фольгированного листа
и возможностей печатного оборудования.
Следующим этапом является очистка поверхности фольгирован-
ных листов от грязи и окислов и нанесение на одну из их сторон
слоя фоточувствительной эмульсии. Для условия равномерного на-
нанесения эмульсия должна осторожно разливаться по листу; этот
процесс происходит при обычном внутреннем освещении. Нанесен-
Нанесенный чувствительный слой высушивается при быстром вращении на
центрифуге в течение некоторого времени под инфракрасными
лампами.
Затем лист со светочувствительным слоем покрывают негативом
и помещают в вакуумную копировальную раму, в которой обеспе-
обеспечивается плотный контакт листа с негативом, что исключает ошибки
вследствие параллакса. Рама в течение нескольких минут облу-
облучается интенсивным источником ультрафиолетового света, на-
например, дуговой лампой. Этот свет задубливает в прозрачных местах
эмульсию негатива.
Далее лист погружают в проявитель, в котором недубленная
эмульсия вымывается. Проявитель может состоять из смеси краси-
красителя и спирта; краситель показывает, правильно ли протекает про-
процесс. Проявленный лист промывается и высушивается. Все обна-
обнаруженные дефекты исправляются кислотоупорной краской, а слой
меди на другой стороне листа сплошь покрывается кислотоупорным
пластиком, который сохраняется все время.
В незащищенных местах медь вытравливается в ванне с хлорным
железом. Для равномерности протекания этого процесса в ванне
поддерживается определенная температура и реактив все время
перемешивается механическими лопатками. По окончании травле-
травления лист промывается, полосковые элементы схемы серебрятся.
После высушивания получаются законченные изделия, которые
имеют вид, показанный на рис. 9.21, в; для получения отдельных
схемных элементов лист, если необходимо, разрезается. Известно,
что в течение процесса травления происходит небольшое увеличе-
538

ние размеров схемных элементов и если это увеличение заблаговре-
заблаговременно учитывать, то их размеры можно выдержать с точностью до
10,025 мм.
ЛИТЕРАТУРА
1. Alstadter, D., and Houseman, E. О.: «Strip-Transmis-
«Strip-Transmission-Line Corporate Feed Structures lor Antenna Arrays», Nat. Conv. Rec.
I. R. E., 1959, pt 3, p. 113.
2. A 1 t s с h u 1 e r, H. M., and О 1 i n e r, A. A.: «Discontinuities-
in the Center Conductor of Symmetric Strip Transmission Lines», Trans.
1. R. E., 1960, MTT-8, p. 328.
*3. A r di t i, M.: «Characteristics and Applications of Microstrip for
Microwave Wiring», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, March, p. 31.
*4. A r d i t i, M.: «Experimental Determination of the Properties of Mic-
Microstrip Components», Elect. Commun., 1953, 30, p. 283, and Nat. Conv.
.Rec. I. R. ?., 1953, pt 10, p. 27.
*5. A r d i t i, M., and E 1 e f a n t, J.: «Microstrip applied to Band-Pass
Microwave Filters», Elect. Commun., 1955, 32, p. 52.
*6. A s s a d о u r i a n, F., and R i m a i, E.: «Simplified Theory of
Microstrip Transmission Systems», Proc. I. R. E., 1952, 40, p. 1651.
7. В a r r e t t, R. M.: «Etched Sheets serve as Microwave Components»,
Electronics, 1952, 25, June, p. 114.
*8. Barrett, R. M.: «Microwave Printed Circuits — a Historical
Survey», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, March, p. 1.
9. В a r r e t t , R. M., and Barnes, M. H.: «Microwave Printed
Circuits», Radio Televis. News, 1951, 46, p. 16.
*10. Bates, R. H. Т.: «The Characteristic Impedance of the Shielded Slab
Line», Trans. I. R. E., 1956, MTT-4, p. 28.
11. В a w e r, R., and Wolfe, J. J.: «A Printed Circuit Balun for Use
with Spiral Antennas», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 319.
*12. В e g о v i с h, N. A.: «Capacity and Characteristic Impedance of
Strip Transmission Line with Regular Inner Conductors», Trans. I. R. E.,
1955, MTT-3, March, p. 127.
13. В i t t n e r, B: J.: «Protoetching Techniques for the Precision Fabri-
Fabrication of Waveguide Antenna Arrays», Symposium on Microwave Printed
Circuits (Tufts College, October, 1954).
*14. Black, K. G., and H i g g i n s, Т.: «Rigorous Determination
of the Parameters of Microstrip Lines», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3,
March, p. 93.
*15. В о w n e s s, C: «Strip Transmission Lines», Electronic Engng, 1956,
28, p. 2.
*16. Bradley, E. H.: «Design and Development of Strip-Line Filters»,
Trans. I. R. E., 1956, MTT-4, March, p. 86.
17. В г о d w i n, M. E.: «Propagation in Ferrite-Filled Microstrip»,
Trans. J. R. E., 1958, MTT-6, p. 150.
18. Bud a, R. G. de: «A Method of Calculating the Characteristic Impe-
Impedance of a Strip Transmission Line to a Given Degree of Accuracy», Trans.
I. R. E., 1958, MTT-6, p. 440.
*19. Carlson, E.: «A Broadband Microstrip Crystal Mixer with Integral
D. C. Return», Trans. I. R. E.. 1955, MTT-3, March, p. 175.
*20. С h i s h о 1 m, R. M.: «The Characteristic Impedance of Trough and
Slab Lines», Trans. I. R. E., 1956, MTT-4. p. 166.
21. Co h n, M.: «ТЕ Modes of the Dielectric-Loaded Trough Line», Trans.
I. R. E., 1960, MTT-8, p. 449.
22. С о h n, S. В.: «Parallel-Coupled Transmission-Line-Resonator Filters»,
Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 223.
*23. С о h n, S. В.: «Characteristic Impedance of the Shielded-Strip Trans-
Transmission Line», Trans. I. R. E., 1954, MTT-2, July, p. 52.
539

*24. С о h n, S. В.: «Problems in Strip Transmission Lines», Tians. I. R. E.,
1955, MTT-3, March, p. 119.
*25. С о h n, S. В.: «Shielded Coupled-Strip Transmission Lines», Trans
I. R. П., 1955, MTT-3, October, p. 29.
*26. Cohn, S. В., andCoale, F. S.: «Directional Channel-Separation
Filters», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 1018.
*27. D a h 1 m a n, B. A.: «A Double-Ground-Plane Stirp-Line System for
Microwaves», Pioc. I. E. E., 1955, 102B, p. 488, and Trans. I. R. E.,
1955, MTT-3, October, p. 52.
28. D a v i s, L., Milan o, U., and S a u n d e r s, J.: «A Strip-Line
L-Band Compact Circulator», Proc. I. R. E., 1960, 48, p. 115.
29. Deschamps, G. A.: «New Chart for the Solution of Transmission-
Line and Polarization Problems», Elect. Commun., 1953, 30, p. 247, and
Trans. I. R. E., 1953, MTT-1, p. 5.
*30. Deschamps, G. A.: «Theoretical Aspects of Microstrip Wave-
Waveguides», Trans. I. R. E., 1954, MTT-2, January, p. 100.
31. Dukes, J. M. C: «Transmission-Line Termination», Wireless Engr,
1955, 32, p. 266.
*32. D u к e s, J. M C: «Characteristic Impedance of Air-Spaced Strip Transmis-
Transmission Line». Proc I.R.E., 1955, 43, p. 876.
33. Dukes, J. M. C: «The Application of Printed-Circuit Techniques
to the Design of Microwave Components», Proc. I. E. E., 1958, 105B,
p. 155.
34. Dukes, J. M. C: «Broad-Band Slot-Coupled Microstrip Direcional
Couplers», Proc. I. E. E., 1958, 105B, p. 147.
35. Dukes, J. M. C: «Re-Entrant Transmission Line Filter using
Printed Conductors», Proc. I. E. E., 1958, 105B, p. 173.
*36. Dukes, J. M. C: «An Investigation into Some Fundamental Proper-
Properties of Strip Transmission Lines with the Aid of an Electrolytic Tank»,
Proc. I. E. E., 1956, 103B, p. 319.
37. D u m m e r, G. \V. A., and Johnson, D. L.: «Printed and
Potted Electronic Circuits», Proc. 1. E. E., 1952, 100, pt III, p. 178.
38. Fix, O. A.: «A Balanced Strip-Line Isolator», Nat. Conn. Rec. I.R.E.,
1956, pt 5, p. 99.
39. Fieri, D., and H a n 1 e y, G.: «Nonreciprocity in Dielectric-Loa-
Dielectric-Loaded TEM-Mode Transmission Lines», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 23.
40. Foster, K.: «The Characteristic Impedance and Phase Velocity of
High-Q Triplate Line»,/. Brit. I. R. E., 1958, 18, p. 715.
*41. F г о m m, W. E.: «Characteristics and Some Applications of Strip-
Line Components», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, March, p. 13.
42. Fromra, W. E., F u b i n i, E. G., and Keen, H. S.: «A New
Microwave Rotary Joint», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1958, pt 1, p. 78.
43. Fro mm, W. E., К 1 u g, S. H., and P а с к а г d, К. S.: «Preci-
«Precision High-Speed Microwave Switch», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1957, pt 1,
p. 219.
*44 Frost, A. D., and M i n g i n s, С R.: «Microwave Strip Research
at Tufts College», Trans. 1. R. ?., 1955, MTT-3, March, p. 10.
45. F г о s t, A. D., M с G e о с h, С. R., and M i n g i n s, С R.:
«The Excitation of Surface Waveguides and Radiating Slots by Strip-
Circuit Transmission Lines», Trans. I. R. E., 1956, MTT-4, p. 218.
*46. F u b i n i, E. G.: «Strip-Line Radiators», Trans. I.R.E., 1955, MTT-3,
March, p. 149.
47. F u b i n i, E. G., Fro mm, W., and К e e n, H.: «New Techni-
Techniques for High-Q Strip Microwave Components», Nat. Conv. Rec. I. R. E.,
1954, pt 8, p. 91.
48. F u bi n i, E., F г о m m, W., and Keen, H.: «Microwave Ap-
Applications of High-Q Strip Components», Nat. Conv. Rec. 1. R. E.,
1954, pt 8, p. 98.
*49. Grieg, D. D., and E n g e 1 m a n n, H. F.: «Microstrip — A
540

New Transmission Technique for the Kilomegacycle Range», Proc.
I. R. E., 1952, 40, p. 1644, and Proc\I. R. E., Austral., 1954, 15, p. 13.
50. H a r v e y, A. F.: «Parallel-Plate TransmissionjSystenis for Mieruwave
Frequencies», Proc. I. E. E., 1959, 106B, p. 129.
*51. H а у t, W. H.: «The Mutual ami Input Impedance of Dipole Strips
between Parallel Planes», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, Macrh, p. 114.
52. Hay t, W. H.: «Potential Solution of a Homogeneous Strip-Line of
Finite Width», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, July, p. 16.
*53. H о г g a n, J. D.: «Coupled Strip Transmission Lines with Rectan-
Rectangular Inner Conductors», Trans. I. R. E., 1967, MTT-5, p. 92.
54. Johnson, С. М.: «Л Broad-Band Fcrrite Ineffective Switch»,
Trans. I. R. E., I960, MTT-8, p. 466.
55. J о h n s о п. С. М.: «Ferrite Phase Shifter for the UHF Region»,
Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 27.
56. J о h e s, E. M. Т., and S h i m i z u, J. K..: «A Wide-Band Strip-
Line Balun», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 128.
57. Jones, E. M. Т.: «Wide-Band Strip-Line Magic-T», Trans. I. R. ?.,
1960, MTT-8, p. 160.
•58/ Jones, E. M. Т., and В о 1 1 j a h n, J.: «Coupled Strip-Line
Filters and Directional Couplers», Trans. I. R. E., 1956, MTT-4, p. 75.
*59. К о s t г i z a, J. A.: «Microstrip Components», Proc. I. R. E., 1952,
40, p. 1658.
60. L e w i n, L.: «A Resonance Absorption Isolator in Microstrip for 4
Gc/s», Proc. I. E. E., 1956, 104B, Sup. No. 6, p. 364.
*61. M с Do n о u g h, J. A., and M a 1 e с h, R. G.: «Recent Develop-
Developments in the Study of Printed Antennas», Nat. Conv. Rec. I. R. ?., 1957,
pt 1, p. 173.
62. M i 1 a n o, U., S a u n d e r s, J. H., and Davis, L.: «A Y-Ju-
Y-Junction Slrip-Line Ciruclator», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 346.
*63. Moore, J. F., and M i с h e 1 s о n, M.: «Resonator and Preselec-
Preselector in Balanced Strip-Line», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, March, p. 170.
64. Norman, F.: «Measurement of the Properties of a Strip Line and
its Transition Junction», Proc. I. R. E. Austral., 1958, 19, p. 788.
65. О 1 i n e r, A. A., and R о t m a n, W.: «Periodic Structures in
Trough Waveguide», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 134.
66. О 1 i n e r, A. A.: «The Radiation Conductance of a Series Slot in
Strip Transmission Line», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1954, pt 8, p. 78.
*67. О 1 i n e r, A. A.: «Equivalent Circuits for Discontinuities in Balan-
Balanced Strip Transmission Line», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, March, p. 134.
68. О 1 i n e r, A. A.: «Theoretical Developments in Symmetrical Strip
Transmission Line», Proc. Symposium Modern Advances in Microwave
Techniques (Polytechnic Inst. Brooklyn, 1954).
69. Packard, K. S.: «Machine Methods make Strip Transmission
Lines», Electronics, 1954, 27, September, p. 148.
70. Packard, K- S.: «Optimum Impedance and Dimensions for Strip
Transmission Line», Trans. I. R. E., 1957, MTT-5, p. 244.
71. Packard, K- S.: «The Cut-Off Wavelength of Trough Waveguide»,
Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 455.
*72. Park, В.: «Planar Transmission Lines — Parts I to IV», Trans.
I. R. E., 1955, MTT-3, March, p. 8 and October, p. 7, 1956, MTT-4, p.
130, and 1957, MTT-5, pp. 75 and 163.
*73. P a s с a 1 a r, H. G.: «Strip-Line Hybrid Junction», Trans. I. R. E.,
1957, MTT-5, p. 23.
*74. Patten, R. A. Van: «Design of Improved Microwave Low-pass
Filters Using Strip-Line Techniques», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1957,
pt 1, p. 197.
*75. Pease, R. L., and M i n g i n s, C. R.: «Universal Approximate
Formula for Characteristic Impedance of Strip Transmission Line with
Rectangular Inner Conductor», Trans. I. R. E., 1955 MTT-3, March,
p. 144.
541

76. P r i m о z i с h, F. G., Schatz, E. R., and Woodford,
J. В.: «A Tapered Strip Line for Pulse Transformer Service», Elect.
Engng, 1955, 74, p. 908, and Trans. Amer. I. E. E. 1955, pt 1, p. 158.
*77. R i n g e n b а с h, M. E., and Cooper, H. Warre n: «Measu-
«Measurement of Attenuation and Phase Velocity of Various Laminate Materi-
Materials at L-Band», Trans. I. R. ?., 1955, MTT-3, March, p. 87.
78. S с h i f f m a n, В. М/. «A New Class of Broad-Band Microwave
90-Degree Phase Shifters», Trans. /. R. E.} 1958, MTT-6, p. 232.
79. S h i m i z u, J. K., and J о n e s, E. M. Т.: «Coupled-Transmis-
«Coupled-Transmission-Line Directional Couplers», Trans. I. R. ?., 1958, MTT-6, p. 403.
*80. S о m m e r s, D. J.: «Slot Array Employing Photoetched Tri-plate
Transmission Line», Trans. I. R. ?., 1955, MTT-3, March, p. 157.
81. Sommers, D. J.: «Photoetched Antennas for Supersonic Aircraft»,
Electronics, 1955, 28, July, p. 130.
*82. T о r g о w, E. N., and G r i e m s m a n n, J. W. E.: «Minia-
«Miniature Strip Transmission Line for Microwave Applications», Trans. I. R. E.,
1955, MTT-3, March, p. 57.
83. W a n s e 1 о w, R. D., and T u t t 1 e, L. P.: «Practical Design
of Strip-Transmission-Line Half-Wavelength Resonator Directional
Filters», Trans. I. R. ?., 1959, MTT-7, p. 168.
84. Weichardt, H. H.: «Fast Acting Microwave Switch», Nat. Conv.
Rec. I. R. ?., 1957, pt 1, p. 222.
85. White, D. R. J.: «Developments in Printed Microwave Components»,
Electronic Industr. Tele-Tech, 1957, 16, No. 11, p. 63.
*86. White, D. R. J., and В r a d I e у, Е. H.: «Band-Pass Filters
using Strip-Line Techniques», Trans. I. R. ?., 1955, MTT-3, March,
p. 163, and Electronics, 1955, 28, May, p. 152.
*87. Wild, N. R.: «Photoetched Microwave Transmission Lines», Tele-
Tech, 1955, 14, February, p. 68, and Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, March,
p. 21.
*88. W u, Т. Т.: «Theory of the Microstrip», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 299.
*89. Z u b 1 i n, К. Е.: «Strip Type Components for 2000 Mc/s Receiver
Head End», Trans. I. R. E., 1955, MTT-3, March, p. 65.
90. «Microstrip Kit», Elect. Commun., 1954, 31, p. 214.
91. «Manufacture of Microstrip», Elect. Commun., 1952, 29, p. 250.
92. «Printed Circuit Directional Coupler», Electronic Radio Engr, 1957, 34,
p. 133.
93. Y о s h i d a, S.: «J-Band Strip-Line Y Circulator», Proc. I. R. E.,
1960, 48, p. 1664.
94. С о h n, S. В.: «Characteristic Impedances of Broadside-Coupled
Strip Transmission Lines», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 633.
95. С о h n, S. В.: «Thickness Correction for Capacitive Obstacles and
Strip Conductors», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 638.
96. F r e i b e r g, L.: «Lightweight Y-Junction Strip-Line Circulator»,
Trans. I. R. ?., 1960, MTT-8, p. 672.
97. Parr, J. C.: «Printed-Circuit Waveguides and their Application
to Microwave Aerials», Brit. Commun. Electronics, 1961, 8, No. 1, p. 20.
98. В u e h 1 e r, G. V., and E i к e n b e r g, A. F.: «Stripline Y-Circu-
lators for the 100-to 400-Mc/s Region», Proc. I. R. ?., 1961, 49, p. 518.
99. T a t s u g u с hi, 1.: «U. H. F. Strip Transmission Line Hybrid
Junction», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 3.
100. S h i m i z u, J. K.: «Strip-line 3-dB Directional Couplers», Wescon
Conv. Rec. I. R. E., 1957, 1, pt 1, p. 4.
101. С о h n, S. В.: «A Reappraisal of Strip Transmission Line», Microwave
J., 1960, 3, March, p. 17.
102. Eaglesfield, С. С: «Characteristic Impedance of Transmission
Lines: a Note on Certain Particular Cases», Wireless Engr, 1944, 21,
p. 222.
542

103. S w a r t z, D. 6.: «Compact U. H. F. Isolator», J. appl. Phys., 1961
32 (Sup.), p. 319 S.
104. Craven, J. H.: «Coaxial to Strip-Transmission-Line Adaptor»,
Trans. 1. R. ?., 1961, MTT-9, p. 200.
105. К u m a g a i, S., and К u m a g a i, N.: «Fundamental Characteri-
Characteristics of the Microstrip Transmission Lines», Techno'. Rep. Osaka Univ.,
1955, 5, p. 271.
106. Kumagai, S., and К u m a g a i, N.: «Capacitive Reactance
Element in Microstrip Transmission Line». J. Inst. Elect. Commun.
Engrs Japan, 1956, 39, p. 641.
107. Y о s h i d a, S.: «Microwave Transverse Magnetic Type Unidirecti-
Unidirectional Strip Circuits», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1957, 40,
p. 30.
108. Gep pert, D. V., and К о о n t z, R. H.: «ТЕМ Mode Micro-
Microwave Filters», Tele-Tech, 1955, 14, p. 150.
109. H п b n e r, R.: «A New Circuit Element for the Microwave Region»,
Funk Ton, 1954, 8, p. 490.
110. Lytel, A. H.: «Designing Microwave Printed Сircuis», Electronic
' Indusir., 1959, 18, p. 88.
111. Ozaki, H., and I s h i i, J.: «Synthesis of a Class of Strip-line
Filters», Trans. I. R. E., 1958, CT-5, p. 104.
112. A 1 s t a d t e r, D., and Houseman, E. O.: «Some Notes on
Strip-Transmission-Line and Waveguide Multiplexers», Wescon Conv.
Rec. I. R. E., 1958, 2, pt 1, p. 54.
113. T h о m p s о n, G. H. В.: «An Easy Method of Matching Microstrip
Loads and Attenuators», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 263.
114. Levy, R.: «New Coaxial-to-StripIine Transformers using Rectangu-
Rectangular Lines», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 273.
115. A n d e r s о n, W. W., and H i n e s. M. E.: «Wide-Band Reso-
Resonance Isolator», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 63.
116. A r a m s, F., Kaplan, В., and Peyton, В.: «Octave-Ban-
«Octave-Bandwidth UHF/L-Band Circulator», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 212.
*117. Dukes, J. M. C: «Printed Circuits» (Macdonald, London, 1961).
118. Elam, J. M.: «A Forty-Position, Six-Pole Microwave Stripline
Switch for Electromechanical Antenna-Array Scanning», Nat. Conv.
Mil. Electronics I. R. E., 1961, 5, p. 353.
119. Swartz, D. В.: «Miniaturized S-BanI Isolator», Proc. I. R E.,
1961, 49 p. 1958.
120. G e t s i n g e r, W. J.: «A Coupled Strip-Line Configuration using
Printed Circuit Construction that Allows very Close Coupling»,
Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 535.
121. Fleming, P. L.: «X-Band Electronically Variable Attenuator»,
Proc. I. R. ?., 1961, 49, p. 1690.
122. G e t s i n g e r, W. J.: «Coupled Rectangular Bars between Paral-
Parallel Plates», Trans 1. R. E., 1962, MTT-10, p. 65.
123. F г a i s s e, H. J.: «A Directional Coupler for U. H. F.», Frequenz,
1961, 15, p. 341.
124. Franco, A. G., and О 1 i n e r, A. A.: «Symmetric Strip Tra-
Transmission Line Tee Junction», Trans. I. R. E., 1962, MTT-10, p. 118.
125. T h u s t, P.: «The Propagation of Electromagnetic Waves in a Pa-
Parallel-Plate Medium whose Plates are Arbitrarily Thick and Lossy»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1962, 16, p. 42.
A p д и т и М. Характеристики и применения несимметричных полоско-
вых линий для схем сантиметровых волн. В сб. переводов «Печатные
схемы сантиметрового диапазона», под ред. В. И. С у ш к е в и ч а.
Изд-во иностранной литературы, 1956, стр. 79—120.
543

4. А р д и т и М. Экспериментальное определение параметров деталей
полосковых волноводов. «Вопросы радиолокационной техники», 1954,
вып. 2B0), стр. 24—37.
5. А р д и т и М., Э л е ф а н т. Применение полосковых линий в широко-
широкополосных фильтрах сверхвысоких частот. «Вопросы радиолокационной
техники», 1956, вып. 1C1), стр. 30—45.
6. Ассадуриан, Рима и. Упрощенная теория полосковых волно-
волноводов. «Вопросы радиолокационной техники», 1954, вып. 2B0),
стр. 38—51.
8. Баррет. Печатные схемы сантиметровых волн. Исторический обзор.
В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 9—29.
10. Бейтс Р. Характеристическое сопротивление экранированной
плоской линии. В сб. переводов «Полосковые системы сверхвысоких
частот», под ред. В. И. Сушкевича. Изд-во иностранной литературы,
1959, стр. 78—86.
12. Б е г о в и ч. Емкость и характеристическое сопротивление в полоско-
полосковых передающих линиях с прямоугольным внутренним проводником.
В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 278—293.
14. Б л э к, Хиггинс. Точное определение параметров несимметричных
полосковых передающих линий. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 204—248.
15. Б о у и е с с. Полосковые линии передачи. «Вопросы радиолокационной
техники», 1956, вып. 4C4), стр. 3—16.
16. Б р э д л'и Э. Расчет и разработка фильтров на полосковых линиях.
В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 230—251.
19. Карлсон. Широкодиапазоиный кристаллический смеситель с от-
отдельной цепью обратного постоянного тока. В сб. переводов, см. поз. 3,
стр. 391—398.
20. Ч и ш о л м. Характеристическое сопротивление жолобнон н плоской
линии. В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 87—102.
23. Кон. Характеристическое сопротивление симметричной полосковой
линии. В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 33—40.
24. Кон. Проблемы полосковых передающих линий. В сб. переводов,
см. поз. 3, стр. 259—277.
25. Кон. Характеристическое сопротивление симметричной полосковой
линии. В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 173—193.
26. К о н, Коал. Направленные фильтры для разделения каналов. «Во-
«Вопросы радиолокационной техники», 1957, вып. 2C8), стр. 22—32.
27. Д а л ь м е н. Симметричные полосковые линии сверхвысоких частот.
В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 20—32.
30. Д е ш а н Ж. Несимметричные полосковые волноводы с теоретической
точки зрения. В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 7—10.
32. Д ь ю к с. Характеристическое сопротивление полосковой передающей
линии с воздушным заполнением. В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 103—
105.
36. Д ь ю к с. Исследование некоторых основных свойств полосковых
передающих линий с помощью электролитической ванны. В сб. пере-
переводов, см. поз. 10, стр. 106—159.
41. Ф р о м. Характеристики и некоторые приложения узлов из полоско-
полосковой линии. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 36—55.
44. Ф р о с т, М и н д ж и н с. Исследование полосковых схем сантимет-
сантиметровых волн в колледже Тафта. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 30—35.
46. Ф ю б и и и. Полосковые излучатели. В сб. переводов, см. поз. 3,
стр. 332—349.
49. Григ, Эигельман. Полосковый волновод. «Вопросы радиоло-
радиолокационной техники», 1954, вып. 2 B0), стр. 3—13.
51. X э й т. Взаимное и входное сопротивление полосок между параллель-
параллельными плоскостями. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 249—258.
544

53. X о р г а н. Связанные полосковые передающие линии с прямоуголь-
прямоугольными внутренними проводниками. В сб. переводов, см. поз. 10,
стр. 194—213.
58. Джонс, Больян. Фильтры и направленные ответвителн на свя-
связанных симметричных полосковых линиях. В сб. переводов, см. поз. 10,
стр. 214—229.
59. Кострица. Элементы полосковых волноводов. «Вопросы радио-
радиолокационной техники», 1954, вып. 2 B0), стр. 14—23.
61. Мак Дона у, Малеч, Ковальский. Последние дости-
достижения в изучении печатных антенн. В сб. переводов, см. поз. 10,
стр. 330—339.
63. Майкельсон, My р. Резонатор и преселектор в симметричной
полосковой линии. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 379—390.
67. О л и н е р. Эквивалентные схемы иеоднородностей в уравновешенной
полосковой передающей линии. В сб. переводов, см. поз. 3,
стр. 294—318.
72. П а р к Д. Плоские передающие линии, ч. I — IV. В сб. переводов,
см. поз. 10, стр. 41—75.
73.¦ Паскаля р. Полосковая мостовая схема. В сб. переводов, см. поз. 10,
стр. 295—310.
74. Ван Паттен. Расчет усовершенствованных фильтров нижних
частот на сантиметровых волнах с применением техники полосковых
линий. В сб. переводов, см. поз. 10, стр. 252—273.
75. П и з, М и н г и н с. Универсальная приближенная формула для
определения характеристического сопротивления полосковых передаю-
передающих линий с прямоугольным сеченнем внутренних проводников. В сб.
переводов, см. поз. 3, стр. 319—331.
77. Купер, Рингенбах. Измерения затухания и фазовой скорости
в различных листовых материалах в 30-с.и диапазоне. В сб. переводов,
см. поз. 3, стр. 190—204.
80. С о м м е р с. Щелевая антенная решетка с использованием трехпло-
скостных передающих линий, изготовленных по методу фотографиро-
фотографирования. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 350—363.
82. Торгов, Гримсмэн. Применения миниатюрной симметричной
полосковой передающей линии в области сантиметровых волн. В сб.
переводов, см. поз. 3, стр. 57—64.
Брэдли, Уайт. Полосовые фильтры с применением техники по-
полосковых линий. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 365—378.
87. У а й л д. Передающие линии сантиметровых волн, изготовленные
методом фотогравирования. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 56—78.
88. Тай Ц з у н-у. Теория несимметричной полосковой линии. В сб.
переводов, см. поз. 10, стр. 11 —19.
89. Дублин. Узлы полоскового типа для высокочастотной головки при-
приемника на 2000 Мгц. В сб. переводов, см. поз. 3, стр. 138—162.
117. Д ь ю к с Д ж. У1. Печатные схемы, их конструирование и примене-
применение. Пер. с англ., под ред. Ю. М. Овчинникова и И. С. Файнберга.
Изд-во иностранной литературы, 1963.

ГЛАВА 10
ПЕРИОДИЧЕСКИЕ И НАПРАВЛЯЮЩИЕ СТРУКТУРЫ
10.1. ВОЛНЫ В ПЕРИОДИЧЕСКИ НАГРУЖЕННЫХ ЛИНИЯХ
10.1.1. Дисперсия
Линия передачи, нагруженная периодически расположенными
последовательными или параллельными реактивными сопротивле-
сопротивлениями, образует периодическую структуру, характеристики рас-
распространения которой отличаются [49] от характеристик исход-
исходной линии. Теория таких периодических структур, хорошо разра-
разработанная для многих областей науки [36], была распространена и
на линии передачи СВЧ [60, 200, 281, 131]. Использование методов
теории цепей позволяет получить качественную картину различных
явлений, которая помогает провести строгий анализ с применением
теории Максвелла.
Распространение вдоль передающей линии, нагруженной, как
показано на рис. 10.1, можно исследовать, применив теорему Флоке
[36, 281], которая утверждает, что для заданного типа колебаний
и заданной частоты волновая функция при смещении вдоль системы
на один период умножается на постоянный комплексный множи-
множитель е~Гр- Если распространение происходит вдоль оси z, то вол-
волновую функцию можно записать в общем случае в виде e~(^+2im'/'JJ.
Можно показать, что в системе без поглощения энергии величина y
может быть либо чисто вещественной, либо чисто мнимой. В первом
случае для каждого п экспонента убывает с увеличением z, приводя
к затуханию волн.
Во втором случае, положив
Р„ = ро+2яп/р, A0.1)
найдем, что волновая функция, после добавления множителя, опи-
описывающего временную зависимость, принимает вид е'm ~p"z). Она
546

представляет собой бегущую волну с угловой частотой со и дли-
длиной 2я/р„, распространяющуюся вдоль оси z с фазовой скоростью
/р
Такую нагруженную линию можно представить в виде последо-
последовательности секций, каждая из которых состоит из отрезка линии
с волновым сопротивлением Zo и сосредоточенного сопротивления
Zi. Фазовый набег на секции АС равен сумме фазового набега на
отрезке линии АВ и скачка на сосредоточенном импедансе ВС.
Уравнение, выражающее частотную характеристику такой бес-
бесконечной нагруженной линии, можно получить с помощью обыч-
обычной теории лестничной линии [322]. Фазовый набег вдоль отрезка
передающей линии равен 2пр1%, в то время как полный фазовый на-
Сосредаточенное
' сопротивление
f Фазовый мдИёГ
Рис. 10. I. Линия, нагруженная сосредоточенными нмпедансами.
бег на секцию^равен Рлр, что при п = 0 дает 2np/kg. Можно по-
показать [200], что в этом случае уравнение, определяющее частот-
частотную характеристику, имеет вид
cos
lg ~~ cos к + f 2Z0 sin X •
A0.2)
Для линии, нагруженной последовательными индуктивными
сопротивлениями L:
A0.3)
Для случая (aLc^Z0 на рис. 10.2 дан график решения уравнения
A0.2), который показывает, что при возрастании со от нуля до зна-
значения, равного приблизительно 2/3 (ъс/р), р возрастает от нуля
до значения nip. На этой частоте отражения от индуктивных на-
нагрузок складываются в фазе, что приводит к образованию в линии
стоячей волны, с пучностями, расположенными в местах включения
этих нагрузок. Дальнейшее увеличение частоты приводит к по-
появлению полосы непрозрачности, в которой волна в линии вслед^
ствие последовательных отражений от индуктивных сопротивлений
становится затухающей, причем полный фазовый набег остается
постоянным и равным л. При больших или меньших значениях L
кривые имеют аналогичный вид, отличаясь лишь тем, что участок,
близко совпадающий с линией vp=c, простирается соответственно
до больших или меньших частот. Отметим, что при предельной ча-
частоте кривые всегда имеют нулевой наклон, а при нулевой частоте
имеет место распространение.
547

Когда фазовый набег на каждом отрезке линии (исключая
индуктивное сопротивление) становится равным я, т. е. когда со
достигает значения пс/р, начинается вторая полоса прозрачности.
На этой частоте фазового набега на индуктивном сопротивлении
не происходит, и в линии образуется стоячая волна с узлами, при-
приходящимися на эти сопротивления. При дальнейшем увеличении
частоты постоянная распространения возрастает, пока фазовый
набег на каждой секции линии не станет равным 2я, после чего на-
наступает следующая полоса непрозрачности. С возрастанием частоты
последовательные полосы непрозрачности становятся шире, так как
меняется величина индуктивной нагрузки oaL. Очевидно, что фа-
фазовая скорость, равная со/р, будет меньше с, исключая случаи
стоячих волн с узлами тока на индуктивных сопротивлениях, когда,
как и следовало ожидать, она равна этой величине.
Для линии, нагруженной последовательными емкостями С,
Z1= 1/jaC. A0.4)
Для случая A/соС) ~ 3Z0 на рис. 10.3 дан график решения уравне-
уравнения A0.2). Здесь также получается последовательность полос
прозрачности и непрозрачности, однако в этом случае при возра-
возрастании частоты полосы непрозрачности становятся уже. Значение
фазового набега на емкостных сопротивлениях таково, что фазовая
скорость оказывается больше с, исключая случаи стоячей волны
с узлами на этих сопротивлениях, когда она равна с. Из графика
видно, что теперь у передающей системы имеется критическая час-
частота, ниже которой распространение невозможно. Для других
значений С общий вид кривых сохраняется, причем в случае боль-
больших значений они стремятся к линии vp=c, а в случае меньших —
к горизонтальным линиям, что соответствует отсутствию распро-
распространения. Дисперсионные кривые для случая последовательных
емкостных нагрузок в силу принципа двойственности совпадают
с кривыми для случая параллельных индуктивных нагрузок, в то
время как кривые для параллельных емкостных нагрузок одина-
одинаковы с приведенными выше кривыми для последовательных индук-
индуктивных нагрузок.
Часто линии передачи сверхвысоких частот нагружаются ре-
резонансными элементами, например последовательно включенными
шлейфами. Если / — длина шлейфа, a Z01 — его волновое сопротив-
сопротивление, то сопротивление нагрузки будет равно
Z1=/Z01tg2-?. (Ю.5)
Уравнение, определяющее дисперсионную кривую, будет иметь
вид
-s^ = cos2f-|itg?sin2f. A0.6)
548

3irc
Рис. 10. 2. Дисперсионная характеристика
линии, нагруженной индуктнвностями.
Зжс
Рис. 10. 3. Дисперсионная характеристика
линии, нагруженной емкостями.

Анализ можно упростить, не влияя на качественную сторону дела,
если положить Z01 = 2Z0, что сведет уравнение A0.6) к более просто-
простому виду:
cos
2^ = j
= jcos
На рис. 10.4 дан график решения этого уравнения при //р ~ 1,2.
На низких частотах нагрузка имеет индуктивный характер;
а увеличение со приводит к критической частоте при Xg = 2p, когда
возникает стоячая волна с пучностями на шлейфах. Критическая
частота ниже минимальной, т. е. первой резонансной частоты реак-
реактивной нагрузки. Этот первый резонанс имеет место, когда эффек-
эффективная длина шлейфа равна А./4, что приводит к бесконечному зату-
Рис. 10. 4. Дисперсионная характеристика плоско-параллельно-
плоско-параллельного волновода, нагруженного шлейфами. (См. [200].)
ханию в основном волноводе. В промежутке между критической
частотой и частотой, на которой длина шлейфа равна Я./4, фазовый
набег на каждой секции волновода остается равным я.
При переходе через резонансную частоту характер реактивной
нагрузки меняется: из индуктивной она превращается в емкостную
и фазовый набег на секции изменяется на величину я. Получивший-
Получившийся нулевой фазовый набег остается постоянным до тех пор пока не
будет достигнута следующая полоса прозрачности. В начале этой
полосы нагрузки становятся емкостными и соответственно меняются
частотные характеристики. Когда эффективная длина шлейфа
делается равной Х/2, снова имеет место резонанс с узлами электри-
электрического поля на отверстиях резонаторов и Xg = X. При дальнейшем
увеличении частоты нагрузки становятся индуктивными и на час-
частоте, при которой длина шлейфов равняется ЗЯ./4, имеет место от-
отсечка. Такая же картина повторяется при всех резонансных зна-
значениях длин шлейфов, равных {rrik + Я/2)/2, где т — положитель-
положительные целые числа. На частотах, при которых эффективная длина
550

шлейфов равняется тХ/2, емкостные нагрузки делаются индуктив-
индуктивными и Xg = к.
Другие отсечки имеют место на частотах со = тлс/р. Связан-
Связанные с этими критическими частотами полосы непрозрачности ана-
аналогичны полосам, получившимся с чисто индуктивными или емкост-
емкостными нагрузками. Здесь в шлейфах никакого резонанса не происхо-
происходит, и фазовый набег на секции волновода на протяжении всей по-
полосы непрозрачности остается постоянным. По обе стороны полосы
непрозрачности расположены полосы прозрачности, которые имеют
одновременно либо индуктивный, либо емкостный характер. В пер-
первом случае, частоты со = тлс/р определяют нижние граничные
частоты полос прозрачности, а во втором —• верхние. Например,
если Ир = 0,2, то первый резонанс шлейфа имеет место при со =
= 2,5 лс/р. Из дисперсионной кривой можно видеть, что ниже
этой частоты при со = лс/р и при со = 2лс/р расположены полосы
непрозрачности индуктивного характера.
Фазовая скорость vD = со/р, соответствующая точке Р на дис-
дисперсионной кривой, определяется наклоном прямой, соединяющей
эту точку с началом координат. Групповая скорость vg = dco/dp
определяется наклоном касательной к дисперсионной кривой в этой
точке. Поскольку коэффициент затухания не слишком велик, vg
дает также скорость переноса энергии [36], определяемую как
усредненное по всей секции волновода отношение величины потока
энергии через поперечное сечение волновода к энергии, запасенной
на единице длины. Если Qu означает добротность при резонансе от-
отрезка нагруженной линии, короткозамкнутого с обоих концов, то
затухание в полосах прозрачности будет равно [281]:
a = a/(vgQa). A0.8)
Используемая в практических устройствах ширина полосы перио-
периодической структуры может ограничиваться ее дисперсией, т. е.
зависимостью фазовой скорости от частоты, которая определяется
выражением
dvp/dw = (vp/w) (I - vp/vg). A0.9)
Затухание в полосах непрозрачности можно найти [200], если
в уравнение .A0.6) вместо cosBnpAff) подставить cos(P — ;'а) р.
Затухание ар в неперах на секцию определяется из соотношения
^g^^ A0.10)
Затухание равно нулю на краях резонансных полос непрозрач-
непрозрачности и бесконечно в их середине, но оно остается конечным в индук-
индуктивных и емкостных полосах непрозрачности. В проведенном выше
анализе частотных характеристик полагалось, что потери в системе
очень малы, а при приближении к краю полосы прозрачности урав-
уравнение A0.8) дает бесконечное затухание. Эти недостатки были устра-
551

нены Батчером [45], который учел злияние потерь как в проводни-
проводниках, так и в диэлектрике с помощью комплексного Q, который мож-
можно использовать как в полосах прозрачности, так и в полосах не-
непрозрачности.
10.1.2. Пространственные гармоники
До сих пор рассматривались частотные характеристики для
случая, когда в уравнении A0.1) полагалось п = 0, т. е. при фикси-
фиксированной частоте имелось лишь одно явное значение фазовой ско-
скорости. Однако мгновенное распределение потенциала вдоль вол-
волновода не является синусоидальным, а изменяется на нагрузках
скачкообразно и с помощью гармонического анализа может быть
представлено в виде суммы ряда пространственных гармоник.
Амплитуды этих гармоник зависят от конфигурации поля, которая
в свою очередь зависит от параметров периодической структуры.
Например, для волны, распространяющейся в плоско-параллель-
плоско-параллельном волноводе со шлейфами шириной bi, в предположении, что
напряженность электрического поля в отверстиях шлейфов по-
постоянна, распределение потенциала будет иметь вид [200]:
2
n
При ро, равном тс/4р, из уравнения A0.1) получается
р ==: — —[— — 110.1^)
4р р
На рис. 10.5, а изображены гармоники, соответствующие п = О,
± 1.
На рис. 10.5, б сплошными линиями изображены частотные ха-
характеристики структуры, периодически нагруженной шлейфами,
которые включают все пространственные гармоники от п = — 2
до п = -\- 3. Из рисунка видно, что фазовые скорости гармоник
различны, причем для п = 0, + 1, +2, +3 скорость положи-
положительна, а для п = — 1, — 2—-отрицательна. На критической
частоте каждой пространственной гармонике с положительной фа-
фазовой скоростью соответствует гармоника с равной по величине
отрицательной фазовой скоростью. Дальнейший анализ показывает,
что амплитуды этих пар также равны и, таким образом, на крити-
критической частоте в волноводе могут существовать лишь стоячие волны.
Если ир означает фазовую скорость в точке Л, то из геометрического
рассмотрения следует, что фазовые скорости в соответствующих
точках В, С, D и Е определяются выражением vppl(nkg-\r p).
Нетрудно показать, что для фиксированной частоты все про-
пространственные гармоники имеют одинаковую групповую скорость,
совпадающую с направлением потока энергии. Для отрицательных
п фазовые скорости всегда направлены противоположно групповой
552

скорости. Такие пространственные гармоники называются обратны-
обратными волнами, и, в частности, возможны периодические структуры,
в которых основная волна сама является обратной. Полная частот-
частотная характеристика содержит верхние ветви, соответствующие ре-
зонансам шлейфов. Употребляются два способа нумерации этих
ветвей. При первом за основную волну принимается пространствен-
пространственная гармоника с наибольшей фазовой скоростью, а при втором,
который мы и будем применять, основной волной считается гармо-
дсноЬной Волновод
Шлейфы
—п-~2^
/е
п=
\
\
\
1 „
/
— п =
'Л
о —^
же 1
4
W
\~ п=
\
\
\
\
\
\^
\
\
\
+ / —»-
/
¦^— п ~ +
\
\
ч
ч
ч
\
\
2 -1
У
-*-п=+3—
""ч
ч
\
\
\
\
\
\
\
-»7Г -ЗЖ -2Ж -Ж
Р Р
Зтт
б)
Р fi Р Р Р
5 тг дтг
т т
Рис. 10. 5. Прямые и обратные пространственные гармоники:
о —шлейфовая структура и волны пространственных гармоник с п=— 1, 0,+1; б —дис-
—дисперсионные характеристики для пространственных гармоник с п= — 2 до + 3 вклю-
включительно. (См. [200].)
ника, которая в нормальных условиях имеет наибольшую амплиту-
амплитуду. Во втором случае при уменьшении нагрузок, создающих перио-
периодическую структуру, частотные характеристики будут приближать-
приближаться к характеристикам исходной линии передачи.
Если электромагнитная энергия распространяется в обоих на-
направлениях, то, как показано на рис. 10.5, б пунктирными линиями,
частотные характеристики будут дополнены участками, представ-
представляющими волны с отрицательной групповой скоростью. Если по-
потоки энергии в обоих направлениях равны, то не только на крити-
критических, но и на любых частотах образуются стоячие волны. Анализ,
проделанный для плоско-параллельного волновода, может быть рас-
распространен и на обычные волноводы. В этом случае волновое со-
сопротивление для каждого вида волн определяется как отношение
553

поперечных составляющих электрического и магнитного полей.
Частотные характеристики будут аналогичны приведенным выше,
за исключением области низких частот, где волновод имеет крити-
критическую частоту.
Можно показать [200], что продольная и поперечная компонен-
компоненты электрического поля в основном волноводе колеблются в квад-
квадратуре. Для емкостных нагрузок, у которых vp>c, амплитуды этих
компонент изменяются в поперечном направлении пропорционально
соответственно синусу и косинусу. Для индуктивных нагрузок,
у которых vp<^c, постоянная распространения в поперечном направ-
направлении вещественна и амплитуды убывают пропорционально соот-
соответственно гиперболическому синусу и гиперболическому косинусу;
при удалении от нагруженной поверхности эти зависимости пере-
переходят в экспоненциальные.
10.1.3. Многократно-периодические структуры
Если в периодической структуре нагрузки систематически раз-
различны, то структура приобретает некоторые новые свойства
[30, 307]. Например, в изображенной на рис. 10.6, а структуре,
Длины Веек шлей-
шлейфов равны Ls
Длины Всех
шлейфов равны Lt
АААААА
6)
Рис. 10. 6. Индуктивная структура с двумя типами шлейфов:
а — дисперсионная характеристика; б—относительные фазы шлейфов.
представляющей собой последовательность чередующихся шлейфов
различной длины, число степеней свободы системы удваивается и,
следовательно, удваивается число ветвей частотной характеристики.
Анализ эквивалентной схемы такой двукратно-периодической —
двухшлейфной структуры [200] приводит к следующему дисперси-
дисперсионному уравнению:
cos (Аяр/Хе) = cos (Апр/Х) — (Z01/2Z0) sin (Anp/X) х
X {tgBn/,A) + tgBn/sA)} + (Z§i/2Zo) X
X sin2BnpA)tgBn/,A)tgBn/,A), A0.13)
554

где (inp/X^) — фазовый набег на одной полной секции линии
(включая длинный и короткий шлейфы).
Критические частоты для Р = 0 и р* = т:1р находятся из условия
cos Dяр/у = 1. A0.14)
В частном случае при Zol = 2Z0, используя уравнение A0.13),
находим
со = —, A0.15)
w== ?^ h + _iL+ 11.\ A0.16)
Значения со, получаемые из уравнения A0.15), являются или
«емкостными», или «индуктивными» критическими частотами, ко-
которые определяют либо низкочастотные, либо высокочастотные
границы полос непрозрачности. Значения со, получаемые из урав-
уравнения A0.16) и зависящие от lt и ls, определяют критические час-
частоты, соответствующие колебаниям соседних резонаторов в противо-
фазе. Критические частоты для р1 = п/2р находятся из условия
cosDnp/Xg) = — l, A0.17)
откуда в частном случае при Zol = 2ZQ с помощью уравнения A0.13)
имеем
Полученные из этих уравнений значения ы соответствуют коле-
колебаниям, при которых узлы попадают соответственно на длинные или
короткие резонаторы. Если все шлейфы имеют одинаковую длину /,
то частоты, соответствующие условию р1 = л/2р, определяются
уравнением A0.7) как
Из сопоставления уравнения A0.20) с уравнениями A0.18) и A0.19)
видно, что у двухшлейфной структуры критические частоты для
Р = л/2р возникают во всех точках, где ордината rJ2p пересе-
пересекает либо дисперсионную кривую линии с одинаковыми шлейфами
длиной 1и либо дисперсионную кривую линии с одинаковыми
шлейфами длиной ls. Этого можно было ожидать, исходя из по-
положения узлов и пучностей стоячих волн.
Таким образом, вдали от критических частот частотные харак-
характеристики такой двухшлейфной структуры будут близки к харак-
характеристикам простой периодической структуры. Вблизи критичес-
555

ких частот характеристики будут отличаться, поскольку могут
возникать стоячие волны, у которых узлы или пучности попадают
на резонаторы одного или другого вида. Эти стоячие волны, имея
одинаковую длину, будут возникать на различных частотах и будут
смещены относительно друг друга на А,^/4.
Полезные свойства этой структуры проявляются, когда отно-
отношение lf/ls не очень велико, например заключено между 1 и 2.
Тогда частотные характеристики можно разделить на два класса.
У характеристики первого класса, изображенной на рис. 10.6, а,
резонансные частоты шлейфов обоих видов выше критических час-
частот, соответствующих стоячим волнам в точках В и С, когда
Р = л/2р. Поэтому при переходе от одной ветви к другой сохра-
сохраняется индуктивный характер нагрузки и, когдаР = л/2р, фазовый
коэффициент не изменяется. Если Zol уменьшается (становится
меньше 2Z0), то начальный участок дисперсионной кривой при
любых длинах шлейфов будет приближаться к прямой vp = с.
В случае увеличения Z01 произойдет обратное; критические частоты
при этом также изменятся.
По терминологии, используемой для характеристик кристал-
кристаллической решетки из двухатомных молекул, нижняя ветвь иногда
называется акустической. Из рис. 10.6, б видно, что сдвиг фаз
между соседними резонаторами меньше -/2 и при Р-э-0 он также
стремится к нулю. Верхняя ветвь называется оптической ветвью и
здесь сдвиг фаз между соседними резонаторами больше я/2 и при
Р-»я/р он стремится к я.
У частотной характеристики второго класса, изображенной на
рис. 10.7, резонансная частота более длинного шлейфа, имеющая
место при lt — к/4, находится между критическими частотами, со-
соответствующими стоячим волнам при р = я/2р, в результате чего
характер нагрузки изменяется от индуктивного к емкостному.
В случае повышения частоты емкостный характер нагрузки сохра-
сохраняется до тех пор, пока фазовая скорость не достигнет скорости света
в свободном пространстве, т. е. пока не станет равной А,. На этой час-
частоте можно приближенно считать, что емкость малого резонатора и
индуктивность большого резонатора образуют последовательный
резонансный контур. При дальнейшем повышении частоты нагрузка
снова становится индуктивной.
Для периодических структур, у которых число длин шлейфов
больше двух, число ветвей частотной характеристики будет равно
числу различных длин резонаторов, т. е. число частот, соответст-
соответствующих данному фазовому коэффициенту, равно числу степеней
свободы, необходимых для определения всех секций периодической
структуры. Например, на рис. 10.8 изображена одна из возможных
характеристик структуры, у которой на каждую секцию приходит-
приходится по три шлейфа, причем у каждого третьего шлейфа изменен раз-
размер. Было показано [200], что у таких структур при определенных
условиях существует ограниченный частотный интервал с малой
дисперсией, т. е. почти с постоянной фазовой скоростью.
556

ш
р
Jli.
Длины всех
шлейфов равны Is
Длины всех
шлейфов равны li
Точка С выше линии.
О' .
Ж.
Р
Рис. 10. 7. Резонансная структура с дву-
двумя типами шлейфов. (См. [200].)
¦n_c
p
E
\\
Lp4
Длины Sen
шлейфов роВны
/
/
/
S
/
/
s
длины
Всех шлейфоЬ
равны 11
ж
зр
2л
7р
Р
Рис. 10. 8. Структура с тремя шлейфами
в одном периоде. (См. [200].)

10.2. МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СТРУКТУРЫ С ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИМ
ПОКРЫТИЕМ
10.2.1. Плоские волны над плоскими поверхностями
В обычных линиях передачи, которые были рассмотрены в гл. 1,
электромагнитная энергия сосредоточена внутри замкнутого про-
пространства, ограниченного проводящими поверхностями. При не-
некоторых условиях могут существовать другие типы передачи, в ко-
которых нет резкого ограничения поля, а оно скорее связано с поверх-
поверхностью или структурой [172]. У таких направляющих структур
возможны три класса волн [38]:
— непрерывный спектр распространяющихся волн,
— непрерывный спектр быстро затухающих волн, которые
экспоненциально убывают в направлении распространения,
— одна или более поверхностных волн, которые при специаль-
специальных способах возбуждения могут быть превбладающими.
Поверхностные волны [24, 228, 346, 347, 377] представляют
собой электромагнитные колебания, которые распространяются без
излучения вдоль границы раздела между двумя средами с различ-
различными физическими свойствами. В поперечном направлении электро-
электромагнитное поле простирается до бесконечности, но при этом плот-
плотность энергии убывает, так что практически основная часть энергии
волны сосредоточена вблизи структуры. Составляющая потока
энергии, направленная от поверхности, возникает лишь из-за потерь
в окружающей среде. Свойства поверхностных волн зависят от по-
поверхностного импеданса Zs, определяемого как отношение танген-
тангенциальных составляющих электрического и магнитного векторов.
Поверхностный импеданс обычно является комплексной величиной,
т. е. имеет как активную, так и реактивную составляющие
(см. разд. 6.3).
Распространение поверхностных волн, строго говоря, возможно
вдоль поверхности, которая прямолинейна в направлении распро-
распространения. В поперечном направлении форма поверхности может
быть произвольной. Внешней средой обычно является воздух,
а структура может состоять либо из диэлектрика, либо из комбина-
комбинации диэлектрика и металла, либо из гофрированной металлической
поверхности. Например, Ценек [345] показал, что уравнения Мак-
Максвелла имеют частное решение, представляющее волну, которая
распространяется без изменения формы над плоской границей раз-
раздела [9] двух однородных сред с различными проводимостями и
диэлектрическими проницаемостями. Такая волна является волной
типа ТМ и имеет продольную составляющую электрического век-
вектора [113].
Вдоль плоскости, покрытой диэлектриком, могут распростра-
распространяться как плоские, так и радиально-цилиндрические поверхност-
поверхностные волны, а вдоль цилиндрической поверхности — осевые поверх-
поверхностные волны [54, 285, 308]. Волны, распространяющиеся вдоль
558

образующих конической поверхности, являются промежуточным
случаем между осевыми и радиальными. На рис. 10.9, а изображена
типичная плоская направляющая поверхностная структура. Через
т здесь обозначен металл, через d — диэлектрическая пластина и
через а — воздух. Рассмотрим основную плоскую поверхностную
волну типа ТМ, распространяющуюся вдоль структуры параллель-
параллельно оси z с коэффициентом распространения \. Следуя Барлоу и Кал-
Рис. 10. 9. Распространение над плоскостью, покрытой диэлектрическим
слоем:
а —плоская волна; б —радиальная волна. (См. [19].)
Параметры сред: металл (m): p.m=l, sm, om; диэлектрик(й): ;i^=I, гд, ^=0; воздух (я):
^а=1. Еа=1- «а=°-
лену [19], для области, занятой металлом (г/<[0), берется решение
волнового уравнения, имеющее три компоненты, отличные от нуля:
Нхт=Аеиту, A0.21)
A0.23)
Здесь для краткости опущен множитель е(/м'~!г>, а величина А
постоянная. В коэффициент распространения вдоль оси у:
um = am + jbm, A0.24)
входят коэффициент затухания ат и коэффициент распространения
Ьт волны, уходящей от поверхности у = 0 в глубь металла. Вели-
Величины у и и должны удовлетворять соотношению
Y2 + ul = /аи,, (а„, + /«№„, е0). A0.25)
Аналогично для области, занятой воздухом (у^1), решение бе-
берется в виде:
Нха = А(Ги°у, A0.26)
A0.27)
559
Ега=—А (иа/]ш0)
*-"пУ

е-"«у. A0.28)
Здесь иа имеет вид
ua=aa-jba, A0.29)
где аа соответствует экспоненциальному затуханию в поперечном
направлении, а Ьа описывает фазовый набег для волны, распрост-
распространяющейся по направлению к поверхности раздела.
Коэффициенты распространения должны удовлетворять урав-
уравнению
Внутри диэлектрической пластины поле имеет вид стоячей вол-
волны, у которой магнитное поле равно
¦¦ + ai = — <&/<*. (ю.зо)
ей вол-
причем
Y2 + ud= — eda2/c2. A0.32)
Из условий сопряжения полей на границах раздела между различ-
различными средами получается соотношение
Поверхностный импеданс структуры по направлению внутрь ди-
диэлектрика равен
Поверхностный импеданс металлической поверхности для хорошо
проводящих металлов имеет почти равные вещественную и мнимую
части и дается выражением
Zm = Ra+iXm= (l+j) (^p- A0.35)
Если диэлектрик имеет потери, то активная составляющая по-
поверхностного импеданса структуры будет выглядеть как
Rs = Rm + Ra = Rm + ®J/*dzj tg 6. (Ю.36)
Если потерь в диэлектрике нет, то активная составляющая поверх-
поверхностного импеданса структуры определяется проводимостью метал-
металла. Реактивная составляющая поверхностного импеданса струк-
структуры Xs слагается из двух частей: одна связана с металлом, а дру-
другая, равная
Xd = <o\i0l(sd-\)/ed, A0.37)
560

связана с диэлектрическим слоем. Если толщина диэлектрического
слоя приблизительно равна толщине поверхностного слоя в метал-
металле 6,., то величины обеих частей реактивной составляющей будут
одного порядка.
Если / мало и можно считать, что th uj ж udl и udl <^ 1, то из
уравнения A0.33) получается
ua = aa-jba = ftwZjZa. A0.38)
В общем случае, чем больше поверхностное реактивное сопро-
сопротивление структуры и чем выше частота, тем больше значение
показателя затухания аа, а это приводит к более сильной концентра-
концентрации поля около поверхности структуры. Возрастание Rs вызывает
увеличение наклона волнового фронта относительно нормали в про-
пространстве около структуры, что в свою очередь увеличивает фазовую
скорость вдоль структуры. С другой стороны, по аналогии с электри-
электрическими линиями можно ожидать, что индуктивное поверхностное
реактивное сопротивление будет уменьшать соответствующую фа-
фазовую скорость, а емкостное сопротивление будет ее увеличивать.
Чтобы вычислить постоянные затухания и распространения вдоль
структуры, надо уравнения A0.29) и A0.30) подставить в выражение
Y = а + /Р, что дает [165]:
a = f>wRsXs/Z2w, A0.39)
A0-40)
Если Р~Ра,., то для скорости распространения получается следую-
следующее выражение:
Из уравнения A0.39) видно, что величина а пропорциональна
Rs и Xs, а уравнение A0.41) показывает, что если Rs значительно
больше, чемХ5, то гу>с, и наоборот. Численные значения затухания
и фазовой скорости вычислены [16] в диапазоне частот 0,3—30 Ггц
для диэлектрического слоя с га = 4, tg8 =0,001 и толщинами от
0,1 до 10 мм. На частоте 10 Ггц слой толщиной 0,5 'мм дает потери
порядка 10~3 дб/м и фазовую скорость порядка 0,65 с.
10.2.2. Радиальные волны над плоскими поверхностями
На рис. 10.9, б изображена структура и картина поля волны,
распространяющейся радиально над металлической плоскостью,
покрытой диэлектриком. Опуская временной множитель e/W, ком-
компоненты поля в металле можно записать в виде [19]:
i2i A0.42)
561

(Ю.43)
К этим выражениям, как и раньше, надо добавить уравнения
A0.24) и A0.25). Для области, занимаемой воздухом, получаются
следующие выражения:
A0.45)
Era = А (ив//ше0) е~"« у Н(,2) (— /», A0.46)
A0.47)
к которым, как и раньше, надо добавить уравнения A0.29) и A0.30).
Из сравнения уравнений A0.21) — A0.23) и A0.42) — A0.44)
или A0.26) — A0.28) и A0.45) — A0.47) видно, что у модифици-
модифицированной радиальной волны Ценека распределение поля вдоль
оси у такое же, как и у соответствующей плоской волны. Распро-
Распространение вдоль радиальной координаты г описывается функцией
Ханкеля и на больших расстояниях амплитуда изменяется по закону
e.—1/r2. Поверхностный импеданс в этом случае равен
Zs = Rs+jXs = -%2-a. A0.48)
Величины Rs и Xs, а также коэффициенты затухания и распростра-
распространения такие же, как и в случае плоской волны.
10.2.3. Продольные цилиндрические волны
Зоммерфельдом было теоретически доказано [290], что прямой
цилиндрический проводник с конечной проводимостью и гладкой
поверхностью может служить направляющей системой для электро-
электромагнитных волн. Хармс [129] показал, что аналогичное распростра-
распространение поверхностных волн имеет место и при бесконечной прово-
проводимости, если только поверхность металла покрыта диэлектрическим
слоем. Хотя у такой направляющей системы имеются и волны выс-
высших видов [17, 139, 361], чаще всего рассматривается основная
волна типа ТМ00. На рис. 10.10 показаны геометрия направляющей
системы и распределение поля основной волны. При бесконечном
увеличении радиуса цилиндра эта продольная волна переходит
в плоскую волну над плоской поверхностью. Свойства линии пере-
передачи сверхвысоких частот в виде провода с диэлектрическим покры-
покрытием весьма интенсивно изучались Губо [114] и рядом других авто-
авторов [26, 52, 65, 72, 88, 107, 143, 159, 161, 162, 164, 190, 251, 265, 365].
Если распространение происходит вдоль оси г, то, опуская мно-
множитель е^ш'~тг>, для компонент поля внутри металла. можно напи-
написать следующие выражения [19]:
562

H A
Hem = A
)J1(]Umr),
)
A0.49)
Ezm--~ A/0 (/«,„/•),
A0.50)
), A0.51)
к которым, также как и в случае плоской поверхности, надо доба-
добавить уравнения A0.24) и A0.25). Соответственно для внешней среды,
воздуха, имеем выражения:
Нва = А (шео/иа) Н'1' (juar), A0.52)
A0.53)
A0.54)
к которым, так же как и в случае плоской поверхности, надо доба-
добавить уравнения A0.29) и A0.30). Так как аргументы функций Хан-
Среда а
Рис. 10. 10. Продольное распространение вдоль цилиндра с диэлектриче-
диэлектрическим покрытием.
Параметры сред: металл (m): (im=l. em. "т; диэлектрик (d): !V=1> Erf=°> arf=0; воз-
воздух (a): (ia=l. Еа=1г ча=0. (См. [19].)
келя мнимые, то поля во внешней области убывают при больших
радиусах по экспоненциальному закону.
Поверхностный импеданс по направлению внутрь диэлектри-
диэлектрического слоя при г = г\ равен
Eza_(
откуда при Ai-> оо получается выражение / (иа/соео), такое же, как и
A0.34) для плоской поверхности. При малых диаметрах цилиндра
кривизна эквифазных поверхностей вблизи провода сильно влияет
на волновое сопротивление, которое может менять характер от
индуктивного на больших расстояниях от провода до емкостного
вблизи провода. Голый медный провод, импеданс которого на по-
поверхности имеет очень малую индуктивную компоненту, является
563

уже практически приемлемым направляющим устройством для по-
поверхностной волны Зоммерфельда на сверхвысоких частотах.
Имеются сообщения об экспериментах с проводами с диэлектри-
диэлектрическим покрытием, проводившихся на сверхвысоких частотах
[112, 115, 118, 252], включая 3 Ггц [119], 10 Ггц [55, 174] и край-
крайне высокие частоты [236, 273]. Было найдено, что свойства таких
линий хорошо согласуются с теоретическими расчетами. Например
[117], на рис. 10.11, а показано, как от толщины слоя зависят зна-
значение радиуса гг, на котором поле составляет 90% от максимального,
уменьшение &vp/vp фазовой скорости и доля энергии 8W/W, распро-
30
25
20
' 10
5
\
1
\
У
СМ
L
2 3
\
А
у
К.
---
i
У
' f
}Ггц
?
у
><
7
w
А
У
У
~"
Q
1,25 5
1.00 1 2
0,75 Щ ;
0.50 "^W
0,3
W 02
у
0.037
у
/
уЛ
т
А
у
0,025
т-
у
1.СМ
хЮ'3
'0.3 0,5
1 2 3 5
Частота, Ггц
6)
10 20 30
Рнс. 10. 11. Свойства провода с диэлектрическим покрытием:
а — радиус, соответствующий относительному уровню поля 90%, а также относитель-
относительное изменение фазовой скорости и энергии, запасенной в диэлектрике; б —затухание
для эмалированной проволоки двух размеров. (См. [119].)
страняющаяся в диэлектрическом слое. Радиус провода взят рав-
равным 1 мм, а частота 3 Ггц. На рис. 10.11, б показано затухание для
проводов, покрытых эмалью, с е = 3 и tg8 = 0,008. На частоте
35 Ггц приемлемым оказывается проводник диаметром лишь 1,42 мм
с тонким эмалевым покрытием.
10.3. ЛИНИИ ПЕРЕДАЧИ ПОВЕРХНОСТНЫХ ВОЛН
10.3.1. Структуры с поперечным гофрированием
Реактивное сопротивление поверхности можно увеличить путем
ее покрытия искусственным диэлектриком, таким, как гофрирован-
гофрированная структура [33, 93, 145, 241]. Показанная на рис. 10.12, а пло-
плоская поверхность впервые была изучена Катлером [79], который
рассматривал гофры как короткозамкнутые плоско-параллельные
шлейфы, у которых импеданс определяется выражением A0.5).
Полагая металлическую поверхность идеально проводящей и опу-
опуская множитель е'<ш'-0г>, можно написать выражение для поля вне
канавок в виде:
564

»-"яУ
у, A0.56)
A0.57)
A0.58)
причем к этим уравнениям надо добавить уравнение типа A0.30),
имеющее в данном случае вид
— иа = рш = со2/с2. A0.59)
Такая волна относится к типу ТМ, так как магнитное поле имеет
лишь составляющие в поперечной плоскости.
Вследствие периодичности структуры волна, распространяю-
распространяющаяся вдоль поверхности, состоит из волны основного вида и про-
пространственных гармоник, относительные амплитуды которых за-
0 Y
'Л j
IS
\
^Канавки, или
шлейфы
Рис. 10. 12. Распространение вдоль гофрированной поверхности-.
а —плоскость с параллельными канавками,- б —цилиндр с радиальными канавками.
висят от ширины и глубины канавок и периода структуры. По-
Поверхностное сопротивление между канавками равно нулю, посколь-
поскольку Е2а там обращается в нуль. Если ширина канавки мала по срав-
сравнению с длиной волны в структуре, то для поверхностного сопро-
сопротивления можно взять усредненное значение
A0.60)
Согласуя его с сопротивлением однородной поверхности, равным
EzaIHxa, получаем
A0.61)
Из этого соотношения видно, что распространение возможно только
в полосах частот, где иа положительно.
В первой полосе прозрачности при возрастании / от 0 до Я/4
поверхностный импеданс имеет индуктивный характер и возрастает
от нуля до бесконечности. Кроме того, величина фазовой скорости
изменяется от с до нуля, а слабо выраженное экспоненциальное
565

затухание поля при удалении от поверхности переходит в резко
выраженное затухание. Эти выводы подтверждены экспериментами
с плоскими гофрированными поверхностями [254}.
Для случая изображенного на рис. 10.12, б гофрированного
цилиндра поле поверхностной волны имеет составляющие [191:
ra = A®/uo)H\l)ijuar),
ЯОа
A0.62)
A0.63)
A0.64)
4/7
10
life
4
\
10
7 /ГС
-T"
/
4
\*=0,65;1-0,пгдюима
1,0
10 20 30 Щ
A/p unu t*W 3 (дюймов)
6)
Рис. 10. 13. Свойства гофрированной цилиндрической поверхности:
а—зависимость поверхностного реактивного сопротивления от ширины канавок; б —
зависимость поверхностного реактивного сопротивления от глубины канавок и их чис-
числа на длине волны. (См. [21].)
причем, как и раньше, имеет место также и соотношение A0.59).
Если размеры гофрированного цилиндра таковы, что поле описы-
описывается лишь одной основной волной, то распространение происходит
так, как если бы стенки волновода обладали равномерно распреде-
распределенным поверхностным сопротивлением, равным
Eza
UaZ
Э»
Импеданс одиночной канавки для волны ТЕМ [168] равен
V /Я *¦ \ 7 /Я. г- \ / /Q *• \ V /Я »• \
гъ '  0 \rW ' 2/ " 0 \rW ' 1/ » 0 (i W ' 2/ ¦* 0 \rW ' \)
. r2)
- Jo
r2)
A0.66)
В этом случае поверхностное сопротивление в первом приближении
также получается умножением на (Ыр), однако можно привести и
более точный эмпирический результат:
1 -т
,-н
A0.67)
566

который применим для всех значений параметров поверхности при
условии, что р<А,/4. Теоретические выражения для поверхностного
реактивного сопротивления были подтверждены экспериментами
Барлоу н Карбовяка [21] с резонансными линиями длиной около
1,2 ж на частотах 2,35 и 9,4 Ггц. На рис. 10.13, а дана зависимость
реактивной составляющей импеданса от ширины канавок, а на
рис. 10.13, б показано влияние изменения глубины канавок.
10.3.2. Влияние кривизны
Если структура, вдоль которой распространяется поверхност-
поверхностная волна, изогнута относительно направления распространения,
то имеет место излучение. Качественное описание этого явления
[19, 24] можно получить, если рассмотреть рядом лежащие экви-
05
0.2
O.I
О
\
1
ч
^
---
r,e,z
1,50
1,25 *
1,05
1,50
1.25
no - -
1,0
.16
Qb
0,2
5 w го so то гоо 500 юоо
2'яг,Д
а)
*
1,50
•
„ ——
20
50 100 200 500 1000
5)
Рис. 10. 14. Азимутальные волны над изогнутыми направляющими поверх-
поверхностями.
а — металл с диэлектрическим покрытием: волны ТМ (пунктирные линии) и волны ТЕ
(сплошные линии); о —гофрированная поверхность (волны ТМ). (См. [94].) Для каж-
каждой кривой указано значение параметра X0/Xg
фазные плоскости, между которыми поле в обычном случае убывает.
При изгибании несущей структуры эти плоскости расходятся на-
настолько, что в пространстве между ними, рассматриваемом как
волновод, становится возможным распространение волн и, следова-
следовательно, излучение энергии. Нетрудно видеть, что с увеличением
кривизны излучение должно возрастать, а с увеличением поверх-
поверхностного реактивного сопротивления, поскольку оно усиливает кон-
концентрацию поля около структуры, излучение должно уменьшаться.
Такой подход был использован [23] для вычисления мощности,
излучаемой с изогнутой поверхности.
Азимутальные поверхностные волны можно изучить путем по-
построения решения уравнений Максвелла, которые описывают их
567

распространение [94, 140, 212]. Для изображенного на рис. 10. 14, а
идеально проводящего цилиндра, покрытого слоем диэлектри-
диэлектрика, решение в точке (г, 0, г) можно построить из цилиндрических
волновых функций. Пунктирные линии на этом рисунке дают тол-
толщину диэлектрика при различных радиусах кривизны изгиба для
волн типа ТМ и диэлектрического слоя с е = 4. Как видно, при по-
постоянном коэффициенте передачи вдоль поверхности для меньших
радиусов цилиндра требуется более толстый диэлектрический слой.
Однако при радиусах, превышающих несколько длин волн, требуе-
требуемая толщина слоя слабо зависит от радиуса и медленно приближает-
приближается к значению для плоскости. Результаты расчета для волн типа ТЕ
показаны на рис. 10.14, а сплошными линиями, причем многие вы-
выводы, сделанные выше, сохраняют силу и здесь. На рис. 10.14, б
приведены данные для гофрированной поверхности с угловым пе-
периодом чр и угловой шириной канавок Ьь. Из кривых видно, что
опять для радиусов кривизны, превышающих несколько длин
волн, величина к/Ке почти не зависит от радиуса кривизны, а опре-
определяется главным образом геометрией гофрировки.
10.3.3. Возбудители и другие устройства
Важный вопрос о практическом способе эффективного возбужде-
возбуждения поверхностных волн можно решить [195] путем наилучшего
согласования диаграммы направленности возбуждающего устройст-
устройства с распределением поля в поверхностной волне. Поскольку экс-
экспоненциально убывающие поля над плоской поверхностью плохо
аппроксимируются как постоянным, так и синусоидальным распре-
распределением поля внутри волноводов и плоско-параллельных линий
возбуждение чисто поверхностной волны представляет определен-
определенные трудности. В неопубликованной работе Макфарлейна расчита-
но, что расстояние от апертуры, имеющей конечный размер h,
до области поверхностной волны не может быть меньше h esc 6B,
где 6В — угол Брюстера для данного материала. Для покрытой
диэлектрическим слоем поверхности без потерь угол 6в чисто мни-
мнимый и это расстояние бесконечно велико. В поверхностную волну
идет только часть энергии, так как определенное количество энергии
теряется в виде уходящих бегущих волн, излучаемых непосредствен-
непосредственно апертурой, вследствие конечности ее размеров [19, 75]. Эффек-
Эффективность возбуждения определяется как отношение мощности волны
нужного типа к мощности, подводимой к возбудителю.
В работах [8, 105, 116, 171, 201, 324] весьма подробно изучены
оптимальные условия для возбуждения поверхностных волн над
плоской структурой. Для типичного теоретического и эксперимен-
экспериментального исследования Рич [249] применил изображенную на
рис. 10.15 установку, в которой используется латунная плоскость
размером 1,8 X 0,Зж, покрытая слоем полистирола толщиной 1,6 мм.
Исследования проводились на частоте 9,5 Ггц, причем размер вер-
вертикального раскрыва изогнутого рупора можно было изменять
568

с помощью неотражающего поглощающего листа. Эффективность
возбудителя можно определить, если сначала согласовать его с по-
поверхностью, у которой на конце имеется согласованная поглощаю-
поглощающая нагрузка. Эта нагрузка затем заменяется коротким замыканием,
и КСВ измеряется вновь; эффективность возбуждения будет равна
СдВоенный. сегментно-
параболический
чатель
Перемета ющип
механизм
Детектор
Суппорт
., Согласован-
/Лизлентричеснип. \ Зонд ная нагрузка
А / слой
-> /
4Металлическая подложка
Измеритель
КСВ
I Генератор
Источник
питания
Рис. 10.15. Возбуждение волн над поверхностью с диэлектрическим
покрытием.
Частота 9,5 Ггц. Ширина поверхности 305 мм. Диэлектрик —полистирол, е=2,5.
(См. [249].)
коэффициенту отражения по напряжению. Для высот раскрыва
12 и 30 мм измеренная эффективность возбуждения оказалась рав-
равной соответственно 30, 60 и 85%, а начиная с 50 мм она медленно
Пкррированная
плоская
поверхность
волновод с внеш-
внешними размера -
ми 50,8x25,* биномиальный
трансформатор
коаксиальная линия
(внешний проводник-22.2мм
Т внутренний проводник-9,5'/мм)
I
I
J
Гофрирован-
Гофрированный цилиндр
1.5S
Транарор- Полистиро-
—г мотор ловая шайба ВЧдроссель
V 6)
Рис. 10.16. Возбуждение волн над гофрированной поверхностью:
« — плоская волиа, частота 5 Ггц; б —цилиндрическая волна, частота 3 Ггц. (См. [254].)
изменялась, асимптотически приближаясь к 100%. Эти результаты
хорошо согласуются с теоретическими. На рис. 10.16, а изображен
реальный возбудитель волны вдоль гофрированной поверхности
[254]. Два таких устройства: одно, расположенное на выходе,
другое — на входе, — обеспечивают коэффициент передачи мощ-
мощности 0,7.
569

Исследовалось также [34, 35] возбуждение радиальных поверх-
поверхностных волн над плоской структурой. В ряде экспериментов 199]
в качестве поверхности был выбран большой алюминиевый диск
диаметром около 1,7 ми толщиной 9,5 мм. Чтобы увеличить реактив-
реактивное сопротивление поверхности, последняя электрически нагружа-
нагружалась либо диэлектрическим слоем, либо кольцевыми канавками.
Для зондовых измерений напряженности поля в поверхности име-
имелись радиальные щели. Возбудителем служил вертикальный диполь,
высота которого над поверхностью могла изменяться. При специаль-
специально подобранной высоте диполя на частоте 9500 Мгц эффективность
возбуждения достигала 80%. Было также показано [77], что удоб-
удобным и эффективным является возбуждение щелью, причем кольце-
кольцевая щель по периферии проводящего вертикального цилиндра дает
симметричное возбуждение. В одной из установок [40] на частоте
9,5 Ггц была использована кольцевая щель в радиальной линии
передачи, возбуждаемая в свою очередь коаксиальной линией, рас-
расположенной внутри цилиндра.
Возбуждение цилиндрической поверхностной структуры осу-
осуществляется легче, так как радиальное распределение поля, опи-
описываемое функцией Ханкеля, хорошо аппроксимируется распреде-
распределением по закону обратной пропорциональности расстоянию от
оси, которое имеет место для полей внутри коаксиальной линии.
Поэтому поверхностная волна обычно возбуждается [22, 91 ] с по-
помощью конического расширения внешнего проводника коаксиаль-
коаксиальной линии и непрерывного перехода внутреннего проводника в пе-
передающую линию поверхностной волны. В других случаях исполь-
используется сужающаяся трубка из твердого диэлектрика, одетая на
волновод. Однако в обоих случаях поверхностная волна ослабляет-
ослабляется вследствие излучения из возбуждающего устройства. В качестве
примера [254] на рис. 10.16,6 показан гофрированный цилиндр,
возбуждаемый жесткой коаксиальной линией. Эффективность воз-
возбуждения здесь обычно составляет 90%. Для однопроводных ли-
линий весьма эффективны возбудители с кольцевой щелью.
В работе [313] приведен ряд практических данных по линиям
передачи поверхностных волн, а в работе [272] описаны конструк-
конструкции многих устройств и узлов. Для линий передачи с поверхностной
волной простые угловые переходы получаются с помощью больших
отражающих пластин, расположенных на пересечениях осей сое-
соединяемых отрезков линий [51]. Аналогичные отражатели при-
применяются для построения резонаторов поверхностных волн
Например, в эксперименте [18, 20] на частоте 9000 Мгц коротко-
замкнутые концы резонатора делались в виде металлических
пластин диаметром около 1,2 м, расположенных перпендикулярно
оси линии.
Резонатор возбуждался волноводом через малое кольцевое
отверстие в торце, как показано на рис. 10.17, а; при этом возбуж-
возбуждаемая волна была почти чисто поверхностной, что сильно упро-
570

щало технику измерений. Из уравнения A0.40) можно вывести
соотношение
if'4 I
A0.68)
которое позволяет определить скорость распространения, посколь-
поскольку при резонансе длина резонатора должна равняться целому числу
полуволн. Радиальное распределение касательной составляющей
магнитного поля можно измерить с помощью петлевого зонда, по-
помещенного на дальней торцевой пластине резонатора.
Близко расположенные линии передачи поверхностных волн
могут взаимодействовать между собой [207,-208], что дает возмож-
возможность производить измерение импедансов методом рефлектометра
[267]. Могут быть также измерены и потери в линии передачи по-
ъАллминиевые плас-
а тинки диаметром
Входной.
,Волновод
Возбуждающий,
рупор
Кольцевая
\шоаюшая апертура
Волновод
Петлевой зонд для
измерения радиаль -
него распределения
поля
Длина резонатора.
около1.22 м
Зонд, соединенный.
с коаксиальным
фидером, проходя-
,ш.им внутри j ¦
волновода
Изолирующая
Четыре симметрично опора
расположенные пластины
из картоне, 1
а.)
Рис. 10.17. Измерительные устройства для воли иад цилиндрическими
поверхностями:
а —резонатор для поверхностных волн с петлевым зондом; б — измеритель КСВН для
поверхностных волн; в —согласованная нагрузка, КСВН=1,02. (См. [18].)
верхностных волн [260], в то время как коэффициенты отражения
от неоднородностей определяются методом Дешана [271]. Более
удобно эти измерения выполняются с помощью измерителя стоя-
стоячей волны, сконструированного на линии передачи поверхностных
волн, типичный пример которого изображен на рис. 10.17, б [20]. Ли-
Линия передачи поверхностных волн состоит из металлической труб-
трубки, через стенку которой проходит зонд, несколько выступающий
во внешнюю область. Получаемая зондом энергия поступает к де-
детектору через коаксиальную линию, образованную трубкой и про-
пропущенным через нее изолированным проводом. Положение зонда на
передающей линии фиксировано, но последняя может передвигаться
вместе с зондом относительно возбуждающего и оконечного устройств
и, следовательно, относительно стационарной картины распре-
распределения поля. На рис. 10.17, в изображена соответствующая согла-
согласованная нагрузка.
571

10.4. ВОЛНЫ В ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ЛИНИЯХ
10.4.1. Плоские пластины
Рассматривавшиеся до сих пор волны относились к волнам типа
ТМ, распространяющимся вдоль поверхности. В случае толстой
диэлектрической пластины возможно, распространение волн выс-
высших видов; в зависимости от площади поперечного сечения волно-
волновода можно менять соотношение между долями энергии, текущими
внутри диэлектрика и во внешней среде. Распространение электро-
электромагнитной энергии внутри диэлектрических пластин [296, 314]
можно описать [261, 294, 341] с помощью уравнений Максвелла,
¦Si
7 i
0
\
——
\
2
1 *
Волны ТЕОп
е = 256
\
<—~_
\
1 U 12 1.3 IA 1.5 1.6
\
\
ч
*—
Волны ТЕ,,*
е=2.56
— не;
N
'.5 '.б
6)
Л/Л,
в)
Рис. 10.18. Распространение волн различных видов в диэлектрических
пластинах:
а — геометрия системы; б — длина полны в волноводе для волн ТЕШ; в— длина волны
в волноводе для полн ТМдп (См. [133].)
однако критические частоты можно найти, исходя из представления
волноводной волны в виде суммы двух плоских волн, симметрично
распространяющихся под некоторыми углами [133]. Распростра-
Распространение имеет место в том случае, когда эти плоские волны полностью
отражаются на границе раздела между диэлектриком и воздухом.
Из рис. 10.18, а видно, что в этом случае угол падения должен быть
больше критического угла, равного arcsin e 2, т. е.
1\ -.Г * П
—- =у е smb.
Kg
A0.69)
Волновое сопротивление в направлении оси z для волн ТЕ
будет равно
<1070)
572

а для волн ТМ
1
Zt.m = jf = Zwe~ sin 0. A0.71)
Для поперечной компоненты поля, параллельной поверхности
раздела, коэффициент отражения (в случае компоненты Еу и волн
типа ТЕ) равен
1 j
•' _sinsju-l)j A0.72)
s2 cos 0 — / (s sin2 О— IJ
а для компоненты #v и волн типа ТМ он имеет вид
Е 2 COSD-г/ (г Sin2 О— IJ
Т"- A0.73)
COS 0 — / (? Sin2')—IJ
Мнимые члены в выражениях A0.72) н A0.73) соответствуют экспо-
экспоненциальному затуханию полей вне диэлектрика. Постоянная рас-
распространения в направлении оси х вещественна и равна
Y= — (Щ (esin26— lJ^. A0.74)
Модули коэффициентов отражения всегда равны единице, что
приводит к возникновению в диэлектрике поперечных стоячих волн
с косинусоидальным распределением для видов с нечетными номе-
номерами и с синусоидальным распределением для видов с четными но-
номерами. Электрическая длина ф стоячей волны от средней плоскости
до границы диэлектрика как в случае волн ТЕ 0„, так и в случае
волн ТМОл равна
Ф = arc cos {A + р)/2}+(л — 1)л/2. A0.75)
Если Хх — длина поперечной волны, то согласно рис. 10.18, а
у-= |/ecos6, A0.76)
и, следовательно,
^-=—. A0.77)
Из уравнений A0.76) и A0.77) получаем
1
= f ле^соэб J/ф. A0.78)
573

Для критической частоты <р = 0 и cos 0 = У(е — 1)/е, откуда
Таким образом, при заданном значении K/Xg из уравнения A0.69)
можно найти 8, а из уравнения A0.75) можно найти ер, после чего
из уравнения A0.78) можно определить Х/21. На рис. 10.18, бив
даны зависимости А,/2/от к'Х для полистирола се= 2,56 и различ-
различных волн типов ТЕ и ТЛ1. Аналогичным образом, используя вместо
декартовой системы координат другие системы, можно рассмотреть
случаи для проводников с диэлектрическим покрытием или для
диэлектрических труб круглого и других сечений.
10.4.2. Цилиндрические стержни
Теория волн, распространяющихся без излучения вдоль ди-
диэлектрического стержня, дана Хондросом и Дебаем [138] и про-
проверена экспериментально Цаном [344] и Шривером [266]. Эти волны
изучались в прошлом [64, 185, 250, 258, 259, 282), в настоящее время
они также являются предметом широкого исследования [1, 148,
154, 295, 338, 373].
Обычно при анализе [50, 95] используется цилиндрическая
система координат г, 8, г, у которой ось z направлена вдоль оси
стержня радиуса г\. Если опустить множитель е(/ш'~-?г>, то продоль-
продольные компоненты векторов поля внутри стержня запишутся в виде
Ezd = A cos nQJn(udг), A0.80)
Hzd = В sin QJn(udr), A0.81)
где y2 — "d = — ш2/с2. A0.82)
Для области вне стержня (/">/¦ i) будем иметь следующие выражения:
Eza = С cos пШ^ (iuar), A0.83)
Hza = D sin п 8Н<' > (/«„ г), A0.84)
к которым, как и раньше, надо присоединить уравнение A0.30).
Аналогичные выражения имеют место и для остальных компонент
поля. Из уравнения A0.30) и A0.82) получим
1
A0.85)
Из граничных условий получается другое соотношение между иа
и ud и таким образом при заданных значениях со, п и е эти величины
могут быть определены.
Как показано на рис. 10.19, а, при п = 0 поля обладают сим-
симметрией вращения и в этом случае возможны два решения. Одно
соответствует волне типа ТМ, у которой магнитные силовые линии
являются окружностями с центрами на оси стержня. Электрические
574

силовые линии расположены в меридиональных плоскостях, про-
проходящих через ось стержня; они уходят в бесконечность, асимпто-
асимптотически приближаясь к плоскостям, перпендикулярным стержню
и отстоящим друг от друга на hg/2.
Другое решение соответствует волне типа ТЕ, у которой векторы
электрического и магнитного полей меняются местами. При п = 1
появляется несимметричная, или«дипольная», волна, которую, грубо
говоря, можно представить как поле от синусоидально распределен-
распределенной и перпендикулярной оси стержня поляризации диэлектрика и
которая распространяется вдоль диэлектрика. У этой волны нет
критической частоты и она, таким образом, может существовать
в случае тонких стержней или низких частот. Дипольную волну
можно рассматривать как волну смешанного типа ЕН1Ь представ-
1,5
о,
;5
A'1,2
E = 2.
J
5cm \ п = 1
56 I Дипольный
i —*— тип <—-z^*
l/
/
ТЕ
A
У/
/i //
TM
Й !
0,06
n
Дипо,
ma
I
I
1
7
A
f
^—¦
/
-TM
1=2,56
0,1 0,2 0,3 O,* 0,5 0,6 (Ш)п,1,ДипольныйО.1 0,2 0,3 0,0 0,5 0,6
r,/,\ тип r,/A
i) a) B)
Рис. 10.19. Распространение вдоль диэлектрических цилиндров:
г — конфигурация полей для волн различных видов; б —зависимость длины волны в
волноводе от радиуса; в—зависимость затухания от радиуса. (См. [195].)
ляющую собой суперпозицию волн ТМ и ТЕ, у которых фазы и
амплитуды подобраны так, чтобы удовлетворялись граничные усло-
условия. Такой гибридный тип волн следует отличать от поля в прямо-
прямоугольном волноводе, по которому одновременно распространяются
независимые волны типов ТЕ и ТМ, каждая из которых в отдель-
отдельности удовлетворяет граничным условиям. Можно показать [108],
что при распространении волны смешанного типа вдоль диэлектри-
диэлектрического стержня в поперечной плоскости имеются области, в которых
волновое сопротивление, а следовательно, и поток энергии отри-
отрицательны. Волны смешанного типа при /г>1 изучались в работе
[264].
На рис. 10.19, б дана зависимость волноводной длины волны от
радиуса стержня для видов волн п = 0 и п = 1, при этом длина
волны в свободном пространстве равнялась 1,25 см, а е =2,56,
575

что соответствует полистиролу. Коэффициент затухания в децибе-
децибелах на метр определяется формулой
ad-- 2729 6 (— )tg6, A0.86)
где F — безразмерная величина, график которой дан на
рис. 10.19, в.
При больших радиусах стержня величина F приближается
к значению е 2 = 0,625, соответствующему плоской волне, а при
малых радиусах она уменьшается, так как возрастает доля энергии,
распространяющаяся вне стержня. Аналогичные неизлучающие ви-
виды волн могут также существовать в диэлектрических трубах [315].
В случае п = 0, волну типа ТМ в диэлектрическом стержне мож-
можно возбудить [89, 147] либо из открытого конца коаксиальной ли-
линии с волной типа ТЕМ, либо из открытого конца круглого вол-
волновода с волной ТМо1 [10]. В случае и = 0 волну типа ТЕ можно
возбудить с помощью металлического экрана со щелями, которые
имеют соответствующую ориентацию и возбуждаются необходимым
образом. Распределение поля у волны, соответствующей п = 1,
приблизительно совпадает с распределением поля у. волны ТЕП
в круглом волноводе, поэтому подходящий переход получается,
если в открытый конец волновода вставить диэлектрический стер-
стержень, диаметр которого постепенно уменьшается для минимизации
отражений. У части стержня, находящейся вне волновода, диаметр
может постепенно изменяться до желаемых размеров.
Проведенное на частоте 24 Ггц экспериментальное исследование
такой волны [51] показало, что направляющий эффект сохранялся
даже в том случае, когда диаметр стержня составлял долю длины
волны. Для полистироловых стержней коэффициент затухания
был порядка 0,004 дб/м, что хорошо согласуется с уравнением
A0.86). У резонатора, образованного отрезком диэлектрического
стержня, находящимся между плоскими зеркалами с площадью
220 см2, максимальное значение Q достигало 53 000. Если диэлектри-
диэлектрический стержень поместить внутрь металлической трубы [310],
то характеристики распространения в диэлектрическом стержне,
очевидно, изменятся. В случае волн типа ТМ, распространяющихся
вдоль диэлектрического стержня с потерями, можно показать [22],
что если радиус стержня превышает некоторое предельное значение,
то поверхностный импеданс имеет индуктивный характер, и, на-
наоборот, при меньших радиусах поверхностный импеданс имеет
емкостный характер. Для стержня из перспекса (perspex) с е =
= 2,61 и радиусом 0,987 см на частотах ниже 9,2 Ггц фазовая
скорость превосходит скорость света.
10.4.3. Многослойные среды
Для передачи направляемых волн можно использовать слож-
сложные структуры, например, имеющие вид двух параллельных прово-
576

дящих полос с диэлектрической пластиной между ними. Было най-
найдено, что волны типов ТЕМ и ТМ для передачи непригодны, но воз-
возможно распространение волн типа ТЕ нечетных и четных порядков.
Волна наинизшего вида, т. е. ТЕ10, которая является основной, не
имеет предельной частоты и, следовательно, обладает широкополос-
широкополосными свойствами [67, 218]; кроме того, для этой неэкранируемой
снаружи волны потери такого же порядка или меньше потерь в пря-
прямоугольном волноводе, а величина допустимой пропускаемой мощ-
мощности на порядок больше.
Если в центре диэлектрика поместить проводящую стенку, то
все волны с четной симметрией будут подавлены, а волны с нечет-
нечетной симметрией останутся без изменений. В работе [68] приведены
данные для волны основного типа, т. е. ТЕ20, в такой жолобообраз-
ной линии с центральным проводником. В так называемом Н-об-
разном волноводе расстояние между пластинами берется достаточно
большим для того, чтобы могли распространяться волны гибридных
видов [303, 304, 305, 306]. Поскольку диэлектрик имеет весьма
малые потери, то такие линии имеют меньшее, нежели волноводы,
затухание, и оно уменьшается с возрастанием частоты. Потери
в диэлектрике уменьшаются, если он состоит из двух или более
слоев. К аналогичным поверхностным волноводам относятся [297]
О-образный волновод, имеющий форму тонкостенной диэлектри-
диэлектрической трубы и рассчитанный на волну типа ТЕ, и Х-образный вол-
волновод, представляющий собой скрещивающиеся диэлектрические
пластины и предусматривающий прохождение волны гибридного
типа.
Примером сложной передающей среды является проводник, окру-
окруженный двумя [146] или тремя [53] слоями коаксиального диэлект-
диэлектрика. Исследование распространения поверхностной волны вдоль
нескольких слоев различных сред было выполнено Карбовяком
[165], который показал, что в этом случае поверхностное сопротив-
сопротивление равно сумме поверхностных сопротивлений каждого из слоев,
расположенных по отдельности на идеально проводящей подложке.
Более того, сопротивление не изменится, если какой-либо из слоев
сложной среды расщепить на несколько более тонких и последние
переставить с другими; в данном случае играет роль суммарная
толщина каждого диэлектрика. Если проводник покрыт слоем
намагниченного феррита, то анализ усложняется. В случае тонких
слоев основной волной является волна типа ТМ, и если внешнее
постоянное магнитное поле перпендикулярно поверхности, то можно
показать [233], что, изменяя величину поля, можно управлять
фазовой скоростью. Круглый волновод, частично заполненный фер-
ферритом, имеет свойства замедляющей структуры; кроме того, вблизи
критической частоты при определенных геометрических размерах
групповая скорость может быть отрицательной [63, 368].
Это свойство не является специфической особенностью ферритов;
например, для соответствующей волны типа ТЕа возможно распро-
распространение обратных волн, если относительная диэлектрическая
577

проницаемость стержня больше 9,4. Изображенная на рис. 1.7
диаграмма ш — р* имеет в этом случае начальный участок с отрица-
отрицательным наклоном и точку перегиба.
Если на плоском проводнике имеется достаточно толстый ди-
диэлектрический слой, то возможно распространение волн высших
видов. Распределение электрического и магнитного полей образует
одну или несколько синусоидальных полуволн в диэлектрике и
экспоненциально затухает в окружающей воздушной среде. В не-
неопубликованной работе Шерсби-Харви было показано, что волна
типа ТМ характеризуется величиной р„, являющейся п + 1 кор-
корнем уравнения
- (Ю.87)
Критическая длина волны n-го вида оказывается равной
Хе = 2/(е„— \flti, A0.88)
а соответствующая волноводная длина волны определяется урав-
уравнением
(^J=1+(е,-1)A-р„2). A0.89)
При п = 0 распространение возможно на всех частотах. В этом
случае имеем волну вида ТМ0, ранее рассмотренную для случая
тонких слоев.
Для волн типа ТЕ рп является решением уравнения
ctg\2iipn(ed- \f±]= -(-L -\У . A0.90)
При достаточно малом / это уравнение не имеет вещественных ре-
решений и в этом случае волна наинизшего вида имеет критическую
длину. Для волны л-го вида
Ь, = 4/(е„-1)^/A+2п), A0-91)
а соответствующая длина волны в волноводе определяется выраже-
выражением
)' ^J A0-92)
В некоторых случаях желательно, чтобы вдоль структур, несу-
несущих поверхностные волны, могла распространяться волна с произ-
произвольной поляризацией; под этим понимается комбинация двух ос-
основных составляющих поляризации с произвольными амплитудами
и фазами. Для того чтобы такая волна могла распространяться вдоль
структуры, несущей поверхностные волны, необходимо, предусмат-
578

ривать прохождение как волн ТМ, так и волн ТЕ, причем с одина-
одинаковыми постоянными распространения.
В работе [921 были даны общие уравнения для /г-слойной пла-
пластины, а в работе [246] показано, что указанным требованиям для
обеих поляризаций можно удовлетворить с помощью двойного
слоя, расположенного на металлической пластине (рис. 10.20, а).
Типичные кривые, постоянных фазовых скоростей для волн ТМ и
ТЕ в осях, по которым отложены толщины слоев, показаны на
рис. 10.20, б [246]; нижним слоем диэлектрика является воз-
воздух, а варьируемыми параметрами структуры будут X/Kg и е2 —
диэлектрическая постоянная верхнего слоя.
16
4-*
Eo
^ 1
i
//j
a.)
/ /Направление
/ /распространения .
<
1
/14
\\\
К/)
¦ N
^^
0,8
16
6)
Рис. 10.20. Структуры для поверхностных волн с произвольной поляри-
поляризацией:
о —структура с двухслойным диэлектрическим покрытием; б —кривые постоянной фа-
фазовой скорости для волн ТМ и ТЕ; в —структура из одного диэлектрического слоя с
металлическими ребрами. (См. [246].)
Так как вдоль продольно гофрированной поверхности волна типа
ТЕ распространяться не может, то двухслойность для различных
поляризаций достигается с помощью «фильтра типов волн» [128],
состоящего из продольной ребристой гребенки, погруженной в еди-
единый диэлектрический слой толщины /i, диэлектрическая постоян-
постоянная которого, выбирается так, чтобы волна типа ТЕ «захватыва-
«захватывалась» нужным образом. Ребристая продольная гребенка, показан-
показанная на рис. 10.20, в, имеет период значительно меньший чем Я,/2
в диэлектрике, и, таким образом, волна, у которой электрический
вектор параллелен ребрам, будет отражаться. Размер (h — /2)
выбирается так, чтобы волна типа ТМ «захватывалась» в нужной
степени. Например, для пластины с диэлектрической постоянной
2,5 значение X/kg= 1, 2 имеет место при 2я (h — /2)А = 1,0 в слу-
случае волны ТМ и при 2nh/X =2,1 в случае волны ТЕ. Очевидно,
579

что вдоль таких поверхностей, удовлетворяющих условию равенст-
равенства скоростей распространения для обеих поляризаций, возможно
распространение волн, поляризованных по кругу.
10.4.4. Линии с зеркальным изображением
Системы, несущие поверхностные волны, нашли применение
главным образом в антенной технике [127], в то время как диэлект-
диэлектрические линии Кинга с зеркальным изображением 1175], показан-
показанные на рис. 10.21, а, имеют некоторые преимущества при исполь-
использовании их в качестве линии передачи. Линия с зеркальным изобра-
изображением по существу является диэлектрическим стержнем, несущим
волну дипольного типа с распределением поля, показанным на
рис. 10.19, а (III). В плоскости симметрии диэлектрика, нормаль-
нормальной к линиям электрического поля, помещена проводящая пластина.
Таким образом, половина стержня и окружающего пространства
заменяются их изображением в проводнике. Поляризация поля
в такой передающей линии однозначно связана с положением про-
проводящей пластины, а ее постоянные распространения совпадают по
величине с постоянными полного диэлектрического стержня. Бы-
Быстрота убывания поля при удалении от стержня определяется отно-
отношением радиуса стержня к длине волны. Например, если это отно-
отношение равно 0,142, то 80% мощности протекает внутри цилиндра
с радиусом, в десять раз большим радиуса стержня. Для К = 1,25 см
у типичной линии из полистирола радиус должен быть равен 2 мм
и полная ширина металлической полосы должна равняться 10 см.
К потерям в диэлектрике, определяемым уравнением A0.86),
добавляются потери, обусловленные излучением и конечной про-
проводимостью металлической пластины. Если поле не ограничено
искусственными границами, то радиальная составляющая вектора
Пойнтинга чисто мнимая и излучения не происходит. Однако при
наличии изгибов, препятствий и вследствие конечной ширины от-
отражающей металлической пластины имеет место излучение. Коэф-
Коэффициент затухания в децибелах на метр, обусловленный потерями
в проводнике, равен
ас = 69,5RSF'/IZW, A0.93)
где F' — коэффициент, который должен быть вычислен [178] для
каждой конкретной геометрии.
Эти потери, вообще говоря, меньше потерь, обусловленных
диэлектриком, если только поле волны не слишком слабо сконцент-
сконцентрировано около линии. Например, на частоте 9,5 Ггц полный коэф-
коэффициент затухания в децибелах на метр будет 4,0 и 0,2 для значе-
значений ri/X, соответственно равных 0,4 и 0,15.
Имеется несколько методов эффективного возбуждения в линии
[90] чистой волны дипольного типа. Эффективность изображенного
на рис. 10.21, а штыря при отношении /А,, превышающем 0,15,
достигает 75%. Сзади штыря на расстоянии приблизительно Я^/4
580

необходимо поместить отражающую пластину. Такая же эффектив-
эффективность получается у возбуждаемого прямоугольным волноводом
кольца показанного на рис. 10.21, б, если его радиус лежит в пре-
пределах от 0,1 до 0,2 к. На рис. 10.21, в дан график эффективности
возбуждения линии резонансной щелью в зависимости от ее удален-
удаленности от металлической пластины.
Из-за малости поперечных сечений диэлектрика, используемых
в случае волны дипольного типа, поперечные резонансы невозможны,
и степень концентрации поля вокруг стержня зависит от количества
диэлектрика, заполняющего области с высокой интенсивностью
095
09
0S5
OS
\
\
Реременнь
размер
"П Г
raj
О.
\
\
6)
Q
¦Q 0,02 0.04 0.06 a.OS 01
Площадь сечения стержня/А г
г;
Рис. 10.21. Диэлектрические линии передачи с зеркальным изображением.
Частота 9,7 Ггц:
а — штыревой возбудитель; б — кольцевой возбудитель; в — коэффициент возбуждения
щелью; г —влияние площади поперечного сечения прямоугольного стержня.
(См. [176, 177].)
электрического поля. Таким образом, свойства передающей линии
не должны сильно зависеть от точной формы поперечного сечения
диэлектрика, а должны определяться, главным образом, полной
площадью поперечного сечения, занятого диэлектриком. Типичны-
Типичными сечениями, исследованными на частоте 24 Ггц [176], являются
полукруг радиусом 1,65 мм как в нормальном, так и в переверну-
перевернутом положениях, квадрат со стороной 2,1 мм и прямоугольник
7 X 0,7 мм, прилегающий к металлической полосе обеими сто-
сторонами.
Все линии с перечисленными формами поперечного сечения ди-
диэлектрика, а также линии с утопленным диэлектриком и двойные
линии имеют приблизительно одинаковые потери в диэлектрике и
подобные степени концентрации поля. Прямоугольная форма по-
поперечного сечения отличается простотой в изготовлении; на
рис. 10.21, г приведены данные [263] для конкретного образца и
частоты 9,7 Ггц.
Экспериментально установлено [177], что рассматриваемая си-
система малочувствительна к небольшим скручиваниям и неодно-
581

родностям в диэлектрическом стержне; степень обработки метал-
металлической пластины также не играет существенной роли. Такие свой-
свойства дают возможность применять линии с зеркальным изображе-
изображением в миллиметровом диапазоне [343]. Для них могут быть сконст-
сконструированы простые изгибы и угловые переходы с небольшими по-
потерями и малыми отражениями. С помощью изолированной метал-
металлической булавки в линию с зеркальным изображением можно
включать полупроводниковые диоды, причем КСВ будет не более
1,2. Если в радиальной плоскости поместить тонкую резистивную
полосу, угол наклона которой относительно металлической полосы
может регулироваться, то получится аттенюатор с переменным
затуханием. Для линии с зеркальным изображением можно сделать
и такие устройства как измеритель КСВ и направленный ответ-
витель [7].
10.5. СТРУКТУРЫ ИЗ СВЯЗАННЫХ РЕЗОНАТОРОВ
10.5.1. Ленточно-лестничные линии
Системы с медленными электромагнитными волнами широко
применяются на практике и, хотя непрерывные диэлектрики нахо-
находят ограниченное применение, обычно используются периодические
структуры различных видов [32, 126, 156, 157]. Скорость рас-
распространения в таких системах должна выбираться в зависимости
от конкретного применения и, например, может равняться с в ли-
линейных электронных ускорителях [130, 162], 0,1с в усилительных
электронных лампах [243] и 0,01 с в малошумящих усилителях
типа мазера [46, 83]. Хотя имеются исследования двумерных и
трехмерных замедляющих структур [36, 219], мы ограничимся
рассмотрением лишь структур линейного типа. Мощность Р, теку-
текущая вдоль замедляющей структуры, и энергия Ws, запасенная на
единице длины, связаны соотношением
~s=vg. A0.94)
Если работа прибора определяется электрическим полем в струк-
структуре, то в качестве практически важного параметра выбирается
импеданс взаимодействия:
1С = ?2/2р2Р. A0.95)
Если же для работы прибора более существенным оказывается маг-
магнитное поле, то структура характеризуется полной проводимостью
связи:
Yc=H2/2f>2P. A0.96)
Другим параметром является шунтовой импеданс, определяе-
определяемый как
ZSh = E2/2aP A0.97)
582

и связанный с мощностью, рассеиваемой на единице длины вследст-
вследствие омических потерь.
Обширный класс замедляющих структур представляют собой
системы связанных резонаторов 125], одинаковых по форме и раз-
размерам. Существуют два основных типа связи: чисто индуктивная и
чисто емкостная; величины обеих составляющих определяют на-
насколько будет видоизменена диаграмма со — Р несвязанных ре-
резонаторов. Пусть, например, лестничная линия состоит, как пока-
показано на вставке рис. 10.22, из периодической решетки параллель-
параллельных прямых проводников. Вдоль такой проволочной или ленточной
структуры может распространяться система волн ТЕМ, каждая
:——°
: w
Ш)
Ш)
1
-:
rfi
/pri 0 0,/ 0,2 0,3 0,4 OS 0,6 OJ 0,8 0,9 n_
ft
Рис. 10.22. Распространение вдоль ленточно-лестничных структур:
а —вид поперечных сечений; б—дисперсионные кривые (там же дан чертеж лестничной
структуры).
Типы структур: (I) —с боковыми стенками; (II) — волноводная; (III) —с двумя ребра-
ребрами; (IV) —с одним ребром; (V) —с сечением в виде двойного Т; (VI) —с сечением в
виде одиночного Т. (См. [473].)
из которых соответствует своему типу колебаний лент; в волне про-
простейшего типа колебания соседних лент сдвинуты по фазе на постоян-
постоянную величину Pp. Можно рассчитать дисперсионную кривую и со-
сопротивление связи лестничной структуры, предположив, что на-
напряжение волны ТЕМ на каждом проводнике равно
V(x, у, г, /) = V (у, г) (Ле~/?- * + В
где функция V удовлетворяет уравнению
х) е'Ч
ду2,
A0.98)
A0.99)
Напряжение и ток на последовательных проводниках в заданной,
плоскости (у, z) связаны соотношением
Ут(или /J=Km_, (или /„,_,)е-
A0.100).
583,

Волновое сопротивление одного проводника в решетке может быть
определено как
20(Р/>) Vm.'/m, A0.101)
где m в силу периодичности структуры может быть любым.
Предложенный Флетчером [102] метод определения Zo при-
применим лишь к прямоугольным проводникам и основан на предпо-
предположении, что составляющая Ez в области между лентами постоянна.
При этом условии на общих границах различных областей произво-
производится сшивание полей. Напряжение на я-м проводнике можно
найти непосредственно, а ток в проводнике может быть определен
интегрированием касательной компоненты магнитного поля по кон-
контуру, охватывающему проводник. Если все проводники одинаково
удалены от обеих экранирующих плоскостей, то в обозначениях
рис. 10.22 этот метод дает
4* = ^-siW4-f
X
sin !( l—j-Jll-^+ля
sin
X
A0.102)
Численные значения суммы для практически применяемых геомет-
геометрий даны Уоллингом [327]. Еслиш/р-^0, то уравнение упрощается
и имеет вид
Леблон и Мурье [196] вычислили Zo, используя предположение
о квазиэлектростатическом распределении поля в плоскости (у, z).
(При таком подходе, однако, требуется измерение емкостей между
различными частями структуры). Предполагалось также, что про-
проводники имеют достаточную толщину в направлении нормали
к плоскости решетки, что обеспечивает их экранировку от всех ос-
остальных проводников (за исключением соседних); для прямоуголь-
прямоугольных проводников результат сводится к формуле A0.103).
С помощью метода, учитывающего взаимосвязь всех элементов,
Батчер [48] точно вычислил высокочастотные поля, окружающие
решетку из тонких лент. В случае, когда w = оо, а ширина лент рав-
равна ширине зазоров, этот метод дает соотношение
^=4sin-^Pp, A0.104)
581

которое следует сравнить с уравнением A0.102). Было показано,
что произведение импеданса связи и групповой скорости при
определенных условиях одинаково для весьма различных гео-
геометрий. Этот «множитель распределения поля» решетки в силу урав-
уравнений A0.94) и A0.95) можно записать в виде
_ vgZc_ soe* A0.105)
Для пространственных гармоник, у которых 1,5л<^Р<2л, величины
импеданса связи, полученные из точного решения, сильно прево-
превосходят значения, найденные приближенными методами.
Полученные указанными методами формулы с учетом соответст-
соответствующей геометрии и граничных условий были применены для рас-
расчета структур, используемых на практике. В структуре, изображен-
изображенной на рис. 10.22, а, оба конца лент являются короткозамкнутыми.
В случае (I) замыкание осуществляется, с помощью двух перпенди-
перпендикулярных боковых стенок, в случае (II) — с помощью узких боко-
боковых стенок прямоугольного волновода. Для любого значения Р на
частоте, при которой Я, равно удвоенной длине лент, в такой решет-
решетке возможны лишь стоячие волны типа ТЕМ. Поэтому дисперсион-
дисперсионные кривые, изображенные на рис. 10.22, б (I) и (II), представляют
собой горизонтальные линии, и, поскольку групповая скорость рав-
равна нулю, в структуре распространения не происходит. В этом слу-
случае имеются как индуктивная, так и емкостная связи, которые рав-
равны по величине и взаимно компенсируются.
Если в такой цепной линии нарушить компенсацию связей
[47], то можно получить полосу прозрачности конечной ширины.
Для заданного значения Р соответствующую частоту можно умень-
уменьшить, используя волновод с выступом [рис. 10.22, а (III) и (IV)],
что приводит к уменьшению предельной частоты волноводов, обра-
образующихся по обе стороны цепочки. Это. приводит к искривлению
дисперсионных кривых [рис. 10.22, б (III) и (IV)], и, таким образом,
структура может передавать энергию. Наоборот, если использовать
волновод Т-образного сечения, как показано на рис. 10.22, а (V)
и (VI), то для заданного значения Р соответствующую частоту можно
увеличить.
Дисперсионная кривая для сечения волновода в виде одиноч-
одиночного Т имеет несколько иную форму, так как предельная частота
волны ТЕ01 в волноводе под цепочкой оказывается выше как пре-
предельной частоты волны нулевого вида в волноводе над цепочкой,
так и первой резонансной частоты лент. Можно видеть, что в обеих
структурах с Т-образными волноводами у основной волны фазовая и
групповая скорости направлены противоположно, т. е. эти волны
являются обратными. Во всех рассмотренных лестничных линиях
предельную частоту колебаний вида it можно повысить, если приме-
применить более короткие ленты, которые располагаются между горизон-
горизонтальными пластинами и поддерживаются боковыми стенками [223].
При этом упомянутая частота еще будет приближенно равна резо-
585

нансной частоте короткозамкнутых лент и, следовательно, обратно
пропорциональна их длине. Этот прием является важным способом
расширения полосы прозрачности таких структур. Кроме того,
таким путем можно осуществить передачу энергии по прямоуголь-
прямоугольному волноводу на частотах ниже предельных.
В работе [83] показано, что ленточно-лестничные линии удобно
применять для получения групповых скоростей порядка 0,01с.
Изображенная на рис. 10.22, а (IV) структура, у которой удалена
верхняя половина, весьма часто применяется в миллиметровом диа-
диапазоне для получения коэффициента замедления порядка 10. Дис-
Дисперсионные характеристики и импеданс связи можно прибли-
приближенно вычислить [6], рассматривая структуру как гребневой
волновод, периодически нагруженный короткозамкнутыми штыря-
штырями. В структурах, состоящих из двух параллельных ленточных
решеток, возможны типы волн с симметричным и несимметрич-
несимметричным распределением поля, причем практический интерес представ-
представляет лишь первый случай. Такие многорядные линии [229] имеют
большой импеданс связи, широкую полосу прозрачности и малую
дисперсию. Аш [15] показал, что распространение вдоль цепочки
возможно при небольшом наклоне или изгибе лент. Поскольку в
этом случае уже не требуется ни гребневого, ни Т-образного волно-
волноводов, можно весьма просто осуществить соединение нескольких
цепных линий друг с другом.
Несколько измененный вариант лестничной линии [214] со-
состоит из решетки проводников, у которых концы отделены от
стенок волновода диэлектрическими вставками. В отдельности бло-
блоки являются резонансными структурами, у которых резонансные
частоты лежат ниже предельной частоты волновода. В совокупности
они образуют связанную цепочку и действуют как замедляющая
структура. Групповую скорость можно изменять подбором величины
зазоров на концах проводников, выбором .диэлектрика и подбором
расстояний между блоками. Достоинством таких структур являют-
являются малые потери, простота расчета и легкость конструирования. Они
особенно удобны для применения в случаях, в которых требуется
сильное взаимодействие с магнитным полем.
Если в изображенной на рис. 10.22 лестничной линии замкнуть
накоротко концы: Рг с Р3 и Q2 с Q4, а концы Р2, Р4, Qx и Q3 оста-
оставить разомкнутыми и так до конца цепочки, то получится линия
типа встречных штырей [134, 197; 231, 330], изображенная на
рис. 10.23, а. Период полученной структуры равен 2р и ее вид не
изменится после сдвига вдоль оси г на половину периода и последую-
последующего отражения в плоскости х = 0. Отсюда следует, что в этой
структуре возможна волна, у которой электрическое поле в точке
( — х, у, г + р) отличается от поля в точке (х, у,.г) лишь постоян-
постоянным множителем &—№р.
Расчет дисперсионной кривой с учетом соответствующих гра-
граничных условий проводится так же, как и для лестничной линии.
586

На рис. 10.23, б даны результаты вычислений [48] для случая
тонких лент с различными значениями Ыр. Изображенная ветвь
соответствует обратной пространственной гармонике; полную дис-
дисперсионную кривую можно получить путем сдвига графика вдоль
оси Р на расстояния, кратные nip, и «отражения» относительно
оси со. Поскольку участки кривой, где vg больше с, находятся в за-
запрещенных областях, фазовая скорость хотя бы одной из простран-
пространственных гармоник также превосходите. Точно рассчитанная диспер-
дисперсионная кривая для. полностью открытой структуры не может про-
проходить через запрещенные области, поскольку в противном случае
структура должна была бы излучать. В случае толстых лент, со-
соседние зазоры экранированы друг от друга и структура имеет сход-
сходство со сложенной линией передачи. Ветви дисперсионной кривой
в данном случае будут определяться уравнением
со — 2р = 2пп/р,
A0.106)
которому на рис. 10.23, б соответствует штриховая линия. При
очень широких зазорах длина волны в свободном пространстве
равняется 4а, как показано на том же рисунке пунктиром.
«8
X0,Z5
1.0
Л75
0,2 Ofi
6) •
0,6 0,8 1Г/р
Рис. 10. 23. Структуры типа встречных штырей и типа меандра:
а — структура типа встречных штырей; б—дисперсионные кривые для различных значе-
значений параметра Ь/р; в —структура типа меаидра. (См. [48].)
При коротком замыкании Рх и Рг, Q2 и Q3, Р3 и Р4 и т. д. полу-
получается структура типа меандра, изображенная на рис. 10.23. в.
Ее период равен 2р и распространение в ней возможно начиная
1 с нулевой частоты. С помощью принципа Бабине можно показать
[48], что полная дисперсионная кривая структуры типа меандра
с шириной зазора р — Ъ и шириной ленты Ъ совпадаете дисперсион-
дисперсионной кривой структуры типа встречных штырей с шириной зазора Ь
и шириной ленты р — Ъ. В случае структур с толстыми лентами фа-
587

зовая и групповая скорости л-й пространственной гармоники опре-
определяются соответственно соотношениями
"рп
1-1-4-1-^B/1-1),
а
Р
VS
A0.107)
A0.108)
10.5.2. Объемные резонаторы
h
(
L
Металлические диафрагмы
В замедляющих структурах [80, 81, 358] могут использоваться
резонаторы, связанные тем или иным способом. При малых нагруз-
нагрузках анализ можно провести, применяя к однородной передающей
линии метод возмущений. Филд [100] рассмотрел, например, коак-
коаксиальную линию, у кото-
которой либо на внутреннем,
либо на внешнем провод-
проводнике имеются радиальные
пазы [86, 288, 348]. По-
Поверхность, нагруженная
таким образом, может нести
медленную волну типа ТМ,
фазовая скорость которой
зависит от глубины пазов.
На частоте 9 Ггц диаметр
внутреннего проводника
обычно выбирается равным
17,4 мм, толщина дисков
0,28 мм, а расстояние
между ними несколько
больше толщины. Как и
у всех гофрированных
структур поле убывает в
поперечном направлении и
в приведенном выше при-
примере оно достаточно эф-
эффективно на удалении
около 1,0 мм от кромок
дисков.
Структура, изображенная на рис. 10.24, а, по существу представ-
представляет собой прямоугольный волновод, у которого одна из широких
стенок нагружена индуктивными шлейфами. Дисперсионные кри-
кривые для этой структуры совпадают с кривыми, представленными на
рис. 10.2, за исключением того, что в данном случае имеется ниж-
нижняя предельная частота, соответствующая невозмущенному волно-
волноводу. Если нагруженный волновод имеет квадратное сечение, то по
нему могут распространяться две волны с различными скоростями
и взаимно перпендикулярными линейными поляризациями. Таким
588
Диэлектрические диски
Рис. 10. 24. Замедляющие структуры в
виде цепочки связанных резонаторов:
а — шлейфовые резонаторы в прямоугольном
волноводе; б—цилиндрические резонаторы с
емкостной связью; в—круглый волновод, на-
нагруженный диэлектрическими дисками.

образом, его можно использовать в качестве широкополосного
устройства для получения волн с круговой поляризацией [279].
В структурах, применяемых на практике для миллиметровых волн
[163, 213, 316], канавки нарезаются на гребне волновода. Связь ли-
линии передачи с резонансными канавками может также осуществлять-
осуществляться через отверстия в короткозамкнутых концах канавок [97].
Изображенный на рис. 10.24. б круглый волновод, нагружен-
нагруженный дисками [173, 239], весьма широко используется там, где тре-
требуется удовлетворить условию vp = с. Теория распространения
волн типа ТМ [37, 61, 84, 121, 122, 124, 125] в этом волноводе ос-
основана на сшивании полей на границах резонаторов. Такая струк-
структура имеет довольно резко выраженную дисперсию [70, 291, 319,
320, 3211, которая, однако, может быть уменьшена за счет умень-
уменьшения величины импеданса связи путем использования дисков
с большими отверстиями. В работе [71] дается расчет затухания
в этой структуре, причем эксперимент [123] подтверждает теорети-
теоретические результаты. При другом подходе к анализу, структура рас-
рассматривается как круглый волновод, периодически нагруженный
шунтирующими емкостями [198, 216, 281], однако более точный
расчет дисперсионной кривой производится [253] с помощью гар-
гармонического анализа Фурье. В некоторых случаях уменьшение
затухания получается при использовании диэлектрических дисков
[132, 328, 329] в качестве анизотропной искусственной среды
(рис. 10.24, в). Исследован также [357] прямоугольный волновод,
нагруженный диафрагмами.
Замедляющие структуры из цепочки резонаторов можно анали-
анализировать [25], изучая характер связи между ними. При чисто ин-
индуктивной связи резонаторы связываются лишь магнитными сило-
силовыми линиями. В качестве примера рассмотрим прямоугольный
волновод с волной ТЕ01, разделенный поперечными перегородками,
расстояние между которыми равно р. Дисперсионная кривая в этом
случае будет представлять собой соответствующую уравнению
'kg = 2р горизонтальную линию, которая соединяет точку {5 = 0,
где резонаторы колеблются в фазе, с точкой р = л, где они колеб-
колеблются в противофазе. Если в центрах перегородок прорезать узкие
щели параллельно коротким стенкам волновода, то резонаторы
окажутся индуктивно связанными. Из картины распределения
магнитного поля следует, что на колебания вида л эта связь не
влияет, а частота нулевого вида понижается до тех пор, пока при
расширении щели не достигнет предельной частоты простого прямо-
прямоугольного волновода.
Эквивалентной схемой такой структуры является линия, перио-
периодически нагруженная шунтовыми индуктивностями. Ее диспер-
дисперсионная кривая будет напоминать приведенную на рис. 10.2. Емко-
Емкостная связь имеет место в нагруженном дисками круглом волноводе,
так как электрические силовые линии проникают через малые
центральные отверстия. В этом случае возмущения нулевого вида
колебаний не происходит в то время как частота другого конца
589

полосы пропускания возрастает с увеличением диаметра отверстия
и, в конце концов, достигает характеристики простого круглого
волновода. Эквивалентная схема этой структуры представляет
собой линию передачи, нагруженную параллельно включенными
емкостями, и ее дисперсионная кривая подобна приведенной на
рис. 10.3.
Связь смешанного типа получается, когда в механизме связи
участвуют как электрические, так и магнитные силовые линии.
Рассмотрим опять нагруженный дисками круглый волновод. Щели,
прорезанные в периферийных частях перегородок, создадут индук-
индуктивные связи. Исследование возмущений, вызываемых централь-
центральными и периферийными отверстиями, показывает, что частота нуле-
нулевого вида остается без изменений, а частота вида л, как видно иа
предыдущего, повышается при емкостной и понижается при ин-
индуктивной связях. Если первоначально в дисках структуры име-
имелись лишь центральные отверстия, то при добавлении индуктивных
щелей емкостные полосы прозрачности будут сужаться до тех пор,
пока при равных величинах связи они совсем не исчезнут. Дальней-
Дальнейшее увеличение размера индуктивных щелей, которое можно рас-
рассматривать как введение положительной взаимной связи, будет
уменьшать частоту колебания вида л. В этом случае основная волна
поля, распространяющегося вдоль структуры, будет иметь отри-
отрицательную фазовую скорость [58], т. е. будет обратной волной.
В нагруженном дисками круглом волноводе при наличии элек-
электронного пучка на центральное отверстие налагаются менее жест-
жесткие требования, если основная связь резонаторов осуществляется
индуктивными щелями. При работе на прямой волне в этом
случае необходимо использовать пространственную гармонику
п = + 1 с уменьшенным импедансом связи. Основную прямую
волну можно получить, если использовать отрицательную взаим-
взаимную связь. Чодоров и Крейг [57] достигали этого, используя по-
попеременно резонаторы различных форм таким образом, чтобы маг-
магнитное поле с одной стороны перегородки соответствовало колеба-
колебаниям вида я, а с противоположной — нулевому виду колебаний.
Примером такой конструкции является структура типа клеверного
листа [57, 110], изображенная на рис. 10.25, а. Из ее дисперсионной
кривой видно, что частота колебаний нулевого вида понижена по
сравнению с частотой колебаний вида я. При Рр = л/2 типичное
значение импеданса равняется приблизительно 130 ом.
Отрицательную взаимную связь можно также получить 1571
в структуре, изображенной на рис. 10.25, б, в которой соседние
резонаторы связаны противоположно ориентированными петлями.
Вводя аналогичным образом множество петель вокруг всей струк-
структуры, можно вообще обойтись без металлической стенки. Из изо-
изображенной на рисунке дисперсионной кривой такой «плетеной»
структуры видно, что основной волной в ней является прямая вол-
волна. На этом же рисунке для справок указана предельная частота
волны ТМо! в ненагруженном волноводе. Если сами цепи петель
590

связи являются резонансными, то характеристики структуры из-
изменяются [232].
Для измерения характеристик периодически нагруженных вол-
волноводов существует несколько экспериментальных методов [12, 96,
192, 293]. Свойства согласованного входного устройства [222]
можно исследовать, измерив импеданс на входе замедляющей
структуры с согласованной нагрузкой. В работах [149, 339] рас-
рассматривается метод, при котором все реактивные составляющие
импеданса в нагруженном волноводе создаются с помощью сколь-
скользящего металлического короткозамыкающего штыря, вводимого
в волновод на различные расстояния, а параметры системы связи,
определяются способом смещения нуля, описанным в разд. 4.3.1.
•J.1
3
т
1 19
i
i
I 2.7
2.S
/
/
/
/
35
2.9
о ж ж ж 1ж ?ж ж.
Вр Зр 2р Зр 6р Р
2.7
2.5
'¦ а
1
' <
Пепи
1
> 'К
/
у
m
! А
/
ж_
Вр
ж
Зр
ж
Р
гж 5ж
Зр 6р
ж_
р
Рис. 10. 25. Замедляющие структуры • с отрицательной взаимоиндуктивнои
связью.
а —резонаторы специального типа со щелевой связью; б—резонаторы, связанные об-
обратными петлями. (См. [57].)
Частотная характеристика периодического волновода может
быть определена путем зондовых измерений в короткозамкнутом
отрезке волновода. Во время таких измерений следует соблюдать,
осторожность, поскольку зонд реагирует на суммарное электри-
электрическое поле всех пространственных гармоник, в то время как обычно
необходимо определить лишь длину волны основной простран-
пространственной гармоники. Другой метод основан на том факте, что длина,
основной волны в линии однозначно определяется фазой поля вну-
внутри канавок. Измерив амплитуды полей вблизи основания каждой
канавки и вычертив соответствующий график, можно найти длину
волны основной гармоники. При измерениях на частоте 50 Ггц более-
высокая точность получается [163], если зонд перемещается с по-
моЩью скользящей, несущей пластины, а сигнал с него подается на
мостовую схему сравнения.
591.

Удобный метод измерения состоит в коротком замыкании обоих
концов линии передачи и последующем исследовании ее резонанс-
резонансных частот. Короткозамыкающне поршни необходимо располагать
в плоскостях симметрии системы для того, чтобы в них находились
узлы стоячих волн всех пространственных гармоник. В противном
случае реактивные сопротивления, обусловленные другими видами
волн, возбуждающимися на концах структуры, будут влиять на
резонансные частоты и последние будут, до некоторой степени,
зависеть от выбранной длины структуры. При резонансе на длине
волновода должно укладываться целое число полуволн, так что
для структуры, состоящей из N резонаторов, Р равно
я 2к
пг.
A0.109)
На рис. 10.26 показаны резонансные частоты структуры, состоя-
состоящей из шести резонаторов. Видно, что имеется группа из N + 1
18,0
*t0}
t%5
Ц0
16,5
3
16,0
15,5
15,0
Qu=8i
wo
колебания нуле
вою вида ^/
А
/
/
Колебан
тг-Ьида
А
1
Возмущающая
бусинка
N
N
i
1
-
Си
5_
1
тг
6р
я
Зр
я
2р
гя
Зр
Р
ЬЯ
6р
я
р
6р
Зр
Рис. 10.26. Резонансные частоты короткозамкнутой замед-
замедляющей структуры. Размеры даны в миллиметрах
резонансных частот соответствующих видов колебаний, которые на-
находятся в полосе прозрачности, причем частоты сгущены вблизи
границ этой полосы. Границы соответствуют колебаниям нулевого
и л-видов, у которых фазовый сдвиг между соседними секциями
структуры равен соответственно нулю и п. Групповая скорость
определяется по наклону касательной к кривой. По измеренному
значению коэффициента Q без нагрузки с помощью уравнения
A0.8) можно вычислить затухание.
Если из периодического волновода сделать кольцо, соединив
вход с выходом, то также получится резонансная система. В этом
случае при резонансе на длине волновода должно укладываться
целое число полных волн и, как и ранее, на дисперсионной кривой
будет расположена группа дискретных резонансных частот соот-
соответствующих видов колебаний. Путем изменений реактивных
592

сопротивлений нагрузок у резонаторов обоих типов интервалы
между резонансными частотами могут быть увеличены, особенно
вблизи колебании вида я.
Распределение поля, импеданс и параллельный импеданс замед-
замедляющей структуры обычно определяются методом малых возмуще-
возмущений [3,204, 221, 280]. Как показано на рис. Ю.26, возмущающий
объект в виде малой диэлектрической или металлической сферы
передвигается вдоль заданной линии, например вдоль направления
распространения. При этом измеряется изменение резонансной
частоты, определяемое формулой [281):
(ЮЛЮ)
где АУ к V — соответственно объемы возмущающего объекта и
резонатора.
Можно проводить абсолютные измерения, если известна вели-
величина полной запасенной энергии. Последнюю можно найти, напри-
например, путем введения [224] малого подвижного поршня в область,
в которой Н равно нулю, а Е постоянно. Зная значение фазовой
скорости и распределение поля, можно вычислить импеданс связи.
Здесь также оказываются полезными методы, использующие элек-
электронные пучки [152].
10.6. СПИРАЛЬНЫЕ СТРУКТУРЫ
10.6.1. Простая спираль
Часто применяется замедляющая структура, которая представ-
представляет собой металлический проводник, согнутый в виде круговой
спирали. Распространение электромагнитных волн в такой спи-
спиральной структуре впервые было исследовано Поклингтоном [247],
который полагал ее выполненой из тонкого идеально проводящего
провода. Найденное решение указывало на существование бегущей
волны, у которой на низких частотах осевая фазовая скорость была
близка к с, а с повышением частоты уменьшалась до значения с sin %,
что эквивалентно распространению волны вдоль провода с фазовой
скоростью с. Было показано [166], что в этих случаях у волны
имеются продольные компоненты как электрического, так и маг-
магнитного полей, и, поскольку в плоскости волнового фронта вне
спирали поля затухают, эту волну можно рассматривать как по-
поверхностную волну типа ЕЙ. Чистая волна типа ЕН может суще-
существовать в виде одной бегущей волны лишь в простой спирали;
две волны, бегущие в противоположных направлениях, образуют
поверхностную волну типа ЕН с эллиптической поляризацией,
причем плоскость поляризации вращается при перемещении вдоль
линии [240, 242].
593

Некоторые основные свойства указанной структуры можно вы-
вывести с помощью модели, предложенной Оллендорфом [226] и дру-
другими авторами [159, 182, 183, 243], в которой спираль заменяется
анизотропной цилиндрической поверхностью, проводящей лишь
в направлении т|?л. В такой модели не учитывается периодичность
структуры настоящей спирали и конечность размеров проводника.
Сенсипер [269] показал, что решениями могут быть лишь медлен-
медленные волны (Р > рц.), которые имеют различные угловые зависи-
зависимости, определяемые функциями е;"'°. Обычно волна с индексом
т = 0 на низких частотах обнаруживает сильную дисперсию, в то
время как на высоких частотах ее фазовая и групповая скорости
в широком интервале частот почти равны друг другу. Для волн
с индексом т > 1, существующих при 2ялЛ > Л, картина более
сложна, поскольку здесь одному значению волнового числа соот-
соответствуют несколько волн. Если обратиться к дисперсионной кри-
кривой (зависимость ы от Р), то можно видеть, что для некоторых ветвей
фазовая и групповая скорости имеют разные знаки, что соответ-
соответствует обратным волнам. Используя для спирали модель в виде
цилиндрической поверхности с анизотропной проводимостью, мож-
можно оценить величину импеданса связи, ' хотя экспериментальные
данные [78] показывают, что получаемые при этом значения в два
раза больше реальных.
Периодичность спирали выявляется при анализе, основанном
на ленточной модели, в которой считается, что проводник в радиаль-
радиальном направлении бесконечно тонок. Были рассмотрены структуры,
состоящие из узких лент или проводов [186, 187, 188, 235, 255,
256, 286], а также аналогичные структуры с узкими щелями [317]
и различными формами поперечных сечений [59]. Ленточная спи-
спираль [269] изображена на рис. 10.27, а, причем на практике ширины
зазоров и проводящих лент почти равны. Очевидно, что
ctg^ = ^. A0.111)
Из периодичности структуры следует, что при смещении на пе-
период волновая функция изменится согласно уравнению A0.1) на
фазовый множитель. Каждому виду угловой зависимости соответ-
соответствует полный набор пространственных гармоник [363]. Поскольку
продольно смещенную спираль можно совместить с исходной путем
вращения, то должно выполняться условие т = п. Экспоненциаль-
Экспоненциальный множитель в выражениях для компонент поля будет иметь вид
ехрГ7/Ч1тJ
Используя граничные условия, можно получить аналитическим
или графическим методом дисперсионную кривую, приведенную на
рис. 10.27, б, для частного случая 1|>Л = 10° и"}— = 0,1. Из усло-
594

вия Р„ > fiw вытекает существование запрещенных областей,
в которых существенную роль играют [244] быстрые волны [202],
вызывающие излучение из структуры. При условии
не . 1 ,
у, т. е. p<jX,
A0.113)
распространения не происходит. Ветви дисперсионной кривой от А
до Е соответствуют видам с различными угловыми зависимостями.
Если спираль возбуждается источником, расположенным в точке
Запрещенная
область.
V
в
Щ
I
Ш
Рис. 10.27. Распространение вдоль ленточной спирали.
Параметры спирали: ф;,= !0<>, itb/p=O,l:
—развертка ленточной спирали; б —частотные характеристики; в —зависимость фазо-
фазовой скорости от частоты. (См. [269].)
z = 0, то для z ^> 0 могут существовать волны с положительной
групповой скоростью, показанные сплошными линиями, а для
z <] 0 будут существовать волны с отрицательной групповой ско-
скоростью, показанные пунктиром.
Фазовые скорости [318] гармоник для различных угловых зави-
зависимостей даются выражением
"рп
A0.114)
На рис. 10.27, в дана зависимость фазовой скорости от © для раз-
различных ветвей дисперсионной кривой. Например, при © < 0,2лс/р
могут распространяться волны, у которых постоянные Ро, соответ-
соответствуют ветвям Ао и А2, имеющим положительные фазовые скорости,
и ветви В'о, имеющей отрицательные фазовые скорости. На графике
представлены также другие примеры сопутствующих простран-
пространственных гармоник с соответствующим индексом п; эти гармоники
595

наблюдались экспериментально [5, 331, 3321. Из уравнения A0.114),
например, видно, что первая прямая пространственная гармоника
эквивалентна по фазовой скорости основной волне в спирали ра-
радиуса BлгЛ — Л)/2л. При работе на этой гармонике можно [191]
использовать спираль большего размера, нежели при работе на
основной гармонике
Анализ потока мощности показывает, что значительная часть
мощности переносится пространственными гармониками, чем и
объясняется слишком высокое значение импеданса связи, получен-
полученное с помощью приближенной модели в виде сплошной цилиндри-
цилиндрической поверхности. Батчер [48] в своей работе рассмотрел и лест-
лестничные линии, включая расчеты дисперсионных кривых и им
педанса взаимодействия ленточных спиралей. В других работах,
посвященных спирали, рассмотрены максимальная передаваемая
мощность [59] и затухание [141, 189, 262, 312, 367], причем с по-
помощью поправочного множителя результаты последних работ по
ленточной спирали распространены на случаи проводников других
сечений.
10.6.2. Практические варианты
На практике возникает необходимость в рассмотрении более
сложных задач, чем задачи с простой спиралью [194]. Например,
было рассмотрено [120] влияние диэлектрика в случае спиральной
опоры для коаксиальной линии, однако большинство работ [181,
220, 227, 275, 286, 311 ] посвящено определению влияния непрерывной
оболочки на характеристики металлической спирали. В обстоятель-
обстоятельном исследовании Тьена [300] показано, что фазовая скорость и
импеданс связи уменьшаются за счет коэффициента диэлектричес-
диэлектрической нагрузки. Этот коэффициент обычно имеет значения от 0,2 до
0,8 и может быть увеличен, если спираль закрепляется посредством
трубок или уголков так, что основная масса диэлектрика удаляется
от поверхности спирали.
Анализ модели в виде анизотропной цилиндрической поверх-
поверхности показывает [299], что при определенных условиях неболь-
небольшое количество диэлектрика может уменьшить дисперсию спира-
спирали. Экспериментальные данные о затухании в свободных спи-
спиралях и в спиралях с различными типами диэлектрических опор
приведены в работе [234]. Исследования проводились в диапазоне
частот 2,6—3,6 Ггц для спиралей с диаметрами 0,25—0,63 см
при отношениях длины провода к длине спирали от 13 до 23.
Было найдено, что затухание в спирали зависит от материала
и линейно возрастает с увеличением частоты, причем зависимость
имеет тупой максимум при отношении диаметра провода к шагу
спирали, равному /а. В табл. 10.1 даны значения коэффициентов
затухания на частоте 3 Ггц для спиралей с шагом 16 витков/см,
внешним радиусом 0,375 см и внутренним радиусом 0,32 см;
диаметр провода был равен 0,028 см. Из приведенных результатов
596

видно, что опоры в виде ребристых трубок или подобные им лишь
незначительно увеличивают затухание в спирали.
"Г а б л и ц а 10.1
Коэффициент затухания в спиралях с опорами
Тип диэлектрика
Без диэлектрика ....
Ребристая стеклянная
трубка 707
Кварцевая трубка . . .
Простая ' стеклянная
трубка 707
Простая воль-
вольфрамовая прово-
проволока, дб/см
0,216
0,244
0,295
0,346
Посеребренная
вольфрамовая
проволока, дб/см
0,103
0,13
0,165
0,193
Были изучены и более сложные среды, такие, как поглощающие
пленки [193, 336] и полупроводники [289]. Представляют интерес
также ферриты [44, 276], поскольку потери в них могут быть не-
невзаимными по направлению. Было рассмотрено распространение
волн вдоль спирали, окруженной ферритовой оболочкой, которая
при круговом намагничивании обладает невзаимными свойствами
[298]; рассмотрение проводилось на плоской модели.
Изучены свойства спирали с внутренним коаксиальным провод-
проводником, хотя внешний металлический экран [11, 180, 248, 270, 277,
335] оказывает более существенное влияние, поскольку он препят-
препятствует излучению из спирали. В тех случаях, когда поля быстро
затухают в радиальном направлении, влияние внешнего экрана
невелико, если только он не расположен слишком близко к спирали
или частота не слишком низка. Для видов волн, у которых vp ^>c,
распределение поля имеет осциллирующий характер [292], ана-
аналогичный распределению в передающей линии с емкостными на-
нагрузками (рис. 10.4). Для таких «исключительных» областей плос-
плоскости ©—Р картина полей похожа на возмущенные ТЕ и ТМ волны
в коаксиальной линии и круглом волноводе [27, 28].
Система из нескольких сдвинутых вдоль оси коаксиальных спи-
спиралей с одинаковым шагом и радиусом образует многозаходную
спираль [153, 284]. Кривые на рис. 10.27, б будут справедливы и
для этого случая, если значения... (—2я/р), 0, (+2яр)... на оси
абсцисс и лс/р на оси ординат умножить на N, где N — число про-
проводников. В зависимости от значения N некоторые из простран-
пространственных гармоник будут отсутствовать.
Много исследований посвящено бифилярной спирали (N = 2)
[103, 104, 184, 209]. На низких частотах в ней возможна волна
особого типа, которая аналогична волне ТЕМ в двухпроводной ли-
линии. В любой поперечной плоскости высокочастотные токи на обоих
проводниках могут быть либо в фазе, либо в противофазе. В первом
случае будут отсутствовать нечетные гармоники и на рис. 10.27, б
не будет ветви Во и части ветви Со, идущей вдоль границы запре-
597

щенной области. Ветвь Ао и оставшаяся часть ветви 6'0 соединяется
вместе, проходя через исчезнувшую запрещенную область. В слу-
случае противоположной фазы исчезнут четные пространственные гар-
гармоники. В обоих случаях можно уменьшить мощность, переносимую
нежелательными гармониками, и повысить импеданс взаимодей-
взаимодействия нужных волн [333]. Бифилярная спираль была особо тща-
тщательно изучена 331 в режиме обратной волны; при противофазных
колебаниях бифилярная спираль имеет значительно больший
импеданс связи [301], чем простая спираль. Имеются расчеты
многозаходных спиралей для N = 4 и N = 8 [43].
v\\/ X4 Запрещен^
ая область
0 ОА 0,8 1,2 1,6 2JT 2,4 2,8 3,2 3,6 Цтг Ufi f,8 5,2
Р fi P
в)
Рис. 10.28. Спирали со встречной намоткой:
5,6 б?
Р
а —двойная ленточная спираль; б—видоизмененная структура; в —частотные характе-
характеристики спиралей с 2nb/p=l и различными значениями ctg-i^ (см. [311).
При увеличении шага и диаметра простой спирали импеданс
связи основной волны уменьшается [300, 301], а импеданс про-
пространственной гармоники п = —1 возрастает. На практике такой
эффект нежелателен, но его можно устранить, если использовать
встречно намотанную спираль [56], которая, как показано на
рис. 10.28, а, имеет две ленты, намотанные в противоположных
направлениях. Другой метод, состоящий в пространственном из-
изгибании спирали, как показано на рис. 10.28, б, удобен простотой
конструкции. Оба способа применимы как для простой, так и для
многозаходной спиралей. В таких спиралях могут распространяться
два вида волн, обозначаемые как симметричный и несимметричный.
Их можно рассматривать как результат комбинации волн в одиноч-
одиночной спирали с различными фазами. В первом случае волны одиноч-
одиночных спиралей складываются в фазе, а во втором — в противофазе.
В волне симметричного типа, которая только и будет рассматри-
рассматриваться в дальнейшем, продольные составляющие электрического
поля складываются, а полное продольное магнитное поле и свя-
связанная с ним запасенная энергия равны нулю. Таким образом, так
как часть ТЕ в основной волне отсутствует, то в ТЕ части полного
поля должна содержаться большая часть энергии пространственных
598

гармоник высшего порядка. Отсюда вытекает, что продольные ком-
компоненты электрического поля высших пространственных гармоник
будут малы, и, следовательно, будет мал импеданс взаимодействия
обратных волн. Выражения для полей будут содержать экспонен-
экспоненциальный множитель вида
ехр[— j{Bn/p)(n + 2n')z — тЩ], A0.115)
причем
A0.116)
что аналогично системе пространственных гармоник для простой
спирали, если опустить п . На рис. 10.28,в дан график зависимости ©
от Р для двух образцов двойных спиралей с параметрами соответ-
соответственно 2пЫр = 1 и ctg% = 5 и 10. Запрещенные области здесь
те же, что и для одиночной спирали, но кривая для ctgi|)/, = 5 имеет
две ветви, кривая для ctgif/, = 10 — пять ветвей, из которых на
рисунке показаны лишь три. Измерения, проведенные для спирали
со встречной намоткой [31, 225], показали, что ее импеданс связи
для основной волны приблизительно в два раза больше.а для про-
пространственной гармоники в 20 раз меньше, чем импеданс простой
спирали. Рассчет дисперсионных характеристик показал, что дис-
дисперсия фазовых скоростей у первой спирали оказывается боль-
большей, чем у второй.
Были разработаны многочисленные практические конструкции
спиралей [87, 101] для применения в диапазоне сверхвысоких час-
частот. Как типичный пример можно привести тот факт, что спираль
из медного провода диаметром 1,2 мм, с шагом намотки 4 мм и ее
диаметром 6,35 мм будет иметь продольную скорость 0,1 с, затуха-
затухание 2 дб/м, импеданс связи около 500 ом. Для возможности
практического применения спиралей требуется измерение [221]
их основных параметров, а также конструирование широкополос-
широкополосных переходных устройств для связи с коаксиальными линиями
и волноводами. В экспериментах [334] с такими устройствами
для получения надежного подвижного короткого замыкания при-
применяется ртуть. Для связи с коаксиальной линией [203, 340] спи-
спираль соединяется с внутренним проводником, а внешний проводник
несколько перекрывает спираль, экранируя ее. Следует также
учитывать отражения, вызываемые изменениями шага спирали
[238]. Спираль в виде ломаной линии [151] имеет свойства, ана-
аналогичные свойствам спирали с круглым сечением.
В любом сечении можно осуществить связь со спиралью [73,
136], если вокруг нее намотать дополнительную концентрическую
спираль. Сильная связь получается, если спирали обладают почти
одинаковыми скоростями распространения волн в несвязанном со-
состоянии и намотаны в противоположных направлениях. Эти пере-
переходы напоминают направленные ответвители, и в них также можно
применять либо плавно спадающее, либо ступенчатое распределение
связи; полная передача мощности происходит на участке спирали,
599

равном примерно одной длине волны в спирали (околс 0,1 к). Свя-
Связанные спирали lie имею! непосредственного соединения, и поэтому
входная или выходная цепь может располагаться вне устройства,
содержащего основную спираль. При наличии диэлектрика или
электронного пучка условия связи видоизменяются [323], поэтому
были разработаны треугольные и полукруглые специальные спи-
спирали [14]. Типичный спиральный ответвитель на частотах 1,7—
2,3 Ггц, имеет отношение диаметров спиралей 2,7, входной КСВН
порядка 1,3 и направленность порядка 4 ди \ 199]. Поскольку такое
большое отношение диаметров спиралей затрудняет согласование,
была предложена и испытана [215] конструкция с третьей спиралью,
которая расположена между двумя основными и имеет по отноше-
отношению к ним обратную намотку.
Спиральную структуру можно также получить путем изгибания
прямоугольного волновода [135]. Для анализа [325, 326, 366] та-
такого устройства была рассмотрена задача о волноводе, изогнутом
по окружности, причем предполагалось, что точки, различающиеся
на угол 2л, не совпадают, а принадлежат различным виткам спи-
спирали. В том случае, когда широкая стенка волновода была перпен-
перпендикулярна оси спирали, считалось, что в нем распространяется волна
вида ТМ01, если же в таком положении находилась узкая стенка,
то говорилось о распространении волн вида ТЕ01. Такая структура
при отношении радиусов порядка 5 : 1 обладает сильной диспер-
дисперсией 162]. Лучшие результаты получаются, если между витками
имеется связь, как, например, в предельном случае коаксиальной
линии со спиральными канавками на одном или обоих проводниках.
Свойства такой структуры сходны со свойствами линии, нагружен-
нагруженной ребрами, если учесть, что распространение происходит как
в осевом, так и в азимутальном направлениях. Дальнейшая модифи-
модификация структуры может состоять в удалении центрального провод-
проводника, в результате чего получается открытый спиральный волно-
волновод, имеющий низкую предельную частоту.
ЛИТЕРАТУРА
1. A b e I e, M.: «Theory of the Propagation of Electromagnetic Waves
along a Dielectric Guide of Circular Section», Coasiglio Nazionale
Delle Ricerche (Tipographia Del Senato, Rome, 1948).
2. A d 1 e r, R. "&.: «Waves on Inhomogeneous Cylindrical Structures»,
Proc. I.R.E., 1952, 49, p. 339.
3. A 1 k i n, A. W.: «Measurements in Travel ling-Wave Structures»,
Wireless Engr, 1955, 32, p. 230.
*4. A k h i e z e r, A. I., and F а у n b e r g, Y. В.: «Slow Electromagnetic
Waves», Uspekhi fiz. Nauk, 1951, 44, p. 321.
5. A 1 1 e n, С P., and Clarke, G. M.: «Interpretation of Wavelen-
Wavelength Measurements on Tape Helices», Proc. I.E.E., 1956, 103C, p. 171.
6. Allison, J.: «A Simple Method for Predicting the Characteristics
of Tape Structures», Proc. I.E.E., I960, 107B, p. 295.
7. A n g e 1 a k о s, D. J.: «An Image-Line Coupler», Trans. I.R.E.,
1959, MTT-7, p. 391.
8. A n g u 1 о, С M., and С h a n g, W. S. C: «The Launching of
600

Surface Waves by a Parallel-Plate Waveguide», Trans. I.R.E., 1959,
AP-7, p. 359.
9. A n g u 1 о, С. М.: «Diffraction of Surface Waves by a Semi-Infinite
Slab», Trans. I.R.E., 1957, AP-5, p. 100.
10. A n g u I о, С M., and С h a n g, W. S. C: «The Excitation of a
Dielectrc Rod by a Cylindrical Waveguide», Trans. I.R.E., 1958,
MTT-6, p. 389.
*11. A n i s i m о v, E. V., and S о v e t о v, N. M.: «The Propagation
of Electromagnetic Waves along a Helical Strip in a Circular Waveguide»,
Zh. tekh. Fiz., 1955, 25, p. 1965.
12. A n к e 1, Т.: «Investigation of the Propagation of Signals in Dispersi-
Dispersive Media, using an Acoustic Model», Z. Phys., 1956, 144, p. 120.
*13. А г m a n d, N. A.: «The Propagation of Surface Electromagnetic
Waves along a Many-Wire System», Zh. tekh. Fiz., 1959, 29, p. 107.
14. Ash, E. A., and P a t t e n d e n, J. D.: «Modified Transmission-
Line Couplers for Helices», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11,
p. 762.
15. Ash, E. A.: «A New Type of Slow-Wave Structure for Millimetric
¦ Wavelengths», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11, p. 737.
16. A t twood, S. S.: «Surface-Wave Propagation over a Coated Plane
Conductor», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 504.
17. A w e n d e r, H., and L a n g e, O.: «The Propagation of Decimetre
and Centimetre Waves along Single Metallic and Dielectric Wires»,
Funktech. Mh., 1938, 1, p. 5, and 2, p. 51.
18.' Bar low, H. E. M., and Karbowiak, A. E.: «An Investigation
of the Characteristics of Cylindrical Surface Wave», Proc. I.E.E.,
1953. 100, pt III, p. 321.
19. Barlow, H. E. M., and Culien, A. L.: «Surface Waves»,
Proc. I.E.E., 1953, 100, pt III, p. 329.
20. В а г 1 о w, H. E. M., and Karbowiak, A. E.: «Proposed
Use of a Cylindrical Surface-Wave Resonator for the Determination
of the Velocity of Short Electromagnetic Waves», Brit. J. appl. Phys.,
1953, 4, p. 186.
21. В а г 1 о w, H. E. M., and Karbowiak, A. E.: «An Experi-
Experimental Investigation of the Properties of Corrugated Cylindrical Surface
Waveguides», Proc. I.E.E., 1954, 101, pt III, p. 182.
22. Barlow, H. E. M., and К а г b о w i а к, А. Е.: «An Experi-
Experimental Investigation of Axial Cylindrical Surface Waves supported by
Capacitive Surfaces», Proc. I.E.E., 1955, 102B, p. 313.
23. В а г 1 о w, H. E. M., «The Power Radiated by a Surface Wave Cir-
Circulating around a Cylindrical Surface», Proc. I.E.E.,- 1959, 106B, p. 180.
*24. Barlow, H. E. M.: «Surface. Waves», Proc. I.R.E., 1958, 46,
p. 1413.
25. В e 1 о h о u b e к, Е.: «Propagation Characteristics of Slow-Wave
Structures Derived from Coupled Resonators», RCA Rev., 1958, 19,
p. 283.
26. В е г с e 1 i, Т.: «Surface-Wave Propagation along Coated Wires»,
Ada tech. Acad. Sci. Hung., 1957, 17, p. 219.
*27. В е г e z i n, A. K., Z e i d 1 i t s, P. M., N e к г a s h e v i с h, A.M.,
and S i 1 e n о к, G. A.: «Determination of the Dispersion Relation
for a Waveguide with a Helix», Zh. tekh. Fiz., 1959, 29, p. 808.
*28. В е г e z i n, A. K., Z e i d 1 i t s, P. M., N e к г a s h e v i с h, A. M.,
and S к о b 1 i n, I. P.: «Experimental Investigation of the Dispersion
Relation for a Waveguide with a Modified Double Helix», Zh. tekh.
Fiz., 1959, 29, p. 815.
29. В е г t e i n, F., and С h a h i d, W.: «Production of Slow Electro-
Electromagnetic Waves by means of Cylindrical Current Sheets», С R. Acad.
Sci, (Paris), 1956, 242, p. 2918.
*30. В e s p a 1 о v, V. I., and G a p о n о v, А. В.: «Influence of Inho-
601

mogeneities on the Propagation of Electromagnetic Waves in Periodic
Structures», Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p. 772.
31. В i r d s a 1 1, C. K., and E v e r h a r t, Т. Е.: «Modified Contra-
Wound Helix Circuits for High-Power Travelling-Wave Tubes*, Trans.
I.R.E.. 1956, ED-3, p, 190.
32. В о r g n i s, F. E.: «Electric Waves on Delay Lines», Elektrotech.
Z., 1958, 79A, p. 383.
33. В о r g n i s, F. E., and Papas, С. Н.: «Electromagnetic Wa-
Waveguides», Encyclopedia of Physics, Vol. 16 (Springer, Berlin, 1958).
34. Brick, D. В.: «The Radiation of a Hertzian Dipole over a Coated
Conductor» Proc. I. E. E., 1955, 102C, p. 104.
35. Brick, D. В.: «The Excitation of Surface Waves by a Vertical
Antenna», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 721.
36. В r i 1 1 о u i n, L.: «Wave Propagation in Periodic Structures» (Mc-
(McGraw-Hill, New York, 1946).
37. В r i 1 1 о u i n, L.: «Wave Guides for Slow Waves», J. appl. Phys.,
1948, 19, p. 1023.
38. Brown, J.: «The Types of Waves which may Exist near a Guiding
Surface», Proc. I.E.E., 1953, 100, pt III. p. 363.
39. Brown, J.: «Annular-Slot Launchers for Single-Conductor Tran-
Transmission Lines» Proc. I.E.E., 1959, 106B, Sup. No. 13, p. 143.
40. Brown, J. and S h a r m a, K. P.: «The Launching of Radial
Cylindrical Surface Waves by a Circumferential Slot», Proc. I.E.E.,
1959, 106B, p. 123.
41. В г у a n t, J. H., and White, E. F.: «Attenuation and Power-
Handling Capability of Helical Radio-Frequency Lines», Trans. I.R.E.,
1953, MTT-1, p. 33.
42. В г у a n t, J. H.: «Some Wave Properties of Helical Conductors»,
Elect. Commun., 1954, 31, p. 50.
43. Buckley, G. W., and G u n s о n, J. «Theory and Behaviour
of Helix Structures for a High-Power Pulsed Travelling-Wave Tube»,
Proc. I. E. E., 1959, 106B, p. 478.
*44. Bulgakov, B. M., and S h e s t о p a 1 о v, V. P.: «Influence
of the Magnetic-Dielectric Medium on Electromagnetic Wave Propagati-
Propagation in a Helix Waveguide located in a Magnetic Dielectric», Izv. Akad.
Nauk SSSR, 1959, No. 4, p. 166.
45. В u t с h e r, P. N.: «A New Treatment of Lossy Periodic Waveguides»,
Proc. I.E.E., 1956, 103B, p. 301.
46. В u t с h e r, P. N.: «An Introduction to the Theory of Solid-State
Masers with Particular Reference to the Travelling-Wave Maser», Proc.
' I.E.E., I960, 107B, p. 341.
47. Butcher, P. N.: «A Theoretical Study of Propagation along Tape
Ladder Lines», Proc. I.E.E., 1957, 104B, p. 169.
48. Butcher, P. N.: «The Coupling Impedance of Tape Structures»,
Prop. I.E.E. 1957, 104B, p. 177.
49. С a m p b e 1 1, G. A.: «On Loaded Lines in Telephonic Transmission»,
Phil. Mag., 1903, 5, p. 319.
50. С a r s о n, J. R., Mead, S. P., and S с h e 1 к u n о f f , S. A.:
«Hyperfrequency Waveguides—Mathematical Theory», Bell Syst. tech. J.,
1936, 15, p. 310.
51. Chandler, С. Н.: «An Investigation of Delectric Rod as Wave
Guide», J. appl. Phys., 1949, 20, p. 1188.
52. С h a t t e r j e e , S. K-, and Madhaven, P.: «Propagation of
Microwaves on a Single Wire», /. Indian Irtst. Sci., 1955, 37B, p. 200.
53. С h a t t e r j e e, S. K., and Chatterjee, R.: «Propagation
of Microwaves along a Solid Conductor Embedded in Three Coaxial
Dielectrics», J. Indian Inst. Sci., 1956, 38B, p. 157, and 1957, 39B, p. 71.
54. С h a t t e r j e e, S. K., and С h a t t e r j e e, R.: «Surface Wavegui-
Waveguides», J. Inst Telecomm. Engrs (New Delhi), 1958, 4, p. 90.
55. С h a v а п с e, P., and Chiron, В.: «Experimental Study of the
602

Transmission of Centimetre Waves along Wire Waveguides», Ann. Tele-
comm., 1953, 8, p. 367.
56. С h о d о г о w, M., and С h u, E. L.: «Cross-Wound Twin Helices
for Travelling-Wave Tubes», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 33.
57. С h о d о г о w, M., and Craig, R. A.: «Some New Circuits for High-
Power Travelling Wave Tubes», Proc. I.R.E., 1957, 45, p. 1106.
58. С h о d о г о w, M., and N a 1 о s, E. J.: «The Design of High-Power
Travelling-Wave Tubes», Proc. I.R.E., 1956, 44, p. 649.
59. С h u, С M.: «Propagation of Waves in Helical Wave Guides», /. appl.
Phys., 1958, 29, p. 88.
60. С h u, E. L., and H a n s e n, W. W.: «The Theory of Disk-Loaded
Waveguides», J. appl. Phys., 1947, 18, p. 996.
61.Chu, E. L., and H a n s e n, W. W.: «Disk Loaded Waveguides», J.
appl. Phys., 1949, 20, p. 280.
62. С 1 а г к e, G. M.: «Helical Waveguides — Closed, Open and Coaxial», J.
Brit. I.R.E., 1958, 18, p. 359.
63. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В., and W a 1 d г о n, R. A.: «Nonperiodic Slow-
Wave and Backward-Wave Structures», J. Electronics Control, 1960, 8,
p. 455.
64. Clavier, A. G., and A 1 t о v s к у, V.: «Experimental Resear-
Researches on the Propagation of Electromagnetic Waves in Dielectric Guides»,
Elect. Comtnun., 1940, 18, p. 81.
65. С 1 a v i e r, P. J. M.: «Physical Explanation of the Surface Wave on
a Dielectric-Coated Line», Cables Transtn., 1953, 7, p. 34.
66. С о h n, M.: «Attenuation of the HEU Mode in the H-Guide», Trans.
I.R.E., 1959, MTT-7, p. 478.
67. С о h n, M.: «Propagation in a Dielectric-Loaded Parallel-Plane Wave-
Waveguide», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 202.
68. С о h n, M.: «ТЕ Modes of the Dielectric-Loaded Trough Line», Trans,
I.R.E., 1960, MTT-8, p. 449.
69. Colin, J. F.: «Propagation of an Electromagnetic Wave Guided by
a Metal Surface with Dielectric Coating», Onde elect., 1951, 31, p. 245.
70. Combe, R.: «Pass Band and Dispersion of Waveguides Loaded with
Circular Irises», С R. Acad. Sci. (Paris), 1954, 238, p. 1697.
71. С о m b e, R.: «Attenuation Coefficient of Waveguides loaded with Circu-
Circular Irises», С R. Acad. Sci. (Paris). 1954, 238, p. 2063.
72. С о n t г а с t о r, S. N., and С h a t t e r j e e, S. K.: «Propagation
of Microwaves on a Single Wire: Part 2», J. Indian Inst. Sci., 1957, 39B,
p. 52.
73. С о о к, J. S., К о m p f n e r. R., and Q u a t e, С F.: «Coup-
«Coupled Helices», Bell Syst. tech. J., 1956, 35, p. 127.
74. С u 1 1 e n, A. L.: «Waveguide Field Patterns in Evanescent Modes»,
Wireless Engr, 1949, 26, p. 317.
75. С u 1 1 e n, A. L.: «The Excitation of Plane Surface Waves», Proc.
I.E.E., 1954, 191, pt IV, p. 225.
76. С u 1 1 e n, A. L.: «Surface-Wave Resonance Effect in a Reactive
Cylindrical Structure Excited by an Axial Line Source», /. Rec. nat.
Bur. Stand., 1960, 64D, p. 13.
77. С u 1 1 e n, A. L.: «A Note on the Excitation of Surface Waves», Proc.
I.E.E., 1957, Ю4С, p. 472.
78. С u t 1 e г, С. С: «Experimental Determination of Helical-Wave
Properties», Proc. I.R.E., 1948, 36, p. 230.
79. С u t 1 e г, С. С: «Electromagnetic Waves Guided by Corrugated
Conducting Surfaces», Bell Telephone Labs, New York, unpub. rep.,
October, 1944.
80. D a i n, J.: «Some Fundamental Aspects of Slow Wave Propagation»,
Onde elect., 1957, 37, p. 86.
81. D a i n, J.: «The Propagation of Slow Waves», Electronic Engng,
1958, 30, p. 388.
82. D a 1 1 e n b а с h, W.: «Travelling Waves between Two Parallel Dia-
20B* 603

phragm-Loaded Reflector Planes», Arch, elekt. Ubertragung, 1953 7,
p. 297.
83. DeQrasse, R. W.: «Slow-Wave Structures for Unilateral Solid-
State Maser Amplifiers», Wescon Сопи. Rec. I.R.E., 1958, pt 3, p. 29.
84. D e r f 1 e r, H.: «On the Theory of Disc-Loaded Waveguides», Z.
angew. Math. Phys., 1955, 6, p. 190.
*85. D e г у u g i n, L. N., and T r u n о v a, N. V.: «The Properties of
a Symmetrical Delay System with Three Channels», Radiotekhnika,
1959, 14, p. 28.
86. D e w e y. C. C, P a r z e n, P., and Marches e, Т. М.: «Perio-
«Periodic Waveguide Travelling-Wave Amplifier for Medium Powers», Proc.
I.R.E., 1951, 39, p. 153.
87. D о d d s, W. J., and Peter, R. W.: «Filter Helix Travelling-
Wave-Tube», RCA Rev., 1953, 14, p. 502.
88. D г о z d о w i с z, L.: «Guiding of an Electromagnetic Wave by
a Single Conductor», Przegl. Telekom., 1953, 1, p. 1.
89. D u n с a n, J. W.: «The Efficiency of Excitation of a Surface Wave
on a Dielectric Cylinder», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 257.
90. D u H a m e 1, R. H., and Duncan, J. W.: «Launching Efficiency
of Wires and Slots for a Dielectric Rod Waveguide», Trans. I.R.E.,
1958, MTT-6, p. 277.
91. D у о t t, R. В.: «The Launching of Electromagnetic Waves on a Cylin-
Cylindrical Conductor», Proc. I.E.E., 1952, 99, pt III, p. 408.
92. E h r e n s p e с к, H., Q e r b e s, W., and Z u с к e r, F. J.: «Trap-
«Trapped Wave Antennas», Nat. Conv. Rec. I.R.E., 1954, pt 1, p. 25.
*93. Elliott, R. S.: «On the Theory of Corrugated Plane Surfaces»,
Trans. I.R.E., 1954, AP-2, p. 71.
*94. Elliott, R. S.: «Azimuthal Surface Waves on Circular Cylinders»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 368.
95. E 1 s a s s e r, W. M.: «Attenuation in a Dielectric Circular Rod»,
J. appl. Phys., 1949, 20, p. 1193.
96. E p s z t e i n, В., and M о u r i e r, Q.: «Definition, Measurement
and Character of the Phase Velocities in Systems with Periodic Structure»,
Ann. Radioelect., 1955, 10, p. 64.
97. F e i n s t e i n, J., and Collier, R. J.: «A Class of Waveguide-
Coupled Slow-Wave Structures», Trans. I.R.E., 1959, ED-6, p. 9.
*98. F e Г d, Y. N.: «Infinite Systems of Linear Algebraic Equations con-
connected with Problems of Semi-infinite Periodic Structures», Dokl. Akad.
Nauk SSSR, 1955, 102, p. 257.
99.'F e r n a n d o, W. M. Q., and Barlow, H. E. M.: «An In-
Investigation of the Properties of Radial Cylindrical Surface Waves
launched over Flat Reactive Surfaces», Proc. I.E.E., 1956, 103B,
p. 307.
100. Field, L. M.: «Some Slow-Wave Structures for Travelling Wave
Tubes», Proc. I.R.E., 1949, 37, p. 34.
101. Fletcher, R. C: «Helix Parameters Used in Travelling-Wave
Tube Theory», Proc. I.R.E., 1950, 38, p. 413.
102. Fletcher, R. C: «A Broad-Band lnterdigital Circuit for Use in
Travelling -Wave-Type Amplifiers», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 951.
103. Fowler, V. J.: «Helical Electrodes for Transmission Line Tubes»,
Trans. I.R.E., 1954, AP-2, No. 4, p. 132.
104. F о w 1 e r, V. J.: «Analysis of Helical Transmission Lines by Means
of the Complete Circuit Equations», Trans. I.R.E., 1954, AP-2, No.
4, p. 132.
105. Friedman, В., and Williams, W. E.: «Excitation of
Surface Waves», Proc. I.E.E., 1958, 105C, p. 252.
106. F г о e s e, C, and Wait, J. R.: «Calculated Diffraction Pat-
Patterns of Dielectric Rods at Centimetre Wavelengths», Canad. J. Phys.,
1954, 32, p. 775.
107. F г о m a g e о t, A., and Louis, В.: «Propagation of Electro-
604

magnetic Waves along a Conducting Wire with Thin Dielectric Covering»,
Bull. Soc. Franc. Elect., 1951, 1, p. 291.
108. Q i 1 1 e s p i e, E. F. F.: «Power Flow and Negative Wave Impeda-
Impedance in the Die!ectric-Rod Waveguide», Proc. !. E. E., 1960, 107C, p. 198.
*109. Q i n t s b u r g, M. A.: «Surface Waves on the Boundary of a Gy-
rotropic Medium», Zh, eksper. teor. Fiz., 1958, 34, p. 1635.
110. Qittins, J. F., Rock, N. H., and S u 1 1 i v a n, A. B. J.:
«An Experimental High-Power Pulsed Travelling-Wave Tube», J.
Electronics Control, 1957, 3, p. 267.
111. Gob lick, T. J., and В e v e n s e e, R. M.: «Variational Pri-
Principles and Mode Coupling in Periodic Structures», Trans. I.R.E.,
1960, MTT-8, p. 500.
112. G о u b a u, G.: «Designing Sufrace-Wave Transmission Lines», Elect-
Electronics, 1954, 27, April, p. 180.
113. G о u b a u, G.: «On the Zenneck Sufrace Wave», Z. angew. Phys.,
1951, 3, p. 103.
114. G о u b a u, G.: «Surface Waves and their Application to Transmission
Lines», J. appl. Phys., 1950, 21, p. 1119.
115. G о u b a u, G.: «Surface-Wave Transmission Line», Radio Televis,
News, 1950, 14, p. 10.
116. G о u b a u, G.: «On the Excitation of Surface Waves», Proc. I.R.E.,
1952, 40, p. 865.
117. G о u b a u, G.: «Single-Conductor Surface-Wave Transmission Lines»,
Proc. I.R.E., 1951, 39, p. 619.
118. Goubau, G.: «Open Wire Lines», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4,
p. 197.
119. Grace, A. C, and Lane, J. A.: «Surface-Wave Transmission
Lines», Wireless Engr, 1952, 29, p. 230.
120. Griemsmann, J. W. E.: «An Approximate Analysis of Coaxial
Line with a Helical Dielectric Support», Trans. I.R.E., 1956, MTT-4,
p. 13.
G r
121. G г о s j e a n, С. С: «Theory of Circularly-Symmetric Standing TM
Waves in Terminated Iris-Loaded Waveguides», Nuovo Cim., 1955, 1,
p. 427.
122. Grosjean, С. С: «Transformation of a Frequency Equation in
Corrugated Waveguide Theory», Nuovo Cim., 1955, 1, p. 174.
123. Grosjean, С. С: and V a n h u у s e, V. J.: «Experimental
Verification of a Frequency Equation for Corrugated Waveguides»,
Nuovo Cim., 1955, 1, p. 193.
124. Grosjean, С. С.: «Mathematical Transformations of a System
of Equations appearing in the Theory of TM Wave Propagation in
Corrugated Guides», Nuovo Cim., 1955, 1, p. 439.
125. Grosjean, С. С: «Note on the Properties of Two Functions Ap-
Appearing in the Theory of TM Wave Propagation through Periodically
Iris-Loaded Guides», Nuovo Cim., 1955, 1, p. 1264.
126. G u ё n a r d, P., Doehler.O., and W a r n e с к e, R.: «Proper-
«Properties of Lines with Periodic Structures», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1952,
235, p. 32.
127. G u n n, W.: «Application Possibilities of a Surface-Wave Mode», Mar-
Marconi Rev., 1952, 15, p. 145.
128. H a n s e n, R. C: «Single-Slab Arbitrary-Polarization Surface-Wave
Structure», Trans. 1.Я.Е., 1957, MTT.5, p. 115.
129. Harms. F.: «Electromagnetic Waves on a Wire with a Cylindrical
Insulating Sheath», Ann. Phys. (Leipzig), 1907, 23, p. 44.
130. Harvey, A. F.: «Radio-Frequency Aspects of Electro-Nuclear Acce-
Accelerators», Proc. I.E.E, 1959, 106B, p. 43.
131. Harvey, A. F.: «Periodic and Guiding Structures at Microwave Fre-
Frequencies», Trans. I.R.E., 1960, MTT-8, p. 30.
132. H a r v i e, R. B. R.-Shersby-: «A Proposed New Form of Dielectric-
605

Loaded Waveguide for Linear Electron Accelerators» Nature 1948 162
p. 890.
133. H a t к i n, L.: «Analysis of Propagating Modes in Dielectric Sheets»,
Proc. I.R.E., 1954, 42, p. 1565.
134. H i r a n o, J.: «Characterictics of lnterdigital Circuits and their Use for
Amplifiers», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11, p. 780.
135. H e n о с h, В. Т.: «Investigations of the Disk-Loaded and Helical Wave-
Waveguide», K. Tekh. Hogsk. Handl., 1958, No. 129, p. 1.
136. Hayes, R. E.: «Higher-Order Modes in Coupled Helices», Trans I R.E.,
1960, MTT-8, p. 119.
137. H о к, Q.: «Calculation of a Waveguide Loaded Resonator for lnterdigital
Magnetrons», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 763.
138. H о n d г о s, A., and Debye, P.: «Electromagnetic Waves in Dielectric
Wires», Ann. Phys. {Liepzig), 1910, 32, p. 465.
139. H о n d г о s, D.: «Electromagnetic Waves on Wires», Ann. Phys. (Liep-
(Liepzig), 1909, 30, p. 905.
140. H о r i u с h i, K.: «Surface-Wave Propagation over a Coated Conductor
with Small Cylindrical Curvature in Direction of Travel», J. appl. Phys.,
1953, 24, p. 961.
141. H о s о п о, Т.: «Radio-Wave Propagation along a Helix», J. Inst. Elect.
Commun. Engrs Japan. 1955, 38, p. 34.
142. H ii b e n e r, K.: «Investigations on Helical Lines», Nachr. Tech. Z.,
1956, 9, p. 581.
143. H ii b n e r, R.: «The Qoubau Line», Tech. Mitt. PTT, 1959, 37, p. 453.
144. Hull, J. F., N о v i с к, Q., and К u m p f e r, B. D.: «A High-Power
Delay Line for a Travelling-Wave Amplifier or Oscillator», Proc. Nat.
Electronics Conf., 1952, 8, p. 313.
145. H u r d, R. A.: «The Propagation of an Electromagnetic Wave along an
Infinite Corrugated Surface», Canad. J. Phys., 1954, 32, p. 727.
146. H u r d, R. A.: «Surface Waves on a Two-Layer Dielectric-Coated Wire»
{Nat. Rec. Council of Canada, Ottawa, Pub. No. 3187, 1953).
147. J a u q u e t, C: «Excitation of a Transverse Magnetic Surface-Wave
Propagated on a Dielectric Cylinder», Ann. Telecomm., 1957, 12, p. 217.
148. J a u q u e t, C: «The Surface Wave on a Dielectric Cylinder: the Method
of Launching it and its Characteristics», Rev. H. F., 1956, 3, p. 283.
149. J а у n e s, E. Т.: «The Concept and Measurement of Impedance in Peri-
Periodically Loaded Wave Guides», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 1077.
150. J e s s e 1, M., and W a 1 1 a u s с h e k, R.: «Experimental Study of
Propagation along a Delay Line in the Form of a Helix», Ann. Telecomm.,
1948, 3, p. 291.
151. Johnson, С. С: «Impedance and Dispersion Characteristics of the
Flattened Helix», Trans. I.R.E., 1959, ED-6, p. 189.
152. Johnson, H. R., and В a g i, R. R.: «Electron Beam Technique for Mea-
Measuring Circuit Velocity and Impedance», Proc. I.E.E., 1959, 105B, Sup.
No. 12, p. 893.
153. J о h n s о n, H. R., Everhart, T. E., and S i e g m a n, A. E.:
«Wave Propagation on Multifilar Helices», Trans. I.R.E., 1956, ED-3,
p. 18.
154. Jordan, С E., and M с L а у, А. В.: «Diffraction of 3-2 cm Elect-
Electromagnetic Waves by Dielectric Rods: Part 3— Lucite Р/г in-Diameter
Semicylinder, Fields Very Close to Surfaces» Canad. J. Phys., 1957,
35, p. 1253.
155. J о u g e t, M.: «Propagation in a Dielectric Transmission Line», C. R.
Acad. Sci. (Paris), 1953, 237, p. 1656.
156. J о u g e t, M.: «Waveguides with Discontinuous Structure», С R.
Acad. Sci. (Paris), 19.57, 245, p. 297.
157. J о u g e t, M.: «Propagation in Discontinuous Periodic Structures and
its Application to Waveguides», Cables Transm., 1958, 12, p. 23.
158. К a d e n, H.: «Advances in the Theory of Waves on Wires», Arch,
elect. Ubertragung, 1951, 5, p. 399.
606

159. К a d e n, H.: «A General Theory of the Helical Line», Arch, elect.
Ubertragung, 1951, 5, p. 534.
160. К a d e n, H.: «Dielectric and Metal Waveguides», Arch, elect. Ubert-
ragung, 1952. 6, p. 319.
161. К a d e n, H.: «Recent Research on the Transmission of Signals along
Metal and Dielectric Lines», Fernmeldetech. Z., 1953, 6, p. 432.
162. К a h a n, Т.: «Cavities and Waveguides associated with Charged Par-
Particle Accelerators», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1947, 224, p. 548.
163. К a m i r i j о, К-, H о z u m i, H., S h i b a t a, Y., and F u к u-
shiraa, Y.: «Measurements of Field Patterns for a Comb-Type Slow-
Wave Structure», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 890.
*164. К a r a s e v, M. D., and A p a n a s e n к о, V. A.: «Surface Waves
Propagated along a Single Cylindrical Conductor», Zh. tekh. Fiz.,
1954, 24, p. 662.
165. К a r b о w i а к, А. Е.: «Theory of Composite Guides: Stratified
Guides for Surface Waves», Proc. I.E.E., 1954, 101, pt III, p. 238.
166. К a r b о w i а к, А. Е.: «The EH Surface Wave», Wireless Engr, 1954,
31, p. 71.
167. К a r b о w i a k, A. E.: «The Elliptic Surface Wave», Brit. J. appl.
Phys., 1954, 5, p. 328.
168. К a r b о w i а к, А. Е.: «On the Surface Impedance of a Corrugated
Waveguide», Proc. [.ЕЕ., 1955, 102B, p. 501.
169. К a r b о w i а к, А. Е.: «Microwave Propagation in Anisotropic Wa-
Waveguides», Proc. I. E. E., 1956, 103C, p. 139.
170. Kaufman, H.: «Bibliography of Non-uniform Transmission Lines»,
Trans. I.R.E., 1955, AP-3, p. 2l"8.
171. Kay, A. F., and Z u с к e r, F. J.: «Efficiency of Surface Wave Ex-
Excitation», Nat. Conv. Rec. I.RE., 1955, pt 1, p. 1.
172. Keller, J. В., and К a r a 1, F. C: «Surface Wave Excitation and
Propagation», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 1039.
173. К e t t e 1, E.: «A Waveguide with Phase Velocity v < с for the Em-
Wave», Frequenz, 1949, 3, p. 73.
174. К i e 1 y, D. G.: «Experiments with Single-Wire Transmission Lines
at 3 cm Wavelength», J. Brit. I.R.E., 1955, 13, p. 194.
175. К i n g, D. D.: «Dielectric Image Line», /. appl. Phys., 1952, 23, p. 699.
176. King, D. D.: «Properties of Dielectric Image Lines», Trans.
I.R.E., 1955, MTT-3, No. 2, p. 75.
177. King, D. D.: «Circuit Components in Dielectric Image Lines», Trans
I. R. E., 1955, MTT-3, No. 6, p. 35.
178. King, D. D., and Schlesinger, S. P.: «Losses in Dielectric Image
Lines», Trans. I.R.E., 1957, MTT-5, p. 31.
179. К i r s с h b a u m, H. S., and T s u, R.: «AStudy of a Serrated Ridge
Waveguide», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 142.
180. К i r s с h b a u m, H. S.: «The Characteristic Impedance and Phase
Velocity of a Shielded Helical Transmission Line», Comtnun. Electro-
Electronics, 1959, No. 44, p. 444.
•181. К i г у u s h i n, V. P.: «The Influence of the Dielectric on the Phase
Constants of the Spatial Harmonics of a Helix», Radiotekh. Elektron.,
1957, 2, p. 901.
182. Klein, W.: «The Delay Line as a Component of a Valves», Arch.
Elektrotech, (Berlin), 1952, 40, p. 280.
183. Klein, W.: «The Dimensions of Helices in Travel ling-Wave Tubes»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1956, 10, p. 261.
184. Kleinwachter, H., and Weiss, H.: «Bifilar Line with Large
Flexibility and Rapid Dimunition of Radial Field for the Transmission
of Hyperfrequencies», Onde elekt., 1952, 32, p. 46.
185. К 1 e m t, A.: «Contribution to the Propagation of Electromagnetic
Waves along Dielectric Wires», Funktech. Mh., 1939, 4, p. 122.
*186. К о g a n, S. K-, «The Propagation of Waves along an Endless Helix»,
Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1949, 66, p. 867.
607

*187. К о g a n, S. K.: «The Excitation of a Helical Conductor», Dokl. Akad.
Nauk SSSR, 1950, 74, p. 489.
*188. К о g a n, S, K-: «Theory o! Helical Lines», Dokl. Akad. Nauk SSSR,
1956, 107, p. 541.
*189. К о g a n, S. K.: «Attenuation of Electromagnetic Waves Propagating
along a Helical Wire Transmission Line», Radiotekt. Elektron., 1959,
4, p. 181.
190. К о r n h a u s e г, Е. Т.: «Propagation on Dielectric Coated Wiress,
J. appl. Phys., 1951, 22, p. 525.
191. К о у a m a, J.: «An Application of the Spatial-Harmonic Wave on a
Large-Diameter Helix», Ptoc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 412.
192. К yh 1, R. L.: «The Use of Non-Euclidean Geometry in Measurements
of Periodically Loaded Transmission Lines», Trans. I.R.E., 1956,
MTT-4, p. 111.
193. L a n d a u e r, G.: «The Helical Line with a Coaxial Cylindrical Atte-
Attenuating Layer», Arch, elekt. Ubertragung, 1957, 11, p. 267.
194. L a p о s t о 1 1 e, P.: «Helices for Travelling-Wave Valves: Effect of
Supports; Attenuation; Parasitic Modes» Ann. Telecomm., 1957, 12,
p. 34.
195. L a w s о n, J. D.: «A Method of Launching Surface Waves», Proc.
I.R.E., 1956, 44, p. 111.
196. L e b 1 о n d, A., and M о u r i e r, G.: «Investigation of Lines with
Periodic Bar Structure for U. H. F. Valves: Parts I and 2», Ann. Radio-
elect., 1954, 9, pp. 180 and 311.
197. L e b 1 о n d, A.: «Investigation of an Interdigital Line operating in
the Vicinity of then-Mode», Ann. Radioelect., 1955, 10, p. 83.
198. Levy, J.: «Transmission of Electromagnetic Guided Waves through
a Series of Symmetrical and Equidistant Obstacles», Cables Transm.,
1947, 1, p. 103.
199. Lindsay, P. A., and Collins, K. D.: «Some Aspects of the Design
of a Helical Coupler for a Travelling-Wave Tube Operating in the 2
Gc/s Band», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11, p. 756.
200. Lines, A. W., N i с о 1 1 , G. R., and Woodward, A.M.:
«Some Properties of Waveguides with Periodic Structures», Proc, I.E.E.,
1950, 97, pt III, p. 263.
201. L o, Y. Т.: «Electromagnetic Field of a Dipole Source above a Groun-
Grounded Dielectric Slab», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 733.
*202. Loshakov, L. N., and О 1 ' d er о g g e, E. В.: «Fast Waves in
a Coaxial Helical Line», Radiotekhnika, 1957, 12, No. 6, p. 25.
203. Lund, С. О.: «Broadband Transition from Coaxial Line to Helix»,
RQA Rev., 1950, 11, p. 133.
204. M с I s a a c, P. R., and Wang, С. С: «Interaction-Impedance
Measurements by Propagation-Constant Perturbation», Proc. I.R.E.
1960, 48, p. 904.
205. M a 1 1 а с h, P.: «Investigations on Dielectric Waveguides in Rod or
Tube Form», Fernmeldetech. Z., 1955, 8, p. 8.
206. M а г с u s e, D.: «A New Type of Surface Waveguide with Bandpass
Properties», Arch. Elekt. Ubertragung, 1957, 11, p. 146.
207. M a r с u s e, D.: «Investigation of the Energy Exchange and the Field
Distribution for Parallel Surface-Wave Transmission Lines», Arch
elekt. Ubertragung, 1956, 10, p. 117.
208. M e у er h о f f, A. A.: «Interaction between Surface-Wave Transmis-
Transmission Lines», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 1061.
*209. M i к h a i 1 о v s к i, V. S.: «Theory of Twin-Helix Coaxial Line»,
Radlotekh. Elektron., 1956, 1, p. 1309.
•210. Miller, M. A.: «Propagation of Electromagnetic Waves over Plane
Surface with Anisortropic Homogeneous Boundary Conditions», Dokl.
Akad. Nauk SSSR, 1952, 87, p. 571.
•211. Miller, M. A.: «Electromagnetic Surface Waves in Rectangular
Channels», Zh. tekh. Fit., 1955, 25, p. 1972.
608

*212. Miller, M. A., and T a 1 a n о v, V. I.: «Electromagnetic Surface
Waves, Guided by a Boundary with Small Curvature», Zh. tekh. Fiz.,
!956, 26, p. 2755.
213. M i I 1 m a n, S.: «Л Spatial-Harmonic Travel I ing-Wave Amplifier
for Six-Millimetres Wavelength», Proc. I. R. E., 1951, 39, p. 1035.
214. M i m s, W. В.: «The Block-Loaded Guide as a Slow-Wave Structure»,
Proc. I.R.E., 1960, 48, p. 1176.
215. M i n а к о v i с, В.: «The Coupling of Three Coaxial Helices», Proc.
I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11, p. 769.
*216. M i г i m a n о v, R. G., and Z h i 1 e i к о, G. I.: «A New Type of
Waveguide with Diaphragms», Radtotekh. Elektron., 1956, 1, p. 1374.
*217. M i r i m a n о v, R. G., and A n i s i m о v a, Yu. V.: «Circular
. Waveguide Partially Filled with Ferrite as a Slow-Wave Structure»,
Radiotekh. Electron., 1957, 2, p. 843.
218. Moore, R. A., and Beam, R. E.: «A Duo-Dielectric Parallel-Plane
Waveguide», Proc. Nat. Electonics Conf., 1956, 12, p. 689.
219. M о u r i e г., G.: «Bi-dimensional and Tri-dimensional Periodic Struc-
Structure Circuits», Onde elect., 1957, 37, p. 86.
220. M u 1 1 e r, M.: «Dielectric in the Field of Helical Lines», Telefunken-
rohre, 1953, No. 4, p. 100.
221. M u 1 1 e r, R.: «Measurement of the Coupling Impedances of Delay
Lines», Arch, elekt. Ubertragung, 1956, 10, p. 424.
222. M п 1 1 e r, R.: «Reflection of Electromagnetic Waves at Inhomoge-
neous Boundary Surfaces with a Periodic Structure Perpendicular to
the Electric Vector», Arch, elekt. Ubertraugung, 1953, 7, p. 492.
223. M u 1 1 e t t, L. В., and L о а с h, B. G.: «Waveguide Systems with Ne-
Negative Phase Velocities», Nature, 1952, 169, p. 1011.
224. N a I о s, E. J.: «Measurement of Circuit Impedance of Periodically
Loaded Structures by Frequency Perturbation», Proc. I.R.E., 1954,
42, p. 1508.
225. N e v i n s, J. E.: «An Investigation and Application of the Contra-
wound Helix», Trans. I.R.E., 1959, ED-6, p. 195.
226. О 1 1 e n d о г f, F.: tThe Theoretical Foundations of High-Frequency
Technique» (Springer, Berlin, 1926).
227. О 1 v i n g, S.: «Electromagnetic Wave Propagation on Helical Con-
Conductors embedded in Dielectric Medium», Chalmers Tekh. Hogsk.
Handl., 1955, No. 156, p. 1.
228. О t t, H.: «Surface Waves», Arch, elekt. Ubertragung, 1951, p. 343.
229. P a 1 1 u e 1, P., and A r n a u d, J.: tResults on Delay Lines for High-
Power Travelling-Wave Tubes», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11,
p. 727.
230. P a s с h к e, F.: «Investigation of an Interdigital Delay Line», Arch,
elekt. Ubertragung, 1956, 10, p. 195.
231. P a s с h к e, F.: «A Note on the Dispersion of Interdigital Delay Li-
Lines», RCA Rev., 1958, 19, p. 418.
232. P e a r с e, A. F.: «A Structure, using Resonant Coupling Elements,
Suitable for a High-Power Travelling-Wave Tube», Proc. I.E.E.,
1958, 105B. Sup. No. 11, p. 719.
233. Pease, R. L.: «On the Propagation of Surface Waves over an Infinite
Grounded Ferrite Slab», Trans. I.R.E., 1958, AP-6, p. 13.
234. Peter, F. W., R u e t z, J. A., and Olson, А. В.: «Attenuation
of Wire Helices in Dielectric Supports», RCA Rev., 1952, 13, p. 558.
235. Phillips, R. S.: «The Electromagnetic Field Produced by a
Helix», Quarf. appl. Math., 1950, 8, p. 229.
236. P i e f к e, G.: «On the Theory of Harms-Goubau Single-Wire Transmission
Lines for Metre Wavelengths», Arch, elekt. Ubertragung, 1955,9, p. 81.
237. Piefke, G.: «Wave Propagation in a Diaphragm-Type and a Corru-
Corrugated Waveguide», Arch, elekt. Ubertragung, 1958, 12, p. 26.
238. Piefke, G.: «Reflection in Helical Lines at a Change in the Helix
Pitch», Arch, elekt. Ubertragung, 1955, 9, pp. 369 and 402.
609

239. P i e f к e, G.: «Wave Propagation in a Disk Line», Arch, clekt. Ubert-
ragung, 1957, 11, p. 49.
240. Piefke, G.: «Theory of the Helical Line of Finite Wire Thickness with
reference to the Rotation of the Plane of Polarization of Waveguide Wa-
Waves», Aich. elekt. Ubertragung, 1958, 12, p. 309.
241. Piefke, Q.: «A Contribution to the Theory of Corrugated Waveguides»,
J. Res. nat. Bur. Stand., 1960, 64D, p. 533.
242. P i e f к e, G.: «The Behaviour of the Helical Line as a Delay Line with
particular regard to Attenuation and Characteristics in Rotating Fields»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1960, 14, p. 15.
243. Pierce, J. R.: «Circuits for Travelling-Wave Tubes», Proc. I.R.E.,
1949, 39, p. 510.
244. Pierce, J. R., and Tien, P. K.: «Coupling of Modes in Helices»,
Proc. I. R. E., 1954,42, p. 1389.
245. P i e г с e, J. R.: «Propagation in Linear Arrays of Parallel Wires», Trans.
I.R.E., 1955, ED-2, No. 1, p. 13.
246. P 1 u m m e r, R. E., and H a n s e n, R. C: «Double-Slab Arbitrary-
Polarization Surface-Wave Structures», Proc. I.E.E., 1957, 104C, p. 465.
247. P о с к 1 i n g t о n, H. C: «Electrical Oscillations in Wires», Proc.
Cambridge Phil. Soc, 1897, 9, p. 324.
248. P б s с h 1, K.'- «Wave Propagation along a Helix with a Cylindrical
Outer Conductor», Arch, elekt. Ubertragung, 1953, 7, p. 518.
249. R i с h, G. J.: «The Launching of a Plane Surface Wave», Proc. I. E. E.,
1955, 102, pt III, p. 237.
250. R i с h t m у e r, R. D.: «Dielectric Resonators», J. appl. Phys., 1939,
10, p. 391.
251. Roberts, Т. Е.: «Theory of the Single-Wire Transmission Line», J.
appl. Phys., 1953, 24, p. 57.
252. Roberts, Т. Е.: «An Experimental Investigation of the Single-Wire
Transmission Line», Trans. I.R.E., 1954, AP-2, p. 46.
253. R о b s о n, P. N.. «A Note on the Fourier Series Representation of the
Dispersion Curves for Circular Iris-Loaded Waveguides», Proc. I.E.E.,
1958, 105B, p. 69.
254. R о t m a n, W.: «A Study of Single-Surface Corrugated Guides», Proc.
I.R.E., 1951, 39, p. 952.
255. R о u b i n e, E.: «Investigation of Electromagnetic Waves Guided by
Helical Conductors», C. R. Acad. Set. (Paris), 1951, 232, p. 1748, 233,
p. 1174, and Ann. Telecomm., 1952, 7, pp. 206, 262 and 310.
256. R о u b i n e, E.: «The Helical Circuit used in Travelling-Wave Tubes»
Onde elect., 1947, 27, p. 203.
257. Rust, N. M.: «Surface-Wave Transmission Line», Wireless Engr, 1950,
27, p. 270.
258. R u t e r, H., and Schriever, O.: «Electromagnetic Waves in Die-
Dielectric Wires», Schr. naturwiss. Ver. Schl.-Hoist., 1915, 6, p. 2.
259. S a p h о r e s, J., and Brillouin, L.: «General Properties of Die-
Dielectric Guides and Cables», Elect. Commun., 1938, 16, p. 346.
260. Scheibe, E. H., К i n g, B. G., and Zeeland, D. L. Van: «Loss
Measurements of Surface-Wave Transmission Lines», J. appl. Phys., 1954,
25, p. 790.
261. S с h e 1 к u n о f f, S. A.: «Electromagnetic Waves» (Van Nostrand,
New York, 1943).
262. S с h i e f e r, G.: «The Attenuation of the Helical Wire Line», Arch,
elekt. Ubertragung, 1957, 11, p. 35.
263. S с h 1 e s i n g e r, S. P., and King, D. D.: «Dielectric Image Lines»,
Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, p. 291.
264. S с h 1 e s i n g e r, S. P., D i a m e n t, P., and V i с a n t s, A.:
«On Higher-Mode Hybrid Modes of Dielectric Cylinders», Trans.
I.R.E., 1960, MTT-8, p. 252.
265. Schmidt, H. M.: «Cylindrical Surface-Wave Guides», Z. angew.
Phys., 1951, 3, p. 272.
610

266. S с h r i e v e r, O.: «Electromagnetic Waves in Dielectric Conductors»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1920, 63, p. 645.
267. S с h u I t e n, G.: «Novel Method for Measuring Impedance on Surface-
Wave Transmission Lines», Proc. I.R.E., 1958, 47, p. 76.
268. S e 1 1 b e г g, F.: «Theoretical Investigation of Some Closed Delay
Structures for High-Power Travelling-Wave Tubes», Proc. I.E.E.,
1958, 105B, Sup. No. 11, p. 730.
*269. S e n s i p e r, S.: «Electromagnetic Wave Propagation on Helical
Structures (A Review and Survey of Recent Progress)», Proc. I. R. E.,
1955, 43, p. 149.
270. Servant, R., and L о u d e t t e, P.: «First Results of a Polarimetric
Study with Microwaves of Asymmetrical Metal Resonators», J. Phys.
Radium, 1953, 14, p. 79 S.
271. S h a r m а, К- Р-: «An Investigation of the Excitation of Radiation
by Surface Waves», Proc. /. E. E., 1959, 106B, p. 116.
272. S h a r m a, K. P.: «The Estimation of the Reactance of a Loss-Free
Surface Supporting Surface Waves», Proc. I.E.E., 1959, 106B, p. 427.
273. Sharp, С E., andGoubauQ.: «A U.H.F. Surface-Wave Transmis-
Transmission Line», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 107.
*274. S h a r s h a n о v, A. A., and S t e p a n о v, K- N.: «Electromagnetic
Wave Propagation in an Almost Periodic Waveguide», Zh. tekh. Fiz.,
1957, 27, p. 1474.
*275. S h e s t о p a 1 о v, V. P.: «Theory of a Waveguide containing a Spi-
Spiral, Partly Filled with a Dielectric», Nachr. tech., 1954, 4, p. 425, and
Zh. tekh. Fiz., 1952, 22, p. 414.
*276. S h e s t о p a 1 о v, V. P., and К о n d r a t i e v, B. V.: «Space
Resonance in a Helical Waveguide Located in a Magnetic-Dielectric
Mediums, Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1959, p. 794.
277. S i с h а к W.: «Coaxial Line with Helical Inner Conductor», Proc.
I.R.E., 1954, 42, p. 1315.
*278. S i 1 e n о к, G. А., В e r e z i n, A. K., Z e i d 1 i t s, P. M., and
Nekrashevich, A. M.: «Experimental Investigation of the
Efficiency of a Helix Waveguide», Zh. tekh. Fiz., 1959, 29, p. 946.
279. Simmons, A. J.: «Phase Shift by Periodic Loading of Waveguide
and its Applications to Broad-Band Circular Polarization», Trans.
I.R.E., 1955, MTT-3, No. 6, p. 18.
280. S i г к i s, M. D.: «Application of Perturbation Theory to the Calcu-
Calculation of Ю — C Characteristics for Periodic Structures», Trans. I.R.E.,
1960, MTT-8, p. 251.
281. Slater, J. C: «Microwave Electronics», (Van Nostrand, New York,
1950).
282. S 1 e v о g t, К. Е.: «Propagation of Decimetre Waves along a Dielec-
ric Line», Hochfreq. Elektroak., 1942, 59, p. 1.
*283. Smi'rnov, N. N.: «Propagation of Waves along an Infinitely Long
Helix», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1956, 108, p. 243.
*284. S m i r n о v, N. N.: «Dispersive Properties of Multifilar Helices», Dokl.
Akad. Nauk SSSR, 1956, 110, p. 212.
*285. S m о r g о n s к i i, V. Y.: «Calculation of the Phase and Group Velo-
Velocity of Surface Waves», Radiotekhnika, 1955, 10, No. 5, p. 25.
286. Soil f r e y, W.: «Wave Propagation on Helical Wires», J. appl.
Phys., 1951, 22, p. 905.
*287. S о 1 о v' e v, E. G.: «Circular and Rectangular Waveguides with Lon-
Longitudinal Diaphragms», Zh. tekh. Fiz., 1955, 25, p. 707.
*288. S о 1 о v' e v, E. G.: «Propagation of Electromagnetic Waves between
two Circular-Cylindrical Surfaces in the Presence of Longitudinal Peri-
Periodically-Spaced Diaphragms», Radiotekhnika, 1956, 11, p. 57.
*289. S о 1 о v' e v, E. G., and В e 1 о u s, L. V.: «Theory of Helical Line
Surrounded by a Cylindrical Semiconducting Envelope», Radiotekhni-
Radiotekhnika, 1956, 11, No. 4, p. 31.
611

290. Sommerfeld, A.: «Propagation of Electromagnetic Waves along
a Cylindrical Conductor», Ann. Phys. Client., 1899, 67, p. 233.
*291. S о v e t о v, N. M.: «Dispersion Characteristic of a Disk Loaded Wa-
Waveguide», Zh. tekh. Fiz., 1954, 24, p. 1907.
292. Stark, L.: «Lower Modes of a Concentric Line having a Helical In-
Inner Conductor», /. appl. Phys., 1954, 25, p. 1155.
293. S t e у s к a 1, H.: «Experimental Study of Delay-Lines», Onde elect.,
1957, 37, p. 86.
294. S t r a t t о n, J. A.: «Electromagnetic Theory» (McGraw-Hill, New-
York, 1941).
295. S u b b a r a o, M. K., and M с L а у, А. В.: «Diffraction of 3-2 cm
Electromagnetic Waves by Dielectric Rods: Part 1—Lucite and Tenite
1-in Diameter Cylinders», Canad. J. Phys., 1956, 34, p. 546.
296. S u g i, M., and N а к a h a r а, Т.: «Surface-Wave Transmission Line
composed of Dielectric Sheet», J. fnst. Elect. Commun. Engrs Japan,
1959, 42, p. 731.
297. S u g i, M., and N а к a h a r а, Т.: «O-Quide and X-Quide: an Ad-
Advanced Surface-Wave Transmission Concept», Trans. I.R.E., 1959,
MTT-7, p. 366.
298. S u h 1, H., and Walker, L. R.: «Topics in Guided Wave Propa-
Propagation through Gyromagnetic Media: Part II—Transverse Magnetiza-
Magnetization and the Non-Reciprocal Helix», Bell Syst. tech. J., 1954, 33, p. 939.
299. S w i f t- H о о к, D. Т.: «Dispersion Curves for a Helix in a Glass
Tube», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11, p. 747.
300. T i e n, P. J.: «Travelling-Wave Tube Helix Impedance», Proc. I.R.E.,
1953, 41, p. 1617.
301. Tien, P. K.: «Bifilar Helix for Backward Wave Oscillators», Proc.
I.R.E., 1954, 42, p. 1137.
302. T i s с h e r, F. J.: «H-Guide—A New Microwave Concept», Electronic
Industr. Tele-Tech, 1956, 15, p. 50.
303. T i s с h e r, F. J.: «H-Guide—A Waveguide for Microwaves», Nat.
Conv. Rec. I.R.E., 1956, pt 5, p. 44.
304. T i s с h e r, F. J.: «Waveguides with Small Losses», Arch, elekt. Uber-
tragung, 1953, 7, p. 592.
305. T i s с h e r, F. J.: «Properties of the H-Guide at Microwaves and Mil-
Millimetre Waves», Wescon Conv. Rec. I.R.E., 1958, pt 1, p. 4.
306. T i s с h e r, F, J.: «Properties of the H-Guide at Microwave and Mil-
Millimetre-Wave Regions», Proc. 1.Е.Е., 1959, 106B, Sup. No. 13, p. 47.
*307. T s i m r i n g, S. E.: «Variational Calculation Method for Waveguides
with Periodic Inhomogeneities: Part I», Radiotekh. Electron., 1957,
2, p. 3.
308. U с h i d a, H., and N i s h i d a, S.: «Surface and Space Waves on
the Surface-Wave Transmission Line», Set. Rep. Res. Insts Tohoku
Univ., 1955, 6B, p. 217.
309. Uchida, H., Nishida, S., U d a, H., and Nagasa-
w a, H.: «The Shunt Reactive Element on the Surface-Wave Trans-
Transmission Line», Sci. Rep. Res. Insts Tohoku Univ., 1955, 6B, p. 229
310. U с h i d a, H., N i s h i d a, S., and S h i о у а, Н.: «Shielded Die-
Dielectric Waveguide», Sci. Rep. Res. InstsTohoku Univ., 1956, 8B, p. 7.
311. U d a g a w a, K.: «Propagation of Electromagnetic Waves in Helical
Circuits Coaxially Surrounded by a Dielectric Tube», J. Inst. Elect.
Commun. Engrs Japan, 1952, 35, p. 85.
312. U d a g a w a, K.: «On the Attenuation Characteristics of Electromag-
Electromagnetic Waves in Helical Circuits», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan
1952, 35, p. 432.
313. U m e h a r а, Т.: «Design Charts for Surface-Wave Transmission
Lines», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1954, 37, p. 425.
314. U n g e r, H. G.: «Transfer of Energy by Dielectric Guides», Fernmel-
detech. Z., 1955, 8, p. 438.
612

315. U n g e r, H. Q.-. «Dielectric Tubes as Waveguides», Arch, elekt. Uber-
tragung, 1954, 8, p. 241.
*316. Vainshtein, L. A,: «Surface Electromagnetic Waves on a Comb
Structure», Zh. tekh. Fiz.. 1956. 26. p. 385.
*317. V а к i n, S. A.: «Propagation of Electromagnetic Waves along an
Infinite Helical Slit», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1952, 84, p. 37.
318. V a 1 t e r s s о n, В.: «Phase Velocity in Helical Waveguides», Onde
elect., 1957, 37, p. 843.
319. V a n h u у s e, V. J.: «On the Diagrams for Circularly-Symmetric
TM Waves in Infinite Iris-Loaded Waveguides», Nuovo Cim., 1955,
I, p. 447.
320. V a n h u у s e, V. J.: «On the Proper Frequencies of Terminated
Corrugated Waveguides», Physica, 1955, 21, pp. 269 and 603.
321. V a n h u у s e, V. J.: «On the Resonance Frequencies and the Field
Configurations in Terminated Corrugated Waveguides», Physica, 1955,
21, p. 829.
322. Vowels, R. E.-. «Matrix Methods in the Solution of Ladder Net-
Networks», J.L.E. ?., 1948, 95, pt III, p. 40.
323. Wade, Q., and R у n n , N.: «Coupled Helices for Use in Travelling-
Wave Tubes», Trans. I.R.E., 1955, ED-2, July, p. 15.
324. Wait, J. R.: «Excitation of Surface Waves on Conducting Strati-
Stratified Dielectric-Clad and Corrugated Surfaces», J. Res. nat. Bur. Stand
1957, 59, p. 365.
325. Waldron, R. A.: «Theory of the Helical Waveguide of Rectan-
Rectangular Cross-Section», J. Brit. I.R.E., 1957, 17, p. 577.
326. Waldron, R. A.: «A Helical Coordinate System and its Applica-
Applications in Electromagnetic Theory», Quart. J. Mech. appl. Math., 1958,
II, pt 4, p. 438.
327. W a 1 1 i n g, J. C: «Interdigital and Other Slow Wave Structures»,
J. Electronics, 1957, 3, p. 239.
328. W a 1 к e r, Q. В., and W e s t, N. D.: «ModeSeparation at the тг-Mode
in a Dielectric Loaded Waveguide», Proc. I.E.E., 1957, 104C, p. 381.
329. Walker, Q. В.: «Dielectric Loading for U. H. F. Valves», Proc.
I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 11. p. 717.
330. W a r n e с к e, R., Doehler, O., and Gnenard, P.: «On De-
Delay Lines in the Form of Combs or Interdigital Structures and their
Equivalent Circuits», С R. Acad. Sci. (Paris), 1950, 231, p. 1220.
331. W a t к i n s, D. A., and A s h, E. A.: «The Helix as a Backward-Wave
Circuit Structure», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 782.
332. W a t к i n s, D. A., and S i e g m a n, A. E.: cHelix Impedance
Measurements using an Electron Beam», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 917,
and 1954, 25, p. 133.
333. W a t к i n s, D. A., and Dow, D. G.: «Strapped Bifilar Helices for
High-Peak-Power Travelling-Wave Tubes», Trans. I.R.E., 1959, ED-6,
p. 106.
334. Watson, W. H.: «The Experimental Determination of the Equiva-
Equivalent Networks for a Coaxial Line to Helix Junction», Trans. I. R. E.,
1956, ED-3, p. 149.
335. W a t s о n, W. H., and W h i n n e r y, J. R.: «Study of a Plane Short
on a Shielded Helix», Trans. I.R.E., 1955, ED-2, No. 4, p. 34.
336. W e b b e r, S. E.: «Calculations of Wave Propagation of a Helix in
the Attenuation Region», Trans. I. R. E., 1954, ED-1, No. 3, p. 35.
337. Weber, H.: «The Dimensions of Loaded Waveguides for the Ню
Mode», Telefunken Z., 1954, 27, p. 44.
338. W e i s s , M. Т., and Qyorgy, E. M.: «Low-Loss Dielectric Wavegui-
Waveguides», Trans. I.R.E., 1954, MTT-2, No. 3, p. 38.
339. W e i s s b e r g, E.: cExperimental Determination of Wavelength,
in Dielectric-Filled Periodic Structures», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7,
p. 480.
340. White, R. E.: €Coaxial-to-Helix Transducers for Travelling-Wave
613

Tubes», Elect. Commun., 1953, 30, p. 300, and Nat. Conv. Rec. I R.E
1953, pt 10, p. 43.
341. W h i t m e r, R. M.: «Fields in Nonmetallic Waveguides», Proc
I.R.E., 1948, 36, p. 1105.
342. W i Id, E.: «Electromagnetic Waves in Nearly Periodic Structures»,
Quart. J. Mech. appl. Math., 1957, 10, p. 322.
343. W i 1 t s e, J. C: «Some Characteristics of Dielectric Image Lines at
Millimetre Wavelengths», Trans. I.R.E., 1959, MTT-7, p. 65.
344. Z a h n, H.: «Detection of Electromagnetic Waves in Dielectric Wires»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1916, 49, p. 907, and Phys. Z., 1915, 16, p. 414.
345. Zenneck, J.: «On the Propagation of Plane Electromagnetic Waves
along a Flat Conductor and its Application to Wireless Telegraphy»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1907, 23, p. 846.
346. Z u с к e r, F. J.: «Theory and Application of Surface Waves», Nuovo
Cim., 1952, 9, Sup. No. 3, p. 450.
347. Z u с к e r, F. J.: «The Guiding and Radiation of Surface Waves»,
Proc. Symp. Modem Advances in Microwave Techniques (Polytechnic
Institute, Brooklyn, 1954).
*348. С h i г к i n, N. M.: «On the Problem of the Dispersion Properties of
a Coaxial Waveguide both Conductors of which are Loaded with Disks»,
Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 126.
*349. S h e s t о p a 1 о v, V. P., and S 1 у u s a r s к i i, V. A.: «Investi-
«Investigation of Helix/Anisotropic-Dielectric and Helix/Ribbed-Structure
Slow-Wave Systems», Zh. tekh. Fiz., 1959, 29, p. 1317.
350. W e h r i g, H.: «Investigations on Inhomogeneous Delay Lines of
Periodic Structure», Nachr. Tech. Z., 1960, 13, p. 71.
*351. Q u t m a n, A. L.: «Resonant Regions in Waveguides with Continuously
Variable Cross-section», Radio Engng Electronics, 1959, 4, p. 97, and
Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 2020.
352. Morris, D., and M u n g a 1 1, A. Q.: «ТЕ Surface Waves guided
by a Dielectric-Covered Metal Plane», Canad. J. Phys., 1960, 38, p. 1553.
353. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В.: «Propagation along Unbounded and
Bounded Dielectric Rods. Parts 1 and 2», Proc. I. E. E., 1961, 108C,
pp. 170 and 177.
354. P i e f к e, Q.: «The Helix as a Transmission Line for Waveguide Mo-
Modes», Nachr. Tech. Z., 1960, 13, pp. 335, and 370.
355. С u 1 1 e n, A. L., and S t a n i f о r t h, J. A.: «The Launching of
Surface Waves by an End-Fire Array of Slots», Proc. 1.Е.Е., 1961,
108C, p. 492.
356. К i к u с h i, H., and Y a m a s h i t a, E.: «Theory of Dielectric
Waveguides and some Experiments at 50 kMc/s», Proc. Symp. Milli-
Millimetre Waves (Polytechnic Institute, Brooklyn, 1959).
*357. Leonteva, R. M.: «Longitudinal Electric Waves in a Rectangular
Waveguide Periodically Loaded with Irises», Radiotekhnika, 1957, 12,
p. 36.
*358. M i r i m a n о v, R. Q., and Z h i 1 e i к о, Q. I.: «Analysis of Several
Types of Corrugated Waveguides», Radiotekh. Elektron., 1957,2, p. 172.
*359. Such к in, Q. L.: «On Spatial Harmonics and Wave Modes in a
Periodic Waveguide», Zh. tekh. Fiz., 1958, 28, p. 1126.,
*360. L о s h а к о v, L. N.: «Type-E Surface Waves in Circular Waveguide»
Radiotekhnika, 1958, 13, p. 3.
361. K'kuchi, H., and Yamashita, E.: «Hybrid Transmission Mo-
Modes of Qoubau Line», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1960,
43, p. 39.
362. M a t h i s, H. F.: «How Surface Waves propagate along Dielectric
Sandwich: Equivalent Transmission-Line Circuits», Electronics, 1961,
34, May 5th, p. 82.
363. H i r a n o, J.: «Spatial Harmonics of Electromagnetic Waves on He-
Helical Lines», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1954, 37, p. 154.
364. S с h u 1 t e n, Q.: «Measurement of Parameters of Dielectric Lines
614

at Millimetre Wavelengths in an Optically Coupled Resonator», Arch,
elekt. Ubertragung, 1960, 14, p. 163.
365. S z u 1 к i n, P.: «Theory of the Qoubau Surface Wave», Arch, elektro-
tech. (Warsaw), 1959, 8, p. 313.
*366. Kerzhentseva, N. P.: «The Passage of a Hol Wave through
a Curved Helical Waveguide», Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 337.
367. H о s о п о, Т.: «The Wave Impedance and the Attenuation Coefficient of
a Wire Helix», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1955, 38, p. 974.
368. Clarricoats. P. J. В.: «Backward Waves in Waveguides contai-
containing Dielectric», Proc. 1.Е.Е., 1961, 108C, p. 496.
369. S о b e 1, F., Wentworth, F. L., and W i 1 t s e, J. C.
«Quasi-Optical Surface Waveguide and other Components for fhe
100 - to 300-Qc/sv Region», Trans. I.R.E., 1961, MTT-9, p. 512.
*370. Mirovitskil, D. I., and V a 1 e e v, Q. Q.: «Surface Wave Dire-
Directional Couplers», Radiotekh. Elektron., 1960. 5, p. 1078, and Radio
Engng Electronics, 1960, 5, No. 7, p. 66.
371. В о u г с i e r, F.: «Hertzian Wave Transmission along Helical Wires»,
С R. Acad. Set. (Paris), 1914, 158, p. 1882.
372. H о n d г о s D.: «Symmetrical and Unsymmetrical Electromagnetic
Waves along Wires», Phys. Z., 1909, 10, p. 804.
373. К a s p a r, E.: «Experimental Investigation of Electromagnetic Waves
on Dielectric Wires», Ann. Phys. (Leipzig). 1938, 32, p. 353.
374. Watson, С J.: «Electrical Oscillations on Helices», Electrician,
1908, 60, p. 434.
375. S i n g h, A.: «Theoretical Analysis of an Interdigital Resonator with
Radial Vanes», Proc. I. E. E., 1962, 109B, p. 145.
376. Walker Q. В., and E n g 1 e f i e 1 d, С G.: «An Apparent Ano-
Anomaly in fhe Croup and Energy Velocity in a Dielectrically Loaded
Slow-Wave Structure», Trans. I.R.E., 1962, MTT-10. p. 30.
377. Barlow, H. E. M., and Brown, J.: «Radio Surface Waves»
(University Press, Oxford, 1962).
378. Subranmanyam, V.: «Propagation of Microwaves on a Single
Wire: Part 3», J Indian. Inst. Sci, 1962, 44, p. 27.
379. W a 1 d г о n, R. «Properties of Ferrite-Loaded Cylindrical Wavegui-
Waveguides in fhe Neighbourhood of Cut-off», Proc. I. E. E., 1962, 109B, p. 90.
*380. К о v a 1 e n к о, E. S., and К о v a 1 e n к o, V. S.: «The Theory of
a Diaphragm-Loaded Waveguide of Rectangular Cross Section», Izv.
vyssh. uch. Zav. Radiotekhnika, 1961, 4, p. 11.
381. A n g u 1 о, С M., and С h a n g, W. S. C: «The Launching of Surface
Waves by a Magnetic Line Source», Proc. I.E.E., 1961, 108C, p. 187.
4. A x и е з е р А. И., Ф а й н б е р г Я- Б. Медленные электромагнит-
электромагнитные волны. УФН, 1951, т. 14, вып. Д., стр. 321.
11. Анисимов Е. В., Советов Н. М. Распространение электро-
электромагнит н ых волн вдоль ленточной спирали, помещенной внутри
круглого волновода. ЖТФ, 1955, т. 25, стр. 1965.
13. А р м а н д Н. А. Распространение поверхностных электромагнитных
волн вдоль многопроводной системы . ЖТФ, 1959, т. 29, стр. 107.
24. Б а р л о у. Поверхностные волны. сРадиотехника и электроника за
рубежом», 1959, вып. 1 D9), стр. 189—194.
27. Б е р е з и н А. К., 3 е й д л и ц П. М., Некрашевич А. М.,
Силенок Г. А. Определение дисперсионной зависимости волно-
волновода со спиралью. ЖТФ, 1959, т. 29, вып. 7. стр. 808.
28. Берез и н А. К., Зейдлиц П. М., Некрашевич А. М.,
Скоблин И. П. Экспериментальное исследование дисперсионной
зависимости волновода с двойной модифицированной спиралью. ЖТФ,
1959 т. 29. стр. 815.
615

30. Беспалов В. И., Гапонов А. В. Влияние малых неоднород-
ностей на распространение электромагнитных волн в периодических
структурах. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, стр. 772.
44. Булгаков Б. М., Шестопалов В. П. Влияние магннто-
диэлектрическнх сред на распространение электромагнитных волн в
спиральном волноводе, помещенном в магнитном диэлектрике. Изв.
АН СССР, 1959, № 4, стр. 166.
85. Д е р ю г и и Л. Н., Трунова Н. В. Свойства симметричной
замедляющей системы с тремя каналами. «Радиотехника», 1959, т. 14,
№ 3, стр. 28.
93. Э л л и о т. Теория плоских ребристых поверхностей. «Вопросы радио-
радиолокационной техники», 1955, вып. 5 B9), стр. 40—58.
94. Эллиот. Азимутальные повехностные волны на круглом цнлнндре.
«Вопросы радиолокационной техники», 1955, вып. 6C0), стр. 41—54.
98. Ф е л ь д Я. Н. О бесконечных системах линейных алгебраических
уравнений, связанных с задачами о полубесконечных периодических
структурах. ДАН СССР, 1955, т. 102, № 2, стр. 257.
109. Гинцбург М. А. Поверхностные волны на границе гиротропной
среды. ЖЭТФ, 1958, т. 34, стр. 1635.
164. К а р а с е в М. Д., Апанасенко В. А. Получение поверхност-
поверхностных волн, распространяющихся вдоль одиночного цилиндрического про-
провода. ЖТФ, 1954, т. 24, вып. 4, стр. 662.
181. Кирюшин В. П. О влиянии диэлектрика на фазовые постоянные
пространственных гармоник спирали. «Радиотехника и электроника»,
1957. т. 2, стр. 901.
186. Коган С. X. Распространение волн вдоль бесконечной спирали.
ДАН СССР, 1949, т. 66, № 5, стр. 867.
187. Коган С. X. Возбуждение спиральной линии. ДАН СССР, 1950,
т. 74, № 3, стр. 489.
188. Коган С. X. К теории спиральных линий. ДАН СССР, 1956, т. 107,
стр. 541.
189. Коган С. X. Затуханиеэлектромагнитиых волн, распространяющих-
распространяющихся вдоль проволочной спиральной линии. «Радиотехника и электро-
электроника», 1959, т. 4, вып. 2, стр. 181.
202. Лошаков Л. Н., О л ь д ер о г г е Е. Б. Быстрые волны в коак-
коаксиальной спиральной линии. «Радиотехника», 1957, т. 12, № 6, стр. 25.
209. Михайловский В. С. К теории двухспиральнон коаксиальной
линии. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, стр. 1309.
210. Миллер М. А. Распространение электромагнитных волн над пло-
плоской поверхностью с анизотропными однородными граничными услови-
условиями. ДАН СССР, 1952, т. 87, № 4, стр. 571.
211. М и л л е р М. А. Поверхностные электромагнитные волны в прямо-
прямоугольных канавках ЖТФ, 1955, т. 25, стр. 1972.
212. М и л л е р М. А., Таланов В. И. Поверхностные электромагнит-
электромагнитные волны, направляемые границей с малой кривизной. ЖТФ, 1956,
т. 26, вып. 12, стр. 2755.
216. Мириманов Р. Г., Жилейко Г. И. 05 одном новом типе
диафрагмированного волновода. «Радиотехника и электроника», 1956,
т. 1, стр. 1374.
217. Мириманов Р. Г., Аннсимова Ю. В. Круглый волновод,
частично заполненный ферритом, как замедляющая система. «Радиотех-
«Радиотехника и электроника», 1957, т. 2, стр. 843.
269. Сенсипер. Распространение электромагнитных воли в спиральных
системах. «Вопросы радиолокационной техники», 1955, вып. 5B9),
стр. 109—131.
274. ШаршановА. А., Степанов К- Н. О распространении элек-
электромагнитных волн в волноводах, близких к периодическим. ЖТФ,
1957, т. 27, стр. 1474.
275. Шестопалов В. П. К теории волновода со спиралью, частично
616

заполненного диэлектриком. Случай произвольных диэлектрических
нроницаемостей. ЖТФ, 1952, т. 22, вып. 3, стр. 414.
276. Ш е с т о п а л о и В. П., Кондратьев Б. В. Пространственный
резонанс п спиральном нолноноде, помещенном is магннтодлэлектрчес-
кую среду. ДАН СССР, 1959, т. 125, № 4, стр. 794.
278. Силенок Г. А., Березин А. К-, Зейдлиц Т. М., Н е-
крашевич A.M. Экспериментальное исследование эффективности
волновода со спиралью. ЖТФ, 1959, т. 29, стр. 946.
283 Смирнов Н. Н. Распространение волн вдоль бесконечно длинной
спирали. ДАН СССР, 1956, т. 108, № 2, стр. 243.
284 Смирнов Н. Н. Дисперсионные свойства многозаходных спиралей.
ДАН СССР, 1956, т. 110, № 2, стр. 212.
285. Сморгонский В. Я. Расчет фазовой и групповой скорости поверх-
поверхностных волн. «Радиотехника», т. 10, № 5, стр. 25.
287. Соловьев Е. Г. Круглый и прямоугольный волноводы с продоль-
продольными диафрагмами. ЖТФ, 1955, т. 25, стр. 707.
288. Соловьев Е. Г. Распространение электромагнитных волн между
. двумя круговыми цилиндрическими поверхностями при наличии продоль-
продольных периодически расположенных диафрагм. «Радиотехника», 1956,
т, 11, № 1, стр. 57.
289. Соловьев Е. Г., Белоус Л. В. К теории спиральной линии,
окруженной цилиндрической полупроводящей оболочкой. «Радиотех-
«Радиотехника», 1956, т. 11, № 4, стр. 31.
291. Советов Н. М. К вопросу о дисперсионных свойствах секциони-
секционированного волновода. ЖТФ, 1954, т. 24, вып. 10, стр. 1907.
307. Цимринг Ш. Е. Вариационный метод расчета волноводов с пери-
периодическими неоднородностями, ч. I и П. «Радиотехника и электротех-
электротехника», 1957, т. 2, вып. 1, стр. 3; 1957, т. 2, вып. 8, стр. 969.
316. В а й нш те й н Л. А. Поверхностные электромагнитные волны над
гребенчатой структурой. ЖТФ, 1956, т. 26, вып. 2, стр. 385.
317. В а к и н С. А. Распространение электромагнитных волн вдоль беско-
бесконечной спиральной щели. ДАН СССР, 1952, т. 84, № 1, стр. 37.
348. Чиркин Н. М. К вопросу о дисперсионных свойствах коаксиаль-
коаксиального волновода, оба проводника которого загружены дисками. «Радио-
«Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, стр. 126.
349. Шестопалов В. П., Слюсарскнй В. А. Исследование
замедляющих систем типа спираль-анизотропный диэлектрик н спираль-
ребристая структура. ЖТФ, 1959, т. 29, стр. 1317.
351. Гутман А. Л. Резонансные области в волноводах с плавным измене-
изменением сечения. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 12,
стр. 2020.
357. Леонтьева Р. М. Продольные электрические волны в периодически
диафрагмированном прямоугольном волноводе. «Радиотехника», 1957,
т. 12. № 12, стр. 36.
358. Мириманов Р. Г., Жилейко Г. И. Анализ некоторых типов
диафрагмированных волноводов. «Радиотехника н электроника», 1957,
т. 2, стр. 172.
359. С у ч к и н Г. Л. О пространственных гармониках и собственных вол-
волнах периодического волновода. ЖТФ, 1958, т. 28, стр. 1126.
360. Лошаков Л. Н. Поверхностные волны типа Е в круглом волноводе.
«Радиотехника», 1958, т. 13, № 9, стр. 3.
366. Керженцева Н. П. О прохождении волны Hoi через изогнутый
спиральный волновод. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, стр. 337.
370. Мировицкнй Д. И., В а л е е в Г. Г. Направленные ответви-
тели поверхностной волны. «Радиотехника и электроника», 1960,т. 5,
стр. 1078.
380. Коваленко Е. С, Коваленко В. С. К теории диафрагми-
диафрагмированного волновода прямоугольного сечения. «Известия вузов», Радио-
Радиотехника, 1961, 4, № 1, стр. 11.

ГЛАВА 11
ЛАМПЫ С СЕТОЧНЫМ УПРАВЛЕНИЕМ И ЛАМПЫ
С ПРОСТРАНСТВЕННЫМ ЗАРЯДОМ
11.1. ОБЩИЕ ПРИНЦИПЫ ДЕЙСТВИЯ
11.1.1. Рабочие параметры
На сверхвысоких частотах применяются как обычные электрон-
электронные вакуумные лампы, так и лампы специального вида [186, 187,
204, 353, 527], представляющие особый интерес для этих частот.
Усиление может осуществляться при высоком уровне мощности
(например, для повышения передаваемой мощности) или при низком
уровне (для обеспечения возможности детектирования слабых сиг-
сигналов). При этом желательно иметь малый уровень собственных
шумов. В обоих случаях требуется равномерное усиление в задан-
заданной полосе частот. Такие усилители можно применять для генера-
генерации мощности; они будут работать как генераторы с самовозбужде-
самовозбуждением, если на вход подать сигнал обратной связи с правильно подо-
подобранными фазой и амплитудой.
Лампы с сеточным управлением, работающие на сверхвысоких
частотах, подвержены действию трех главных эффектов.
Первый эффект обусловлен межэлектродной емкостью; если
эта емкость объединяется с индуктивностью, то напряжение на вы-
выходе равно
Усиление, определяемое формулой
8у =
L2)
618

уменьшается на 3 дб от резонансного значения при частотах, удов-
удовлетворяющих уравнению
Поэтому ширина полосы пропускания
Произведение gvrfb, называемое показателем качества, может
применяться для характеристики многих типов ламп. Для лампы
6АК5, типичного пальчикового пентода, его значение равно 4-108 гц.
Второй эффект [551] обусловлен индуктивностью катодного
вывода и емкостью сетка — катод; определяемая ими проводимость
входа (?>2GmLcCcg лампы 6АК5 на частоте 200 Мгц составляет около
0,6 ммо. Этот эффект может быть уменьшен путем подключения {380]
соответствующей индуктивности к выводу экранирующей сетки
или использования раздельных выводов катода во входном и вы-
выходном контурах.
Третий эффект обусловлен временем пролета электронов [550,
553], которое в стационарном режиме составляет
t = 6,7 (wgc/Jcf ¦ 10~8 сек. ^1 -5)
При расстоянии 0,05 см и плотности тока с катода в 1 а/см2
время пролета, равное 2,5-10~10 сек, составляет четверть периода
для частоты 900 Мгц. Если время пролета между сеткой и катодом
равно существенной части периода высокочастотного колебания,
то в сеточном контуре может поглощаться мощность даже при от-
отсутствии электронного тока.
Входная проводимость, обусловленная этой мощностью, про-
пропорциональна Gmt2f2 и для лампы 6АК5 на частоте 200 Мгц состав-
составляет 0,18 ммо. Этот эффект несколько видоизменяется при наличии
сигнала с большой амплитудой [196]. Расширение области приме-
применения электронных ламп на сверхвысокие частоты вначале вело
к развитию [548] улучшенных типов ламп [571, 573], включая трио-
триоды [549, 572] и тетроды [554], в то время как в качестве радиочастот-
радиочастотных контуров [552] стали применяться объемные резонаторы [559,
565]. В экспериментальных лампах новых типов использовались
принципы действия диодов [556, 567], отклонение пучка [569]
и работа с тормозящим полем [555, 557, 558].
Частота колебаний генераторов диапазона сверхвысоких частот
имеет нестабильный характер. Изменение частоты, вызываемое пе-
перепадом температуры окружающей среды, на частоте 3 Ггц для
медного объемного резонатора составляет около 1 Мгц на каждые
20° С. Поскольку- частота зависит от отношения электронной про-
проводимости к действующей емкости резонансного контура, то она
619

меняется с изменением напряжения на электродах; это так назы-
называемое электронное смещение частоты.
Изменение частоты, обусловленное нагрузкой, может быть ис-
исследовано с помощью эквивалентной схемы, приведенной на
рис. 11.1, а. Резонансный контур, связанный с лампой, характери-
характеризуется величинами L2, С и R, а связь с нагрузкой — величинами
L ]И М. На рис. 11, 1, б приведена упрощенная схема в предполо-
предположении идеального трансформатора с коэффициентом трансформа-
трансформации 1 : L2/M, с индуктивностью bJl — Lj72)> включенной после-
последовательно с первичной обмоткой, и с индуктивностью Z-2, включен-
{1L6)
Нагрузка Выходная Резонансный Электронный
сОпь контур пучои
а) Б)
Рис. 11.1. Эквивалентная схема СВЧ генератора:
а —эквивалентная схема; б —упрощенная эквивалентная схема.
ной параллельно вторичной обмотке. Приведенное сопротивление
нагрузки.
Для частот, близких к резонансной, полная электронная про-
проводимость равна
Y —
ZL+
М2
?Г (?+"«
где 6 =
Подставив в уравнение A1.7)
имеем
A1.8)
A1.9)
При отсутствии колебаний в лампе Ye равно нулю и параметры
контура и связь с нагрузкой могут быть определены [132] изме-
измерением Zt — так называемого «холодного» импеданса.
В диапазоне сверхвысоких частот мощность на выходе и частота
электронного генератора обычно зависят от амплитуды и фазы ко-
620

эффициента отражения нагрузки и часто представляются с по-
помощью круговой диаграммы или диаграммы Рике. Типичная диа-
диаграмма приведена на рис. 11.2,а, откуда можно видеть, что нагрузка
с постоянным КСВН, но с переменной фазой вызывает периодиче-
периодическое изменение частоты, которое мало в верхней части диаграммы,
но значительно больше в нижней. Действие длинной линии пере-
передачи можно учесть, вращая каждую точку диаграммы на соответ-
соответствующий угол по часовой стрелке или против нее.
Из рис. 11.2, б, на котором учтено действие передающей линии
с длиной, равной десяти длинам волн, видно, как сильно изменяется
нижняя часть диаграммы. Для некоторых значений коэффициентов
К нагрузке
К нагрузке
Линии постоянной
мощности
Линии постоянной
иостоты
6)
Рис.11. 2. Типичные зависимости мощности от частоты.
Изменения мощности Р выражены в значениях максимальной мощности, а девиации
частоты Af отсчитываются от среднего значения /0:
а —нагрузка находится непосредственно около генератора; б —нагрузка удалена от
генератора на 10 длин волн.
отражения колебания невозможны, тогда как при других величинах
происходят скачки частоты колебаний. Эти нежелательные эффекты,
обусловленные длинными линиями, могут быть уменьшены с по-
помощью невзаимных ферритовых устройств [88], описанных в гл. 8.
11.1.2. Лампы с сеточным управлением
Лампы с сеточным управлением, применяемые в низкочастот-
низкочастотной части диапазона сверхвысоких частот, обычно представляют
собой триоды и тетроды. Добавление антидинатронной сетки, свой-
свойственной пентоду, не дает никаких преимуществ, поскольку при
работе лампы в оптимальном режиме выходное высокочастотное
напряжение относительно мало. На высоких частотах удобнее ра-
работать с усовершенствованными схемами, такими, как распреде-
распределенные усилители [47]. Триоды [8,535] независимо от того, дей-
действуют ли они в режиме усиления сильных или слабых сигналов,
обычно используются в схеме с заземленной сеткой [143, 217, 320,
621

461], где обратная связь осуществляется только через малую ем-
емкость анод — катод. Например, пальчиковый триод 6AJ4 при ра-
работе по такой схеме [203] дает усиление б дб на частоте 900 Мгц
при ширине полосы пропускания 10 Мгц. Следует заметить, что
тетроды предпочтительнее [205] при частотах ниже 1 Ггц, а триоды—
при более высоких частотах.
Электроды в лампах с сеточным управлением [451 ] могут быть
цилиндрическими или плоскими [121, 326]; для уменьшения их ин-
индуктивности выводы из вакуумного баллона делаются дисковыми.
В маячковом триоде 2С40, пригодном для работы [272] на частотах
до 3 Ггц, диаметры электродов равны 4,57 мм, а расстояния сетка —
Вывод
сетки
I Катодный.
I цилиндр
, Вывод
анода
J
¦Вывод зонда
I
Поршень
Изолирую- I
иций диск
Рис. 11.3. Маячковый триод с гибридным резонатором для частоты 2 Ггц.
Цилиндры имеют пружинные пальцевые контакты. (См. [180].)
катод и сетка — анод соответственно 0,1 и 0,3 мм. Другая лампа
[322] имеет площадь катода, равную 0,2 см2, и расстояние сетка —
катод (в холодной лампе) 20 мкм; сетка ее состоит из параллельных
вольфрамовых проволочек диаметром 7 мкм, отстоящих друг от
друга на 25 мкм, а диаметр анода равен 4,5 мм. Эта лампа дает уси-
усиление 17 дб на частоте 4 Ггц при ширине полосы пропускания
110 Мгц, а, работая в качестве генератора, она отдает мощность
150 мет на частоте 6 Ггц. Триоды для частот до 10 Ггц могут при-
применяться [22] в схемах как с сосредоточенными, так и с распределен-
распределенными элементами.
Лампы с сеточным управлением обычно конструируются в ко-
коаксиальном варианте [23, 24, 93, 43, 440). Было разработано не-
несколько различных видов компановки [156, 175, 354]; на рис. 11.3
показана, например, триодная схема с гибридным резонатором [180].
Радиальная компановка и волноводные резонаторы применяются
на более высоких частотах. В одной из таких конструкций [381]
кольцеобразный резонатор возбуждался одновременно большим
количеством ламп, размещенных симметрично относительно оси.
При использовании 14 триодов 2С39 на частоте 1 Ггц была полу-
получена выходная мощность величиной 500 вт. Маленькие плоские
триоды обладают [289, 331 ] крутизной 0,05 мо, давая усиление
622

10 дб на частоте 1 Ггц. Усилители слабых сигналов конструируются
на стержневых триодах [184], а также и на других лампах [74,
155, 337, 389]. При средних и больших значениях [211, 339] вы-
выходная мощность прежде всего ограничена размерами ламп, кото-
которые в свою очередь связаны с рабочей частотой, а также анодным
к.п.д. и допустимой мощностью рассеяния анода. При максималь-
вых размерах, совместимых с удовлетворительной работой лампы,
ныходная мощность равна
Р.ш = 0,015 рРаГ^-, A1.10)
где / выражено в гигагерцах.
Например, тетрод на частоте 0,9 Ггц будет отдавать выходную
мощность 12,5 кет при коэффициенте усиления 20 и к.п.д. 40%,
работая с широкой полосой пропускания. Триод на той же частоте
при к.п.д. 50%, плотности тока с катода 1 а/см2 и рассеянии на
аноде 500 вт/см2 имел бы выходную мощность 90 кет при ширине
полосы пропускания 8 Мгц.
Мощный лучевой тетрод, работающий на частоте около 500 Мгц,
состоит [30, 31] из расположенного в центре цилиндрического ано-
анода, окруженного решеткой из 40 элементов, каждый из которых
содержит управляющую и экранирующую сетку и катод. В такой
системе может возникнуть взаимодействующее распределение элект-
электрического поля вида ТЕ1Ь которое приведет к уменьшению выходной
мощности; от этого эффекта избавляются путем балансировки с по-
помощью внешних подстроечных конденсаторов. При работе лампы
в режиме усиления класса В и анодном питании 8,25 кв, 8 а и по-
потреблении в цепи сетки 900 вт полезная выходная мощность со-
составила 27 кет при к.п.д. 41%. Модифицированная лампа с удли-
удлиненным баллоном имела выходную мощность 100 кет при к.п.д.
70% и анодном напряжении 16 кв.
Дальнейшее развитие [51, 110, 123, 246] триодов средней мощ-
мощности привело к созданию ламп, перестраиваемых в диапазоне
3,8—4,2 Ггц, имеющих коэффициент усиления 4, выходную мощ-
мощность 10 вт и ширину полосы пропускания 100 Мгц. Были разра-
разработаны триоды [435] для работы в качестве генераторов высокой
стабильности.
11.2. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ПУЧКА И РЕЗОНАТОРА
11.2.1. Волны пространственного заряда
Тонкс и Лэнгмюр 1449] впервые показали, что в электронной
плазме, или пучке, могут возбуждаться волны пространственного
заряда электромеханической природы. Энергия здесь имеет две
формы: а) электростатическую, которая является по своей природе
емкостной и связана с группированием электронов; б) кинетическую,
являющуюся индуктивной и связанной с разностью скоростей
623

электронов. Теория таких волн показывает [179, 286, 383, 413], что
могут распространяться типы волн как ТЕ, так и ТМ, но только
волны ТМ приводят к аксиальному группированию электронов.
Если в электронном пучке возбуждены волны пространственного
заряда малой амплитуды, то мы имеем
A1.11)
, A1.12)
где
(/co-t;oYJ = -g-. A1.13)
При отсутствии внешних полей действительная часть y мала,
в результате чего / и v меняются во времени и вдоль пучка сину-
синусоидально. Возможные значения у, полученные путем решения
уравнения A1.13), равны
где
В конечном пучке, ограниченном проводниками [342], плаз-
плазменная частота уменьшается пропорционально множителю s, ко-
который был вычислен [52] для пучков различных геометрий.
Уравнение A1.14) описывает две волны, распространяющиеся
с фазовыми скоростями ~ , одна из которых несколько больше,
а другая несколько меньше скорости электронного пучка. Группо-
Групповые скорости волн одинаковы и равны скорости пучка.
Движение электронов, поскольку это касается энергии, может
быть заменено кинетической разностью потенциалов
^. A1.16)
Действительный поток мощности в пучке [282], равен
P=X^{hVl + l\Vh). A1.17)
Отношение V& и /х представляет собой волновое сопротивление.
Поскольку
±mv20 = eV0, A1.18)
624

то сопротивления быстрой и медленной волн равны соответственно
Z,r-^-+2o,p^-, A1.19)
Vks VQ
Z,s=-p- = -2(op^-. A1.20)
'i °''o
Электронный пучок ведет себя подобно линии передачи [44]
п к нему применимы соотношения преобразования сопротивлений,
выведенные в разд. 2.1.
Поскольку Zes отрицательно, топоток мощности [282, 533] вдоль
пучка тоже отрицателен, групповая скорость положительна и,
следовательно, запасенная энергия должна быть отрицательна.
[472, 473]. Объясняется это тем, что плотность заряда максимальна
в местах, где скорость меньше средней, и минимальна в местах с наи-
наибольшей скоростью. Противоположные условия получаются для
быстрой волны, поэтому для нее поток энергии положителен и энер-
энергия накапливается в пучке. На практике электронные пучки обла-
обладают аксиальной симметрией и удерживаются при помощи про-
продольного магнитного поля. Условия распространения волн про-
пространственного заряда в этом случае видоизменяются [259, 388, 561 ].
11.2.2. Усилительные клистроны
Клистрон построен на принципе взаимодействия электронного
пучка и резонатора [570]. Во многих оригинальных работах
используется баллистический метод рассмотрения [14, 144, 145,
481, 491, 563, 566, 574, 576, 577, 578, 579], но значительно более
точные результаты могут быть получены из теории волн простран-
пространственного заряда [568]. Лампы с радиальными пучками и кольце-
кольцевыми резонаторами описаны в [278]; клистрон обычно имеет акси-
аксиальное устройство, показанное на рис. 11.4. Во входном резонаторе
возбуждаются быстрые и медленные волны, которые осуществляют
модуляцию тока пучка с равными амплитудами, но противополож-
противоположными фазами, в результате чего взаимно уничтожаются; модуляции
же скорости пучка происходят с одинаковыми амплитудами и фа-
фазами, и поэтому они складываются. Если Vi С Vo — высокочастот-
высокочастотное напряжение в зазоре резонатора, то начальная скорость элек-
электронов запишется
Промодулированный по скорости пучок попадает в пространство
дрейфа, свободное от полей, где происходит изменение разности фаз
быстрой и медленной волн, что приводит [181] к модуляции пучка
по току
§25

При этом происходит пространственная группировка пучка, как
это показано на рис. 11.5. Первый и наибольший максимум тока,
как видно из уравнения A1.22), находится на расстоянии четверти
длины волны.
Если выходной резонатор помещен в этом месте, то его поле
возбуждает другую пару волн пространственного заряда, причем
их фазы таковы, что две быстрые волны взаимно уничтожаются,
а две медленные волны складываются. Таким образом, на выходе
... . . второго резонатора энер-
3M"ZT'a /ез?а°тиор решаТор гия пучка меньше на ве-
, личину поглощенной во
/ втором резонаторе полез-
сПтео7р!йфа ной выходнойэнергии Как
" показал Вебстер I497J, вы-
коллектор сокочастотный ток пучка
состоит из бесконечною
числа синусоидальных
гармоник частоты напря-
напряжения, приложенного к
группирователю [301, 344,
345].
Амплитуда основной
компоненты равна
Сетка
Катод \
h = 2/0
1 . ш»
sin— z
A1.23)
Рис. 11.4. Типичный усилительный кли-
клистрон.
Скорость электронов на входе группирователя Член ЗЭКЛЮЧеННЫЙ В
г =Bevo/mJ"' скобках, представляет со-
собой параметр группи-
группирования и в случае пучка малой плотности равен 1,84 для первого
максимума тока. При оптимальной группировке максимальный
к.п.д. составляет 58,4%. Если параметр группирования равен 3,83,
то мощность основной компоненты равна нулю. Указанные резуль-
результаты видоизменяются при наличии пространственного заряда [21,
136, 487, 562, 564] и фокусирующего магнитного поля [79].
В случае больших амплитуд сигнала [434, 493] высокочастот-
высокочастотное выходное напряжение в зазоре близко к Vo, и поэтому при раз-
разработке клистрона движение нескольких электронов с различными
фазами на входе обычно рассчитывают численными методами.
В дрейфовом пространстве может быть размещен промежуточный
резонатор для получения дополнительного каскада усиления. Ток,
индуцированный в этом резонаторе сгруппированным пучком, воз-
возбуждает высокочастотное поле, которое в свою очередь приводит
к дополнительной модуляции пучка по скорости. Увеличение пути
пролета накладывает дополнительные требования на фокусировку
пучка, но при этом увеличивается усиление и теоретическое значе-

ние к.п.д., достигает 80%. Клистроны с тремя или более резона-
резонаторами при соответствующей настройке каждого резонатора могут
иметь широкополосную частотную характеристику [114, 513], Для
получения высокого к.и.д. была предпринята попытка исполь-
использовать связанные резонаторы, с тем чтобы иметь несинусоидальную
группировку [172].
Недавно появились сообщения о новых успехах в разработке
клистронных усилителей [17, 65, 66, 96, 274, 393, 432, 448, 462,
583]. Опубликованы описания двухрезонаторных клистронов [297],
в том числе лампы [55] с рабочей частотой 35 Ггц. Многорезонатор-
ные клистроны отдают [89, 273] выходную мощность 1 кет на
1121
Zjt
Время
Рис. 11.5. Группирование электронов, вызванное модуляцией
по скорости:
а —контур наибольшего к. п. д.; б — контур нулевой частоты.
частоте 10 Ггц; для работы на этой частоте была создана лампа
с пятью резонаторами [75]. Четырехрезонаторная лампа при ра-
рабочем напряжении 28 кв имела [256] выходную мощность 25 кет
на частоте 2,9 Ггц. При синхронной настройке резонаторов усиле-
усиление равнялось 60 дб, в то время как при соответствующей расстройке
оно составляло 29 дб, если ширина полосы пропускания была
51 Мгц. На частоте 1 Ггц трехрезонаторный клистрон [382] имеет
выходную мощность 5 кет при к.п.д. 30—40% и усилении 20—
30 дб.
Очень высокие значения мощности в импульсе получены с кли-
стронными усилителями [82, 257, 271, 336], работающими при та-
таких больших рабочих напряжениях, что для детальной разработки
клистронов [20] необходимо учитывать релятивистские эффекты.
Так, трехрезонаторная лампа [80] с входными параметрами пучка
370 кв и 190 а вырабатывает импульсы мощностью 30 Мет; дли-
длительность их составляет 1 мкеек при к.п.д. 43% и частоте 2,857 Ггц
с диапазоном перестройки 100 Мгц. Мощность подогревателя равна
800em. У аналогичных ламп, работающих на частотах 10 и 1 Ггц,
импульсная выходная мощность равняется 1—3 Мет, средняя мощ-
627

ность 1—8 кет и усиление 30—40 дб; частота перестраивается меха-
механически в диапазоне 15% основной частоты.
Произведение усиления на ширину полосы пропускания клн-
стропного усилителя при заданном числе резонаторов определяется,
главным образом, отношением волнового сопротивления резонато-
резонаторов к волновому сопротивлению электронного пучка. Поскольку
эти сопротивления практически ограничены, то было рассмотрено
[324] несколько проектов гибридных ламп для работы при больших
мощностях. Эти проекты включали использование спиральной
структуры в качестве входного распределенного группирователя
[479] и связанных резонаторов для отвода мощности [546]. Экспери-
Экспериментальная лампа [525] с дисковыми нагрузками выходной системы
отдает 375 кет мощности на частоте 9 Ггц при ширине полосы про-
пропускания 200 Мгц и к.п.д. 17%. Некоторое улучшение характе-
характеристик двухрезонаторных ламп было достигнуто за счет вспомога-
вспомогательной спирали, которая возбуждается с помощью входного ис-
источника.
Резонаторы ламп [529] с большой импульсной мощностью, ра-
работающие на частоте 3 Ггц, состоят, по существу, из отрезков за-
замедляющих систем, резонирующих с соответствующими оконечными
устройствами. Во время работы происходит взаимодействие син-
синхронного пучка с прямой волной периодической структуры. В ре-
результате были получены к. п. д. 50% и усиление 18 дб при ширине
полосы 2%. Использование этой работы [545] при создании лампы
с пятью резонаторами подтвердило, что для клистронов с распре-
распределенным взаимодействием возможно достигнуть увеличения широ-
кополосности и повышения к.п.д.
11.2.3. Отражательные клистроны
Усилительный клистрон можно превратить в генератор высоко-
высокочастотных колебаний, если часть выходной мощности подать на
входной контур и, регулируя угол пролета электронов, сделать
его равным
в* = Dя—1)J, A1.24)
где п — целое число.
Однако обычно для этой цели входной и выходной зазоры, че-
через которые осуществляется взаимодействие с пучком, совмещают
в одном резонаторе, получая отражательный клистрон, показанный
на рис. 11.6, а. Электронный пучок после первого пролета через
резонатор попадает в область торможения, поворачивается назад
с помощью отражателя [315] соответствующей формы и проходит
резонатор вторично. Максимальная мощность от вторично прохо-
проходящего сгруппированного пучка отбирается при таком угле пролета,
регулируемом напряжением на отражателе, когда электрическое
поле в зазоре имеет в этот момент наибольшее значение и направ-
направлено таким образом, что пучок тормозится.
629

Как видно из рис. 11.6, б, оптимальные значения угла пролета
равны 2я1л-1-4) и разным значениям п соответствуют различные
гармоники колебаний [180, 359, 544J.
Мощность, отбираемая резонатором от пучка при малых плот-
плотностях пространственного заряда [20, 21], равна
A1.25)
При заданных значениях 6<* и Vo выходная мощность имеет макси-
максимальное значение:
Рмакс = 0,398 -№-. A1.26)
4
Поскольку входная мощность пучка равна V0I0, то электронный
к.п.д. [275, 417] будет
Л.= ^|. (П-27)
Из уравнения A1.26) следует, что максимальная мощность на
выходе получается при малых значениях п, т. е. при наибольших
значениях отрицательного напряжения на отражателе; это хорошо
видно из рис. 11.6, в.
Влияние пространственного заряда [83] на характеристики
отражательного клистрона усложняется наличием отраженного
пучка. Общие данные об условиях работы таких ламп имеются
у многих авторов E7, 58, 157, 185, 514]. При отклонении напряже-
напряжения на отражателе от оптимального значения полная проводимость
пучка становится комплексной, и поэтому происходит изменение
частоты колебаний [41]. Это так называемая электронная настрой-
настройка, которая показана на рис. 11.6, в; легко видеть, что она сопро-
сопровождается изменением выходной мощности. Оптимальное напря-
напряжение может быть сделано постоянным при механической настройке
частоты с помощью соответствующего размещения отражателя от-
относительно резонатора [530].
Было разработано большое количество отражательных клистро-
клистронов [191, 288, 350, 355, 384]; во время проводимых на них измере-
измерениях исследовались такие параметры, как эффективность группи-
группировки пучка [28, 29], эффект гистерезиса [314] и работав импульс-
импульсном режиме [105, 450]. Для частот 2—4 Ггц резонатор обычно рас-
расположен вне самой лампы [48]. В клистронах 2К28 и CV35 от части
резонатора [349], расположенной внутри стеклянного баллона,
делаются дисковые выводы. Указанный способ позволяет работать
в широком диапазоне частот. Такие лампы с выводами для подсоеди-
подсоединения внешнего резонатора были разработаны [290, 351 ] для частот
629

a).
вплоть до 10 Ггц. Отражательные клистроны используются при
больших мощностях [312] и для синхронной работы [150].
Изготовление отражательных клистронов для воли миллиметро-
миллиметрового диапазона 1263, 264, 292] затруднительно из-за малых разме-
Отражатель Ров отдельных элемен-
элементу ^_ тов лампы. Резонатор
Резонатор \[—| обычно размещается
внутри вакуумного бал-
баллона, а выходная мощ-
мощность отводится к внеш-
внешнему волноводу через
герметически закрытое
окошко. В двух лам-
лампах, которые совместно
перекрывали диапазон
16—43 Ггц при выход-
выходной мощности 5—10 мет,
использовался резона-
резонатор типа коаксиальной
линии [209]. В конст-
конструкции отражательного
клистрона на рабочую
частоту 35 Ггц приме-
применялся [509J резонатор
для основного вида ко-
колебаний. При входных
параметрах пучка 2 кв
и Юма выходная
мощность составляла
200 мет. Помещая в
зазор резонатора управ-
управляющую сетку, рабочее
напряжение можно бы-
было снизить; в литера-
литературе описаны лампы
такого типа, работаю-
работающие на частотах 50—
60 Ггц [385]. Очень вы-
высокие частоты могут
быть получены при на-
настройке резонатора на высшие гармоники частоты группирования.
В^ большинстве отражательных клистронов механическая пере-
перестройка частоты осуществляется путем изгиба диафрагмы, являю-
являющейся одной из стенок резонатора. Например, в клистроне типа
2К25 это движение производится с помощью регулировочного вин-
винта, но в клистроне типа 2К45 оно достигается термическими мето-
методами 1359J, причем стойка, являющаяся анодом вспомогательного
триода, изменяет под действием управляющего тока свои линейные
630
25
75
100
Потенциал отражателя, 8
S)
125
Рис. 11.6. Работа отражательного клистрона:
а —типичное поперечное сечение лампы; б —опти-
—оптимальное время дрейфа; в — изменения частоты и
мощности в зависимости от потенциала на отража-
отражателе.

размеры из-за температурного расширения. Посредством биметалли-
биметаллической комбинации стойка деформирует резонатор и изменяет час-
частоту колебаний.
Клистроны, работающие с внешними резонаторами, могут быть
перестроены по частоте либо с помощью плунжеров, либо путем
использования переменной магнитной проницаемости намагничен-
намагниченных ферритов [7,68]. Например, в клистроне типа CV2164 к резо-
резонатору подсоединен волновод [160], нагруженный фгрритовым фазо-
фазовращателем. При установке оптимального (по выходной мощности)
напряжения на отражателе была достигнута перестройка по час-
частоте в диапазоне 9,2—9,8 Ггц при уровне выходной мощности 5—
25 мет.
Волновод
мощность
/
———
/
'""потенциал
Ток
—-¦
7
во
50
30%
20
Резонатор
Катод
щиипучо*
29 30 31
Частота, Ггц
32 33
Рис. 11.7. Генератор с тормозящим полем.
(См. [71].)
Видоизменением отражательного клистрона является лампа
с многократным отражением [298], в которой для увеличения
к.п.д. используется несколько пролетов электронов. Важно, ко-
конечно, чтобы хорошо сгруппированный пучок имел нужную фазу;
к.п.д. на частотах до 10 Ггц такой лампы обычно равен 20%. Ти-
Типичный клистрон с многократным отражением, работающий на
частота 3,5 Ггц, отдает 10 em выходной мощности при диапазоне
механической перестройки 300 Мгц. Другая лампа, работающая
в миллиметровом диапазоне, состоит [25, 78] по существу из кли-
клистрона, единственный резонатор которого имеет два зазора, и пла-
плавающей дрейфовой трубки. Лампа работает подобно отражатель-
отражательному клистрону; при подаче отдельного напряжения на дрейфо-
дрейфовую трубку угол пролета изменяется таким образом, что возможно
осуществить перестройку по частоте. В монотроне дрейфовая трубка
отсутствует, и группирование пучка происходит во время длитель-
длительного пролета через резонатор.
В генераторах с тормозящим полем [73, 195] группирование осу-
осуществляется в специальной области, где имеются как высокочастот-
631

ное, так и постоянное поле. Отражатель, как показанона рис. 11.7, а,
является частью резонатора, что в значительной степени упро-
упрощает конструкцию и увеличивает диапазон механической пере-
перестройки. При попадании электронов в это комбинированное иоле
модуляция но скорости, группирование и передача высокочастот-
высокочастотной энергии в контур происходят в одном и том же пространстве
взаимодействия. В лампе 171, 72], работающей на частоте 30 Ггц,
диаметр и высота резонатора равны соответственно 3,53 и 1,26 мм.
Длина коаксиальной линии составляет 2,57 мм, а ее внешний и
внутренний диаметры соответственно 1,83 и 1,64 мм. Для улучшения
фокусировки возвращающегося к аноду пучка в отражателе при-
применен остроконечный штырь, находящийся под потенциалом отра-
отражателя. Диаметр формируемого электронной пушкой пучка со-
составляет 0,254 мм с проводимостью при первеансе 3,5.Ю~6а63/2.
Из приведенной на рис. 11.7, б кривой выходной мощности видно,
что в диапазоне частот 27—33 Ггц она превышает 40 мет. У других
типов ламп мощность на выходе составляет 500 мет, причем даже
на частоте 50 Ггц она достигает 300 мет.
11.3. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ПУЧКА И КОНТУРА
11.3.1. Электронно-волновые лампы
Взаимодействие между волнами пространственного заряда
в электронных пучках может привести к нарастанию их амплитуды.
В усилительной лампе [35] с поглощающими стенками электронный
Входной Резистивиое покрытие Выходной
резонаторгш_—_, Металмчеиая\ о...„ЯЙ^.л tрезонатор
трубка
\ \ / |^ ^коллектор
Усилитель имеет
Выход
Рис. 11.8. Электроиио-волиовая лампа,
поглощающие стенкн с переменной структурой ~типа нзнтпон
(См. [372].) -
пучок окружен поглощающей пленкой, которая может иметь вид
полосок или полых трубок.
В электронно-волновой лампе, показанной на рис. 11.8, связь
со входом и выходом осуществляется при помощи объемных резо-
резонаторов. Высокочастотный сигнал возбуждает в электронном пучке,
проходящем через входной резонатор, как быструю, так и медлен-
632

ную волну. По мере распространения этих волн вдоль пучка в по-
поглощающих стенках, окружающих пучок, наводятся токи, что при-
приводит к поглощению энергии и уменьшению мощности. Поскольку
быстрая волна обладает положительной энергией, то ее амплитуда
очень быстро уменьшается до весьма малого значения. Медленная
же волна обладает отрицательной энергией, и следовательно, ам-
амплитуда ее нарастает.
В одной из ламп такого типа поглощающий слой представляет
собой нанесенный на тонкую стеклянную трубку слой окиси олова
толщиной 2,5-10~4 мм. При токе пучка 10 ма лампа с поглощающи-
поглощающими стенками обеспечивает усиление 15 дб, тогда как усиление ана-
аналогичной лампы с обычной металлической дрейфовой трубкой со-
составляет 4 дб. Было замечено, что шунтирующая емкость стеклян-
стеклянной трубки, на которую наносится покрытие, приводит к сниже-
снижению усиления. Этот эффект можно частично уменьшить либо за
счет травления стекла до толщины 0,127 мм, либо путем нанесения
[34] поглощающего покрытия на стенку, обладающую индуктив-
индуктивностью.
В лампах типа изитрон [252, 367, 372] электронный пучок на-
находится в тесном контакте с периодической структурой. Изображен-
Изображенная в средней части рис. 11.8 последовательность резонаторов на-
настроена так, что на рабочей частоте пучок обладает чисто реактив-
реактивной отрицательной проводимостью. Эффективная плазменная час-
частота становится мнимой, а постоянные распространения для бы-
быстрой и медленной волн, как это следует из уравнения A1.14),
равны между собой и определяются формулой
p.f = pM=^. A1-28)
Соответствующие волновые сопротивления равны
Поток мощности вдоль пучка, определяемый по формуле
A1.29)
A1.30)
существует только в том случае, когда имеются обе волны. Эти
волны изменяют свою амплитуду с расстоянием, причем одна из
них нарастает, другая затухает, но так, что произведение /if/is
остается постоянным. Отсюда при соответствующим образом подоб-
подобранной связи со входом и выходом нарастающая волна может
усиливать сигналы диапазона сверхвысоких частот.
Кроме того, был предложен способ усиления сигналов [206,
356], при котором волновое сопротивление меняется периодически
вдоль пучка. При этом возникают полосы частот непропускания
21В. Зак. 880 ' 633

[115, 5861, когда длины секций удовлетворяют следующим усло-
условиям:
A1.33)
где индексами А и В отмечаются параметры чередующихся секций.
Эти полосы непропускания характеризуются [372] нарастаю-
нарастающими и затухающими волнами. Такое усиление волн пространст-
пространственного заряда можно исследовать 120, 231], если ввести резкие
скачки модуляции скорости или тока пучка. Из уравнений A1.19)
и A1.20) видно, что импеданс пучка можно изменить путем варьиро-
варьирования ускоряющего напряжения или частоты плазмы за счет изме-
изменения плотности тока или множителя s.
В лампе со скачками скорости, показанной на рис. 11.9, уси-
усиление создается за счет изменения потенциала пучка. Электронный
пучок окружен рядом металлических цилиндров, длина которых
подобрана соответствующим образом. Цилиндры через один нахо-
находятся под равными потенциалами. В местах увеличения потенциала
скачком флюктуация скорости электронов увеличивается пропор-
пропорционально корню квадратному из отношения напряжений. Умень-
Уменьшение потенциала скачком происходит в местах, где модуляция по
скорости равна нулю и, следовательно, никаких изменений не на-
наблюдается. Одна из ламп такого типа, в которой для связи со входом
и выходом использовались спирали, давала усиление входного сиг-
сигнала 20 дб на частоте 2,89 Ггц при потенциалах цилиндров 66
и 680 в.
В усилителях со ступенчатыми или пульсирующими стенками
134] импеданс пучка изменялся путем вариации радиуса дрейфовой
трубки. Если трубка расширяется в местах максимума тока, то ко-
I А\ П
рень квадратный из тока увеличивается пропорционально I ~ . При
V В1
шести четвертьволновых секциях лампа [36] давала усиление
19—25 дб в диапазоне частот 2,3—1,8 Ггц.
В лампах с зубчатым пучком [300, 303] изменяется радиус элект-
электронного пучка. Теория малых сигналов [403] показывает, что плот-
плотность высокочастотного тока в таком пучке можно увеличить,
если обеспечить малую проводимость пучка по постоянному току
в области группирования и высокую проводимость в области раз-
разгруппирования. Экспериментальные лампы работают на частотах
1—4 Ггц. Зубчатая форма пучка создавалась при внезапном вве-
введении его в продольное магнитное поле с радиусом, отличным от
значения радиуса точного равновесия.
Гаев [176, 177] показал, что если смешать два электронных
пучка, движущихся с разными скоростями, то можно получить уси-
усиление. При этом необходимо [16, 227], чтобы функция распределе-
634

ния по скоростям смешанного пучка обладала отчетливо выражен-
выраженными пиками. Условие, при котором наблюдается усиление, состоит
в приближенном равенстве скоростей медленной волны быстрого
пучка и быстрой волны медленного пучка.
Рассмотрим работу двухлучевой лампы [199, 325, 364, 374],
обозначив средние скорости пучков через voa, vqB, а плазмен-
Входной резонатор ..„„,„,, „ - „ . Выходной резонатор
Цилиндрический Электронный ¦
Рис. 11.9. Усилитель с волнами пространственного заряда.
Наличие областей с разными потенциалами приводит к иарпстанию и затуханию воли.
(См. [372].)
ные частоты через (арА, арв- При этом постоянная распростране-
распространения [181] определяется из уравнения
— 1
(/'¦' - t>OA TJ ' (/ш - v0B TJ ¦
Решение уравнения A1.34) получается в виде
, . (о
Y = « + / —,
A1.34)
A1.35)
где vom — среднее арифметическое скоростей двух пучков.
Пусть
V0A =
и vnR=vOm — б;
A1.36)
еСЛИ ПрИ ЭТОМ б<^?.'оЛ ИЛИ Vqb, ТО (йрд=(йрв = (йр.
Тогда уравнение A1.35) принимает вид
wo \ 2
— 1 + 1 Ч
]*}», A1-37)
из которого следует, что оно описывает четыре возможных волны.
Уравнение A1.37) показывает зависимость постоянной распро-
распространения четырех волн от средней скорости пучков, плотности за-
шЬ .—
ряда, разницы скоростей и частоты. Если параметр ш v >]/ 2, то все
р О/Л
21В*
635

четыре значения а чисто мнимые, т. е. все волны распространяются
без затухания, две волны быстрее vom, две волны медленнее vQm.
@0
В случае больших значений тока пучка, когда ~"
р От
2, два из
возможных значений а действительны, при этом одно значение поло-
положительно, другое отрицательно. Когда а отрицательно, то волна
экспоненциально возрастает с расстоянием вдоль пучка. Более под-
подробно двухлучевые усилители рассмотрены в работах [287, 341,
346, 358], а результаты экспериментов приведены в [3].
11.3.2. Лампы с бегущей волной
Под лампами с бегущей волной здесь подразумеваются такие уст-
устройства, в которых усиление происходит за счет взаимодействия
электронного пучка с основной пространственной гармоникой пе-
периодической замедляющей структуры. Лампы такого типа впервые
были описаны Компфнером [248—251] и Пирсом [361, 366, 367],
Фокуси-
Фокусирующий
злектрод
Выходной
Волновод
Коллектор
Катод
Стеклянная
трубка
Электронный
пучок
Рис. 11.10. Лампа бегущей волны со спиралью.
Волна распространяется вдоль спирали слева направо.
а в дальнейшем более подробно рассмотрены в работах [109, 267,
268, 269, 424, 455, 464, 542]. На рис. 11.10 показано типичное уст-
устройство подобной лампы, у которой в качестве замедляющей струк-
структуры использована спираль; фазовая скорость волны равна около
0,1 с при потенциале пучка 2,5 кв. Такие электронные лампы,
магнитное поле в которых применяется только для фокусировки
пучка, обычно называют лампой типа О [484].
Комбинируя условия распространения для электронного пучка
и замедляющей системы, а также предполагая малую плотность
пространственного заряда, получаем основное уравнение лампы
с бегущей волной [181, 402, 403]:
где выражение
A1.39)
636

E2
есть параметр усиления [367]. Величина--!;-, представляющая собой
отношение аксиального электрического поля к мощности, переда-
передаваемой вдоль замедляющей структуры, обладает размерностью
импеданса.
Формула A1.38) является уравнением четвертой степени отно-
относительно у и> следовательно, приводит к четырем возможным зна-
значениям постоянной распространения. В понятиях теории поля [85,
401, 402, 403] решения соответствуют быстрой и медленной волнам
пространственного заряда и прямой и обратной волнам, распростра-
распространяющимся в замедляющей системе.
При работе лампы выполняется условие приближенного синхро-
синхронизма между тремя первыми волнами, в то время как взаимодейст-
взаимодействием с четвертой волной можно пренебречь. Взаимодействуя с пря-
прямой волной, обладающей положительной плотностью потока энер-
энергии, медленная волна пространственного заряда распадается на пару
волн так же, как в лампе с двойным пучком. Решение уравнения
A1.38) показывает, что одна волна затухает с расстоянием, а ее
амплитуда изменяется как е-0'866\Сг. Амплитуда другой волны изме-
изменяется как e°-&<56^,Cz, что соответствует усилению 47,3 С дб на рас-
расстоянии, равном длине волны. Нарастающая волна песет в себе вы-
выходную мощность, выделяемую в конце спирали. На эту же величину
уменьшается энергия медленной волны, и, в конце концов, электрон-
электронный пучок выходит из спирали с энергией, меньшей, чем он имел
на входе. Таким образом, кинетическая энергия электронов пре-
преобразуется в полезную выходную мощность.
Взаимодействие волны замедляющей системы с быстрой волной,
обладающей положительной плотностью потока энергии, приводит
только к фазовым изменениям на величину e~'A~C)iV. Однако
при некоторых значениях тока и напряжения пучка наблюдается
взаимодействие волны замедляющей системы с волной пространст-
пространственного заряда, приводящее к передаче энергии [164]. При этих
условиях Компфнера [252] мощность на выходе ЛБВ отсутствует.
Плотность потока энергии вдоль, лампы постоянна; близ входного
конца энергия переносится волнами замедляющей структуры,
а близ коллектора — электронным пучком.
Были проведены более подробные расчеты величины усиления
[100, 260] и, в частности, исследовано влияние, пространственного
заряда [141, 147, 332, 457] с помощью введения Q— безразмерного
параметра [367] плотности пространственного заряда, который
представляет собой отношение емкостного сопротивления между
пучком и замедляющей системой к активному сопротивлению си-
системы. Результаты этих работ позволяют вычислить усиление в за-
зависимости от тока пучка и геометрии устройства. Исследовались
также влияния распределения скоростей [489] и других факторов
[62, 262] на величину усиления.
Для оценки характеристик лампы при большой мощности па
637

выходе и величины к.и.д. был произведен анализ работы ЛБВ
при больших сигналах [117, 330, 459, 460, 492]. Частные теории
больших сигналов были получены [56, 330] при условии малой
величины усиления и пренебрежения как затуханием, так и влия-
влиянием пространственного заряда. В более полных теориях учтены
эффекты, обусловленные пространственным зарядом, как при
малых [446], так и при конечных [447] значениях С, а также влия-
влияние других параметров [224, 316]. Результаты вычислений при-
приведены на графиках [398], чтобы показать распределение амплитуды
высокочастотного напряжения вдоль лампы при различных значе-
значениях QC, относительной скорости инжекции и сигнала на входе.
Изучение этих кривых наводит на мысль о возможных способах
повышения к.п.д. до насыщения, например, путем применения фа-
зосдвигающих устройств или постепенного уменьшения шага спи-
спирали для снижения скорости волны.
В усилителях на ЛБВ имеется непосредственный электрический
контакт между входом и выходом. Отсутствие хорошего согласова-
согласования может привести к увеличению обратной волны в замедляющей
структуре, что в свою очередь вызовет многократные отражения и
изменение величины усиления с частотой [90] или, в худшем случае,
приведет к нестабильности и самовозбуждению. Эти эффекты можно
уменьшить, вводя в замедляющую линию поглотитель с соответст-
соответствующим затуханием [38, 134, 235]; для сосредоточенного [12,252] за-
затухания усиление уменьшается на одну треть величины затухания.
Экспериментальные исследования показали [101], каким обра-
образом номинальная мощность ограничивается конфигурацией ат-
аттенюатора; малое активное сопротивление некоторых видов аттенюа-
аттенюаторов [69] нагружает замедляющую систему, приводя к снижению
усиления и выходной мощности. Влияние вводимого затухания
на работу мощных ламп исследовалось с помощью зондов [70].
Невзаимное затухание, основанное на электронных методах [409]
или на применении намагниченных ферритов [91, 386], имеет то
преимущество, что усиление, достигнутое при отсутствии поглоти-
поглотителя, при этом не уменьшается. Большое эффективное затухание
можно получить, используя две раздельные спирали [306], связан-
связанные между собой за счет модуляции по скорости, и высокочастот-
высокочастотного тока пучка, который остается в имеющихся промежутках.
В одной из ламп [232, 240] выходная спираль работала при не-
несколько отличном напряжении, и на частоте 4 Ггц было получено
усиление 55—60 дб.
С ЛБВ было проделано большое количество измерений общих
характеристик [475], характеристик при малом уровне входного
сигнала [410, 411], поперечного сечения пучка [412] и действия
отражений [233]. В отдельных случаях применялись графические
методы [270]. Проводились также исследования при высоком уров-
уровне входного сигнала [70, 101, 237, 476], в том числе были проделаны
точные измерения [102] с лампами, моделированными для низких
частот.
638

В качестве замедляющих систем в ЛБВ нашли применение гре-
гребенки [26], встречно-стержневые линии (типа «пальцы в пальцы»),
волнистый прямоугольный волновод [242, 532], а для частот около
10 Ггц — гофрированные коаксиальные линии [27, 139]. В устрой-
устройствах, где требуемая полоса усиливаемых частот составляет пример-
примерно 10% основной частоты, лампы со спиралями [391], обладающими
дисперсией при токе пучка 100 мка, дают усиление 20 дб. В более
общей форме можно сказать, что спирали применяются в тех диа-
диапазонах, где у них отсутствует дисперсия; при этом полоса пропуска-
пропускания бывает порядка октавы или больше. Спиральные замедляющие
системы обычно размещаются внутри вакуумного баллона, хотя
находят также применение и внешние спирали [304, 305]. Для
связи со входом и выходом основной замедляющей спирали и внеш-
внешним аттенюатором применяются вспомогательные спирали [471].
Если в лампе предусмотрена внутренняя [107, 216] или внешняя
обратная связь, то получается генератор с самовозбуждением.
ЛБВ находят основное применение в усилителях слабых и сред-
средних сигналов; имеется большое количество работ с описанием таких
устройств [94, 113, 115,241, 243, 392, 408, 531]. Среднее по диапазо-
диапазону значение усиления составляет 50—60 дб; оно несколько спадает на
краях диапазона, равного одной октаве [9, 431]. Были разработаны
лампы на частоты 0,7 Ггц [201 ], 2 Ггц [92], 4 Ггц [395, 407] и 7,5 Ггц
[45, 46]. Лампа цельнометаллической конструкции [108] на частоте
3 Ггц обеспечивала 0,5 вт мощности на выходе при напряжении
пучка 750 в и мощности его 15 вт. Низкочастотные лампы [128]
обладали в диапазоне 70—500 Мгц усилением 20 дб при к.п.д.
20%. На другом конце высокочастотного диапазона эксперименталь-
экспериментальная лампа [276] для 50 Ггц при диаметре спирали только 0,381 мм
давала усиление 19 дб; описаны и другие лампы, работающие
на таких частотах [285, 311].
Имеющаяся информация [64, 67, 87, 397] о более мощных лам-
лампах с соответствующими замедляющими системами говорит о возмож-
возможности достижения средней мощности 1 кет [490, 534]. В последних
работах [77, 81, 323] описано применение ЛБВ для генерации мощ-
мощных импульсов. За счет использования диафрагмированных волно-
волноводов [158], в которых связь между резонаторами осуществлялась
с помощью щелей, удалось достигнуть хорошего отвода выделяемого
тепла. На средней частоте диапазона 2,85 Ггц усиление составляло
35 дб при к.п.д. 34% и мощности на выходе 3 Мет. Пучок имеет
следующие входные параметры: напряжение 100 кв, ток 62 а и диа-
диаметр 12,7 мм; фокусировка осуществляется магнитным полем с ин-
индукцией 1000 гс.
В поперечно-лучевых [130, 161] ЛБВ электроны проходят в про-
пространстве взаимодействия расстояние значительно~меньшее общей
длины лампы. В качестве замедляющей структуры здесь можно ис-
использовать сплющенную спираль; для работы лампы необходимо
расположить наклонно либо спираль, как на рис. 11.11, а, либо
пучок, как на рис. 11.11, б. В лампе возбуждаются три распростра-
639

няющнсся вперед волны, амплитуда которых в функции расстояния
возрастает соответственно по экспоненциальному закону, линейно и
как корень квадратный из расстояния. Если проходимое электро-
электронами расстояние меньше некоторого критического значения, то уси-
усиление не превосходит усиления эквивалентной параллельной лампы
и к тому же находится в более сильной зависимости от тока и часто-
частоты. Полезная особенность этого устройства состоит в том, что с воз-
возрастанием сигнала на входе мощность на выходе достигает величины
насыщения, зависящей от характеристик отдельных элементов
ВЧ Вход
0,12
Коллектор
Пучок
'Спираль W
Спираль
g 0,10
i 0,08
ч
| 0,0S
-О
^0,02
50
10
0
V
Л
<
4'"
X
---
-~-
Мощность
^s
s
s
/
J.
N
\
—
«5 f,/7 /,5
2.0 2.5 3.0 3,5
астота fin
Рис. 11.11. ЛБВ с поперечным током:
а —лампа с наклонной спиралью; б —лампа с наклонным пучком; в —теоретиче-
—теоретические значения усиления и мощности для обычной лампы (/) и для лампы с попе-
поперечным током B). (См. [129].)
пучка. Экспериментальные данные поперечно-лучевых ламп с бегу-
бегущей волной показали 1129, 137] хорошее согласие с теоретиче-
теоретическими расчетами, результаты которых приведены на рис. 11.11, в.
11.3.3. Лампы обратной волны
Электронный пучок может двигаться синхронно и взаимодейст-
взаимодействовать с одной из высших гармоник периодической структуры.
В случае линии, нагруженной штырями, как показано на рис. 11.12,
электрическое поле при пролете электрона около отверстий между
штырями будет находиться каждый раз в одной и той же фазе при
условии
vpd = v0(d+nkg), A1.40)
где п = 0, ± 1, ± 2 ± ... соответствует номеру пространственной
гармоники.
Электрон не может различать значения фазовой скорости vp
для основной гармоники при п = 0 и vp-—j~- А113 пространст-
венной гармоники порядка п. Фазовая скорость гармоники, необхо-
640

димая для синхронности с электронным пучком, может быть зна-
значительно больше фазовой скорости основной волны. Таким образом,
при заданной скорости пучка и рабочей частоте можно увеличить
разнос элементов замедляющей системы.
В усилителях пространственных гармоник на ЛБВ [222] ис-
используется [265] гармоника п'= + 1. В одной из таких ламп
[307, 308] применяется гребневый волновод, нагруженный 100 шты-
штырями, в котором расстояние между центрами штырей равно 0, 534 мм,
ширина 0,178 мм и вы-
Замедляющая
\ctnpyitmypa
Электронный, пичок
I со скоростью v0
Рис. 11. 12. Взаимодействие электронного
потока с пространственной гармоникой.
«=— 1,
имеет обратное направление.
сота 7/8 длины волны.
Для получения хорошей
связи электронный пу-
пучок проходит вдоль
трех аксиальных про-
прорезей в гребенке. Пара-
Параметры пучка: напряже-
напряжение 1,2 кв, ток 4 ма,
индукция фокусирую-
фокусирующего магнитного поля
1600 гс. На частоте
50 Ггц усиление состав-
составляло 20 дб при выход-
выходной мощности 20 мет.
Способ усиления, осно-
основанный на взаимодейст-
взаимодействии с пространственны-
пространственными гармониками, нашел
применение [77] в им-
импульсных лампах боль-
большой мощности.
В лампах обратной волны пучок взаимодействует с гармоникой,
у которой п = — 1, или с первой обратной гармоникой. В этом
случае фазовое условие синхронности имеет вид
vpd = v0(kg~d), A1.41)
где vp изменяется теперь в обратном направлении, поскольку волна
в замедляющей структуре и электронный пучок движутся в проти-
противоположных направлениях.
Обратная пространственная гармоника, как это видно из
разд. 10.1, обладает значительной дисперсией — фазовая скорость
очень сильно зависит от частоты. Поскольку условие взаимодействия
состоит в приближенном равенстве скоростей пучка и замедленной
волны, то очевидно, что рабочую частоту лампы обратной волны
можно менять в широком интервале за счет изменения напряжения
пучка. Такие лампы [49, 173, 253] часто называют карсинотронами.
Принципы [405, 406, 484] взаимодействия пучка с замедляющей
системой у этих ламп и ЛБВ очень похожи. Анализ [99, 194, 540]
Показывает, что усиление по мощности можно представить в виде
641

,-;—г-г5, где А — константа, близкая к единице, a /s — значение тока,
t'n—' .s)
при котором возникает самовозбуждение. Таким образом, усиление
быстро возрастает с приближением /0 к 0,9/s, и происходит оно в уз-
узкой полосе частот. Более надежная работа получается в каскадном
усилителе [98, 501], в котором первая замедляющая система, на-
например спираль, модулирует электронный пучок за счет взаимодей-
взаимодействия с обратной волной, а вторая спираль, в свою очередь, возбуж-
возбуждается промодулированным пучком.
Преимуществами таких устройств перед лампами с одной замед-
замедляющей системой являются большая стабильность и «холодная»
изоляция между входным и выходным контурами.
Керамически1! Электронный.
\ лучик
I Lt»u*U»LJ»U#U»LJ*CiJUlLniU«U!lJ\.
Рис. 11.13. Разновидности генератора обратной волны:
а — неуравновешенная бифилярная спиральная структура с трубчатым пучком; б — греб-
невый волновод со щелями в верхней стенке; е—гребиевый волновод со щелями в гребне.
(См. [437. 221, 468].)
Ширина полосы пропускания, которая обычно составляет около
1 % основной частоты, может быть немного увеличена за счет сни-
снижения усиления, если работать с несколько различными напряже-
напряжениями в каждой системе. Если прибавить третью структуру, согла-
согласованную на обоих концах и синхронизованную с обратной волной,
то усиление и произведение усиления на ширину полосы увеличи-
увеличиваются по сравнению с лампами, обладающими двумя структурами.
Лампы обратной волны имеют естественную тенденцию работать
как генераторы с самовозбуждением и обычно используются в ка-
качестве таковых. Были проделаны более точные расчеты минималь-
минимального значения начального тока [76, 215, 474, 528] и показано [498],
что комплексность постоянной распространения можно объяснить
с помощью теории [164] связи между видами. Был рассмотрен
к.п.д. таких ламп |171] в предположении, что амплитуда высокочас-
высокочастотного тока равна /0. Можно показать, что в случае спиральной
замедляющей системы применение тонкого трубчатого пучка дает
преимущество.
642

В настоящее время разработано большое количество практиче-
практических генераторов [15, 131, 318, 334, 433, 467]. Конструктивно они
выполняются обычно следующим образом: замедляющая структура
подключается к выходному волноводу тем концом, со стороны кото-
которого вводится электронный пучок, а другим концом подсоединяется
к согласованной нагрузке. Отраженная от несогласованной нагруз-
нагрузки волна уменьшает полезную выходную мощность, но поскольку
условие синхронизма у этой волны не соблюдается, то она не может
взаимодействовать с электронным пучком и тем самым не влияет на
рабочую частоту. В генераторе на лампе обратной волны Салливана
[437], показанном на рис. 11.13, а, замедляющая система состоит
в основном из коаксиальной линии, помещенной внутри спирали;
часть внешнего проводника удалена для взаимодействия с трубча-
трубчатым пучком. Внешняя спираль осуществляется путем фрезерования
во внутреннем цилиндре канавки. Внутренний провод изолируется
от этой канавки с помощью трех диэлектрических полосок и про-
проходит вдоль оси цилиндра к коаксиальному выходу. При индукции
фокусирующего магнитного поля 1000 гс лампа работает в диапа-
диапазоне частот от 13,3 Ггц (при напряжении пучка 3 кв) до 2,6 Ггц
(при напряжении пучка 40 в); выходная мощность лежит в диапазоне
50—5 мет.
Другие типы ламп [313, 333, 507] генерируют в диапазоне
8— 15 Ггц. В одной из таких ламп [214], работающей на частотах
8—18 Ггц, для получения достаточно высокого сопротивления, малой
себестоимости изготовления, хорошего согласования с волноводным
выходом и удобного контроля микрофонных эффектов в качестве
замедляющей системы использована спираль из вольфрамовой лен-
ленты, укрепленная с помощью трех кварцевых стержней. Толщина
ленты выбрана минимальной, исходя из требуемой механической
прочности, а ширина приближенно равна половине шага спирали
для получения максимального сопротивления обратной пространст-
пространственной волны. Диаметр спирали должен быть настолько большим,
насколько это возможно при отсутствии аномальных эффектов на-
настройки [4251. Шаг спирали выбран с учетом соответствия высоко-
высокочастотного края рабочего диапазона напряжению пучка 2 кв. В лам-
лампе использован трубчатый электронный пучок. Основные параметры
ее приведены в табл. 11.1.
Генераторы обратной волны конструировались с бифилярной
спиралью [230], в частности [128], для диапазона 180—780 Мгц.
Для работы в диапазонах 1—2, 2—4 и 6—11 Ггц были разработаны
[335] лампы со встречно-штыревыми линиями (система «пальцы
в пальцы»); характеристики их показали, что основные идеи взаимо-
взаимодействия с обратной волной остаются справедливыми и в данных
конструкциях. В качестве замедляющих систем успешно при-
применялись [197] системы типа «шпильки»; рассматривались также
многоконтурные системы [537, 541] и другие виды конструкций
[585, 588, 589, 590].
Описанные генераторы особенно успешно работали в миллимет-
643

Таблица 11.1
Параметры генератора обратной волны
Диапазон частот, Ггц
Ширина ленты, мм
Толщина ленты, мм
Внутренний диаметр спирали, мм
Шаг спирали, число витков/ мм .
Внешний диаметр пучка, мм . .
Толщина пучка, мм
Ток пучка, ма
Рабочая длина спирали, мм . . .
7,6—12,4
0 48
0,008
3,35
0,95
3,17
0,25
10 0
55
11,6—19,0
0 33
0,005
2,34
1,4
2,04
0,1
6 6
40
ровом диапазоне [39, 40, 169, 589]. Основная проблема для таких
ламп состоит в механическом изготовлении замедляющих структур
малых размеров, которые однако могли бы поглощать сравнительно
большое количество тепловой энергии. В генераторе обратной вол-
волны с выходной мощностью 1—10 мет на частотах 70—50 Ггц ис-
использована [84] спираль из ленты размерами 0,051 мм на 0,127 мм
с шагом 0,635 мм. Аналогичные лампы работают в диапазонах
17—41 Ггц [327] и20—40 Ггц [170]. Карп [220, 211] применил систе-
систему, показанную на рис. 11.13,6, которая состоит из гребневого вол-
волновода с поперечными щелями, прорезанными в широкой стенке на-
напротив гребня. Эта стенка со щелями может быть легко изготовлена
путем намотки вокруг волновода позолоченной молибденовой ленты
или травления тонкой металлической фольги. Электронный пучок
проходит через центральные части щели, где аксиальное электри-
электрическое поле максимально. Чтобы обеспечить плавное согласование
с волноводом, щели вместе с гребнем постепенно сужаются к выходу.
Была получена генерация в диапазоне 57—61 Ггц при изменении
напряжения пучка от 900 до 1170 в.
Другие аналогичные лампы [442] работали на частотах до
200 Ггц. В конструкции [468], приведенной на рис. 11.13, в,
электронный пучок проходит через отверстия в ряде лопаточек;
несколько таких ламп перекрывают диапазон 15—100 Ггц. Анало-
Аналогичные системы с лопаточками использованы [253] в лампе, гене-
генерирующей колебания в диапазоне 40—51 Ггц, при изменении на-
напряжения пучка от 1,6 до 4,3/се, а также в лампе [328, 329] с рабочим
диапазоном 60—75 Ггц.
ЛИТЕРАТУРА
A d 1 е г, R., К г о m h о u t, О. М., and Clavier, P. A.: «Reso-
«Resonant Behaviour of Electron Beams in Periodically Focused Tubes for
Transverse Signal Fields», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 339.
644

2. A 1 f e n, H.: «A High Frequency Tube Based on a New of Electron Motion»,
Onde elect., 1957, 37, p. 65.
3. Л g d u r, B. N.: «Experimental Observation of Double-Stream Amplifi-
Amplification», A-ta polytcch., 1951, No. 86, p. 1.
4. A g d u г В. N.: «On the Interaction hetween Microwave Fields and Elect-
Electrons, with Special Reference to the Strophotron», Ericsson Tech., 1957, 13,
p. 3.
5. A i t с h i s о п, С S.: «Frequency Synchronization of an X-Band Reflex
Klystron», Proc, I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 944.
6. A 1 1 i n, P. E. V.: «The Tuning of Coupled-Cavity Reflex Klystrons»,
Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 978.
7. A 1 1 i n, P. E. V.: «Ferrite Tuning of Reflex Klystrons», /. Electronics
Control, 1959, 7, p. 377.
8. Andrews C. L.: «Microwave Triode Oscillators», Rev. sci. Instrum.,
1957, 28, p. 443.
9. A r n a u d, J., and W a r n e с к e, R.: «On the Increase of Bandwidth
in O-Type Travelling-Wave Valves», С R. Acad. Sci. {Paris), 1958, 246,
p. 2359.
10. Ash, E. A.: «The Magnitude of fhe Locking Signals for Backward-Wave
Oscillators», Proc. 1.Е.Ё., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 588.
11. Ash by, D. E. T. F.: «Wave Matrices Applied to a Periodically Loaded
Travelling-Wave Tube», /. Electronics Control, 1958, 5, p. 338.
12. A s h b y, D. E. T. F., С о с к h i 1 1, Т. D., H a s s e 1 1, A. F., and
Jenkins, R. O.: «Interactions within fhe Attenuator of a High-Power
T. W. Т.», /. Electronics Control. 1958, 5, p. 62.
13. В a n n e r m a n, R. C, L u с к e n, J. A., and W о о t t о n, D. J.:
«An Investigation into the Design ot a Gridless Low Voltage Reilex
Klystron», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 985.
14. В a r f о r d, N. C, and В о w m a n- M a n i i о 1 d, M.: «Ele-
«Elementary Theory of Velocity-Modulation Oscillators», /. I.E. E., 1947, 94,
pt III, p. 302.
15. В a r n e s, С W.: «Power and Gain Limitations of Helix-Type Travel-
Travelling-Wave Tubes», Vide, 1957, 12, No. 67, p. 43.
16. В e a m, W. R.: «On the Possibility of Amplification in Space-Charge-
Potential-Depressed Electron Streams», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 454.
17. Beaver, W. L.: «An Experimental High-Perveance Klystron Amp-
Amplifier», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 12 p. 821.
18. Beck, A. H. W., and Deering, P. E.: «A Three- Cavity L-Band
Pulsed Klystron Amplifier», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12,
p. 833,
19. Beck, A. H. W., and Deering, P. E.: «Space Charge Waves on
Annular Beams in Drift Tubes», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 11,
p. 635.
20. Вес к, А. Н. W.: «Space Charge Waves» (Pergamon, London, 1958).
21. Beck, A. H. W.: «Velocity-Modulated Thermionic Tubes» (University
Press, Cambridge, 1948).
22. В eggs, J. E., and L a v о о, N. Т.: «A Triode Useful to 10 000 Mc/s»,
Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 15.
23. Bell, J.: «Triodes for Very Short Waves», /. I.E.E., 1946. 93, pt
IIIA, No. 1, p. 187.
24. В e 1 1, J., G a v i n, M. R., J a m e s, E. G., and W a r r e n, G. W.,
«Triodes for Very Short Waves», /. /. E. E., 1946, 93. pt, IIIA, No. 5,
p. 833.
25. Bel 1, R. L., and H i 1 1 i e r, M.: «An 8 mm Klystron Power Oscil-
Oscillator», Proc. I.R.E., 1956, 44, p. 1155.
*26. В e 1 у a n t s e v, A. M., G a p о п о v, A. V., and Zagry ad-
ski i, E. V.: «A Comb Structure Delay System for Travelling-Wave
Amplifiers», Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 504.
*27. В e n e n s о n, L. S.: «Anisotropic Properties of a Corrugated Delay
Structure», Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 517.
645

28. В е п n e t o t, M. De: «Experimental Investigation of the OsciHatioh
Mode and Bunching Efficiency of a Reflex Klystron Ann. Radloelect.,
1953, 8, p. 103.
29. В с n ii с t о t, M. de; (.Experimental Investigation of the Operation
oi the Reflection Space of a Reilex Klystron», Ann. Rudioelect., 1954, 9,
p. 150.
30. В e n n e t t. W. P.: «New Beam Power Tubes for UHF Service», Trans.
I.R.E., 1956, ED-3, No. 1, p. 57.
31. Bennett, W. P., and К a z a n о w s к i, H. F.: «One Kilowatt
Tetrode for UHF Transmitters», Proc. I.R.E., 1953, 41. p. 13.
32. В e r n i e r, J., and L e b о u t e t, H.: «Possibility of obtaining Very
Short Continuous Waves, using a Reflex Klystron Supplying Energy at
High-Order Harmonics of the Fundamental Oscillation», C. R. Acad.
Set. (Paris), 1954, 239, p. 796.
33. В e r t e г о t t i e r e, R., and Convert, G.: «On Certain Effects of
the Space Charge in Travelling-Wave Valves», Ann. Radioelect., 1950, 5,
p. 168.
34. В i r d s a 1 1, С. К., and W h i n n e г у, i. R.: «Waves in an Elect-
Electron Stream with General Admittance Walls», /. appl. Phys., 1953,24,
p. 314.
35. В i r d s a 1 1, С. К., Brewer, С. R., and H a e f f, A. V.: «The
Resistive-Wall Amplifier», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 865.
36. В i r d s a 1 1, С. К.: «Rippled Wall and Rippled Stream Amplifiers»,
Proc. I.R.E., 1954, 42, p. 1628.
37. В i r d s a 1 1, С. К., and Brewer, G. R.: «Travelling-Wave-Tube
Characteristics for Finite Values of C», Trans. I.R.E., 1954, ED-1, p. 1.
38. Birdsall, С. К-, and Johnson, С. С: «Travelling-Wave-
Tube Efficiency Degradation due to Power Absorbed in an Attenuator»,
Trans. I.R.E. ,959, ED-6. p. 6.
39. В 1 a t t n e r, D. J., and S t e r z e r, F.: «Two Backward-Wave
Oscillator Tubes for the 29—74 Gc/s Frequency Range», RCA Rev.,
1958, 19, p. 584.
40. Blattner, D. J., and S t e r z e r, F.: «Voltage-Tunable Milli-
Millimetre-Wave Oscillators», Electronics, 1959, 32, June 19th, p. 62.
41. В 1 e a n e у, В.: «Electronic Tuning of Reflection Klystrons», Wireless
Engr, 1948, 25, p. 6.
*42. В 1 i о к h, P. V.: «High Frequency Oscillations in Electron Beams
with a Periodically Varying Velocity», Radiotekh. Elektron., 1957,
p. 92.
*43. В 1 i о к h, P. V., and F a i n b e r g, Y. В.: «Space Charge Waves
in Velocity-Modulation Electron Beams», Zh. tekh. Fiz., 1956, 26, p. 530.
44. Bloom, S., and Peter, R. W.: «Transmission-Line Analog
of a Modulated Electron Beam», RCA Rev., 1954, 15, p. 95.
45. В о b e n r i e t h, A.: «A Travelling-Wave Valve for 4 cm Wavelength»,
Vide, 1956, 11, No. 65, p. 290, and Onde elect., 1957, 37, p. 86.
46. В о b e n r i e t h, A., and С a h e n, O.: «Travelling-Wave Valves
for 4 cm Waves: Research and Development at the Centre National d'Etu-
des des Telecommunications», Onde elect., 1956. 36. p. 307.
47. Bod e, H. W.: «Network Analysis and Feedback Amplifier Design»
(Van Nostrand, New York, 1945).
48. В о h 1 к e P. G., and В r e e d e n, F. G.: «External Cavity Klyst-
Klystron», Electronics, 1947, 20, July, p. 114.
49. В о 1 z, G.: «Construction and Properties of Backward-Wave Valves»,
Nachr. Tech. Z., 1959, 12, p. 120.
50. В о о n e, E. M., U e n о h a r a, M., and D a v i s, D. Т.: «A Bark-
hausen — Kurz Oscillator at Centimetre Wavelengths», Trans, I.R.E.,
1958, ED-5, p. 196.
51. В о w e n, A. E., and M u m f о r d, W. W.: «A New Microwave
Triode: its Performance as a Modulator and as an Amplifier», Bell Syst.
tech. J., 1950, 29, p. 531.
646

52. В г а п с h, G. M., and M i h г а п, Т. G.: «Plasma-Frequency Re-
Reduction Factors in Electron Beams», Trans. I.R.E., 1955 ED-2 No. 2,
p. 3.
53. В r e s 1 e г, Л. D., Jos ii i, G. II., ami M а г с u v i t z, N.: «Orthogo-
«Orthogonality Properties for Modes in Passive and Active Uniform Waveguides»,
/. appt. Phys., 1958, 29, p. 794.
54. Brewer, G. R., and В i r d s a 1 I, С. К.: «Travelling-Wave Tube
Propagation Constants», Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 140.
55. В r i d g e s, T. J., and С u r n о w, H. J.: «Experimental 8-mm
Klystron Power Amplifiers», Proc. I.R.E., 1958, 46, p. 430.
56. В r i 1 1 о u i n, L.: «The Travelling-Wave Tube (Discussion of Waves
for Large Amplitudes)», /. appt., Phys., 1949, 20, p. 1196.
57. В г о a d w a y, L. F.: «Velocity-Modulation Valves», /. I.E.E.. 1946,
93, pt IIIA, No. 1, p. 182.
58. Broadway, L. F., M i 1 n e r, C. J., P e t r i e, D. R.
Scott, W. J., and W r i g h t, G. P.: «Velocity-Modulation Valves»,
/. I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, No. 5, p. 855.
59. Brown, A. V.: «Some Transient Phenomena in Microwave Tubes»,
Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 468.
60. В r u с к, G. G.: «Modified Cavity Oscillator for the Generation of
Microwaves», J. appl. Phys., 1947, 18, p. 843.
61. В r ii с к, L.: «Comparison of the Measured Values for the Linear Gain
of the Travelling-Wave Valve with the Values indicated by Various Theo-
Theories», Ann. Radioelect., 1949, 4, p. 222.
62. В г п с к, L.: «The Travelling-Wave Valve», Arch. Elektrotech. (Berlin),
1950, 39, p. 633.
63. В r u у s t e n, J.: «Graphical Determination of Reflex-Klystron Characte-
Characteristics», Philips res. Rep., 1955, 10, p. 81.
64. Bryant, M. O., G i t t i n s, J. F., and W r a y, F.: «An Experi-
Experimental C. W. Power Travelling-Wave Tube», /. Electronics Control,
1959, 6, p. 113.
65. В г у a n t, M. O.: «The Choice of Beam and Coupling Parameters for
Broad-Band Klystrons», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12 p. 839.
66. Bryant, M. O., and L e a - W i 1 s о п, С. Р.: «Some Experiments on
Broad-Band C. W. Power Klystrons at X-Band», /. Electronics Control,
1959, 6, p. 481.
67. В г у a n t, M. O., G i t t i n s, J. F., and W r a y, F.: «Improvements
in a C. W. Power Travelling-Wave Tube», /. Electronics Control, 1959,
7, p. 505.
68. С а с h e r i s, J. C, Jones, G., and D i e h 1 L.: «Magnetic Tuning
of Klystron Cavities», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 1017.
69. С a 1 d w e 1 1, J. J.: «High Power Travelling-Wave Tube Gain and Sa-
Saturation Characterictics as a Function of Attenuator Configuration and
Resistivity», Trans. I.R.E., 1953, ED-4, No. 5, p. 28.
70. С a 1 d w e 1 1, J. J., and H о с h, О. L.: «Large Signal Behaviour of
High Power Travelling-Wave Amplifiers», Trans. I.R.E., 1956, ED-3,
No. 1, p. 6.
71. С a r t e г, С J., and С о r n e t e tf> W. H.: «A Low-Voltage One-Centi-
One-Centimetre Retarding-Field Oscillator», Trans. I.R.E., 1956, ED-3, No. 3,
p. 124.
72. С a r t e г, С J., С о r n e t e t, W. H., and T h u r s t о n, M. O.:
«Operation and Application of the Retarding-Field Oscillator at Millimetre
Wavelengths», Vide, 1956, 11, No. 65, p. 281, and Onde elect. 1957, 37,
p. 65.
73-. С a r t e г, С J., and С о r n e t e t, W. H.: «Low-Voltage Operation
of the Retarding-Field Oscillator at X-Band and in the Millimetre Wave-
Wavelength Region», Trans. I.R.E., 1958, ED-5, p. 139.
74. С h a 1 b er g, H. W. A.: «R. F. Performance of a UHF Triode», Proc,
I.R.E., 1953, 41, p. 46.
647

75. С h а 1 к, G. О., М а п ! е у, В. W., and N о г г i s, V. J: «Л Five-
Cavity X-Band Klystron Amplifier», J. Electronics, 1956, 2, p. 50.
76. Chan g, N. C, S h a w, Л. W., and W a t к i и s, D. Л.: «The Effect
of Beam Cross-Sectional Velocity Variation on B.'ickward-Wave-Oscillator
Starting Cut rent*, Trans. i.R.E., i 939, ED-6, p. 437.
77. С h о d о г о w, M., Nalos, E. L., О t s u к a, S. P., and Pan-
tell, R. H.: «The Design and Characteristics of a Megawatt Space-Harmo-
Space-Harmonic Travelling-Wave Tube)», Trans. I.R.E., 1959, ED-6, p. 48.
78 Chodorow M. ani Fan, S. P.: «A Floating-Drift-Tube Klystron»
Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 25.
79. Chodorow, M., G i n z t о n, E. L., and Nalos, E. J.: «Debun-
ching of Electron Beams constrained by Strong Magnetic Fields», Proc.
I.R.E., 1953, 41, p. 999.
80. Chodorow, M., G i n z t о n, E. L., N e 1 1 s о n, I. R., and
S о n к i n, S.: «Design and Performance of a High-Power Pulsed Klys-
Klystron», Pro-.. I.R.E., 1953, 41, p. 1584.
81. Chodorow, M., and Nalos. E. J.: «The Design of High-Power
Travelling-Wave Tubes», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 649.
82. С h о d о г о w, M. G i n z t о n, E. L., L a s b e r g, J., L e-
b а с q z, J. V., and Shaw, H. J.: «Development o( High-Power Pulsed
Klystrons for Practical Applications», Proc. I.R.E., 195Э, 47, p. 20.
83. С h о d о г о w, M., and W e s t b u r g, V. В.: «Space-Charge Effects
in Reflex Klystrons», Proc. I.R.E., 1951, 39, p. 1548.
84. С h r i s t e n s e n, W. V., and W a t к i n s, D. A.: «Helix Millimetre-
Wave Tube», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 93.
85. С h u, L. J., and Jackson, J. D.: «Field Theory of Travelling-Wave
Tubes», Proc. I.R.E., 1948, 36, p. 853.
86. С 1 a r к e, G. M.: «A Symbolism for Microwave-Valve Classification»,
Pros. I.E.E., 1952, 99, pt IV, p. 24.
87. С 1 a r к e, G. M.: «Power Limitations in Helix Travelling-Wave Tubes
and the Application of Fluid Cooling», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup.
No. 10, p. 446.
88. С 1 a r r i с о a t s, P. J. В., Hayes, A. G., and H a r v e y, A. F.:
«A Survey of the Theory and Applications of Ferrites at Microwave Frequen-
Frequencies», Proc. I. E. E., 1957, 104B, Sup. No. 6, p. 267.
89. С о с к г о f t, H. S., and P i с к i n, J. R.: «X-Band Klystrons for
High Power С W. Operation», /. Electronics, 1956. 1, p. 359.
90. Cohen, S. A.: «Travelling-Wave Tube Gain Fluctuations with Frequ-
Frequency», Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 70.
91. Cook, J. S., K°mpfner, R., andSuhl, H.: «Non-reciprocal
Loss in Travelling-Wave Tubes using Ferrite Attenuators», Proc. I.R.E.,
1954, 42, p. 1188.
92. С о u 1 s о n, R. В., and Robinson, F. N. H.: «A Medium-Power
Travelling-Wave Tube for 2,000 Mc/s», Marconi Reu., 1955, 18, p. 48.
93. Craven, G.: «Disc-Seal Triode Amplifiers», Wireless Engr, 1956, 33,
p. 179.
94. С r u m 1 у, С. В.: «A UHF Travelling Wave Amplifier Tube employing
an Electrostatically Focused Hollow Beam», Tians. I.R.E., 1956, ED-3,
p. 62.
95. С u 1 I e n, A. L., and Stephenson, I. M.; «An Experimental
Investigation of Velocity Modulated Electron Beams», Proc. I.E.E., 1958,
105B, Sup. No. 12, p. 843.
96. С u r n о w, H. J., and M a t h i a s, L. E. S.: «A Multi-cavity Klys-
Klystron with Double-Tuned Output Circuit», Proc. I.E.E., 1959, 106B,
p. 487.
97. С u r n о w, H. J.: «Factors Influencing the Design of Multi-cavity Klys-
Klystrons», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 855.
98. С u r r i e, M. R., and W h i n n e r y, J. R.: «The Cascade Backward-
Wave Amplifier: a High Gain Voltage-Tuned Filter for Microwaves», Proc.
I.R.E., 1955, 43, p. 1617.
648

99. С и г r i e, MR., and F or s t e r, D. С: «The Gain and Bandwidth Chara
cterislics of Backward-Wave Amplifiers», Trans. I.RE., 1957, ED-4,
p. 24.
100. 0 u t 1 e г. С. С: «The Oilcululion of Trnvelling-Wave-Tiibe G;iin»,
I'ruc. I.R.E., 1951, 39, j>. 9Ы.
101. Cutler, C. C, and В r a n g а с с i о, D. J.: «Factors affecting
Travelling-Wave-Tube Power Capacity», Trans. I.R.E., 1953, ED-3,
No. 3, p. 9.
102. Cutler, С. С: «The Nature of Power Saturation in Travel!ing-Wave
Tubes», Bell. Syst. tech. J., 1956, 35, p. 841.
103. D a i n, J.: «Factors in the Design of Power Amplifiers for Ultra-High
Frequencies», J. Electronics, 1955, 1, p. 35.
104. D a i n, J.: «Ultra-High-Frequency Power Amplifiers», Proc. /.?.?.,1958
105B, p. 513.
105. Davis, J. I.: «Technique of Pulsing Low Power Reflex Klystorns»
Trans. I.R.E., 1956, MTT-4, p. 40.
106. Dench, E.: «A Voltage-tuned High-power Microwave Oscillator»,
Proc. Nat. Electronics Conf., 1954, 9, [>. 445.
I07-. Denis, M.: «Generalities on Travelling-Wave-Valve Feedback Self
Oscillators: Theory of the Reflex Travelling-Wave Valve», Ann. Radio-
elect., 1952, 7, p. 169.
108. D e n m a n, E. D., and L a 1 1 у, Р. М.: High Gain Travelling-Wave
Amplifiers», Trans. I.R.E., 1957, ED-3, p. 83.
109. D e r f 1 e r, H.: «An Electromagnetic Difference-Equation of Importance
in the Theory of Travelling-Wave Tubes», Z. angew. Math. Phys., 1955,6,
p. 104.
110. Diemer, G., and К п о 1, К. S.: «Low-level Triode Amplifier for
Microwaves», I-'hilips res. Rep., 1950, 5, p. 153.
111. Diemer, G., and Rodenhuis, K.: «Optimum Geometry of Micro-
Microwave Amplifier Valves», Philips res. Rep., 1952, 7, p. 36.
112. D i x, C. H., and Robertshaw, R. G.: «Constructional and Design
Difficulties of Wide-Band High-Power Pulsed Travelling-Wave Tubes
in the 10 Gc/s Region», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 464.
113. D i x, С. Н.: «Travelling-Wave Valves», Wireless Wld, 1959, 65, p. 476.
114. Dix on, N. E.: «Phase Relationships in a Stagger-Tuned Klystron
Amplifier»,- Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 830.
115. D о d d s, W. J., Peter, R. W., and К a j s e 1, S. F.: «New De-
Developments in Travelling Wave-Tubes», Flectronics, 1953, 26, February,
p. 130.
116. Doehler, О., К 1 e e n, W., and P a I 1 u e I, P.: «Travelling-Wave
Valves as Oscillators with Wideband Electronic Tuning», Ann. Radioelect.,
1949, 4, p. 68.
117. Doehler, O., and К 1 e e n, W.: «The Efficiency of the Travelling-
Wave Valve», Arch, elekt. Vberiragang, 1950, 4, p. 207.
118. D oe h 1 er, O.: «The Control of Electron Streams by means of Prog-
Progressive Waves (Travelling-Wave Tubes)», Funk Ton, 1950, 4, p. 493.
119. Doehler, O., and К 1 e e n, W.: «Non-Linear Phenomena in Tra-
Travelling-Wave Tubes», Ann. Radioelect., 1948, 3, p. 124.
120. Doehler, O., E p s z t e i n, В.. and A r n a u d, J.: «New Circu-
Circuits for T. W. Т.», Onde elect., 1957, 37, p. 86.
121. D о о 1 i t t 1 e, H. D.: «The Design and Life of Planar Microwave
Transmitting Tubes», Trans. I.R.E., 1957, VC-8, p. 31.
122. D о r e, B. V.: «Velocity-Jump Amplification at 10,000 Mc/s», Canad.
J. Phys., 1957, 35, p. 742.
123. D о r g e 1 о, Е. G-: «Some Technological Aspects of UHF Triode
Design», Vide, 1957, 12, No. 67, p. 3.
124. Dow, D. G.: «Behaviour of Travelling-Wave Tubes near Circuit
Cutoff», Trans. I.R.E., 1960, ED-7, p. 123.
125. Dow, W. G., and R о w e, J. E.: «General Aspects of Beating-Wave
Amplification», Proc. I.R.E., I960, 48, p. 115.
649

126. Dunn, D. A.: «New Developments in Wide-Band Microwave Tubes»,
Electronic Industr., 1958, 17, p. 72.
127. Dunn, D. Л., Kino, Q. S, and M a t h e r s, G. W. C: «Tra-
«Travelling Wave Tube Propagation Constants for Finite Values of Gain per
Wavelength», Trans. I. R. E., 1958, ED-5, p. 243.
128. Dunn, D. A.: «Travelling-Wave Amplifiers and Backward-Wave
Oscillators for VHF», Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 246.
129. Dunn, D. A., and H a r m a n, W. A.: «An Experimental Transverse-
Current Travelling-Wave Tube», Pros. I. R. E., 1956, 44, p. 888.
130. D u n n, D. A., H a r m a n, W. A., Field, L. M., and
Kino, G. S.: «Theory of the Transverse-Current Travelling-Wave,
Tubs», Proc. I.R.E., 1956, 44, p. 879.
131. Dunn, D. A.: «Understanding the Backward-Wave Oscillator»,
Elect ionic Industr., 1958, 17, p. 72.
132. Ebers, J. J.: «Retarding-field Oscillators», Proc. I.R.E., 1952.
40, p. 138.
133. Ei chin, W., Meyerer, P., V e i t h, W., and Z i n к e, O.:
«High-Gain Travel ling-Wave Output Valve with Permanent Magnet»,
Fernmeldetech. Z., 1955, 8, p. 369.
134. E i с h i n, W., and Landauer, G : «The Effect on Gain and
Stability of a Travelling-Wave Valve of the Choice of Surface Resi-
Resistance of its Attenuating Layer», Na:hr. Tech. Z., 1958, It, p. 131.
135. Fa nk F. В., and W a d e, G.: «Travelling-Wave Tube Limiters»,
Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 148.
136. F e e n b e r g, E.: «Elementary Treatment of Longitudinal Debun-
ching on a Velocity Modulation System», J. appl. Phys., 1946, 17, p. 852.
137. Field, L. M.: «Recent Developments in Travelling-Wave Tubes»,
Electronics, 1950, 23, January, p. 100.
138. F i e 1 d, L. M., Tien, P." K., and W a t к i n s, D. A.: «Ampli-
«Amplification by Acceleration and Deceleration of a Single Velocity Stream»,
Proc. I.R.E., 1951, 39, p. 194.
139. Field, L. M.: «Some Slow-Wave Structures for Travelling-Wave
Tubes», Proc. I.R.E., 1949, 37, p. 34.
440. F i 1 i m о n о v, G. F.: «An Isochronous Travelling-Wave Valve»,
Radiotekh. Elektron., 1958, 3, p. 85.
141. Fletcher, R. C: «Helix Parameters used in Travelling-Wave Tube
Theory», Proc. I.R.E., 1950, 38, p. 413.
142. F 1 у n n, G.: «Super-Power Electron Tube for U. H. F. Band», Elect-
Electronics, 1960, 33, April 8th, p. 70.
143. Foster, J.: «Grounded-Grid Amplifier for Very Short-Waves», /.
I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, No. 5, p. 868.
144. Fremlin, J. H., Gent, A. W.. P e t r i e, D. P. R., Wai-
1 i s, P. J., and Toralin S. G.: «Principles of Velocity Modula-
Modulation», J. I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, No. 5, p. 875.
145. Fremlin, J. H.: «Velocity Modulation — Parts 1 and 2», Elect-
Electronic Engng. 1947, 19, pp. 147 and 199.
146. F r e y, W., and L и d i, F.: «Theory of the Travelling-Wave Valves,
Z. angew. Math. Phys., 1950, I, p. 237.
147. Friedman, В.: «Amplification of the Travelling-Wave Tube»,
/. appl. Phys., 1951, 22, p. 443.
148. G a b о r, D.: «Plasma Oscilations», Brit. J. appl. Phys., 1951, 2, p. 20Э.
149. G a v i n, M. R., F и 1 о p, W., and H i r b s t, L. J.: «Electrode
Spacing in Disc Seal Triodes», Proc. I.E.E., 1958, J05B, Sup. No. 10,
p. 544.
*150. G v о z d о v e r, S. D., К о s t i e n к о, А. I., and L у и b i-
m о v, G. P.: «Experimental Investigation of the Synchronous Opera-
Operation of Reflex Klystrons in the Threa-Centimetre Band», Raiiotekh.
Elektron., 1958, 3, p. 105.
*151. G e к к e r, I. R.: «The Integral Energy Distribution of Electrons
650

beyond the Output Resonator of a Transit-Type Klystron», Radio-
tekh. Elektron., 1957, 2, p. 895.
152. Gent, A. W.: «Small-Amplitude Theory and Starting Current»,
J.I. E.E., 1946, 93, pt П1Л, p. 883.
153. Q e p p e r t, D. V.: «Analysis of Travelling-Wave Tubes with Tapered
Velocity Parameter», Proc. I. R. E., 1958, 46, p. 1658.
154. Gewartowski, J. W.: «Velocity and Current Distributions in
the Spent Beam of the Backward-Wave Oscillator», Trans. I.R.E..
1958, ED-5, p. 215.
155. G i а с о 1 e t t o, L. J., and J о h n s о n, H.: «UHF Triode Design in
Terms of Operating Parameters and Electrode Spacings», Proc. I.R.E.
1953, 41, p. 51.
156. Gieles, J. P. M.: «A 4000 Mc/s Wide-Band Amplifier using a Disc-
Seal Triode», Philips tech. Rev., 1957, 19, p. 145.
157. G i n z t о n, E. L., and Harrison, A. E.: «Reflex-Klystron
Oscillators», Proc. I.R.E., 1946, 34, p. 97.
158. Git tins, J. F., Rock, N. H., and S u 1 1 i v a n, А. В.:
«An Experimental High-Power Pulsed Travelling-Wave Tube», J. Elect-
¦ ronics, 1957, 3, p. 267.
159. G j e s s i n g, D. Т.: «A Simple Investigation of the Cross-Modulation
Distortion arising from the Pulling Effect in a Frequency-Modulated
Klystron», Proc. 1.Е.Е., 1959, 106B p. 473.
160. Godfrey, R. M., Humphries, B. L., A 1 1 i n, P. E. V.,
and M о t t, G.: «Applications of Ferrites at 3-2 cm. Wavelength»,
Proc. I. E. E., 1957, Ю4В, Sup. No. 6, p. 355.
161. G о r d о n, E. I.: «A Transverse-Field Travelling-Wave Tube», Proc.
I.R.E., 1960, 48, p. 1158.
162. G о u d e t, G.: «Recent Developments in Amplifying Valves for Centi-
Centimetre Waves», Ann. Telecomm., 1948, 3, p. 445.
163. G о u d e t, G.: «The Amplification of Centimetre Waves», Onde elect.,
1950, 30, p. 8.
164. Gould, R. W.: «A Coupled Mode Description of the Backward-Wave
Oscillator and the Kompfner Dip Condition», Trans. I.R.E., 1955, ED-2,
No. 4, p. 37.
165. G о u 1 d, R. W., and Trivelpiece, A. W.: «Electromecha-
«Electromechanical Modes in Plasma Waveguides» Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup.
No. 10, p. 516.
166. Gould, R. W.: «Characteristics of Travelling-Wave Tubes with
Periodic Circuits», Trans. I.R.E., 1958, ED-5, p. 186.
167. Griffiths, J. H. E.: «The Development of Radio Valves»,
J. I.E.E., 1946, 93, pt IIIA, No. 1, p. 173.
168. G г о e n d i j k, H.: «Microwave Triodes», Proc. I.E.E., 1958, 105B,
Sup. No. 10, p. 577.
169. G г о s s, F.: «A Backward-Wave Oscillator with Periodic Delay Line
for the Frequency Range 27—48 kMc/s», Arch, elekt. Ubertragung, 1959,
13, p. 356.
170. Grow, R. W., Dunn, D. A., M с L a u g h 1 i n, J. W., and
L a g e r s t г о m, R. P.: «A 20 to 40 kMc/s Backward-Wave Oscil-
Oscillator», Trans. I.R.E., 1958, ED-5, p. 152?
171. Grow, R. W., and W a t к i n s. D. A.: «Backward-Wave Oscil-
Oscillator Efficiency», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 848.
172. Gaenard, P., W a r n e с к e, R., and F a u v e, C: «On the Ef-
Efficiency of Velocity Modulation Valves», Ann. Radioelect., 1948, 3, p.
302, and 1949, 4, p. 92.
173. G u ё n a r d, P., D о e h 1 e r, O., E p s z t e i n, В., and War-
песке, R.: «New VHF Valves with Wide Electronic Tuning Band»,
С R. Acad. Sci. (Paris), 1952, 235, p. 236.
174. G u ё n a r d, P., D о e h 1 e r, O., and Warnecke, R.: «Proper-
«Properties of Lines with Periodic Structures», C. R. Acad. Sci. (Peris), 1952,
235, p. 32.
651

175. G u г e w i t s c h, A. M., and Whinnery, J. R.: «Microwave Oscil-
Oscillators using Disc-Seal Tubes», Proc. I.RE., 1947, 35, p. 462.
1/6. H a e f f, Л. V.: «Space-Charge Wave Amplification Effects», Phys. Rev.,
1948, 74, p. 15.42.
177. H a e f f, Л. V.: «The Electron-Wave Tube — A Novel Method of Gene-
Generation and Amplification of Microwave Energy», Proc. I.R.E., 1949, 37,
p. 4.
178. H a g g b 1 о m, H., and T о m n e r, S.: «Developments of the Strophot-
ron», Ericsson Tech., 1956, 12, p. 165.
179. H a h n, W. C: «Small Signal Theory of Velocity Modulated Electron
Beams», Gen. Elect. Rev., 1939, 42, p. 258.
180. Hamilton, D. R., Knipp, J. K., and К u p e r, J. В. Н.:
Klystrons and Microwave Triodes» (McGraw-Hill. New York, 1948).
181. H a r m a n, W. W.: «Fundamentals of Electronic Motion» (McGraw-
Hill, New York, 1953).
182. Harries, J. H. Owen: «Cavity Resonators and Electron Beams»,
Wireless Engr, 1947, 24, p. 135.
183. Harris, L. A.: «The Effect of an Initial Velocity Spread on Klystron
Performance», Trans. I.R.E., 1958, ED-5, p. 157.
184. Harris, W. A., and Thompson, J. J.: «A UHF—VHF Tuner
using Pencil Tubes», RCA Rev., 1955, 16, p. 281.
185. Harrison, A. E: «Klystron Tubes» (McGraw-Hill, New York,
1947).
186. Harvey, A. F.: «High Frequency Thermionic Tubes» (Chapman &
Hall, London, 1942).
187. Harvey, A. F.: «Microwave Tubes —• an Introductory Review with
Bibliography», Proc. I.E.E., 1960, 107C, p. 29.
188. H a u s, H. A.: «Power-Flow Relations in Lossless Nonlinear Media»,
Trans. I.R.E., 1958, MTT-6, p. 317.
189. H a u s, H. A., and В о b г о f f, D. L.: «Small-Signal Power Theorem
for Electron Beams», J. appt. Phys., 1957, 28, p. 694.
190. H e a t h с о t e, V. A., Lindsay, P. А., В а г г а с 1 о u g h, J.,
and N e w b y, J. R.: «The Periodically-Loaded Travelling-Wave Multi-
Multiple Beam Klystron», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 952.
191. H e с h t e I, R.: «Modern Reflex Klystrons», Arch, elekt. Ubertragung,
1956, 10, p. 133.
192. H ec h t e 1, R.: «The Multigap Klystron, a Generator of Short Electro-
Electromagnetic Waves», Telefunkenrohre, 1958, No. 35, p. 5.
193. H ef f n er, H.: «Backward-Wave Tube», Electronics, 1953, 6, October,
p. 135.
194. H e f f n er, H.: «Analysis of the Backward-Wave Travelling-Wave Tube»,
Proc. I. R. E., 1954, 42, p. 930.
195. H e i I, O., and E b e r s, J. J.: «A New Wide Range High Frequency
Oscillator», Proc. I.R.E., 1950, 38, p. 645.
196. H e i n z m a n n, G.: «The Behaviour of Triodes in the Transit-Time
Region under Large-Signal Conditions», Arch, elekt. Ubertragung, 1959,
13, p. 13.
197. Helrake, G. E.: «A Hairpin-Tube Backward-Wave Oscillator», Bell
Lab. Rec, 1953, 31, p. 286.
198. H e m p s t e a d, С F., and S t r n a d, A. R.: «A Versatile Source
of Millimetre Waves», Bell Lab. Rec, 1957, 35, p. 241.
199. H о 1 1 e n b e r g, A. V.: «Experimental Observation of Amplification
by Interaction between Two Electron Streams», Bell Syst. tech. J., 1949,
28, p. 52.
200. H о 1 1 m a n, H. E.: «Barkhausen Electron Oscillations as the Basis
of Velocity-Modulated Valves», Hochfreq. Elektroak., 1957, 65, p. 112.
201. H о 1 m b о e, L. W., and Ettenberg, M.: «Development of
a Medium Power L-Band Travelling-Wave Amplifier», Trans. I.R.E.,
1957, ED-4, p. 78.
652

202. Hoover, M. V.: «Advances in the Techniques of Very-High-Power
Grid-Controlled Tubes», Proc. I.E.E., 19Г>8, 105В, Sup. No. 10, p. 550.
203. H о r t о n, С R.: «Development of a UHF Grounded Grid Ampli-
Amplifier», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 73.
204. Haber, H.: «Microwave Tube Techniques in Europe» Vide 1958,
13, p. 220.
205. H п 1 s t e r, F.: «Transmitter Valves with Control Grid», Vide, 1956,
11, No. 65, p. 226, and Onde elect., 1957, 37, p. 8G.
206. H u t t e r, R. G. E.: «Space-Charge-Wave Amplifier Tubes, Basic
Principles of Operation», Sylvania Techno! , 1952, 5, p. 94, and 1953,
6, p. 6.
207. Hutter, R. G. E., Cutler, S., and G r e e n b e r g, H.:
«Travelling-Wave Tubes», Radio Televis. News, 1954, 51, p. 23.
208. Hutter R. G. E.: «Travelling-Wave Tubes», Adv. Electronics
Electron Phys., vol. VI (Academic Press, New York, 1954).
209. I p e r e n, В. В. van: «Reflex Klystrons for Millimetre Waves», Vide,
1956, 11. No. 65, p. 264, and Onde elect., 1957, 37, p. 86.
210. I v e r s о n, A. H.: «High Average Power Dissipation in Helix Tubes»,
' Trans. I.R.E., 1959, ED-6, p. 74.
211. J a m i e s о n, H. W., and W h i n n e r y, J. R.: «Study of Transit
Time Effects in Disc-Seal Power-Amplifier Triodcs», Proc. I.R E.,
1948, 36, p. 76.
212. J a s b e r g, J. H.: «Improvement of Power Output from Pulsed
Klystrons», Proc. I. R. E., 1954, 42, p. 849.
213. Johnson, H. R., and W li i n n e r y, J. R.: «Travelling Wave
Oscillator Tunes Electronically», Electronics, 1953, 26, August, p. 177.
214. Johnson, H. R., and W e g 1 e i n, R. D.: «Backward-Wave
Oscillators for 8000—18,000 Mc/s Band», Trans. I.R.E , 1957, ED-4,
p. 180.
215. Johnson, H. R.: «Backward Wave Oscillators», Proc. I.R.E.,
1955, 43, p. 684.
216. Jones, E. M. Т.: «An Internal-Feedback Travelling-Wave-Tube
Oscillator», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 478.
217. Jones, M. C: «Ground-Grid R. F. Voltage Amplifiers» Proc. 1. R. E.
1944, 32, p. 423.
218. К a m i h a r a, M.: «Helix-Type Backward-Wave Oscillator (ECL-
1182)», Rep. elect. Commun. Lab. (Tokyo), 1959, 7, p. 393.
219. Kamiiyo, К., Н о z u m i, H., S h i b a t a, Y., and F u к u -
s h i m a, Y.: «Travelling-Wave-Tube Experiments at Six Millimetre
Wavelength: Part 1 — Phase-Velocity Measurements», Sci. Rep. Rec.
Inst. Tohoku Univ., 1956, 8B, No. 1, p.»35.
220. К а г p, A.: «Backward-Wave!! Oscillator [Experiments at 100 to
200 kMc/s», Proc. I.R.E., 1957, 45-, p. 496.
221. К а г p, A.: «Travelling-Wave Tube Experiments at Millimetre Wave-
Wavelengths with a New, Easily Built, Space Harmonic Circuit», Proc.
I.R.E., 1955, 43, p. 41.
222. К a t o, Y., and К о b а у a s h i, Т.: «Travelling-Wave Amplifica-
Amplification of a Spatial Harmonic Tube using'a Comb-Type Structure», Rep.
elect. Commun. Lab. (Tokyo), 1959, 7. p. 321. ^
223. Kaufman, I.: «High-Energy Bunched Beam Analyzer», J. appl.
Phys., 1953, 24, p. 1413.
224. К e i 1. A., and P a r z e n, P.: «Nonlinear Wave Propagation in Tra-
Travelling-Wave Amplifiers», Trans. I.R.E., 1955, ED-2, No. 4, p. 26.
225. К e 1 1 e r e r, J.: «Magnetic Coupling by Paralleled-Wire Grids and
Soldered Cross-Lateral Grids in Disc-Seal Triodes», Proc. I.E.E., 1958,
105B, Sup. No. 10, p. 559.
226. Kenmoku, M.: «Constant-Reflector-Voltage Klystron», Proc. I. E. E.,
1958, 105B, Sup. No. 12, p. 993.
227. Kent, G.: «Space Charge Waves In Inhomogeneous Electron
Beams», j. appl. Phys., 1954, 25, p. 32,
653

* 228. К ho к h 1 о v, R. V.: «Theoiy of Self-Oscillation in a Reflex
Klystron», Zh. tekh. Viz., 1955, 25, p. 2492.
229. Kins, P. Q. R.: «Л .r>% Bandwidth 2-5 MWS-Band Klystron», Proc.
I.R.I:., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 813.
* 230. К i г у u s h i n, V. P.; «Experimental Investigation of a Backward-
Wave Valve with Bifilar Helix», Radiotekh. Etektron., 1956, 1, p. 798.
231. К 1 e e n, W. J.: «Electronics of Microwave Tubes» (Academic Press,
New York, 1958).
332. Klein, W., and Fri z, W.: «A Twin-Helix Travelling-Wave Power
Valve with 50 dB Gain at 4 kMc/s», Nachr. Tech. Z., 1956, 9, p. 476.
233. Klein, W.: «A Sensitive Method of Measuring the Reflections and
Stability in High-Gain Travelling-Wave Tubes», Arch, elekt. Uber-
tragung, 1956, 10, p. 477.
234. Klein, W., and Friz, W.: «Characteristics of the Travelling-Wave
Valve in the Dispersion Region of its Delay Line», Arch, elekt. Uber-
Ubertragung, 1953, 7, p. 236.
235. Klein, W., and P о s с h 1, K.: «The Effect of Line Attenuation on
the Power Gain of a Travelling-Wave Valve», Fermeldetech. Z., 1953,
6, p. 509.
236. Klein, W.: «Measurement of the Most Important Parameters of Helix-
Type Travelling-Wave Valves for Amplification and Efficiency Calcu-
Calculations», Arch, elekt. Ubertragung, 1954, 8, p. 404.
237. Klein W,, and Friz, W.: «The Performance of Travelling-Wave
Valves at High-Input Levels», Fernmetdetech, Z., 1954, 7, p. 349.
238. Klein, W.: «Delay Lines with Periodic Structures in Travelling-
Wave Valves», Fernmetdetech. Z., 1954, 7, p. 547.
239. Klein W.: «History Classification and Phisics of Very-High-Frequ-
ency Electron Valves», Electrotech. Z., 1955, 76A, p. 53.
240. Klein, W. P. G.. «Bihelical Travelling-Wave Tube with 50 dB
Gain at 4000 Mc/s», Elect. Commun., 1955, 32, p. 255.
241. К 1 e i n w а с h t e r, H.: «Travelling-Wave Valves» Electrotechnik.
(Berlin), 1950, 4, p. 245.
242. К 1 e i n w а с h t e r, H.: «Travelling-Wave Valve with Sinuous
Rectangular Waveguide», Arch, elekt. Ubertragung, 1952, 6, p. 460.
243. Klinger, H. H.: «New Travelling-Wave. Valves for Microwaves»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1951, 5, p. 167.
244. К о g e 1 n i к, К.: «The Energy Relations in Electron Beams», Arch,
elekt. Ubertragung, 1958, 12, p. 419.
* 245. К о I e s о v, L. N.: «Energy Relations in a UHF Valve Oscillator»,
Radiotekhnika, 1956, 11, p. 27.
246. Koike, Y., and Y a m a n а к a, S.: «Amplification Constant for
Microwave Triodes», Technol. Rep. Tohoku Univ., 1951, 15, p. 14.
* 247. К о I o m e n s h i, A. A.: «Radiation emitted by a Uniformly Moving
Electron in Electron Plasma in a Magnetic Field», Dokl. Akad. Nauk
SSSR, 1956, 106, p. 982.
248. Kompfner, R.: «The Travelling-Wave Valve», Wireless Wld,
1946, 52, p. 369.
249. Kompfner R.: «The Travelling-Wave Tube», Wireless Engr, 1947,
24, p. 255.
250. Kompfner, R.: «The Travelling-Wave Tube as Amplifier at Micro-
Microwaves», Proc. I.R.E., 1947, 35, p. 124.
251. К о m p f n er, R.: «Travelling-Wave Tubes», Rep. Prog. Phys., 1952,
15, p. 275.
252. Kompfner R.: «On the Operation of the Travelling-Wave Tube at
Low Level», J. Brit. I.R.E., 1950, 10, p. 283.
253. К о m p f n e r. R., and W i 1 1 i a m s, N. Т.: «Backward-Wave
Tubes», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 1602.
254. К о s m a h I, H. G.: «Influence of Magnetic Focusing Fields and Trans-
Transverse Electron Motion on Starting Conditions for Spurious Oscillations
654

in O-Typc Backward-Wave Oscillators», Trans. I.R.E., 1958, ED-5,
p. 252.
255. К о у a m a, J.: «Лп Application of the Spatial Harmonic Wave on
я Large Dimncter Helix», I'roc. I. E. /:'., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 412.
256. К r e u с h e n, K. H., A u 1 d, B. A., and D i x о n, N. E.:
«A Study of the Broad-Band Frequency Response of the Multicavity
Klystron Amplifier», J. Electronics, 1957, 2, p. 529.
257. Kreuchen, K- H., and D i s e r e n s, N. J.: «Studies in the De-
Development of High-Power Klystrons», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup.
No. 12, p. 860.
258. К г 6 n e r t, R.: «Drift Tube and Mutual Conductance of Klystron Amp-
Amplifiers», Nachr. tech., 1959, 9, p. 84.
259. L a b u s, J.: «Space-Charge Waves along Magnetically-Focused
Electron Beams», Pioc. I.R.E., 1957, 45, p. 854.
260. L a b u s, J.: «Optimum Amplification in the Travelling-Wave Valve
' with Helix», Arch, elekt. Ubertragung, 1952, 6, p. I.
261. L a b u s, J. «Modulation Properties of the Reflex Klystron Genera-
• tor», Fernmeldetech. Z., 1954, 7, p. 562.
262. L а с у, Р. D.. «Helix-Coupled Travelling-Wave Tubes», Electronics
1954, 27, November, p. 132.
263. L a f f e r t y, J. M.: «A Millimetre Wave Reflex Oscillator», J. appl.
Phys., 1946, 17, p. 1061.
264. L a f f e r t y, J. M.: «Velocity-Modulated Reflex Oscillator», Proc.
I.R.E., 1947, 35, p. 913.
265. L a 1 1 у, Р. М.: «A Space Harmonic Travelling-Wave Amplifier»,
Proc. Nat, Electronics Conf., 1952, 8, p. 73.
266. L a p i e г г е, А. В.: «Development of Travelling-Wave Amplifiers
with a Helical Coil: General Results», Ann. Telecomm., 1948, 3, p. 259.
267. L a p 1 u m e, J.: «Theory of the Travelling-Wave Valve», Onde elect.,
1949, 29, p. 66.
268. L a p о s t о 1 1 e, P.: «Study of the Different Waves that can be Pro-
Propagated along a Line of Interaction with an Electron Beam. Application
to the Theory of the Travelling-Wave Amplifier», Ann. Telecomm.,
1948. 3, pp. 57. and 85.
269. L a p о s t о 1 1 e, P.: «Interaction Phenomena in the Travelling-Wave
Valve: Theory and Experimental Verificanton», Ann. Telecomm., 1948,
3, p. 265.
r 270. L a p u к h i n, V. M., and Samorodov, Yu. D.: «A Graphical
Method for investigating Travelling-Wave Valves», Zh. tekh. Fiz.,
1955, 25, p. 1265.
271. Latham, R., D г а с о t t, E. D., F 1 i n n, M., Gray, D. A.,
N a s s i b i a n, G., V о к e s, J. C, and W e x 1 e r, G.: «A Theore-
Theoretical and Experimental Study of a High-Power 400 Mc/s Klystron»,
Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 870.
272. L a v о о, N. Т.: «Transadmittance and Input Conductance of a
Lighthouse Triode at 3000 Megacycles», Proc. I. R. E., 1947, 35, p. 1248.
273. L a w s о n, J. D., Barton, R. S, G u b b i ni, T. F., Mi 1-
1 a r, W., and Rogers, P. S.: «The Design and Performance of
a High-Power Demountable Klystron Amplifier for X-Band», J. Elect-
Electronics, 1955, 1, p. 333.
274. Learned, V., and V e г о n d a, C: «Recent Developments in High-
Power Klystron Amplifiers», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 465.
275. binder, E. G., and S p г о u 1 1, R. L.: «The Maximum Efficiency
of Reflex-Klystron Oscillators», Proc. I.R. E.,1947, 35, p. 241.
276. Little, J. В.: «Amplification at 6-Millimetre Wavelength», Bell
Lab. Rec, 1951, 29, p. 14.
*277. L i z h d v о i, K- V.: «Experimental Investigation of a Nonretarded
Backward-Wave Oscillator», Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 212.
278. Lob, С G., and H о 1 h о u s e r, D. F.: «Radial-Beam Velocity-
655

Modulated Microwave Tube» Proc Nat Electronics Conf 1919 S,
p. 403.
279. Loclicrcr, K. II.. «Remarks on the Theory of B;ickwar<!-Wave
Vnlves», \uchr. Tech. Z., 1959, 12, p. 187.
*280. L о s h а к о v, L. N.: «Approximate Calculation of the Propagation
Constants of Transmission Lines in the Presence of an Electron Beam»
Zh. tekh. Fiz., 1956, 26, p. 809.
*281. L о s h а к о v, L. N.: «Theory of the Propagation of Waves in an,
Electron Beam», Zh. tekh. Fiz., 1952, 22, p. 193.
282. L о u i s с 1 1, \V. H., and Pierce, J. R.: «Power Flow in Electron
Beam Devices», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 425.
283. L о u i s e 1 1, W. H.: «Approximate Analytic Expressions for TWI
Propagation Constants», Trans. I.R.E., 1958, TD-5, p. 257.
284. M а с С о 1 1, L. A.: «Certain Mean Values in the Theory of the Travel-
Travelling-Wave Amplifier», Belt. Syst. tech. J., 1960 39 p. 365.
285. McDowell. H. L., D a n i e 1 s о n. W. E., and R e e d, E. D.:
«A Half-Watt С W. Travelling-Wave Amplifier for the 5—6 Millimetre
Band», Proc. I.R.E., I960, 48, p. 321.
286. M а с F a r I a n e Q. G., and Woodvar d, A. M.: «Small-Signal
Theory of Wave Propagation in a Uniform Electron Beam», Proc. I.R.E.
1950, 97, pt III, p. 322.
287. MacFarlane, G. Q., and H а у, Н. Q.: «Wave Propagation in
a Slipping Stream of Electrons: Small Amplitude Theory», Proc. Phys.
Soc, 1950, 63, p. 409.
288. M с N a 1 1 y, J. O., and Shep her d, W. G.: «(Reflex Oscillators
for Radar Systems», Proc. I. R. E., 1947, 35, p. 1424.
289. McWhir't, R. В.: «Wide-Band Amplifier for UHF Receivers»,
Electronics, 1955, 28, December, p. 158.
290. Mather, R., and S h а г p e, J.: «Wide-Range Tuning Cavities
for Plug-in Reflex Klystron», Electronic Engng, 1959, 31, p. 390.
291. M a t h e w s, A. R., S a h, С. Т., and S p a n g e n b e r g, K. R.:
«A Travelling-Wave Tube with Interchangeable External Slow-Wave
Circuits», Onde elect., 1957, 37, p. 65.
292. M a t r i с о n, M.: «Development of a Demountable Klystron" for the
Generation of Millimetre Waves», Rev. tech. C.F.T.H., 1951, 16, p. 45.
293. M a t s u o, Y.: «Multi-Beam Velocity-type Frequency Multiplier,.
Proc. I.R.E., 1956, 44, p. 101.
294. M a t t i 1 a, P.: «On the Theory of the Electron-Wave Tube, with
Elliptic Cross-Section», Acta polytech. Scand., 1958, ELI, No. 241. p. 1.
295. Mayo, B. J.: «The Effect of Reactive Loads on the Frequency Modu-
Modulation Characteristics of Reflex Klystrons», Proc. I.E.E-, 1958, 105B,
Sup. No. 12, p. 1001.
296. M e 1 г о у, D. О., and С I о s s о n, H. Т.: «Measurements of Inter-
Internal Reflections in Travelling-Wave Tubes using a Millimicrosecond
Pulse Radar», Proc. I.R.E., I960, 48, p. 165.
297. M e 1 z e r, B: «Two-Cavity Klystron», Wireless Engr, 1949, 26, p. 365.
298. M e 1 z e г, В.: N о t e s on the Multi-reflection Klystron», Electronic
Radio Engr, 1957, 34, p. 109.
299. M i h r a n T. G.: «The Duplex Travelling-Wave Klystron», Proc.
I.R.E., 1952, 40, p. 308.
300. M i h r a n, T. G.: «Scalloped Beam Amplification», J. appl. Phys.,
1954, 25, p. 1341.
301. M i h r a n, T. G.: «Harmonic Current Growth in Velocity-Modulated
Electron Beams», J. appl. Phys., 1959, 30, p. 1346.
302. M i h r a n. T. G.» «The Effect of Space Charge on Bunching in a Two-
Cavity Klystron», Trans, I.R.E., 1959, ED-6, p. 54.
303. M i h r a n, T. G : «Scalloped Beam Amplification», Trans. I.R.E.,
1956, ED-3, No. 1, p. 32.
*304. M ikh al evski, V. S., and V e n e г о v s к i, D. N.: «Genera-
656

tion of Electromagnetic Oscillations by means of a Travelling-Wave
Valve with an External Helix», Zh. tekh. Fix., 1955, 25, p. 812.
*305. M i к h a 1 e v s к i, V. S., and Venerovski, D N.: «Generation
of Electromagnetic Oscillatonis by a Travelling-Wave Valve with an
External Sectionalized Helix», Zh. tekh. Fiz., 1956, 26, p. 526.
• 306. Mikhalevski, V. S., D о 1 g a n о v, A. G., and I v a n o-
v a, V. D.: «Generation of Electromagnetic Oscillations by means of
a Travelling-Wave Valve with a Twin-Helix Coaxial Line», Radiotekh.
Elektron., 1956. 1, p. 1383.
307. M i 1 1 m a n, S.: «A Spatial-Harmonic Travelling-Wave Amplifier
for Six-Millimetre Wavelength», Proc. I.R.E., 1951, 39, p. 1035.
308. M i I 1 m a n, S.: «Spatial-Harmonic Travelling-Wave Amplifier»,
Bell Lab. Rec, 1952, 30, p. 413.
*309. M i n а к о v a, I. I., and S t e p a n о v a, N. V.: «Synchronization
of a Reflex Klystron», Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p. 805.
310. Miwa, Т., К о у a m a, J., M i s h i m a, M., and Y a n а о к a, I.
«Helix Type Travelling-Wave Valve for 24 Gc/s», Vide 1957, 12, No. 67,
. P- 49.
3! 1. M i w а, Т., M i s h i m a, M., and Y a n а о к a, I.: «Helix-Type -
Travelling-Wave Amplifier for 48 kMc/s», Proc. I.R.E., 1959,47, p. 89.
312. M о h r i n g, F.: «Principle of Operation and Working Data for the
Power Reflex Klystron TK7», Tech. Mitt. PTT, 1958, 36, p. 145.
313. Moll, J. L., and W i 1 m a r t h, R. W.: «A Wide Range Oscillator
in the Range from 8000 to 15,000 Mc/s», Proc. I.R.E., 1952, 40, p. 813.
314. Moreno, Т., and J e p s e n, R. L.: «Hysteresis in Klystron Oscil-
Oscillators», Proc. I.R.E., 1955, 43, p. 344.
315. M о t z, H.: «An Analysis of Klystron Reflector Performance», J.I.E.E.,
1948, 95, pt III, p. 295.
316. M о u r i e r, G.: «Contribution to the Large-Signal Theory of Travel-
Travelling-Wave Tubes», Ann. Radioelect., 1956, 11, p. 271.
317. Mullen, J. A.: «A Power Series Solution of the Travelling-Wave
Tube Equation», Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 159.
318. M u 1 1 e r, M.: «Travelling-Wave Amplifiers and Backward-Wave
Oscillators». Proc. I.R.E., 1954, 42, p. 1651.
319. Muller R.: «Space Hermonics in Electron Streams», Arch, elekt.
Ubertragung, 1956, 10, p. 585.
320. Murakami, Т.: «A Study of Grounded Grid UHF Amplifiers»,
RCA Rev., 1951, 12, p. 682.
321. M u s s о n - G e n о n, R. P., and A u d i о n, C: «A New Analysis
of Electronic-Hysteresis and Secondary Emission Phenomena in Local-
Oscillator Reflex Klystrons», Pioc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 12,
p. 1006.
322. N а к a m u r a, Y., Miwa, Т., and H a s e g a w a, Y.: «Micro-
«Microwave Triode B-26 for 4000 Mc/s Operation», Onde elect., 1957, 37, p.g6.
323. N a 1 о s, I.: «Present State of Art in High Power Travelling-Wave
Tubes», Microwave J., 1959, 2, December, p. 31.
324. N a 1 о s, E. J.- «A Hybrid-Type Travelling-Wave Tube for High-
Power Pulsed Amplification», Trans. I.R.E., 1958; ED-5, p. 161.
325. N e r g a a r d, L. S.: «Analysis of a Simple Model of a Two-Beam
Growing-Wave Tube», RCA Rev., 1948, 9, p. 585.
326. N i s h i o, H., N e m о t о, Т., and Murakami, H.: «Some Prob-
Problems on Disk-Sealed Planar Triodes», Vide, 1957, 12, No. 67, p. 7.
327. N о 1 a n d, J. A., and L e p i c, R. E.: «Backward-Wave Oscilla-
Oscillators for the 17 to 41 kMc/s Band» Sytvania Technol., 1957, 10, p. 13.
328. N о 1 a n d, J. A., and С о h e n L. D.: «A Backward-Wave Oscil-
Oscillator for the 4 to 5 Millimetre Region», Nat. Conv. Rec. I.R.E., 1959,
pt 3, p. 61.
329. N о 1 a n d, J. A., and С о h e n, L. D.: «BWO uses Ridge-Loaded
Ladder Circuit», Electronics, 1959, 32, May 1st, p. 66.
657

330. N о r d s i е к, Л.: «Theory of the Large-Signal Behaviour of Travel-
Travelling-Wave Amplifiers», Proc. I.R.E., 1953, 41, p. 630.
331. О h 1 s e n, L. H. von: «The Small Signal Performance of the 416B
Planar Triode between 60 and 4000 Mc/s» Trans. I.R.E., 1954 ED-1.
No. 4, p. 189.
332. О 1 v i n g, S.: «Amplification of the Travelling-Wave Tube at High
Beam Current». Chalmers Tekn. Hogsk. Handl., 1955, No. 157, p. 1.
333. P a a n a n e n, R.: «High Power X-Band Backward-Wave Oscillator»,
Microwave J., 1959, 2, November, p. 27.
334. P a 1 1 u e I, P.: «Recent Developments in O-Type Carcinotron Tubes»,
Ann. Radioelect., 1956, 11, p. 145, and Onde elect., 1956, 36, p. 318.
335. P a 1 1 u e 1, P., and G о 1 d b e r g e r, A. K.: «The O-type Carcinot-
Carcinotron Tube», Proc. I.R.E., 1956, 44, p. 333.
336. P a 1 1 u e 1, P., and К a n t о г о w i с z, G.: «High-Power Pulsed
Klystrons using Large Perveance», Onde elect., 1959, 39, February, p. 109.
337. Pan, W. Y.: «fnvestigation of UHF Television Amplifier Tubes», RCA
Rev., 1954, 15, p. 27, and Trans. I.R.E., 1954, ED-1, No. 1, p. 8.
338. P a n t e 1 1, R. H.: «Backward-Wave Oscillations in an Unloaded Wa-
Waveguide», Proc. I.R.E., 1959, 47, p. 1146.
339. Papenhuijzen, P. J.: «A Transmitting Triode for Frequencies up
to 900 Mc/s», Philips tech. Rev., 1957, 19, p. 118.
340. P a r z e n, P., and Goldstein, L.: «Effect of Hydrostatic Pres-
Pressure in an Electron Beam on the Operation of Travelling-Wave Devices»,
J. appl. Phys., 1951, 22, p. 398.
341. P a r z e n, P.: «Theory of Space-Charge Waves in Cylindrical Wavegui-
Waveguides with Many Beams», Elect. Commun., 1951, 28, p. 217.
342. P a r z e n, P.: «Space-Charge Wave Propagation in a Cylindrical Electron
Beam of Finite Lateral Extensions, J. appl. Phys., 1952, 23, p. 215.
343. P a r z e n, P.: «Integral Equation Solution for Travelling-Wave Tube
Parameters», Trans. I.R.E., 1955, ED-2, No. 3, p. 6.
344. P a s с h к e, F.: «Generation of Second Harmonic in a Velocity-Modula-
Velocity-Modulated Electron Beam of Finite Diametr», RCA Rev., 1958, 19, p. 617.
345. P a s h к e, F.: «Nonlinear Theory of a Velocity-Modulated Electron
Beam with Finite Diameter», RCA Rev., 1960, 21, p. 53.
346. P a s с h к e, F.: «Theory of Coupled Space-Charge Waves», Frequenz,
1955, 9, p. 273.
347. P a s с h к e, F.: «The Reciprocity of the Coupling in Travelling-Wave
Valves», Arch, elekt. Ubertragung, 1957, 11, p. 137,
348. Paul, FL: «The Frequency Dependence of Self-excited Microwave Oscil-
Oscillators under Complex Load», Elektronische Rdsch., 1956, 10, 5 and 6,
pp. 146 and 167.
349. P e a r с e, A. F., and M а у о, В. J.: «The CV35—a Velocity Modylation
Reflection Oscillator for Wavelengths of about 10 cm», J.I.E.E., 1946,
93, pt IIIA, No. 5, p. 918.
350. P e a r с e, A. F.: «A Velocity-Modulation Reflection Oscillator for
Wavelengths of about 3-2 cm», J. I.E.E., 1948, 95, pt III, p. 415.
351. P e a r с e, A. F., К r e u с h e n, K. H., Baron, C, Houl-
d i n g, N., and R a t с 1 i f f e, S.: «Plug-In Reflex Klystron for Micro-
Microwaves», J. Electronics Control, 1957, 3, p. 535.
352. Pearson, J. D., and Cockroft. H. S.: «A 20 kW Pulsed Travelling-
Wave Tube», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 458.
353. Pease, M.: «The Types of Microwave Tubes», Microwave J., 1958, 1,
No. 1, p. 27.
354. Peek, S. C: «A Disc-Sea! Triode as a UHF Amplifier», Sylvania Tech-
nol., 1953, 6, p. 81.
355. Penning, F. M.: «Velocity-Modulation Valves», Philips tech. Rev.,
1946, 8, p. 214.
356. Peter, R. W., Bloom, S., and R u e t z, J. A.: «Space-Charge-
Wave Amplification along an Electron Beam by Periodic Change of the
Beam Impedance», RCA Rev., 1954, 15, p. 113.
658

357. P i с к i n, J. R., and T r e v e n a, D. H.: «Л New Development of
theMonotron Oscillator», Proc. 1.Е.Е.. 1958, I05B, Sup. No. 12, p. 966.
358. P i d d i n g t о n, J. H.: «Growing Electric Space-charge Waves and
Haeff's Electron-wave Tube», Phys. Rev., I9,r>f>, 101, p. 1-1.
359. Pierce, J. R., and Shepherd, W. O.: «Reflex Oscillators», Bell
Syst. tech. J., 1947, 26, p. 460.
360. P i e г с e. J. R., and Field, L. M.: «Travelling-Wave Tubes»,
Proc. I. R. E., 1947, 35, p. 108.
361. Pierce, J. R.: «Theory of the Beam-type Travelling-Wave Tube»,
Proc. I. R. E., 1947. 35. p. 111.
362. Pierce. J. R.: «Transverse Fields in Travelling-Wave Tubes», Bell
Syst. tech. J., 1948, 27, p. 732.
363. Pierce, J. R.: «Effect of Passive Modes in Travelling-Wave Tubes»,
Proc. I.R.E., 1948, 36, p. 993.
364. Pierce, J. R., and H e b e n s t r e i t, W. В.: «A New Type of
High Frequency Amplifier», Bell Syst. tech., J., 1949, 28, p. 33.
365. Pierce, J. R., and Wax, N.: «A Note on Filter-type Travelling-
Wave Amplifiers», Proc. I.R.E., 1949. 37, p. 622.
366. Pierce, J. R.: «Travelling-Wave Tubes: Parts 1 to 4», Bell Syst. tech.
J., 1950, 29, pp. 1, 189, 390 and 608.
*367. Pierce, J. R.: «Travelling-Wave Tubes» (Van Nostrand New York,
1950).
368. Pierce, J. R.: «Millimetre Waves», Phys. Today, 1950, 3, Novem-
November, p. 24.
369. P e i г с e, J. R.: «Waves in Electron Streams and Circuits», Bell
Syst. tech. J., 1951, 30, p. 626.
370. Pierce, J, R.: «An Interesting Wave Amplifier», Trans. I.R.E.,
1959, ED-6, p. 73.
371. Pierce, J. R.: «Some Recent Advances in Microwave Tubes»,
Proc. I.R.E., 1954, 42, p. 1735.
372. Pierce, J. R.: «The Wave Picture of Microwave Tubes», Bell Syst.
tech. J., 1954, 33, p. 1343.
373. Pierce, J. R.: «Interaction of MovingCharges with Wave Circuits»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 627.
374. Pierce, J. R.: «Double Stream Amplifiers», Proc. I.R.E., 1949,
37, p. 980.
375. Pierce, J. R.-. «Coupling of Modes of Propagation», J. appl. Phys.,
1954, 25, p. 179.
376. Pierce, J. R., and Walker, L. R.: «Growing Electric Space-
Charge Waves», Phys. Rev., 1956, 104, p. 306.
377. P i e г с e, J. R., and W a 1 к e r, L. R.: «Growing Waves due to
Transverse Velocities», Bell Syst. tech. J., 1956, 35, p. 109.
378. P о s с h 1, K.: «Influencing Space-Charge Waves of Fluctuating
Beams by Resonator Circuits», Frequenz, 1954, 8, p. 284.
379. P r a d h a m, Т.: «Plasma Oscillations in a Steady Magnetic Field:
Circular! Polarized Electromagnitic Modes», Phys. Rev., 1957, 107,
p. 1222.
380. P r e.i s а с h, F., and Zakarias, I.: «Input Conductance», Wire-
Wireless Engr, 1940, 17, p. 147.
381. Priest, D. H.: «Annular Circuits for High Power Multiple Tube
Radial Frequency Generators at VHF and UHF», Proc. I.R.E., 1950,38,
p. 515.
382. Priest, D. H., Murdoch, С E, and Woer пег, J. J.:
«High Power Klystrons at UHF», Proc. I. R. E., 1953, 41, p. 20.
383. R a m o, S.: «Space Charge and Field Waves in an Electron Beam»,
Phys. Rev., 1939, 56, p. 276.
384. Reed, E. D.: «A Coupled Resonator Reflex Klystron», Bell Syst.
tech. J., 1953, 32, p. 715.
385. Reed, E. D.: «A Tunable, Low-Voltage Reflex Klystron for Opera-
Operation in the 50—60 kMc/s Band», Bell Syst. tech. J., 1955, 34, p. 563.

386. Rich, J. A., and W e b b e r, S. E.: «Ferrite Attenuators in Helices»,
Proc. I.R.E., 1955. 43, p. 100.
387. R igrod, W. W.: «Power Flom and Stored Energy in Thin Electron
Beams», J. appl. Phys., i960. 3!, p. П47.
388. R i g г о d, W. W., and Lewis, J. A.: «Wave Propagation along
a Magnetically-Focused Cylindrical Electron Beam», Bell Syst. tech J.,
1954, 33, p. 399.
389. Robertson, S. D.: «Electronic Admittances of Parallel-Plane
Electron Tubes at 4000 Mc/s», Bell Syst. tech. J., 1949, 28, p. 619.
390. R о b e r t s о h, S. D.: «An Experimental Broad-Band Helix Tra-
Travelling Wave Amplifier for Millimetre Wavelengths», Trans. I.R.E.,
1954, MTT-2, No. 3, p. 48.
391. Robinson, F. N. H.: «Travelling-Wave Tubes with Dispersive
Helices», Wireless Engr, 1951, 28, p. 110.
392. Robinson, F. N. H.: «Travelling-Wave Tubes», Research, 1956,
9, p. 27.
393. Rockwell, R. C: «A New Klystron Amplifier Featuring Capaci-
tive External Tuning», Microwave J., 1959, 2, April, p. 27.
394. R о d e n h u i s, K.: «Construction and Circuit of a 4000 Mc/s Triode
with L Cathode», Vide, 1957, 12, No. 67, p. 23.
395. Rogers, D. C: «Travelling-Wave Amplifier for 6 to 8 Centimetres»,
Elect. Commun., 1949, 26, p. 144.
396. R о s t a s, E., and H u I s t e r, F.: «Microwave Amplification by
Means of Intrinsic Negative Resistances», Proc. I.E.E., 1958, 105B,
Sup. No. 11, p. 665.
397. R о w e, J. E.: «Design Information on Large-Signal Travelling-Wave
Amplifiers», Proc. I.R.E., 1956, 44, pp. 200 and 818.
398. R о w e, J. E.: «A Large-Signal Analisis of the Travelling-Wave Ampli-
Amplifier: Theory and Genera! Results», Trans. I.R.E., 1956, ED-3, No, 1,
p. 39.
399. R о w e, J. E., and S о b о 1, H.: «General Design Procedure for
High-Efficiency Travelling-Wave Amplifiers», Trans. I.R.E., 1958,
ED-5, p. 288.
400. R о w e, J. E.: «Theory of the Crestatron: A Forward-Wave Ampli-
Amplifier», Proc. I.R.E., 1959, 47, p. 536.
401. R у d b e с к, О. Е. Н.: «The Theory of the Travelling-Wave Tube»,
Ericsson Tech., 1948, No. 46, p. 3.
402. R у d b e с к, О. Е. Н.: «On the Excitation of Different Space-Charge
Wave Modes in Travelling-Wave Tubes», Arch, elekt. Ubertragung,
1953, 7, p. 409.
403. R у d b e с к, О. E. H., and A g d u г, В.: «The Propagation of
Electron Space-Charge Waves in Waveguides and Tubes with Periodic
Structure», Onde elect., 1954, 34. p. 499, and Chalmers Tekn. Hogsk.
Hand!., 1954, 138. p. 1.
404. R у n n, N.: «Analysis of Coupled-Structure Travelling-Wave Tubes»,
Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 172.
405. S а к u r a b a, I.: «Transfer Function of the O-Type Backward-Wave
Oscillator», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1959, 42, p. 750.
406. S а к u r a b a, I.: «Analysis of the O-Type Backward-Wave Oscil-
Oscillator Frequency Pushing», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1959,
42, p. 810.
407. Sato, К., К о b а у a s h i, D., К о n d o, A., and К о у a m a, J.:
«Development of Travelling-Wave Tubes for 4000 Mc/s Band», Rep.
Elect. Commun. Lab. (Tokyo), 1955, 3, p. 11.
408. S с h n i t z e r, H.: «Amplification and Generation of Microwave
Oscillations with Travelling-Wave Valves», Funk Ton, 1951, 5, p. 143.
409. Schnitzer, H.: «Production of Direction-Dependent Electronic
Attenuator in Travelling-Wave Valves», Fernmeldetech. Z., 1951, 4.p. 301.
410. Schnitzer, H., and Weber, D.: «Experimental Verification of
660

Small-Signal Theory for the Travelling-Wave Valve wiht Helix», Arch,
elekt. Ubertragung, 1952, 6, p. 369.
411. S с h n i t z e r, H., and Weber, D.: «Measurements on a 10-W
Helix-Type Travelling-Wave Valve for 15 cm Wavelength», Fernmelde-
tech-Z., 1953, 6, p. 66.
412. S с h n i t z e r, H.: Measurement of the Cross-Sectional Non-uniformity
of the Electronic Beam in a Helix-Type Travelling-Wave Valve», Arch,
elekt. Ubertragung, 1953, 7, p. 415.
413. Schumann, W. O.: «Waves and Plasma», Elektron Wiss. Tech.,
1951, 5, p. 279.
414. S с о t t o, M., and P a r z e n, P.: «The Electronic Theory of Tape-
Helix Travelling-Wave Structures», Trans. I.R.E., 1955, ED-2, No. 4
p. 19.
415. S с r i v e n s, A. K.: «Pulse-Modulated Beam Current Improves Opera-
Operation of Mixer-Series Klystrons», Canad. Electronics Engng, 1958, 2, p. 32,
416. S e v e r i n, H.: «Generation of Oscillations at Centimetre Wavelengths»,
Tech. Mitt. PTT, 1951, 29, p. 466.
417. Shepherd, W. G.: «Efficiency of Reflex Oscillators», Proc. Nat.
Electronics Conf., 1949, 5, p. 500,
*4!8. S h e s t о p a I o v, V. P.: «An Electron Beam in a Helix Placed in
a Dielectric Medium», Radiotekh. Elektron., 1958, 3, p. 131.
*4!9. S h e v с h i k, V. N.: «Analysis of the Energy Interchange between an
Electron Stream and an Electromagnetic Wave», Radiotekh. Elektron.,
1957, 2, p. 104.
*420. S h e v с h i k, V. N.. and Z h a r к о v, Y. D.: «The Cascade Bun-
Bunching of Electrons Applied to the Analysis of the Interaction of Electron
Stream and Travelling Magnetic-Wave», Radictekh. Elektton., 1957,
2, p. 237.
* 421. S h e v с h i k, V. N.: S u s I о v, S. A., and Z h a r к о v, Y. D.:
«Investigation of a Special Type of Reflex Klystron», Zh. tekh. Fiz.,
1957, 27, p. 377.
*422. S h e v с h i k, V. N., and О I e i n i к о у а, I. P.: «Interaction of
a Modulated Electron Beam with a Travelling Electromagnetic Wave»,
Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 128.
423. S h к а г о f s к у, I. P.: «A Symmetry Property of Space-Charge Waves
in Accelerated Electron Beams», Trans,. I.R.E., 1958, ED-5, p. 283.
424. S h u I m a n, C, and H e a g у. М. S.: «Small-Signal Analysis of
Travelling-Wave Tube», RCA Rev., 1947, 8, p. 585.
425. S i e g m a n. A. E., and Johnson, H. R.: «Suppression of Back-
Backward Wave Oscillation by Filter Helix Methods», Trans. I.R.E., 1955,
ED-2, No. 2, p. 20.
426. S i e g m a n, A. E.: «Waves on a Filamentary Electron Beam in
a Transverse-Field Slow-Wave Circuit», /. appl. Phys., I960, 31, p. 17.
427. Siekanowicz, W. W., and S t e r z e r, F.: «A Developmental
Wide-Band S-band Travelling-Wave Amplifier utilizing Periodic Perma-
Permanent Magnets», Proc. I.R.E., 1956, 44, p. 55.
428. S i g r i s t, W.: «Observations on Some Electronic Fundamentals of
Microwave Valves», Bull., Schweiz. electrotech. Ver., 1950, 41, p. 35.
429. Sims, G. D.: «Travelling-Wave Tube Analogue», Electronic Tech-
nol., 1960, 37, p. 20.
430. Slater, J. C.: «Microwave Electronics» (Van Nostrand. New York,
1950).
431. S о b о 1, H., and R о w e, J. E.: «Theoretical Power Output and
Bandwidth of Travelling-Wave Amplifiers», Trans. I.R.E., 1959, ED-6,
p. 84.
432. Speaks, F. A.: «Power Amplifier Klystron for UHF Transmission»,
Trans. I.R.E., 1956, CS-4, No. !, p. 69.
433. S t a i n s b y, A. G.: «Backward-Wave Oscillators», Electronic Engng,
1958, 30, p. 329.
434. Stephenson, I. M.: «An Experimental Investigation of a Two-
661

Cavity Klystron Operating under Large-Signal Conditions». Proc.
1. E. /•:.,, 1960, 107B, p. 60.
435. Stephenson, J. G.: «Designing Stable Triode Microwave Oscil-
Oscillators», Electronics, 1955, 28, March, p. 184.
436. S t e о z e r, F.: «Improvement of Travelling-Wave Tube Efficiency
through Collector Potential Depression», Trans. I.R.E., 1958, ED-5,
p. 300.
437. S u 1 1 i v a n, J. W.: «A Wide-Band Voltage-Tunable Oscillator»
Proc. I. R. E., 1954, 42, p. 1658.
*438. S u s h к о v, Л. D.-. «Triple-Resonator Klystron Frequency Multip-
Multipliers», Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 246.
439. Swift, J.: «Disc-Seal Circuit Techniques», Proc. I.R.E. Austral.,
1955, 16, pp. 205, 247 and 295.
440. Swift, J.: «Disc-Seal Oscillators — Parts I and II», J. Brit. I.R.E.,
1955, 15, p. 607, and 1956, 16, p. 95.
441. S z u 1 к i n, P.: «The Excitation of a Cavity Resonator by a Density-
Modulated Electron Beam Passing through the Entire Resonator Cross-
Section», Arch, elektiotech. (Warsaw), 1956, 5 p. 149.
442. Та, M. Y e о u: «Type-0 Carcinotrons Operating at 2 mm Wavelength»,
Onde elect., 1959, 39, p. 789.
443. T а к a s h i m а, Т., and M i s u g i, Т.: «A New Method of Measuring
the Input Admittance of Ultra-High-Frequency Triodes», Proc. I.E.E.,
1958, 105B, Sup. No. 10, p. 583.
444. T e r a d a, M., H a m a d a, H., and S u g a t a, E.: «Space-Charge
Effects in Reflex Klystrons», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1959,
42, p. 591.
445. Tien., P. K-, and Field, L. M.: «Space-Charge Waves in an Ac-
Accelerated Electron Stream for Amplification of Microwave Signals»,
Proc. I.R.E., 1952, 40 p. 688.
446. Tien, P. K., Walker, L. R., and W о 1 о n t i s, V. M.: ,
«A Large-Signal Theory Travelling-Wave Amplifiers», Proc. I.R.E.,
1955, 43, p. 260.
447. Tien, P. K.: «A Large-Signal Theory of Travelling-Wave Ampli-
Amplifiers», Bell Syst. tech. J., 1956. 35, p. 349.
448. Thomson, J.: «Microwave Valves», J.I.E.E., 1956, 2, p. 661.
449. T о n к s, L., and L a n g m u i r, I.: «Oscillations in Ionized Gases»,
Phys. Rev., 1929, 33, p. 195.
450. Torstensson, L.: «Reflex Klystron for Grid Pulse Operation
within the Frequency Range 2000—5000 Mc/s», Ericsson Tech., 1954,
10, p. 297.
451. T r e m 1 e t t, С A., and W i 1 1 i a m s. A. D.: «Triodes and Tetro-
Tetrodes for UHF-SHF Operation», Electronic Engng, 1958, 30, p. 335.
452. Trevena, D. H.: «On Space-Charge Waves», J. Electronics Control,
1959, 6, p. 50.
*453. T у с h i n s к i i, V. P., and F e d о г о v, V. G.: «Travelling-Wave-
Valve Oscillator with an Electronic Phase Shifter», Radiotekh. Elektron.,
1959, 4, p. 241.
454. U d a, S., and I k e u с h i, J.: «Equivalent Networks of Klystrons»,
Technol. Rep. Tohoku Univ., 1950, 14, p. 117.
455. U d a g a w a, K.: «Theoretical Study of the Travel ling-Wave Tube»,
Rep. elect. Commun. Lab. (Tokyo), 1954, 2, p. 34.
456. U г а, К., Т е г a d a, M., and S u g a t a, E.: «Analysis of Higher-
Mode Operation of Disk-on-Rod Type Travelling-Wave Tubes», J. Inst.
Elect. Commun. Engrs Japan, 1959, 42, p. 145.
*457. V a i n s h t e i n, L. A.: «Electron Waves in Retarding Systems»,
Zh. tekh. Fix., 1956, 26, p. 126.
*458. V a i n s h t e i n L. A.: «Electron Waves in Periodic Structures»
Zh. tekh. Fiz., 1957, 27, p. 2340.
*459. V a i n s h t e i n, L. A.: «Nonlinear Theory of a Travelling-Wave
662

Valve: Part 1—Equations and Laws of Conservation», Radiotekh.
Eldkiron., 1957, 2, p. 883.
*460. V a i n s h t e i n. L. A., and Fil imonov, G. F.: «Nonlinear
Theory of a Travelling-Wave Valve: Part 3 -The. Effect of the Repul-
Repulsion Forces», Radiotekh. Elektron., 1959, 3, p. 80.
461 Valley G E , and W a 1 1 m a n, H.: «Vacuum Tube Amplifiers»,
(McGraw-Hill, New York, 1948).
462 V a r i a n, R. H.: «Recent Developments in Klystrons», Electronics,
1952, 25, April, p. 112.
*463. V a s i 1 1 e v, E. I., and L о p u к h i n, V. M.: «Self-Excitation of
a Decelerating System», Zh. tekh. Fit., 1951, 21, p. 527.
*464 V a s i 1 1 e v, E. I., and L о p u к h i n, V. M.: «On the Theory of
the Helix-Type Travelling-Wave Valve», Zh. tekh. Fix., 1952, 22, p. 1838.
*465 V a s i 1 1 e v, E. I.: «Electron Flow in a Waveguide Partially Filled
with a Dielectric», Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 500.
466. V a u g h a n, J. R. M.: «Klystron Modulation and Schlomilch Series»,
J. Electronics, 1956, 1, p. 430.
467. V e i t h, W.: «The Carcinotron, an Electrically Tuned Microwave
Generator», Fernmeldetech. Z., 1954, 7, p. 554.
468. Vincent, G., Y e о u, Т., and Laborderie, J.: «Millimetre
Range Carcinotrons», Onde elect., 1957, 37, p. 65.
469 Vlaardingerbroek, M. Т.: «Measurement of the Active Ad-
Admittances of a Triode at 4 Gc/s», Proc. I.E.E., 1958, 105B, Sup. No. 10,
p. 563.
470. V о g e, J.: «Travelling-Wave Valves», Ann. Tclecomm., 1957,12,
pp. 92 and 105.
471. Wade. G., and R у n n, N.: «Coupled Helices for use in Travelling-
Wave Tubes», Tians. I. R. E., 1955, ED-2, No. 3, p. 15.
472 Walker, L. R.: «Power Flowin Electron Beams», J. appl. Phys.,
1955, 26, p. 1031.
473. Walker. I. R.: «Stored Energy and Power Flow in Electron Beams»,
J. appl. Phys., 1954, 25, p. 615.
474. Walker, I. R.: «Starting Currents in the Backward-Wave Oscillator,
J. appl. Phys,., 1953, 24, p. 854.
475. W a 1 1 a u s с h e k, R.: «Experimental Determination of the Chara-
Characteristics of Travelling-Wave Amplifiers: Results obtained», Ann. Tele-
comm., 1948, 3, p. 300.
476. Wang, С. С, P i e г с e, J. R., and T i e n, P. K.: «Power Flow and
Equivalent Circuits of Travelling-Wave Tubes», Proc. I.R.E., 1954, 42,
p. 1701.
477. Wang, C. C: «Linear Beam Tube Theory», Trans. I.R.E., 1957, ED-4,
p. 92.
478. W a n g, С. С: «Large-Signal Linear-Beam Tube Theory», Proc. I.E.E.,
1958, 105B, Sup. No. 11, p. 624.
479. W a r n e с к e, R., К 1 e e n, W., Doehler, O.,andHuber, H.:
«Electron Bunching in a Velocity-Modulation Valve by means of a Tra-
Travelling-Wave Device», С R. Ac ad. Sc[. (Paris), 1949, 229, p. 648.
480. W a r n e с к e, R., Doehler, O., and К 1 e e n, W.: «Electron
Beams and Electromagnetic Waves», Wireless Engr. 1951, 28, p. 167.
481. Warnecke, R., and G u ё n a r d, P.: «Electronic Tubes opera-
operating by Velocity Modulation» (Gauthier-Villars, Paris, 1951).
482. Warnecke, R.: «Some Recently Obtained Results on Valves for
Microwave Frequencies», Ann. Radioelect., 1954, 9, p. 107.
483. Warnecke, R.: «The Principal Results Achieved in the Field of
Microwave Valves», Vide, 1956, 11, No. 65, p. 217.
484. Warnecke, R., G u ё n a r d, P., and Doehler, O.: «Funda-
«Fundamental Phenomena in Travelling-Wave Tubes», Onde elect., 1954, 34,
p. 323.
485. Warnecke, R., Doehler, O., and E p z s t e i n, В.: «Disper-
663

sion of Electron Velocities and Pass Band in Travelling-Wave Amplifiers»
C. R. Acad. Sci. (Paris), 1958, 246, p. 2239.
486. W a r r i n g a, J. J. M., and P i e p e r s, H.: «The Use of Open Rec-
Rectangular Waveguides in R. F. Oscillator Circuits», Electronic Engng, 1959,
19, p. 81.
487. Waters, W. E.: «Space-Charge Effects in Klystrons», Trans. I. R. E.,
1957, ED-4, p. 49.
488. W a t к i n s, ^D. A.: «Effects of Velocity Distribution in a Modulated
Electron Beam», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 568.
489. W a t к i n s, D. A., and Rynn, N.: «Effect of Velocity Distribution
on Travelling-Wave Tube Gain», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 1375.
490. Webber, S. E.: «1000 Watt Travelling-Wave Tube», Electronics,
1950, 23, June, p. 100.
491. Webber, S. E.: «Ballistic Analysis of a Two-Cavity Finite Beam
Klystron», Trans. I.R.E., 1958, ED-5, p. 98.
492. Webber, S. E.: «Electron Bunching and Energy Exchange in a Travel-
Travelling-Wave Tube», Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 87.
493. Webber, S. E.: «Large-Signal Analysis of the Multicavity Klystron»,
Trans. I.R.E., 1958, ED-5, p. 306.
494. Webber, S. E-: «Large-Signal Bunching of Electron Beams by Stan-
Standing-Wave and Travelling-Wave Systems», Trans. I.R.E., 1959, ED-6,
p. 365.
495. Webber, S. E.: «Some Calculations on the Large-Signal-Energy
Exchange Mechanisms in Linear Beam Tubes», Trans. I.R.E., 1960,
ED-7, p. 154.
496. Weber, D.: «A Computational Contribution to the Linear Theory of
the Travelling-Wave Valve with Low Gain», Arch, elekt. Ubertragung,
1954, 8, p. 341.
497. Webster, D. L.: «The Theory of Klystron Generators», J. appl. Phys.,
1939, 10, p. 864.
498. W e g 1 e i n, R. D.: «Backward-Wave Oscillator Starting Conditions»,
Trans. I.R.E., 1957, ED-4, p. 177.
499. W e h n e r, G.: «Electron Plasma Oscillations», J. appl. Phys., 1951, 22,
p. 761.
500. W e i n s t e i n, M., and F о e r s t e r, H. M. van: «Space-Charge Effects
in Dense, Velocity-Modulated Electron Beams», J. appl. Phys., 1956, 27.
501. W h i n п е г у, J. R., Watson, W. H.,andJory H. R.: «Cascade
Backward-Wave Amplifiers», Onde Elect., 1957, 37, p. 86.
502. W h i n n e r y, J. R.: «Travelling-Wave-Tube Oscillators», Trans.
I.R.E., 1953, ED-2, p. 11.
503 White, G. R.: «Small-Signal Theory of Multicavity Klystrons»,
Trans. I.R.E., 1959, ED-6, p. 449.
504. Wilhelmssen, H.: «The Interaction between an Obliquely Inci-
Incident Plane Electromagnetic Wave and an Electron Beam: Part I»,
Chalmers Tekh. Hogsk. Handl., 1954, No. 155, p. 1.
505. W i 1 1 e n b г о с к, F. K-, and С о о к е, S. P.: «Interaction of
a Spiral Electron Beam and a Resonant Microwave Cavity», J. appl.
Phys., 1950, 21, p. 114.
506. W i 1 m a r t h, R. W., and В о у с h e n к о, О. G.: «High Power
S-Band Pulsed Travelling Wave Tube», Onde elect., 1957, 37, p. 86.
507. W i 1 m a r t h, R. W., and Moll, J, L.-. «A Wide-Range Oscil-
Oscillator in the Range from 8000 to 15,000 Mc/s», Proc. I.R.E., 1952, 40,
p. 813.
508. W о 1 к s t e i n, H. J.: «Effect of Collector Potential on the Efficiency
of Travelling-Wave Tubes», RCA Rev., 1958, 19, p. 259.
509. W о о t t о n, D. J., and P e a r с e, A. F.: «A Reflex Klystron for
the 8—9 mm Band», Рюс. I.E.E., 1955, 103C, p. 104.
510. W о о t t о n, D. J., L u с к e n, J. A., and В a n n e r m a n, R. C:
«An Experimental Annular Reflex Klystron», Proc. I.E.E., 1958, 105B,
Sup. No. 12, p. 969.
664

511. W о г s 1 е у, Р. К.: «Electron Tubes for Microwave Applications—a
Survey of Available Types», Brit. Commun. Electronics, 1956, 3, pp. 606
and 668.
512. Y a d a v a 1 1 i, S. V.: «Application of the Potential Analogue in Multi-
cavity Klystron Design and Operation», Proc. I.R.E., 1957, 45, p. 1286.
513. Y a d a v a 1 1 i, S. V.: «Effect of Beam Coupling Coefficient on Broad-
Band Operation of Multicavity Klystrons», Proc. I.R.E., 1958, 46,
p. 1957.
514. Z i t o, G.: «Reflex Klystron Performance», Z. angew. Math. Phys.,
1954, 5, p. 252.
515. «Microminiature Tube for UHF and High Temperature», Elect. Manufng,
1955, 56, No. 5, p. 154.
516. «I. R. E. Standards on Electron Devices: Definitions of Terms related to
Microwave Tubes (Klystrons, Magnetrons and Travelling-Wave Tubes)»,
Proc. I. R. ?., 1956, 44, p. 346.
517. «Microwave Power Tubes—a Survey», Electronic Industr., 1958, 17,
p. 103.
518. D i x, C. H., and W i 1 1 s h a w, W. E.: «Microwave Valves: a Survey
of Evolution, Principles of Operation and Basic Characteristics», J.
Brit. I.R.E., 1960, 20, p. 577.
519. Sims, G. D., and Stephenson, I. M.: «The Role of Space-
Charge Waves in Modern Microwave Devices», Electronic Engng, 1960,
32, pp. 408, 499 and 567.
520. V о к e s, J. C, and L e a- W i 1 s о n, C. P.: «Instability Effects in
High-Power С W. Klystrons», J. Electronics Control, 1960, 8, p. 401.
521. H u t t e r, R. G. E.: «Beam and Wave Electronics in Microwave
Tubes» (Van Nostrand, New York, 1960).
522. L a v о o, N. Т.: «Experiments on a Helix Buncher», J. Electronics
Control, 1960, 9, p. 1.
523. Clarke, G. M.: «Tapering Travelling-Wave Tubes», J. Electronics
Control, 1960, 9, p. 141.
*524. G i 1 i n s к i i, I. A.: «Interaction of Electrons with the HOi-Wave
Field in a Circular Waveguide», Dokl, Akad. Nauk SSSR, 1960, 134, p.
1055.
525. Y a d a v a 1 1 i, S. V.: «On the Performance of a Class of Hybrid
Tubes», Proc. I. R. E., 1960, 48, p. 263.
526. С r e p e a u, P. J., and I t z к a n, I.: «An Interaction Circuit for
Travelling-Wave Tubes», Proc. I.R.E., 1961,49, p. 525.
527. Grozdover, S. D.: «Theory of Microwave Valves» (Pergamon Press,
Oxford, 1961).
528. R о w e, J. E., and S о b о 1, H.: «Start-Oscillation Conditions in
Modulated and Unmodulated O-Type Oscillators», Trans. I.R.E.,
1961, ED-8, p. 30.
529. Chodorow, M.: «A High-Efficiency Klystron with Distributed
Interaction», Trans. J.R.E., 1961, ED-8, p. 44.
530. L a 1 1 y, P. M., and S a n d s t г о m, L.: «New Klystron Design for
Constant Repeller Voltage», Electronics, 1961, 34, February 10th, p. 66.
531. С u с с i a, C. L.: «Lightweight Very-Wide-Band Integral Package
TWT's», Microwave J., 1960, 3, July, p. 47.
532. T а г a n e n к о, Z. I.: «A Corrugated Bent Waveguide as a Delay
System with Positive Dispersion», Izv. vyssh. uch. Zav. Radiotekhnika,
1960, 3, p. 30.
533 S t u г г о с к, Р. A.: «In What Sense do Slow Waves Carry Negative
Energy», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 2052.
534. Clarke, G. M.: «Experimental Travelling-Wave Tubes», Electronic
Technol., 1961, 38, p. 38.
535. Sekiguchi, Т.: «Design Parameters of Microwave Triode», J.
Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1955/38, p. 598.
536. Bryant, M. O., Thomas, A., and W e 1 1 s, P. W.: «A High-
665

Power C. W. Travelling-Wave Tube», J. Electronics Control, 1962 12,
p. 49.
537. Ash, E. A., S о 1 у m a r, L., and Stud d, Л. С: «Some Pro-
Properties of Multiple В WO's», Trans. I.R.E., 1961, ED-8, p. 99.
538. В г u с к, L., and Klein, W.: «Systematization and Technical
State of Microwave Tubes», Frequenz, 1960, 14, p. 198.
539. Hagger, H.: «The Amplification of Multiresonator Klystrons», Bull.
schweiz. elektrotech. Ver., 1960, 51, p. 1041.
540. Wong, M, Y., Sims, G. D., and S t e p h e n s о n, I. M.:
«Operation of the Backward-Wave Oscillator», Nature, 1960, 188, p. 803.
541. Ash, E. A.: «A Note on Impedance and Saturation Power of a Multiple
Ladder Array at Millimetre Wavelengths»,/. Electronics Control, 1961,
10, p. 39.
542. Bevensee, R. M.: «A Unified Theory of Electron-Beam Intera-
Interaction with Slow-Wave Structures, with Applications to Cut-off Condi-
Conditions», J. Electronics Control, 1960, 9, p. 401.
543. В e 1 о li о и b e к, Е. F.: «Slow-Wave Structures for Electrostatically
Focused High-Power Travelling-Wave Tubes» RCA Rev 1960, 21
p. 377.
544. В a r t о s, H., and N о v а с е к, М.: «Theory of the Reflex Klystron
and Measurement of its Principal Characteristics», Slab. Obz., 1955, 16,
p. 632.
545. Gol d e, H.: «A Stagger-Tuned Five-Cavity Klystron with Distribu-
Distributed Interaction», Trans. I.R.E., 1961, ED-8, P. 192.
546. Beaver, W. L., Jepsen, R. L., and W a 1 t e r, R. L.: «Wide-
Band Klystron Amplifiers», Wescon Сопи. Rec. I.R.E., 1957, 1, pt 3,
p.111.
547. R о w e, J. E., Konrad, G. Т., and К rage, H. W/. «Experi-
«Experiments on a Series of S-Band Crestatrons», Commun. Electronics 1961,
No. 52, p. 828.
548. L i n d e n b 1 a d, N. E.: «Development of Transmitters for Frequen-
Frequencies above 300 Mc/s», Proc. I.R.E., 1935, 23, p. 1013.
549. Samuel, A. L.: «A Negative-Grid Triode Oscillator and Amplifier
for Ultra High Frequencies», Proc. I. R. E., 1937, 25, p. 1243.
550. Llewellyn, F. В.: «Electron Inertia Effects» (University Press,
Oxford, 1941).
551. Ferris, W. R.: «Input Resistance of Vacuum Tubes as U.H.F.
Amplifiers», Proc. I.R.E., 1936, 24, p. 82.
552. Gavin, M. R.: «Valves for Use at Ultra Short Wavelengths», Wire-
Wireless Engr, 1939, 16, p. 287.
553. S t r u t t, M. ,J. O.: «Electron Transit Time Effects in Multigrid
Valves», WirelesstEngr, 1938, 15, p. 315.
554. Wing, A. K.: «A Push—Pull U. H. F. Beam Tetrode», RCA Rev.,
1939, 4, p. 62.
555. Gill E. W. В.: «The Theory of Ultra-Short-Wave Generators»,
Phil. Mag., 1934, 18, p. 832.
556. M с P e t r i e, J. S.: «Af Diode^forJUltra-High-Frequency Oscilla-
Oscillations», Wireless Engr, 1934, 11, p. 118.
557. P f e t s h e r, O., and M п 1 1 e r, J.: «Barkhausen— Kurz Oscillators»,
Hochfreq. Elektroak., 1935, 45, p. 1.
558. Rostagni, A: «The Theory of Barkhausen — Kurz Oscillators»,
Radio Televis., 1939, 3, p. 28.
559. Allerding, A., Dallenbach, W., and К 1 e i n s t e u-
b e r, W.: «The Resotank, a New Generator for Microwaves», Hochfreq.
Elektroak., 1938, 51, p. 96.
560. Arsenjewa-Heil, A., and Hell, O.: «A New Method of Pro-
Producing Short Undamped Waves of Great Intensity», Z. Phys , 1935, 95,
p. 752.
561. В 1 e w e t t, J. P., and R a m o, S.: «Propagition of Waves in a Space
Charge Rotating in a Magnetic Field», J. appl. Phys., 1941, 12, p. 856.
666

562. Fuch s, W. M. J., and Kompfener, R.: «Space Charge Effects
in Velocity Modulated Beams», Proc. Phys. Soc, 1942, 54, p. 135.
563. G u 1 у a e v, V. P.: «The Theory of the Klystron», J. tech. Phys., 1941,
11, p. 100, and J. Phys. (Moscow), "l941, 4, p. 143.
564. H a e f f , A. V.: «Space Charge Effects in Electron Beams», Proc.
I.R.E., 1939, 27, p. 586.
565. H a e f f, A. V., and N e r g а а г d, L. S.: «A Wide-Band Inductive
Output Amplifier», Proc. I. R. E., 1940, 28, p. 126.
566. К о с к е 1, В.: «Theory of Velocity-Modulated Tubes», Z. tech. Phys.,
1941, 22, p. 77.
567. L 1 e vv e 1 1 у n, F. B.,andBowen, A. E.: «Production of U.H.F.
Oscillations by Means of Diodes», Bell Syst. tech. J., 1939, 18, p. 280.
568. R a m o, S.: «The Electron-Wave Theory of Velocity Modulated Tubes»,
Proc. I.R.E., 1939, 27, p. 757.
569. T i b e r i o, U.: «A Beam Deflection Generator Tube for Microwaves»,
Alta Frequenza, 1935, 4, p. 714.
570. V a r i a n, R. H., and V a r i a n, S. F.: «A High-Frequency Ampli-
Amplifier and Oscillator», J. appl. Phys., 1939, 10, pp. 140 and 321.
571. Lockhart, С. Е.: «The Generation and Amplification of Micro-
Microwaves», Electronic Engng, 1941, 14, pp. 336, 384, 432 and 530.
*572. Devyatkov, N. D., D a n i 1 t s e v, E. N., and К h о к h -
1 о v, V. К.: «Triodes for Generating Decimetre Waves», Izv. elektro-
prom. Slab. Toka, 1940, No 2, p. 56.
573. H о 1 1 m a n n, H. E.: «The Generation and Amplification of Deci-
metric and Centimetric Waves», Telegraph. Fernsp. Tech., 1942, 31,
pp. 281 and 322, and 1943, 32, p. 65.
574. W a r n e с к e, R., and В e r n i e r, J.: «Contribution to the Theory
of Velocity-Modulated Tubes and other Transit-Time Tubes», Rev. gen.
Elect., 1942, 51, pp. 43 and 117, and 1943, 52, p. 320.
*575. S a v e 1 e v, V. Y.: «The Theory ot fhe Klystron», J. tech. Phys.,
1940, 10, p. 1365.
576. D б г i n g, H.: «Theory of Velocity-Modulated Transit-Time Tubes»,
Hochfreq. Electroak., 1943, 62, p. 98.
577. Black, L. J., and M о r t о n, P. L.: «Current and Power in
Velocity-Modulation Tubes», Proc. I.R.E., 1944, 32, p. 477.
578. H a h n, W. C, and M e t с a 1 f G. F.: «Velocity Modulated Tubes»,
Proc. I.R.E., 1939, 27, p. 106.
579. К о m p f n e r, R.: «Velocity Modulated Beams», Wireless Engr-,
1940, 17, pp. 110 and 478.
580. R о w e, J. E.: «N-Beam Nonlinear Travelling-Wave Amplifier Analy-
Analysis», Trans. I.R.E., 1961, ED-8, p. 279.
581. Mullen, F. K-: «Travelling-Wave Tubes with Ferrite Attenuators»,
Trans. I.R.E., 1961, ED-8, p. 284.
582. D i x, С. Н.: «The Present Generation of Travelling-Wave Tubes»,
Electronic Engng, 1962, 34, p. 72.
583. McCune, E., Maltzer, I., and Z i t e 1 1 i, L. Т.: «А 20 kW
C\V X-Band Klystron Amplifier», Microwave J., 1961, 4, August, p.74.
584. Musson-Genon, R., and F а г a 1 i e r, J.: «Electrically
Tuned Klystron», Onde elect., 1961, 41, p. 155.
585. H e у n i s с h, H.: «The Resonant-Type Backward-Wave Oscillator:
a Generator of Microwaves», Arch, elekt. Ubertragung, 1960, 14, p. 531.
586. Mueller, W. M.-. «Propagation in Periodic Electron Beams», J. appl.
Phys., 1961, 32, p. 1349.
*587. Loshakov, L. N.: «On the Theory of a.Microwave Electron Device
with Interaction in the Transverse Direction», Radiotekh. Elektron.,
1960, 5, p. 1448.
*588. L i s о v s к i i, L. P.: «Experimental Study of a Backward-Wave Tube
with a Nonuniform Delay System», Radiotekh. Elektron., 1960, 5, p. 1442.
589. Gross, F.: «A Resonant-Type Backward-Wave Oscillator for the
667

Frequency Range 30—38 Gc/s», Arch, elekt. Ubertragung, 1961, IS,
p. 227.
590. Wen dricli, W.: «A Backward-Wave Oscillator for the Frequency
Knnge 10-20 Gc/s wills ;s Delay Line consisting of Annular Fingers»,
Nadir. Tech. Z., 1901, 14, p. 203.
591. S i г к i s, M. D., Strain, R. J., and К u n z, W. E.: «Electron-
Beam Excitation of a Fabry-Perot Interferometer», J. appl. Phys.,
1961, 32, p. 2055.
*592. В a r s u к о v, К- A.: «Transition Radiation in a Slab in a Wave-
Waveguide», Zh. tekh. Fiz., 1960, 30, p. 1337, and Soviet Physics — Tech-
Technical Phisics, 1961, 5, p. 1268.
593. H о r s 1 e y, A. W., and Sims, Q. D.: «A Note on the General
Steady-State Theory of Linear Magnetrons», J. Electronics Control,
1962, 12, p. 243.
594 R о w e, J. E.: «Relativistic Beam—Wave Interactions», Proc.
I.R.E., 1962, 50, p. 170.
595. H о s к i n, W. J., and Woodman, S. A.: «Developments in
Klystron Oscillators», Electronic Industr., 1962, 21, p. 94.
596. T e i с h, W. W.: «Millimetre-Wavelength Tubes. Survey of New Ap-
Approaches», Electi-oniks, 1962, 35, May 25th, p. 37.
597. G e w a r t о w s к i, J. \V.: «Waveguide-Vane Coupled Slow-Wave
Structure suitable for a High-Power Travelling-Wave Amplifier», Trans.
I.R.E., 1962, ED-9, p. 204.
598. M с М u r t у, В. J.: «Fundamental Interaction Impedance of a Helix
Surrounded by a Dielectric and a Metal Shield», Trans. I. R. E., 1962,
ED-9, p. 210.
599. H i r a n o, L. J.: «A Broad-Band Slow-Wave Structure for a Milli-
Millimetre Travelling-Wave Tube Amplifier», Trans. I.R.E., 1962, ED-9,
p. 228.
600. G i li z b u r g, V. L., Z h e 1 e z n у а к о v, V. V., and E i d m a n,
V. Ya.: «The Radiation of Electromagnetic Waves and the Instability
of Electrons moving at Super-light Velocity in a Medium», Phil.
Mag., 1962, 7, p. 451.
601. Clough, L. D., D i x, J. F., Monk, A. J., and R о w c-
roft, P.: «A High-Efficiency 15-MW, 400-Mc/s Pulsed Klystron»,
J. Electronics Control, 1961, 11, p. 401.
602. Bryant, M. O., Thomas, A., and Wells, P. W.: «A High-
Power С W. Travelling-Wave Tube», J. Electronics Control, 1961, 12,
p. 49.
26. Б е л я н ц е в А. М., ГапоновА. В., Загрядскнй Е. В.
Замедляющая система типа «встречные штыри» для усилителей бегу-
бегущей волны. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 3, стр. 505.
27. Б е н е н с о н Л. С. Анизотропные свойства ребристой замедляющей
структуры. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 3, стр. 517.
42. Б л н о х П. В. О высокочастотных колебаниях в электронных пучках
с периодически меняющейся скоростью. «Радиотехника и электроника»,
1957, т. 2, вып. 1, стр. 92.
43. Б л и о х П. В., Ф a ii и б е р г Я. Б. О волнах плотности заряда
в электронных пучках с переменной скоростью. ЖТФ, 1956, т. 26,
вып. 3, стр. 530.
140. Филимонов Г Ф. Изохронная лампа бегущей волны. «Радиотех-
«Радиотехника и электроника», 1958, т. 3, вып. 1, стр. 85.
150. Гвоздовер С. Д., Костиенко А. И., Любимов Г. П.
Экспериментальное изучение взаимносинхронной работы отражательных
клистронов трехсантиметрового диапазона. «Радиотехника н электро-
электроника», 1958, т. 3, вып. 1, стр. 105.
668

151. Г е к к е р И. Р. Интегральнее распределение электронов по энергиям
за выходным резонатором пролетного клистрона. «Радиотехника н элек-
электроника», 1957, т. 2, вып. 7, стр. 895.
228. Хохлов Р. В. К теории автоколебании и отражательном клистроне.
ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 14, стр. 2492.
230. Кнрюшнн В. П. Экспериментальное исследование лампы с обрат-
обратной волной на двухзаходной спирали. «Радиотехника и электроника»,
1956, т. 1, вып. 6, стр. 798.
245. Колесов Л. Н. Энергетические зависимости лампового генератора
сверхвысоких частот. «Радиотехника», 1956, т. 11, № 6, стр. 27.
247., Коломенский А. А. Об излучении электрона, раиномерно движу-
движущегося в электронной плазме, помещенной в магнитное поле. ДАН СССР,
1956, т. 106, № 6, стр. 982.
270. Лопухин В. М., Самородов Ю. Д. Графический метод ис-
исследования волнотронов. ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 7, стр. 1265.
277. Лнждавой К. Я- Экспериментальное исследование генератора не-
незамедленной обратной волны. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4,
. вып. 2, стр. 212.
280. Лошаков Л. Н. Приближенный расчет постоянных распростране-
распространения в линиях передачи при наличии электронного пучка. ЖТФ, 1956,
т. 26, вып. 4, стр. 809.
281. Лошаков Л. Н. К теории распространения волны в электронном
пучке. ЖТФ, 1952, т. 22, вып. 2, стр. 193.
304. Мнхалевскнй В. С., ВенеровскийД. Н. Генерация
электромагнитных колебаний с помощью лампы бегущей волны с внеш-
внешней спиралью. ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 5, стр. 812.
305. М и х а л е в с к и й В. С, В е н е р о в с к и п Д. Н. Генерация
электромагнитных колебаний с помощью лампы бегущей волны с внеш-
внешней секционированной спиралью. ЖТФ, 1956, т. 26, пып. 3, стр. 526.
306. Михалевский В. С., Долга нов А. Г., Иванова В. Д.
Генерация электромагнитных колебаний при помощи лампы бегущей
волны с двухспиральной коаксиальной линией. «Радиотехника и элек-
электроника», 1956, т. 1, вып. 11, стр. 1383.
309. Мннакова И. И., Степанова Н.В. Синхронизация отража-
отражательного клистрона. «Радиотехника и электроника», 1956, т. 1,
вып. 5, стр. 805.
367. П н р с Д ж. Р. Лампа с бегущей волной. Пер. с англ., под ред.
В. Т. Овчарова. Изд-во «Советское радио», 1952.
418. Шестопалов В. П. Электронный пучок в спирали, помещенной
в диэлектрическую среду, «Радиотехника и электроника», 1958, т. 3,
вып. 1, стр. 131.
419. Ш е в ч и к В. Н. Анализ обмена энергией между электронным потоком
н электромагнитной волной. «Радиотехника и электроника», 1957, т. 2,
вып. 1, стр. 104.
420. Шевчик В. Н., Жарков Ю. Д. Каскадная группировка элек-
электронов в применении к анализу взаимодействия электронного потока
с бегущей электромагнитной волной. «Радиотехника и электроника»,
1957, т. 2, вып. 2, стр. 237.
421. Ш е в ч и к В. Н., Суслов С. А., Ж а р к о в Ю. Д. Исследо-
Исследование отражательного клистрона специального типа. ЖТФ, 1957, т. 27,
вып. 2, стр. 377.
422. Шевчнк В. Н., Олейникова И. П. Взаимодействие модули-
модулированного электронного потока с бегущей электромагнитной волной.
«Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, стр. 128.
438. С у ш к о в А. Д. Трехрезонаторные клистронные умножители частоты.
«Радиотехника н электроника», 1959, т. 4, вып. 2, стр. 246.
453. Тычинскнй В. П., Федоров В. Г. Генератор на лампе бегу-
бегущей волны с электронным фазовращателем. «Радиотехника и электро-
электроника», 1959, т. 4, вып. 2, стр. 241.
669

457. В a ii и ш т е ii н Л. Л. Электронные волиы в замедляющих системах.
I. Общая теория. ЖТФ, 1956, т. 26, нып. 1, стр. 126.
458. В а и н ш т е и н Л. А. Электронные волны в периодических структурах
ЖТФ, 1957, т. 27, нып. 10, стр. 2340.
459. В а й н ш т е й п Л. А. Нелинейная теория лампы бегущей волны,
ч. I. Уравнения н законы сохранения. «Радиотехника н электроника»,
1957, т. 2, вып. 7, стр. 883.
460. Вайнштейн Л. А., Филимонов Г. Ф. Нелинейная теория
лампы бегущей волны, ч. III. Влияние сил расталкивания. «Радиотех-
«Радиотехника н электроника», 1959, т. 3, вып. 1,_стр. 80.
4G3. Васильев Е. И., Лопухин В. М. U самовозбуждении одного
замедляющего устройства. ЖТФ, 1951, т. 21, вып. 5, стр. 527.
464. Васильев Е. И., Лопухин В. М. К теории лампы бегущей
волны на спирали. ЖТФ, 1952, т. 22, вып. 11, стр. 1838.
465. Васильев Е. И, Электронный поток в волноводе, частично запол-
заполненном диэлектриком. «Радиотехника н электроника», 1959, т. 4,
вып. 3, стр. 500.
524. ГнлннскнйИ. А. Взаимодействие электронов с полем волны Но1
в круглом волноводе. ДАН СССР, 1960, т. 134, № 5, стр. 1055.
532. Тараненко 3. И. Волнообразный изогнутый волновод как замед-
замедляющая система с положительной дисперсией. «Известия вузов», Радио-
Радиотехника, 1960, т. 3, № 1, стр. 30.
563. Гуляев В. П. Теория клистрона. ЖТФ, 1941, т. 11, стр. 100.
572. Девятков Н. Д., Даннльцев Е. Н., Хохлов В. К.
Трехэлектродные лампы для генерирования электромагнитных волн
дециметрового диапазона. ИЭСТ, 1940, № 2, стр. 56.
575. С а в е л ь е в В. Я- К теория клистрона. ЖТФ, 1940, т. 10, вып. 16,
стр. 1365.
587. Л о ш а к о в Л. Н. К теории электронного прибора СВЧ с взаимодей-
взаимодействием в поперечном поле. «Радиотехника и электроника», 1960, т. 5,
вып. 9, стр. 1448.
588. Лисовский Л. П. Экспериментальное изучение ламп с обратной
волной с неоднородной замедляющей системой. «Радиотехника и элек-
электроника», 1960, т. 5, вып. 9, стр. 1442.
592. Барсуков К. А. Переходное излучение в пластине, помещенной
в волновод. ЖТФ, 1960, т. 30, вып. 11, стр. 1337.

ГЛАВА 12
ЛАМПЫ СО СКРЕЩЕННЫМИ ПОЛЯМИ
И ГЕНЕРАЦИЯ ВОЛН МИЛЛИМЕТРОВОГО ДИАПАЗОНА
12.1. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В СКРЕЩЕННЫХ ПОЛЯХ
12.1.1. Усиление
Лампы, электрическое поле которых направлено перпендику-
перпендикулярно направлению движения частиц, обладают высоким к.п.д.,
поскольку в энергию высокочастотного поля здесь преобразуется
потенциальная энергия электронов, а ввиду того, что кинетическая
энергия частиц остается неизменной, взаимодействие с замедляющей
структурой может быть осуществлено в течение длительного вре-
времени. Электронный пучок проходит между отрицательным электро-
электродом, или основанием, и замедляющей системой. Когда волна рас-
распространяется вдоль замедляющей системы в режиме синхронизма,
взаимодействие электронов с высокочастотным полем обеспечивает
фазовую фокусировку [306]. При этом электроны, поглощающие
энергию, искривляют свой путь по направлению к основанию и
таким образом выходят из пространства взаимодействия. В свою
очередь электроны, отдающие энергию распространяющейся в си-
системе волне, искривляют свой путь по направлению к замедляющей
системе и, находясь в одной фазе с высокочастотным полем, груп-
группируются в отдельные сгустки.
В лампах типа Е [126, 278] электронный пучок пролетает меж-
между стенками плоско-параллельной передающей линии, свернутой
в кольцо. Поперечное электростатическое поле, приложенное между
двумя проводниками, вынуждает пучок двигаться по круговой
траектории, на которой центробежные силы и электростатические
силы равны и противоположно направлены. Вблизи внутренней
проводящей поверхности возбуждается замедленная волна, которая
671

усиливается при взаимодействии с электронным пучком. Для полу-
получения удовлетворительной фазовой фокусировки требуется, чтобы
число электрических длин волн за полный оборот пучка было поряд-
порядка \ 2. Время взаимодействия пучка с контуром можно увеличить,
Вход
Поглотитель
Замедляющая
структура
Корпус I Коллектор
Пучок
Замедляющая
структура
№ О
I.10
татсль и ."' Q
Анод Коллектор
гВыход
Рис. 12.1. Лампы со скрещенными электрическим и маг-
магнитным полями:
а —плоская конструкция лампы Т.Р.О.М.; б —замкнутая конст-
конструкция— карсинотрон типа М. (См. [290].)
если придать пучку начальную аксиальную скорость, так чтобы его
электроны двигались вдоль замедляющей структуры по спирали.
Эта идея воплощена в спиратроне [266], однако с пучком здесь взаи-
взаимодействует только аксиальная компонента высокочастотного поля,
в то время как угловая компонента во взаимодействии не участвует.
Гелитрон [296] представляет собой устройство, в котором электроны
§72

пучка движутся по спирали вокруг контура, состоящего из пере-
передающей линии, образованной четырьмя проводниками.
Так как в данном случае электроны взаимодействуют с угло-
угловой и радиальной компонентами высокочастотного поля контура,
то эта лампа относится к типу Е, в котором магнитное поле не тре-
требуется. Одна из ламп, пусковой ток которой при длине замедляющей
структуры 101,6 мм составлял 0,4 ма, генерировала колебания
в диапазоне 1,2—2,4 Ггц при изменении потенциала от 650—1700 в.
Впоследствии была предложена видоизмененная конструкция с ис-
использованием допплеровского смещения частоты [342]; такой при-
прибор, в котором электронный пучок небольшой энергии взаимодейст-
взаимодействует с волной, распространяющейся в контуре со скоростью, близ-
близкой к скорости света [344], имеет преимущество для миллиметро-
миллиметрового диапазона, поскольку в этом случае не требуется замедляющей
системы.
Однако более широкое применение находят лампы по скрещен-
скрещенными электрическим и магнитным полями. Взаимодействие пучка
с такими полями, так называемое взаимодействие типа М, позво-
позволяет осуществлять лампы, эквивалентные лампам типа О [341].
Если пучок окружен стенками, обладающими идеальной проводи-
проводимостью, то внутри пучка существует только поле, обусловленное
пространственным зарядом. В этом случае всегда возбуждаются
нарастающие волны [35, 114, 288, 295, 320], поскольку при скрещен-
скрещенных полях для этого требуется лишь монотонное изменение скоро-
скорости электронов. При некоторых определенных условиях нарастаю-
нарастающие волны могут существовать [69] ив том случае, когда проводи-
проводимость стенок имеет активные или реактивные компоненты.
В плоской структуре [149, 287], показанной на рис. 12.1, а,
имеет место взаимодействие с бегущей волной [31, 66, 67]. Постоян-
Постоянное магнитное поле данного прибора перпендикулярно постоян-
постоянному электрическому полю и направлению движения электронов.
Если расстояние между основным электродом и замедляющей
структурой равно d, а напряжение между ними Vl и
то траектории электронов параллельны электродам.
При условии малой амплитуды сигналов и пренебрежении про-
пространственным зарядом увеличение переменного тока dl± между
плоскостями z и z + dz вдоль пучка должно быть пропорционально
амплитуде высокочастотного электрического поля и интервала dz, т. е.
dh = KEzdz. A2.2)
Изменение потока мощности dP вдоль линии обусловлено
усилением, производимым пучком. Последнее пропорционально
673

EzIldz, и поскольку Р пропорционально Е2г, a dP пропорциональ-
пропорционально EzdEz, то
dEz^K'Iidz. A2.3)
Исключая /j или Ez из уравнений A2.2) и A2.3), имеем
~±
A2-4)
где у2 =
Более сложные вычисления показывают, что при условии синх-
синхронизма у2 действительно и равно
A2.5)
где б — расстояние между пучком и основанием.
Величина Zc равна
E2v2
Zc = 2^. A2.6)
Распределение полей вдоль линии при условии, что 1У = ?z= О,
если z — 0, определяется формулой
Л-shYz и ?г~сЬ\'г, A2.7)
a v представляет собой коэффициент усиления лампы. При большой
амплитуде сигналов эти результаты несколько видоизменяются
[86, 329].
К.п.д. такого прибора можно оценить следующим образом. Пред-
Предположим, что первоначально электроны движутся прямолинейно
вдоль эквипотенциали Vo. Тогда при наличии высокочастотного
поля электроны начинают двигаться к замедляющей структуре по
траекториям, ортогональным к силовым линиям. В постоянном
электрическом поле электроны приобретают энергию e(VL — Vo),
а поскольку кинетическая энергия их остается постоянной и рав-
равной eVo, то энергия e(VL — Vo) преобразуется в энергию высоко-
высокочастотного поля.
При этих условиях
ri,= l-^. A2.8)
Фактически замедляющей структуры достигают не все электроны, и
указанный выше к.п.д. следует умножить [291] на 0,8. К.п.д.
уменьшается также вследствие взаимодействия пучка с интерфери-
интерферирующими [304] пространственными гармониками и усиления волн
пространственного заряда [289]. Другим источником уменьшения
к.п.д. является движение электронов по циклоиде, при котором их
энергия вращения обычно не используется для преобразования
в высокочастотную энергию.
При своем движении по циклоиде электрон достигает экви-
674

потенциального уровня 4V0, и энергия, которая прсобразустсяв вы-
высокочастотную, составит только.
Таким образом к.п.д. равен
Г~ 17-1
A2.9)
где А лежит между 1 и 4 в зависимости от траекторий электронов
[64].
Рассмотренная плоская конструкция не является, конечно, един-
единственно возможной, и лампы, у которых замедляющая структура
Свернута в кольцо, проще в изготовлении и требуют магнитов
меньших размеров.
В одной из таких типичных ламп [290] для получения малой
дисперсии и высокого сопротивления связи была применена стерж-
стержневая замедляющая структура (система «пальцы в пальцы»). В диа-
диапазоне частот 1,2—1,5 Ггц усиление при этом составило 10—20 дб,
к.п.д. 35—40% и мощность на выходе 200—450 вт.
Принцип действия ламп со скрещенными полями может быть
использован в мощных импульсных усилителях. Например, на
частоте 3 Ггц можно получить мощность в импульсе 1 Мет, усиле-
усиление 10 дб и к.п.д. 40% при ширине полосы пропускаемых частот
12%.
12.1.2 Карсинотрон типа М
Карсинотрон типа М представляет собой лампу обратной волны
с поперечным магнитным полем [15, 75, 200]. Поток мощности вдоль
замедляющей структуры направлен навстречу пучку; поскольку dP
есть уменьшение мощности, вызванное пучком, между плоскостями
z и z + dz в уравнениях A2.3) и A2.4) необходимо поставить знак
минус. Граничные условия таковы: /х = 0 при г= 0 и Ez = 0
при z = 1С, где 1С — длина конструкции. Условия существования
усиления имеют вид
i — smyz и сг~ cosyz. A2.10)
Пусковой ток, при котором возникает самовозбуждение, можно
получить из отношения
Y2 = Z— cth — = -^т, A2.11)
Zevp "Р 4'?
так как cosy4=0. Возникающий из-за пространственного заряда
диокотронный эффект [289] уменьшает пусковой ток. К.п.д. опре-
определяется приближенно уравнением A2.9).
Описанные лампы обратной волны могут быть выполнены либо
в плоской конструкции, либо, как это показано на рис. 12.1,6,
в замкнутой кольцевой конструкции. Перестройка частоты осущест-
осуществляется вариацией магнитного поля или ускоряющего напряжения;
675

последний способ используется чаще. Диапазон перестройки по
частоте при этом ограничен предельной частотой замедляющей
структуры или максимальным напряжением п постоянной мощно-
мощностью на входе. Если пренебречь непостоянством мощности на выходе,
то можно получить очень большой диапазон перестройки по частоте;
при этом частота будет изменяться с напряжением во всем диапа-
диапазоне почти по линейному закону. Ввиду того что эти свойства оста-
остаются и при очень быстрых переходных режимах, они могут быть
использованы для частотной модуляции.
Карсинотрон типа М эффективно работал в режиме большой
мощности с высоким к.п.д. [24, 290]. В одной из ламп такого типа
мощность на выходе составила 400em при к.п.д. 40%, а диапазон
перестройки по частоте был равен 1,75—2,85 Ггц при изменении
напряжения от 2,6 до 5,8 кв. Как и в других типах ламп обратной
волны, частота колебаний здесь не чувствительна к сопротивлению
нагрузки, и линии постоянной выходной мощности на диаграмме
Рике близки к окружностям. В коаксиальных конструкциях 1294],
работающих в импульсном режиме, магнитное поле образуется то-
током, протекающим по внутреннему проводнику. В литературе рас-
рассмотрены также другие широкополосные лампы типа М [77, 156,
387, 388, 389].
Карматрон [70, 293] сходен с карсинотроном типа М, однако
в конструкции карматрона электронный пучок вращается непрерыв-
непрерывно, в результате лампа генерирует с более короткой замедляющей
структурой, но диапазон электронной перестройки уменьшается,
так как вторичное вхождение пучка вводит новое условие фазы.
Платинотрон [32, 33] представляет собой другой вид генератора
обратной волны со скрещенными полями, обладающий незамкнутой
замедляющей системой. Так же как и в магнетроне, замкнутый
электронный пучок здесь создается цилиндрическим коаксиальным
катодом. Работая в режиме усиления, эта лампа, называемая в та-
таком случае амплитроном [71, 386], обеспечивает высокий к.п.д.
и широкую полосу пропускания. Описанный в работе [313] прибор
работает в диапазоне 2,9—3,1 Ггц при импульсной мощности на
выходе 3 Мет, средней мощности 15 кет, усилении 8 дб н к.п.д.
75%.
12.2. МАГНЕТРОНЫ
12.2.1. Режимы генерации
Магнетроны [345] представляют собой широкий класс приборов
сверхвысоких частот со скрещенными электрическим и магнитным
полями. Основная периодическая замедляющая система магнетрона
свернута в кольцо и замкнута, так же как и движущийся внутри
нее электронный пучок. Лампа создает для себя входное напряжение
и таким образом становится генератором. Цилиндрическое основа-
основание является термоэлектронным катодом, и испускаемые им элект-
электроны движутся по касательной к структуре.
676

В обозначениях рис. 12.2, а уравнения движения электронов
имеют следующий вид:
'iff* '
7Tt\r di)~'
{dt
?/_й„ </¦'! , с d.V
~т ill ' mdr'
1 d (
7Tt\
О WO 800 1200 1600 2000 2400
Магнитное поле, гс
Рис, 12.2. Анодное напряжение и магнитное поле в маг-
магнетроне:
а—схематическое изображение магиетрона: б—парабола критичес-
критического режима и пороговые линии Хартри.
После некоторых преобразований, интегрируя уравнение A2.13),
имеем
dt 2m
A2.14)
В случае наибольшего удаления электрона от катода его радиаль-
радиальная скорость равна нулю, и поэтому
'§]2 = 2A- A2.15)
dtj mr1 v
При условии, что электрон только касается анода, получим вы-
выражение
ег2 I г2\2
<Ч 1 с I R2
8/я \ г;
A2.16)
677

которое описывает параболу критического режима (параболу
Хэлла [132]), представленную на рис. 12.2, б. Можно предположить,
что усиление волн пространственного заряда и другие эффекты
практически [26, 27, 94, 121, 123, 279] препятствуют полной и рез-
резкой отсечке тока.
Анодный ток, определяемый законом V2 Лэнгмюра [162] вплоть
до насыщения, в присутствии магнитного поля видоизменяется
и имеет вид
*' {"
SPf/гг
Шгс
/.
//"
AT
ПООгс
" Гипичный
рабочий рг&им
1030
ZC
у'
—~~4f ^<
s
^ Зако
Закон
Аляиса
1 ^
н Лэкгмюрп
У/
/s/t
У
i
1
1
f *j
to
во
Ток, а
ПО
160
Рис. 12.3. Вольтамперные характеристики магнет-
магнетрона.
Типичная характеристика в рабочем режиме пересекает
ось ординат прн пороговом напряжении.
2 2
т?
¦А -а-1
Р3
A2.17)
где А — медленно меняющаяся функция ralrc.
Типичные кривые приведены на рис. 12.3. Если радиус катода
мал и влиянием пространственного заряда можно пренебречь, то
электроны движутся по орбитам, близким к круговым, с угловой
скоростью —- , так что согласно работам [354—359]
ХВ0 = 2птс/е.
A2.18)
Высокочастотные колебания, соответствующие уравнению
A2.18), наблюдались [45, 124, 174, 360—365] при соединении анода
и катода с колебательным контуром, а низкочастотные колебания на
отрицательном сопротивлении были получены [122, 143] при раз-
678

делении анода и катода на одну или более пар сегментов, между
которыми располагались резонансные контуры.
В резонансном режиме электроны движутся таким образом, что
анодное напряжение, магнитная индукция и частота связаны опре-
определенным соотношением [366—372]. Большие значения выходной
мощности и к.п.д. магнетрона по сравнению с другими при-
приборами сверхвысоких частот привели на раннем этапе к созданию
многих видов магнетронных генераторов с разрезными анодами
[373-382].
12.2.2. Резонаторные системы
На сверхвысоких частотах анод магнетрона представляет собой
периодическую структуру, с пространственными гармониками ко-
которой взаимодействует электронный пучок. Поскольку система яв-
является замкнутой, то в ней могут существовать только волны тех
частот, длины которых укладываются целое число раз на длине
замкнутого контура. Замедляющая структура магнетрона может
Рис. 12.4." Различные структуры магнетронных анодов:
а—резонаторы типа щель — отверстие; б—щелевые резонаторы;
в— лопастеобразные резонаторы.
быть стержневой [133, 135, 166, 168, 169], но обычно в качестве нее
используется полосковая линия либо волновод, последовательно
нагруженный штырями, как это показано на рис. 12.4. Аксиальное
изменение поля в передающей линии равно нулю, а распределение
поля в волноводе соответствует полупериоду синусоиды. Из ра-
радиальных видов колебаний наиболее важным является тот, при ко-
котором у конца штыря изменение поля составляет четверть периода.
Виды колебаний вдоль замедляющей структуры имеют более
сложный характер, и при числе резонаторов N количество периодов
изменения поля п может принимать значения 0,1, ..., N12. Все
виды колебаний, кроме N12, имеют двукратное вырождение, что
означает возможность распространения волны в обе стороны. Вид
колебания, соответствующий N12, невырожден и в любом случае
представляет собой стоячую волну. Высшие пространственные гар-
гармоники приводят к дополнительной периодической зависимости
679

поля. В общем случае число периодов определяется формулой
[49]:
т-----п ~\-pN, A2.19)
где р — целое число, положительное или отрицательное, а также
и нуль.
Отрицательные значения т соответствуют волнам, распростра-
распространяющимся в направлении, противоположном основному.
п=о ТТия^ТП ГИ^я™'* ?" ТТ ?Г? ?ТУТ V,
Ы, iiii iiii tlW iiii iiii liii iiii M
i il
9
/7=4
'r""~v 'P "rv T^fi^ '"'^Sp'' Кгя^1 [ n^i"^ 'г'^й^1'' ^я^1
\xy
Рис. 12.5. Виды колебаний в магнетроне:
магнитное поле;- электрическое поле. (См. [88].)
Если, например, N равно 8, то сдвиги фаз для основных видов
колебаний р = 0, п = 1, 2, 3 и4 равны соответственно -|, |, тЯ
и я. Все эти виды колебаний показаны на рис. 12.5, где анодная
структура приводится в развернутом виде [88]. Для п = 1 пред-
представлена также пространственная гармоника, соответствующая
р = — 1.
Практическое вычисление резонансных частот затруднительно,
и точные результаты были получены только для бесконечно протя-
протяженных анодов [23, 167]. Разность частот, соответствующих, на-
например, колебаниям вида я и нежелательному виду колебаний,
680

может быть увеличена с помощью связок. Связки состоят [49, 215]
из тонких проволочек или полосок, соединяющих различные сег-
сегменты, и, как видно из рис. 12.6, имеют много разновидностей.
Обычные симметричные виды связок — это кольцевые, ступенчатые
и двойные кольцевые. Связки типа YB и связки с пропусками
являются несимметричными [275]. При видах колебаний, отличных
Рис. 12. 6. Виды связок в магнетронах:
а —одинарное кольцо; б—двойное кольцо; в —ступенчатые
связи; г—связки типа У В.
от я, по связкам протекают токи и индуктивности связок расстраи-
расстраивают контур. Частота колебаний вида я изменяется незначительно
и практически в известных пределах может быть подобрана регу-
регулировкой связок. Из табл. 12.1 видно, как изменяются частоты раз-
различных видов колебаний в 8-резонаторном магнетроне за счет
одинарных и двойных кольцевых связок.
Разделение видов колебаний при частотах выше 10 Ггц проще
достигнуть с помощью видоизменения замедляющей системы. Один
из способов [158, 191] состоит в чередовании больших и малых
резонаторов. Типичный пример 18-резонаторного анода, известного
681

под названием «восходящее солнце», показан на рис. 12.7, а. Ре-
Резонансные длины волн такой структуры приведены на рис. 12.7, б
и, как видно, распадаются на две группы. Если отношение длин
больших и малых резонаторов увеличивается так, что при этом
длина волны колебания вида я остается постоянной, то длины волн
колебаний с номерами видов п от 1 до 4 увеличиваются, а от 5 до 8
Узел тока,
пучность .
напряжения
Выходной
трансформатор
а)
<Ъ f у
1,0
I
0,8
0.6
^-—¦-——
4 3
Колебания Вида "К
5 6
7 8
/ ¦/
'1,0
1,5
Отношение
г.о
Рис. 12.7. Разнорезонаторный магнетрон типа «восходя-
«восходящее солнце»:
а_структура 18-резоиаториого анода; б—отношение длин воли
видов колебаний с различными п и колебаний и вида в функции
;, /is. Величина 1Ж поддерживается постоянной путем выбора
Л н 12.
уменьшаются. Пучность напряжения теперь имеет место внутри
больших резонаторов, и радиальное распределение поля искажается
под влиянием вида колебаний п=0, в связи с чем оптимальное отно-
отношение длин приближенно равно двум. При большом числе резо-
резонаторов характеристики можно улучшить с помощью частичного
или полного закрытия концевых областей анодного блока [131].
682

Таблица 12.1
Влияние связок на частоты колебаний
8-резонаторпого анодного блока
Номер вида
колебаний
4
3
2
1
Резонансная частота, Ггц
без связок
3,00
3,03
3,12
3,30
одинарное
кольцо
3,00
3,16
4,14
4,86
Двойное
кольцо
3,00
4,68
6,38
8,11
Другим типом анодной структуры [87], использующим коле-
колебания вида TEU11, является коаксиальный резонатор, концентри-
концентрический с внутренним резонатором. В задних стенках чередующихся
резонаторов прорезаны щели для связи. Анодный блок настраи-
настраивается по частоте с помощью расположенных в связанном волноводе
плунжеров; такая структура пригодна для частот порядка 10 Ггц.
Была предложена также конструкция магнетрона, в которой
анод и катод являются концентрическими тороидами [36], постоян-
постоянное электрическое поле направлено по радиусу, а силовые линии
магнитного поля охватывают катод. Электроны движутся вдоль
катода перпендикулярно силовым линиям электрического и маг-
магнитного полей. Волна, возбуждаемая электронами в контуре, рас-
распространяется в том же направлении, и анод снабжен поэтому по-
поперечным и резонансными шлейфами. Во всех этих конструкциях
анодов связь [269] с внешним волноводом или передающей линией
осуществляется при помощи зонда, петли или щели.
12.2.3. Взаимодействие между электронным потоком
и резонансной системой
Пространство взаимодействия магнетрона включает в себя по-
постоянное электрическое поле между анодом и катодом, однородное
аксиальное магнитное поле, электроны, эмитируемые катодом,
а также высокочастотное поле между катодом и анодом, представ-
представляющее собой замедленную бегущую волну, распространяющуюся
вдоль анода, амплитуда которой резко возрастает при приближе-
приближении к последнему. Полное решение проблемы взаимодействия элект-
электронного потока с электромагнитными полями затруднительно, но
некоторый прогресс в этом направлении был достигнут при помо-
помощи аналитических методов [49, 72, 258, 343, 348].
Небольшое высокочастотное поле изменяет скорее направление
движения электронов, чем их энергию. Для возбуждения колебаний
постоянное электрическое поле должно быть достаточно большим,
чтобы электроны могли набрать скорость, равную скорости рас-
683

пространения высокочастотной волны. Если радиальное ускорение
в уравнении A2.12) сделать равным нулю, то
о иг") A2.20)
в предположении, что скорость электронов на полпути между
анодом и катодом равна и0. Для упрощения предположим, что
Условие синхронизма с распространяющейся в контуре волной
имеет вид
vo = t(ra + re). A2-22)
Подставляя уравнения A2.21) и A2.22) в A2.20), из условия
синхронизма, впервые введенного Постюмесом [233], получаем
хорошо известное значение порогового напряжения Хартри:
у *f(r*-r?) I 2r.mf
Vfl = п В^
Типичные условия генерации и значения Vh представлены на
рис. 12.3. Для определения этого порогового значения напряжения
была разработана номограмма [118].
Уравнение A2.23) представляет собой условие, при котором
прекращается генерация магнетрона. На рис. 12.2 для различных
значений п приведены кривые порогового напряжения, касатель-
касательные к параболе критического режима. Если анодные напряжения
постепенно увеличивать от значений, при которых ток отсутствует,
то генерация возникает на линии JV/2, затем на линии (N12)—1 и
так далее, пока не будет достигнута парабола критического режима,
выше которой область постоянного тока полностью подавит колеба-
колебания. Эти соотношения показывают возможность моделирования
магнетрона от одной частоты к другой [265].
Точный механизм образования колебаний пока остается неясным
[34, 97, 321, 335]. Эксперименты позволяют предположить [123],
что из-за нестабильности плотности пространственного заряда в об-
облаке, окружающем катод, предварительная генерация возникает
раньше, чем достигается пороговое значение напряжения согласно
уравнению A2.23). Стабильность этого облака явилась предметом
многочисленных исследований [96, 121, 129, 203]. Учет скоростей
электронов эмиссии предсказывает диффузию краев облака [271],
что подтверждается экспериментом. Рассмотрение [171, 193, 260,
272, 273, 274] предгенерационного состояния статистическими ме-
методами показывает [95, 253], что в спектре шумов возникают пики.
Они наблюдались в действительности [107], что указывает на плав-
плавный переход из предгенерационного состояния к состоянию полной
генерации. Введение небольшого сигнала [65] позволяет регулиро-
регулировать фазу колебаний.
684

Анализ траекторий электронов в режиме полной генерации за-
затруднителен, однако для некоторых случаев был произведен
численный расчет. Так, на рис. 12.8 даны траектории в магнетроне
CV76, работающем на частоте 3 Ггц. Электрой, находящийся в точ-
точке А, приобретает энергию в высокочастотном поле и возвращается
на катоД, в то время как электрон, находящийся в точке В, отдает
Рис. 12.8. Группирование электронов в магнетроне.
Высокочастотное электрическое поле у анода создает Фазо-
Фазовую фокусировку электронов.
энергию и неизбежно попадает на анод. Такое группирование элект-
электронов приводит к тому, что облако пространственного заряда по
своему внешнему виду становится похожим на спицы колеса [231,
248], как это изображено на рис. 12.8.
12.2.4. Рабочие характеристики
Характеристики магнетрона в зависимости от сопротивления
нагрузки могут быть даны в форме диаграммы Рике. Обычно связь
с выходом подбирается таким образом, чтобы согласованное сопро-
сопротивление Нагрузки обеспечивало оптимальные мощность на выходе и
коэффициент полезного действия. Рабочие характеристики опреде-
определяются [226] четырьмя параметрами; два из них связаны с входным
контуром и два — с выходным. Эти характеристики удобно пред-
представить графически. Входное напряжение и ток при этом будут
соответственно ординатой и абсциссой, а на график наносятся
линии постоянной магнитной индукции, постоянной мощности и
685

к.п.д. Эти кривые вычерчиваются для вида колебаний, представ-
представляющего основной интерес, и для фиксированной внешней нагруз-
нагрузки. Если общий к.п.д. остается постоянным, то линии мощности
на выходе будут гиперболами, асимптотически приближающимися
к осям. Как и следовало ожидать, экспериментальные графики на-
напоминают статические характеристики рис. 12.3.
На рис. 12.9 даны характеристики [49] 18-резонаторного
магнетрона типа «восходящее солнце», работающего на частоте
около 9,5 Ггц. Изменение полного к.п.д. в функции тока при по-
постоянном поле приводит к тому, что вращающийся пространствен-.
Рис. 12.9. Рабочие характеристики магнетрона.
18-резонаторный анодный блок типа «восходящее солнце»; рабочая ча-
частота 9,375 Ггц\ шнрнна импульса 0,5 мкеек; частота повторения им-
импульсов 500 гц. Следует отметить уменьшение к.п.д. вблизи 3500 гс.
(См. [49].)
ный заряд выпадает из условия синхронизма с высокочастотным
полем анодной структуры. В данном приборе имеется провал нуле-
нулевого вида колебаний при индукции магнитного поля 3500 гс, кото-
который, однако, лежит ниже рабочего значения поля.
Магнетрон хорошо известен как мощный импульсный генератор.
Первый такой прибор с резонаторами был сконструирован на час-
частоте 3 Ггц [22, 186, 232, 233, 234]. Позднее были разработаны
магнетроны [49, 116, 301, 302] для частот 1—24 Ггц с мощностью
в импульсе до 1 Мет. Дальнейшее развитие техники шло по пути
увеличения срока службы, средней мощности за период и стабиль-
стабильности частоты. К числу последних достижений [153, 209] относится
магнетрон [210], отдающий на частоте 1,31 Ггц мощность величиной
10 Мет в импульсе длительностью 10 мкеек при средней мощности
17 кет. Магнетрон имеет следующие параметры: напряжение 66 /се,
ток 400 а, индукция магнитного поля 1440 гс, кольцевой анод со
связками состоит из 10 резонаторов типа щель — отверстие. Совре-
Современным требованиям удовлетворяет магнетрон [21 ] на частоту
686

2,8 Ггц, который имеет длинный анод без связок при входных
параметрах 35 ке, 157 а, выходной мощности 2,5 Мет в импульсе
и 3,75 кет средней [332].
Частотные характеристики магнетронов явились предметом
многочисленных исследований [297, 298, 333]. Было установлено,
что небольшую перестройку по частоте можно осуществить с по-
мощью видоизменения [58, 204] замедляющей структуры (например,
одновременное введение [49] проводящих штифтов в элементарные
резонаторы). Большой диапазон изменения рабочей частоты может
быть достигнут с помощью электронной настройки [44, 59, 60] на
колебания различных видов [30, 217]; для такого вида работы целе-
целесообразно применение стержневых структур [25, 255]. Использо-
Использовалась также и ферритовая настройка [256].
Для генерации волн миллиметрового диапазона [7, 238, 340]
наиболее удобными являются резонаторные магнетроны «восходя-
«восходящее солнце» [227, 228, 229]. Мощность одного из первых приборов
[276], работающего на частоте 35 Ггц при величине затягивания
частоты, равной 32 Мгц, составила 20 кет; входные параметры
равнялись 13 кв и 10 а, а значение индукции магнитного поля
10 500 гс было ниже провала для нулевого вида колебаний. Мощ-
Мощность другого магнетрона [308, 309] составляла 200 кет в импульсе
и 40 ет в среднем за период при сроке службы 200 час. При исполь-
использовании 22-резонаторной секторной структуры [16] достигнутая
мощность составила 100 кет на частоте 48 Ггц при входных пара-
параметрах 20 «в и 25 а; мощность другого прибора на частоту 90 Ггц
равнялась 10 кет при входных параметрах 10 кв, 10 а, индукции
магнитного поля 26 000 гс и сроке службы 100 час.
Другой подход [238] к работе магнетрона в миллиметровом диа-
диапазоне показал, что магнетроны могут генерировать с уменьшенным
к.п.д. при величине магнитного поля около одной четверти обыч-
обычного значения. Типичные лампы в режиме минимального напряже-
напряжения перекрывают [78] диапазон 10—60 Ггц. Еще более низкие зна-
значения напряжения могут быть использованы при работе с простран-
пространственными гармониками [237].
Типичный анод можно представить себе состоящим из 12 одина-
одинаково разнесенных резонаторов, восемь из которых опущены двумя
группами по четыре. Генерация была получена при взаимодействии
электронного потока с компонентой поля, имеющей периодичность,
соответствующую полному числу резонаторов. На частоте 9 Ггц
генерируемая мощность незатухающих колебаний равнялась
75 мет при входном напряжении 600 в, токе 9 лш и плотности потока
магнитного поля 2000 гс. Лампа со слабым полем для 24 Ггц обла-
обладала [89] структурой типа «восходящее солнце», механически пере-
перестраиваемой с помощью емкостных штырей; в фиксированной рабо-
рабочей точке была получена мощность, превышающая 10 вт при к.п.д.
Ъ% в полосе частот 7%.
687

12.3. ГЕНЕРАЦИЯ ВОЛН МИЛЛИМЕТРОВОГО ДИАПАЗОНА
12.3.1. Излучение пучка высской энергии
Мощность на частотах выше 0,1 Тгц можно получить [8, 9]
из непосредственного излучения релятивистского электронного
пучка. Если пучок однороден, то вклад каждого электрона по фазе
случаен и излучаемая энергия равна сумме энергий от каждого
электрона. Если же пучок сгруппирован в пространстве соответст-
соответствующим образом, то излучение становится когерентным и ампли-
амплитуда поля излучения равна сумме амплитуд излучения отдельных
электронов. Хорошо сгруппированный пучок приводит к увеличе-
увеличению излучаемой мощности в 107 раз или более, что всегда исполь-
используется на практике.
Ускоряющий
резонатор
Пушко 20кВ
Сгруппированный
электронный Выход
лучок
Резонатор р
8ари о>ель не со
группирования
Частично сгруппи-
сгруппированный пучок
Резонатор, настпп- Хол'лен-
еннып но гарыо- тор
нику
Рис. 12.10. Гармодотрон—лучевой генератор гармоник.
Частота 2,775 Ггц, энергия пучка I —1,5 Мэв. Наименьший резона-
резонатор настроен на высшую гармонику. (См. [257].)
Для импульса тока в виде дельта-функции амплитуда любой
гармоники тока /„ определяется величиной 2/о. Это позволяет гене-
генерировать с помощью соответствующих цепей высшие гармоники вход-
входной частоты. Например, при пролете пучка, группированного на
частоте 2,83 Ггц исэнергией 2 Мэв, вдоль оси волновода сечением
10,7 X 4,3 мм было обнаружено [195] излучение гармоник от 12-й
до 65-й. Такие же высокие гармоники получались спомощью устрой-
устройства, схематически показанного на рис. 12.10, так называемого
гармодотрона [47, 257]. Электроны из пушки с напряжением 20 кв
проходят сначала через резонатор предварительного группирова-
группирования, где приобретают желаемое распределение по скоростям. Затем
они свободно движутся в дрейфовом пространстве и, наконец, по-
попадают в ускоряющий резонатор, откуда выходит сильно сгруп-
сгруппированный пучок малого поперечного сечения с высокой плотно-
плотностью тока. Этот пучок проходит через резонатор, настроенный на
высшие гармоники основной частоты, либо нагруженный диафраг-
диафрагмами, как показано на рис. 12.10, либо настраиваемый обычным
688

образом. Теоретическая величина излучаемой мощности имеет
порядок
2 In
Ре2~2,7-р-1018. A2.24)
При напряжении пучка 1 Мэв, токе 5 ма и группировке, произве-
произведенной на частоте 2,775 Ггц, излучаемая мощность на частоте
36 Ггц составила 1 вт. Максимальная наблюдаемая частота равня-
равнялась 95 Ггц, что соответствовало 34-й гармонике. Микротрон, опи-
описанный в разд. 21.4, также является источником плотно сгруп-
сгруппированного электронного пучка, при прохождении которого через
резонатор была получена [347] мощность 0,5 мет на частоте 36 Ггц.
«наблюда-
«наблюдатели
~<» 6) в)
Рис. 12. 11. Излучение электронного пучка:
а — прямолинейное ускоренное движение; б—поперечное периодическое движение; в —
вращение по окружности. (См. [196].)
Было установлено [196, 197, 242], что три возможных механиз-
механизма излучения из пучка соответствуют линейному, синусоидальному
и круговому движению частиц. Рассмотрим вначале, чему равно
в точке Р излучение электрона, движущегося вдоль отрезка А А'
со скоростью v, как это показано на рис. 12.11, а. Пока компонента
скорости в направлении АР, равная v cos0, близка к скорости вол-
волны ир, излучение, создаваемое в последующие моменты времени,
усиливается излучением, созданным в предыдущие моментн. Время,
необходимое для того, чтобы сферическая волна потенциала St
с центром в точке Р прошла через заряд (заряд считается протяжен-
протяженным), является мерой нарастания потенциала, наблюдаемого в точке
Р в момент исчезновения там волны. Это время пропорционально
«- Г / v\ I Iv\ 1-1 2
:[l-(r) + 2-(-)e2J - @„ + 0)*' A2-25)
Vp — V COS О
где
*-(>-$"-'?
Излучение сосредоточено в узком конусе с осью вдоль направ-
направления движения заряда и углом раскрыва 0 == 60. Обнаружено на
оптических частотах оно было Черенковым [38] и впервые теорети-
теоретически объяснено Таммом и Франком [90]. При прохождении через
689

диэлектрик электрон вызывает временную поляризацию среды,
а среда переизлучает передаваемую энергию. Волновой фронт,
как показано на рне. 12.12, а, будет образовываться в направлении
0, так что излучение распространится от Л к С. Скорость частицы
может быть больше фазовой скорости волны с/п, и тогда
- = v cos 0
A2.26)
определяет конус излучения. Размытие конуса уменьшается при
увеличении пути частицы в среде. Если считать, что скорость час-
лист Йизлектрика
Цилиндр из
Оизлектрика
jj Вектор
Пойнтинга is,
Полый
пучок
С
ПучСк
\.Ъ
Диэлектрик
0J
Волновой
фронт
е>
Рис. 12. 12. Принцип излучения Черенкова:
а — фронт излучаемой волны; б — пучок вблизи плоской поверхности
диэлектрика; в —пучок между двумя пластинами диэлектрика; г —
пучок в цилиндрическом канале. (См. [62].)
тицы не умеР1ьшается, то излучение не зависит от ее массы. Мощ-
Мощность излучения равна
е" С 11 с"
Р =
fudw,
A2.27)
где интегрирование производится по всем частотам, для которых
nv^>c.
Генерирование сверхвысоких частот на основе эффекта Черен-
Черенкова было рассмотрено в ряде работ [1, 73, 100, 101, 212]. В устрой-
устройстве, предложенном Даносом [62], требуется, чтобы частицы дви-
двигались близко к поверхности диэлектрика. В случае плоского пучка,
изображенного на рис. 12.12, б, плотность заряда предполагалась
в виде
Р = Ро & (х) [I+F cos фг-wt)], A2.28)
где F — коэффициент Фурье плотности заряда, соответствующий
частоте со.
Определяющая энергию излучения компонента вектора Пой-
тинга, нормальная к поверхности раздела, равна [346];
S = AnF29lv2<r2qir\Rlc, A2.29)
69A

где
q" -=• й)г(-0\ —-т). A2.30)
of — расстояние от пучка до поверхности диэлектрика и
— уМ~г~— О'72 /2(п2— 1)^. A2.31)
Представим 5 в виде
e~W. A2.32)
Величину r\RZw можно рассматривать как удельное сопротивление
излучения Черенкова для данной геометрии. Например, если
п = 10, d= 3-10-5 м, vie = 0,2, со = 6я-1010 гц, Ао = Ю-1 а/м,
то, предполагая для идеального группирования F = 2,
S= 11-Ю-2 вт/м2, A2.33)
что сравнимо с энергией пучка напряжением 10 кв и мощностью
1 квт/м.
Геометрией, пригодной для генераторов Черенкова, обладают
также плоский пучок между двумя диэлектрическими пластинами
(рис. 12.12, в), полый пучок, движущийся по оси канала, проделан-
проделанного в диэлектрике [191, как на рис. 12.12, г, и другие устройства
[10, 162, 202, 325, 326, 328]. Эффект Черенкова напоминает в не-
некоторых отношениях возбуждение [177] поверхностных волн, при-
причем функции диэлектрика [196] могут выполнять гофрированные
металлические поверхности.
В практических генераторах Черенкова [63, 152, 160, 339]
применяются среды с пространственной дисперсией [3], сложные
среды [241], диполи [104] и анизотропные ферриты [211]. Устрой-
Устройство, показанное на рис. 12.13, работает [61] на частоте 24 Ггц.
Излучение возбуждается плоским электронным пучком, пролетаю-
пролетающим вблизи диэлектрика длиной 1,9 см, представляющего собой
поликристаллический ТЮг с п = 10,2. Электронный пучок пред-
предварительно группируется путем пропускания через резонатор. На-
Напряжение пучка равно 10 кв при токе 0,2 ма. Генерируются колеба-
колебания с частотой группирования и ее гармоник; мощность излучения
была оцененена в 10~7 в/п.
Второй механизм непосредственного излучения из пучка опре-
определяется возмущением движения электронов, которое может быть
продольным [154] или, как показано на рис. 12.11, б, поперечным.
Пусть 52, S3 — две сферы с радиусами ct и с (t -{- At). Если элект-
электрон за время А^ проходит расстояние /0 от А до А', то испускаемое
за это время излучение заключено между поверхностями S2 и S3.
Отрезок РР' равен
^yi LrpA^ + e2). A2.34)
691

Если электрон совершает одни период синусоидального движения
между А и /Г, то излучение содержит компоненты Фурье с перио-
периодом г^- пли частотой
c'f
, __ с ра cf
A2.35)
Волна с максимальной частотой распространяется вдоль оси конуса,
а угол конуса излучения увеличивается с уменьшением частоты.
Из-за релятивистского эффекта Допплера [161] частоты наблюдае-
наблюдаемого излучения выше частот, соответствующих пространственному
периоду.
Экран (от -3.5 до-1 к В)
Входной
болиоВод
езлыррама-
дып подогреватель
Фокусирующий.'
электрод (от Одо-1кв) Резонатор
для группирования
Согласую-
Согласующая
пластиисс
Кдгтсхгг.орц
Рис. 12. 13. Генератор излучения Черенкова на сверхвысоких
частотах.
Частота 24 Ггц. Показатель преломления диэлектрика 10,2. Выход-
Выходная мощность 10 — 7 ет. (См. [61].)
Поперечное движение электронов может быть возбуждено при
прохождении через ондулятор — устройство, в котором чередуются
электрические или магнитные поля с разной полярностью.
Условия работы магнитного ондулятора исследовались в лите-
литературе [50, 185, 351], и была сконструирована опытная модель
[198]. Сгруппированный электронный пучок с энергией 5 Мэв
поступает из линейного ускорителя, а поскольку энергия излуче-
излучения возрастает как квадрат напряженности магнитного поля, то
применяются сильные магниты, состоящие из ряда стальных зубцов,
прикрепленных к полюсам. Всего имелось 25 пар полюсов, разне-
разнесенных друг от друга на 4 см; допуск на смещение составлял
0,02 мм и на магнитную индукцию 1%. Поскольку частицы двига-
двигались Со скоростями, близкими к скорости света, то частоты излуче-
излучения определялись из пересечения линии v = с на диаграмме Брил-
692

люэна для периодической структуры. В практических условиях
наблюдалось излучение небольшой мощности, соответствующей
1 вт в импульсе при диапазоне 0,3 -3 Тгц.
Излучение заряженной частицы, вращающейся по окружности
радиусом г0, можно исследовать с помощью рис. 12.11, в. Пока час-
частица движется от Л к А', конус излучения с углом раскрыва 00 = г-
направлен к наблюдателю и уходит из его поля зрения в момент
—й. Один такой импульс излучается за каждый оборот, и его дли-
Vp
тельность равна ~ор htb^ = ^/'о/Р3. В связи с этим будут наблю-
наблюоть до
A2.36)
даться частоты высших гармоник от малых значений вплоть до
частот
12.3.2. Высокочастотный предел когерентного излучения
Для генерации колебаний [48, 146] на частотах выше 0,3 Тгц
применяются так называемые массовые излучатели [55, 105],
к которым относятся источники типа «черное тело» [206] и искровые
генераторы [224, 225]. Излучение этих приборов является неко-
некогерентным, оно похоже на шумы и не может.создавать независимые
явления интерференции. Фактически на выходе любой электрон-
электронной лампы имеется доля некогерентной энергии, и очевидно, что
для каждого типа лампы существует высокочастотный предел коге-
когерентного излучения.
Частотный случай взаимодействия между сгруппированным
электронным пучком и электромагнитным полем в резонансной
структуре может быть рассмотрен [74] с учетом тепловых шумов в ре-
резонаторе, но при пренебрежении шумом пучка. Средняя высоко-
высокочастотная плотность тока пучка должна быть такой, чтобы
Jf>2co2e0-^, A2.37)
где Vi — объем взаимодействия резонатора.
Минимальное значение средней энергии сигнала Wav, запасен-
запасенной в резонаторе, определяется требованием, чтобы оно превы-
превышало энергию шумов. Таким образом,
Wav > Аш/[2я (e'W2,w __ i)j. A2.38)
Для медного резонатора при Т = 300° К в табл. 12.2 приводятся
значения Jx типичных ламп при различных частотах. Так, при плот-
плотности высокочастотного тока пучка 1 а/см2 частотный предел равен
около 10 Тгц.
693

Таблица 12.2
Минимальная плотность тока пучка
Частота,
Тгц
Ток, а/см2
0,01
2-Ю-10
0,1
8-10~7
1
10~3
10
1,5
100
2-Ю3
1000
2-10»
Дальнейшие ограничения на когерентное излучение заключаются
в том, что квант энергии ^ , который равен 4-10~4зв при 0,1 Тгц,
становится сравнимым с кинетической и тепловой энергиями электро-
электронов в пучке. Поскольку обмен энергией происходит только кванта-
квантами, то этот эффект изменяет как амплитуду, так и фазу взаимодейст-
взаимодействия между электронами и электромагнитным полем.
В частном случае взаимодействия электронного пучка с резона-
резонатором эти квантовомеханические эффекты приводят к тому, что ожи-
ожидаемое значение [244, 245] электромагнитного поля отличается от
классического значения на незначительную величину. Практически
это означает слабое затухание сигнала. Более важным является
наличие неопределенности или разброса этого ожидаемого значения,
определяющих шум выходного сигнала. Физически происхождение
этого разброса имеет три источника. Первый — это квантование
поля [246], не зависящее от электронного пучка; оно представляет
собой неопределенность невозмущенного электромагнитного поля
резонатора, обусловленную его квантовомеханическими свойствами.
Второй источник связан с волновыми свойствами электрона; так как
электрон не является точечной частицей, то его взаимодействие
с полем резонатора приводит к неопределенности последнего.. Тре-
Третий источник, который обычно дает ничтожно малый эффект, это
классическое взаимодействие поля с квантовомеханической неопре-
неопределенностью и электрона, которое, в свою очередь, опять по клас-
классическим законам приводит к неопределенности поля.
Согласно квантовой теории можно определить лишь вероятность
того, что данное число квантов принимает участие во взаимодействии
с полем. Все эти явления были впервые рассмотрены [259] для слу-
случая классического электрона и квантованного поля, а также построе-
построены графики, иллюстрирующие различные примеры. Анализ был
распространен [286] на случай квантованного электрона и клас-
классического поля, в котором при напряжении в зазоре Vx вероятность
электрона приобрести или отдать г квантов равнялась J? (q), где
sin 1 О,
2r.eVl 2 '
A2.39)
a fi/ — угол пролета.
694

В пределе при большом числе квантов обмена это распределение
приближается к классическому.
На практике увеличение поля, обусловленное отдельным элект-
электроном, значительно меньше начальной неопределенности поля.
Если имеется много электронов, то отношение сигнал/шум можно
определить как
/ V,. с2 Ли/2к \-i/2
F=fl37na-f- ^5—1 . A2.40)
где Vc — объем резонатора.
С увеличением частоты и амплитуды электрического поля это
отношение уменьшается. Например, если Vc~-ks, нагруженная доб-
добротность равна ICHA,1/* и в резонатор поступает мощность 10~4 вт, то
F равно единице при частоте около 3 Тгц. Минимальная энергия
в уравнении A2.37) равна энергии одного кванта.
Аналогичные расчеты [102, 103, 249] подтвердили эти предпо-
предположения. Одновременное ними появились сообщения [250] об изме-
измерениях взаимодействия пучка и резонатора. Время пролета при
этом было равно целому числу периодов высокой частоты, а резона-
резонатор возбуждался магнетроном на частоте 24 Ггц. Напряжение пучка
составляло 10/се, а угловое расхождение пучка 0.004рад. Кажущее-
Кажущееся увеличение температуры шумов пучка после пролета резонатора
и ее зависимость от частоты указывают на наличие квантовых эф-
эффектов. В аналогичных экспериментах [81], использующих попереч-
поперечное высокочастотное поле, флюктуации в резонаторе приводили
к уширению электронного пучка.
12.4. ИСТОЧНИКИ ЭЛЕКТРОНОВ
12.4.1. Термоэлектронные катоды
В лампах сверхвысоких частот источником электронов неиз-
неизменно является термоэлектронный катод [270], максимальная плот-
плотность тока эмиссии которого достигает 100 а/см2. Такую плотность
первичной эмиссии трудно сочетать с продолжительным сроком
службы, однако обратная бомбардировка катода возвращающимися
электронами приводит к эмиссии [138, 139] большого количества
вторичных электронов.
Чисто металлические катоды применяются редко, поскольку
плотность тока эмиссии с них мала, хотя металлический катод,
охлаждаемый водой, был использован [277] специально для чистой
эмиссии вторичных электронов. В простом оксидном катоде
(рис. 12.14, а) на никелевую втулку наносится смесь окисей бария
и стронция. Такой катод удовлетворительно работает при пульси-
пульсирующей плотности тока эмиссии, доходящей до 10 а/см2. Приведен-
Приведенные на рис. 12.14, б катоды с окисью тория обычно используются
в мощных лампах. Искрение простых оксидных катодов может быть
уменьшено при помощи размещения активного материала в про-
695

межутках между плетениями никелевой сетки, как^это показано
на рис. 12.14. в.
Видоизменением описанного катода является катод, приведен-
приведенный на рис. 12.14, г, в котором окиси удерживаются в синтерован-
ной матрице из крупного никелевого порошка. Такие катоды были
с успехом использованы в магнетронах 3J50 и 3J21, работающих
соответственно на частотах 10 и 24 Ггц.
Последние усовершенствования связаны с использованием так
называемых распыленных катодов. Одна из разновидностей, изве-
известная под названием L-катод [79, 172, 281], схематично показана
Спиральная
обмотка
подогревателя
\
Оксидный
слои
втулт ш
спекшегося торим
Сетки из никелевой
проволоки
Оксидный, слой
Никелебая*
втулка а) Никелевый Подогреватель
Пористая нике концевой Пористый 6) Пористый
"ая матрица экран корпус \ вольфрам/ Ишарегшродстьш вольфрам
Подогредатель
б)
Вольфрамовый,
стержень
Пористый
корпус
е)
Рис. 12. 14. Катоды ламп сверхвысоких частот:
а — простой оксидный, внутренний подогреватель; б — окись тория, внут-
внутренний подогреватель; в — никелевая сетка, внутренний подогреватель;
г —пористый никель, паяльииковый подогреватель; д — распыленный
L-типа, внутренний подогреватель; е — импрегннроваииый распыленным
вольфрамом, внутренний подогреватель.
для плоской геометрии на рис. 12.14, д, из которого видно, что оки-
окиси размещены за эмитирующей поверхностью из пористого воль-
вольфрама. В импрегнированном катоде [173], показанном на
рис. 12.14, е, для упрощения конструкции окиси щелочно-земель-
ных металлов в виде смеси нормального и основного алюмината ба-
бария вкраплены в поры вольфрамовой пластины. В качестве катодов
для ламп сверхвысоких частот может быть использована спекшая-
спекшаяся смесь порошков тория и молибдена [210], а также другие мате-
материалы [56, 331].
12.4.2. Фокусированные пучки
Источником электронного пучка ламп с сеточным управлением
и магнетронов является катод в соединении с положительным элект-
электрическим полем анода. Пучок с круговым поперечным сечением
лаще эмитируется при помощи электронной пушки. В настоящее
время существует много разновидностей таких пушек [263, 284].
Один из вариантов пушки [219], состоящий из вогнутого катода
696

и электрода, формирующего пучок, показан в левой части
рис. 12.15.
Были также сконструированы пушки 1127, 170, 384] для ламп
со скрещенными полями. Форма пучка, выходящего из электрон-
электронной пушки, зависит от сил взаимодействия пространственного за-
заряда и характеризуется обычно параметром, называемым первеан-
сом пучка или пушки. В некоторых лампах, таких, как маломощный
отражательный клистрон, пучок короткий, и его расходимость мо-
может быть определена с помощью тока, проходящего через цилиндри-
цилиндрический канал. При минимальном диаметре пучка, расположенном
Катод
-Магнит из
срерроксдюра
- ЛермалоеВый.
полюсный
Эпекгброд, "" V/AYWM^, ^±. наконечник
формирующий
пучок
Рис. 12. 15. Получение протяженного сфокусированного
электронного пучка.
Электронный пучок инжектируется в магнитное поле, индукция
которого составляет около 1000 гс. Для уменьшения веса
используется периодическое магнитное поле. (См. [4 1].)
посередине канала, этот ток максимален. Если канал имеет длину
lt и радиус rt, то максимальное значение первеанса пучка равно
A2.41)
Плотность тока в минимальном поперечном сечении пучка больше
плотности на краях в 5,66 раза.
Для протяженных электронных пучков, которые требуются,
например, в ЛБВ, rt<^lt и предельное значение первеанса мало.
Можно использовать фокусировку положительных ионов, но это
вряд ли является удачным [263]. На практике пучки с высоким
первеансом обычно осуществляют посредством магнитной фокуси-
фокусировки. При грубой фокусировке [150] катод, диаметр которого ра-
равен требуемому диаметру пучка, помещается в достаточно сильное
аксиальное магнитное поле, чтобы ограничить поперечные движения
частиц в приемлемых пределах. При более тонкой фокусировке траек-
траектории электронов рассчитывают таким образом, чтобы в области
пушки они проходили вдоль силовых линий магнитного поля.
В потоке Брюллюэна [29] электроны, вращающиеся вокруг оси
пучка, испытывают действие силы, направленной внутрь пучка,
которая в точности уравновешивается силой, направленной наружу
697

и обусловленной расталкиванием пространственного заряда и
центробежными эффектами. Значение радиуса пучка гь получается
из соотношения
3/2 / еВ2 г2\ '/2
BlrliV'-- sr) ¦ A2'42)
Максимальное значение первеанса
25,4-10-6 A2.43)
достигается при условии, что все электроны движутся с одинако-
одинаковой скоростью вдоль оси. Эта скорость соответствует потенциалу
-g-V0 на оси пучка, остальные две трети общей энергии пучка заклю-
заключены во вращательном движении. На практике [13, 262] предпочи-
предпочитают иметь значительно менее интенсивные пучки с 3'' = 1—2-10~б.
Например, пучок с током 200 ма при напряжении 3 кв может быть
пропущен через цилиндрический канал радиусом 1,4 мм и длиной
33 см при потере тока на стенки только 1 ма. Обычный способ [285]
получения бриллюэновского потока показан на рис. 12.15.
Фокусирующее магнитное поле может быть создано для экспе-
экспериментальных целей либо с помощью соленоидов, либо при стацио-
стационарной работе посредством постоянных магнитов. Индукцию маг-
магнитного поля в 500 гс на расстоянии 13,5 см можно [106] получить,
например, при использовании пары постоянных магнитов весом
1,36 кг. Из уравнения A2.42) следует, что фокусировка зависит от
Во- Это факт привел к созданию периодической [117, 220] или «силь-
«сильной» фокусировки. В каждой плоскости, где магнитное поле меняет
знак, происходит смена направления вращения электронов на об-
обратное, но во всех остальных отношениях пучок остается неизмен-
неизменным. Применение N коротких магнитов означает существенное
уменьшение [188, 189] неточностей в распределении магнитного
поля на множитель, лежащий между N и N2. Было разработано не-
несколько опытных конструкций [39, 40, 140, 230, 261, 311], и одна
из них с магнитами весом 694 г изображена на рис. 12.15.
Нашла практическое применение [2, 17, 18] и периодическая
электростатическая фокусировка [128, 141, 251, 268], хотя значения
первеанса здесь бывают ниже. Кроме того, был предложен центро-
центробежный метод [41, 42, 46, 120], при котором пучок в пушке получает
вращение до того, как он попадает в область периодического электро-
электростатического фокусирующего поля. Если системы не имеют спи-
спирального расположения волны спирали или коллектора, который
«раскручивает» пучок, то энергия вращения пучка в центробежных
системах не используется. В другом виде периодической электро-
электростатической фокусировки — «слаломном» потоке [52, 53, 54] —
электроны движутся вдоль эквипотенциалей; при прохождении
близ системы проводников их траектории близки к синусоидам.
698

ЛИГЕ Р ЛТ У Р Л
1. A h e I e, M.: «The Cerenkov Effect in Optics and in the Domain of
Microwaves», Nuovo Cim., 1952, 9, No. 3, p. 207.
2. A d 1 e r, R., Kromhout, O. M., and С I a v i e r, P. A.: «Trans-
«Transverse-Field Travelling-Wave Tubes with Periodic Electrostatic Focusing»,
Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 82.
*3. A g r a n о v i с h, V. N., P a f о m о v, V. E., and Rukhadze,
A. A.: «On the Cerenkov Radiation of an Electron Moving in a Me-
Medium with Spatial Dispersion», Zh. eksper. ieor. Viz., 1959, 36. p. 238.
4. A i к i n, A, W.: «A Proposed Method of Investigating the Field Distri-
Distribution in a Magnetron», J. sci. lns.tru.rn., 1955, 32, p. 152.
*5. А к h i e z e r, A. I., L у n b a r s к i, G. Y., and Fa i n -
berg, Y. В.: «Radiation from a Charged Particle moving through
Coupled Resonators», Zh. tekh. Fiz., 1955, 25, p. 2526.
*6. А к h i e z e r, A. I., and F a i и b e r g, Y. В.: «Interaction of Coup-
Coupled Electromagnetic Resonators with a Beam of Charged Particles»,
. Zh. tekh. Fiz., 1955, 25, p. 2516.
7. А о i, S., N а к a j i m a, S., M i t o, S., and В a b a, K.: «Develop-
«Development of Magnetrons for Millimetre Wavelengths», Vide, 1959, 14, p. 7.
*8. A s к а г у a n, G. A.: «Pulsed Coherent Generation of Millimetre Waves
by Nonrelativistic Electron Bunches», Zh. eksper. teor. Fiz., 1956, 30,
p. 584.
*9. A s к а г у a n, G. A.: «The Radiation of an Accelerated Moving Elect-
Electrical Image of a Uniformly Moving Charge», Zh. eksper. teor. Fiz., 1955,
29, p. 3.
*I0. Askaryan, G. A.: «On the Generation of Radio Waves in the Mil-
Millimetre Band by the Passage nt a Bunch of Electrons through aRetarding
Medium», Zh. eksper. ieor. Fiz., 1954, 27, p. 6.
11. A s h к i n, A.: «A High-Power Rising-Sun Magnetron», Phys. Rev.,
1946, 69,p. 701.
*12. В а к h г а к h, L. E.: «Theory of the Multi-Segment Magnetron», Zh.
tekh. Fiz., 1952, 22, p. 1008.
13. В a r b e r, M. R., and Sander, K. F.: «The Electron Optics of
High-Current-Density Electrostatic Electron Guns», Proc. I. E. E., 1958,
105B, Sup. No. 12, p. 901.
14. В е с к e r, G. E.: «Dependence of Magnetron Operation on the Radial
Centering of the Cathode», Trans. I. R. E., 1957, ED-4, p. 126.
15. В e n n e t о t, M. de: «Study of the Oscillation Modes of the M-Type
Carcinotron: Parts 1 and 2», Ann. Radioelect., 1955, 10, p. 328, and 1956,
11, p. 230.
16. В e r n s t e i n, M. J., and KroII N. M.: «Magnetron Research
at Columbia Radiation Laboratory», Trans. I. R. E., 1954. MTT-2,
p. 33.
17. В 1 a t t n e r, D. J., and V а с с a r o, F. E.: «Electrostatically-Focu-
«Electrostatically-Focused Travelling-Wave Tube», Electronics, 1959, 32, January 2nd, p. 46.
18. Blattner, D. J., V а с с a r o, F. E., С u с с i a, C. L., and
Johnson, W. C: «Medium-Power L- and S-Band Electrostatically
Focused Travelling-Wave Tubes», RCA Rev., 1959, 20, p. 426.
*19. В о g d a n к e v i с h, L. S., and В о 1 о t о v s к у, В. М.: «The
Movement of a Charge Parallel to the Axis of a Cylindrical Channel in
a Dielectric», Zh. eksper. teor. Fiz., 1957, 32, p. 6.
20. В о о t, H. A. H., and H a r v i e, R. B. R.-S-: «Charged Particles
in a Nonuniform Radio-Frequency Field», Nature, 1957, 180, p. 1187.
21. Boot, H. A. H., Foster, H., and S e I f, S. A.: «A New Design
of High Power S-Band Magnetron», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 10,
p. 419. .
22. Boot, H. A. H., and Randall, J. TV «The Cavity Magnetron»,
J. I. E. ?., 1946, 93, pt. IIIA, No. 5, p. 928.
699

23. В о г g n i s. F.: «A Simple Approximate Formula for the Resonance
Frequency of a Cavily Magnetron», Z. an(>ew. i'hys., 1950, 2, p. 278.
24. В о u с h e r, G.: «Technology o[ Carcinotrotis for Short and Long Wavele-
tiKtlb», I'nic. I. [¦. /:., 1958, 10Г)В, Sup. No. 12, p. 897.
25. Boyd, J. A.: «The Mitron —an lnterdigllal Voltage-Tunable Magne-
Magnetron», Proc. I. R. E., 1955, 43, p. 332.
26. В r a d s h a w, J. A.: «Electron Beams in Axially-Symmetric Crossed
Fields», Trans. I. R. E., 1959, ED-6, p. 257.
27. В r a d s h a w, J. A.: «A Relativistic Treatment of Space-Charge-
Limited Current in a Planar Diode Magnetron before Cut-Off», J. Elect-
Electronics Control, 1958, 5, p. 300.
28. Brewer, G. R.: «On the Focusing of High Current Electron Beams»,
J. appl. Phys., 1954, 25, p. 243.
29. В r l I 1 о u i n, L.: «A Theorem of Larmor and its Importance for Elect-
Electrons in Magnetic Fields», Phys. Rev., 1945 67, p. 260.
30. Bristol, T. R., and Gr if f i и, G. J.: «Voltage-Tuned Magnet-
Magnetron for F. M. Applications», Electronics, 1957, 30, May, p. 162.
31. В г о s s a r t, J., and D о e h 1 e r, O.: «On the Properties of Valves
using a Constant Magnetic Field: Part 3», Ann. Radioelect., 1948, 3, p. 328.
32. Brow n, \V. C: «Description and Operating Characteristics of the
Platinotron — a Nev/ Microwave Tube Device», Proc. I. R. E., 1957,
47, p. 1209.
33. Brown, \V. C: «Platinotron increases Search Radar Range», Elect-
Electronics, 1957, August, 30, p. 164.
34. В u n e m a n, O.: «Comments on Magnetron Theory, with Particular
Reference to some Recent Publications», J. Electronics, 1955, 1. p. 314.
35. В u n e m a n, O.: «Generation and Amplification of Waves in Dense
Charged Beams under Crossed Fields», Nature, 1950, 165, p. 474.
36. В u n e m a n, О : «A Torodial Magnetrons, Proc Phys. Soc, 1950, 63,
p. 278.
*37. В у с h к о v, S. I.: «Calculation of Operating Characteristics of Multi-
cavity-Magnetrons», Radiotekh. Elektron., 1959, 4, p. 468.
*38. С e r e n к о v. P.: «Emission of Light from Pure Liquids under the In-
Influence of Fast P-Rays», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1937, 14, p. 101.
39. Chang, К. К. N.: «Periodic-Magnetic-Field Focusing for Low-Noise
Travelling Wave Tubes», RCA Rev., 1955, 16, p. 423.
40. Chang, К. К. N.: «Optimum Design of Periodic Magnet Structures
for Electron Beam Focusing», RCA Rev., 1955, 16, p. 65.
41. С h a n g, К. К. N.: «Beam Focusing by Periodic and Complementary
Fields», Proc. I. R. E., 1955, 43, p. 62.
42. Chang, К. К. N.: «Biperiodic Electrostatic Focusing for High Den-
Density Electron Beams», Proc. I. R. E., 1957, 45, p. 1522.
43. Che n, T. S., and К о v а с h, L.: «Electron Beam Focusing in Three
Anode Guns for Travelling-Wave Tubes», J. Electronics Control, 1957,
3, p. 287.
44. Chen, T. S.: «Tuning and the Equivalent Circuit of Multiresonator
Magnetrons», J. Electronics Control, 1959, 7, p. 33.
45. С 1 e e t о n, E. E., and Williams, N. H. «The Shortest Conti-
Continuous Radio Waves» Phys. Rev., 1936, 59, p. 1091.
46. С 1 о g s t о п, A. M., and H e f f n e r, H.: «Focusing of an Electron
Beam by Periodic Fields», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 436.
47. С о 1 e m a n, P. D., and S i г к i s. M. D.: «The Harmodotron—
A Beam Harmonic, High Order Mode Device for Producing Millimetre
and Sub-millimetre Waves», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1385.
48. С о 1 e m a n, P. D., and Becker, R. C: «Present State of the
Millimetre Wave Generation and Technique Art — 1958», Trans. I. R. E.,
1959, MTT-7, p. 42.
*49. Collins. G. В.: «Microwave Magnetrons» (McGraw-Hill, New York,
1947).
50. Combe, R., and F e i x, M.: «Frequencies and Power of Waves Radi-
700

ated by a Magnetic Umlulator», С R. Acad. Sci. (Paris), 1953, 237
p. 1660.
51. Comb e, R., and F г с 1 о t, Т.: «Production of Millimetre Waves by
a Magnetic Ii'iidulator», C. R. Acad. Sci (Paris), 1955, 241. p. 1559.
52. С о о к, J. S., К о m p f n e r, R., and Y о с о m, W. H.: «Slalom
Focusing», Proc. I. R. E., 1957, 45, p. 1517.
53. С о о к, J. S., L о u i s e I I, W. H., and Y о с о m, \V. H.: «Sta-
«Stability of an Electron Beam on a Slalom Orbit» J. appl. Phys. 1958 29
p. 583.
54. С о о к, J. S., К о m p f n e r, R., and Y о с о m, \V. H.: «Slalom
Flow — A New Method of Periodic Electrostatic Focusing of Electron
Beams», Onde elect., 1957, 37, p. 65.
55. С о о 1 e у, J. P., and Rohrbaugh, J. H.: «The Production of
Extremely Short Electromagnetic Waves», Phys. Rev., 1954, 67, p. 296.
56. С о р р о 1 a, P. P., and Hughes, R. C: «A New Pressed Dispenser
Cathode», Proc, I. R. E., 1956, 44, p. 351.
57. С о s t e, J., and D e 1 с г о i x, J. L.: «Plasma Oscillations and Reso-
Resonance Frequencies in a Magnetron in the Brillouin State» C. R. Acad.
Sci. (Paris), 1956. 242, p. 87.
58. С r a w f о r d, F. H., and Hare, M. D.: «A Tunable Squirrel Cage
Magnetron», Proc. J. R. E., 1947, 35, p. 361.
59. С u с с i a, C. L.: «VoltageControl of Magnetron Frequency», Electronics,
1959, 32, July 10th, p. 56.
60. С u с с i a, C. L.: «A Frequency-Locked Grid-Controlled Magnetron»,
RCA Rev., 1960, 21, p. 75.
61. Danos, M., Geschwind, S., Lashinsky, H., and Van
Trier, А. А. Т. М.: «Cerenkov Effect at Microwave Frequencies»,
Phys. Rev.. 1953, 92, p. 828.
62. D a n о ь, М.: «Cerenkov Radiation from txtended Electron Beams»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 2.
63. Danos, M., and Lashinsky, H.: «Millimetre Wave Genera-
Generation by Cerenkov Radiation», Trans. I. R. E., 1954, MTT-2, p. 21.
64. D a v i e s. D. H., and Sander, K. F.: «Electron Trajectories in
the Gun of an M-Type Carcinotron», J. Electronics Control, 1958, 5, p. 114.
65. David, E. E.: «R. F. Phase Control in Pulsed Magnetrons», Proc.
I. R. E., 1952, 40, p. 669.
66. D о e h 1 e r, O.: «On the Properties of Valves using a Constant Magnetic
Field: Parts 1 and 2», Ann. Radioelect., 1948, 3 pp. 29 and 169.
67. D о e h 1 e г, О., В г о s s a r t, J., and M о u r i e r, G.: «On the
Properties of Valves using a Constant Magnetic Field: Travelling-Wave
Valves with Magnetic Field: Part 4», Ann. Radioelect., 1950, 5, p. 293.
68. D о e h 1 e r, O.: «The Magnetron as a Travelling-Wave Valve», Funk
Ton, 1951, 5, pp. 146 and 257.
69. D о e h 1 e r, O., and G u i 1 b a u d, G.: «Amplification of Electro-
Electromagnetic Waves due to Displacement of an Electron Beam in Crossed
Electric and Magnetic Fields bounded by Resistive Walls», C. R. Acad
Sci. (Paris), 1954, 238, p. 1784.
70. D о e h 1 e r, O., E p s z t e i n, В., and A r n a u d, J.: «Opera-
«Operational Characteristics ot the Carmatron Tube», Proc. I. E. E., 1958, 105B,
Sup. No. 10, p. 529.
71. D о m b г о w s к i, G. E.: «Theory of the Amplitron», Trans. I. R. E.,
1959, ED-6, p. 419.
72. D u n s m u i r, R.: «Theory of Circular Magnetrons vith Uniformly
Rotating Space Charge», Proc, I. E. E, 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 431.
73. E d e r, F. X.: «Cerenkov Radiation», Funk Ton, 1949, 3, p. 67.
74. Elliott, R. S.: «Some Limitations on the Maximum Frequency of
Coherent Oscillations», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 812.
75. E p s z t e i n, В.: «Influence of Space Charge on the Excitation Current
of a Carcinotron-Type Magnetron Oscillator», С R. Acad. Sci. (Paris),
1955, 240, p. 408.
701

76. E p s z t e i и, В.: «Effects of Space Charge in Crossed-Field Valves»,
С R. Acad. Sci. (Paris), 1957, 244, p. 2902.
77. E p s z t с i n. В.: «Лп Experimental Study of Large-Signal Behaviour
in M-Type Tubes in the Presence of Space Charge by the use of an Ana-
Analogue Method», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 598.
78. E s p e r s e n. G. A.: «Low-Voltage Tunable X-Band Magnetron De-
Developments», Tele-Tech, 1951, 10, pp. 30, 50, 70 and 84.
79. Espersen, G. A.: «Dispenser-Cathode Magnetrons», Trans. I. R. E.,
1959, ED 6, p. 115.
*80. F a i n b e r g. Y. В., and К h i z h n у а к, N. A.: «Energy Loss by
a Charged Particle Passing through a Laminar Dielectric: Part 1», Zh.
eksper. teor. Fiz., 1957, 32, p. 883.
81. Far a go, P. S.,andMarx, G.: «Quantum Effects in the Interaction
between Free Electrons and Electromagnetic Fields», Phys. Rev., 1955,
99, p. 1063, and Ada phys. Hung., 1954, 4, p. 23.
82. F a r r a n d s, J. L.: «The Generation of Millimetre Waves», Proc.
I. E. E., 1954, 102C, p. 98.
83. F e с h n e r, P.: «Study of the Magnetron in the Cut-off State», Ann.
Radioelect., 1952, 7, pp. 83 and 199.
84. F e с h n e r, P.: «Measurements of the Space Charge Resonance Fre-
Frequencies in a Multi-Cavity Magnetron», C. R. Acad. Sci (Paris), 1950,
231, p. 270.
85. F e с h n e r, P.: «Measurement of the Resonance Frequencies of the
Space Charge in a Coaxial Magnetron», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1950,
213, p. 124.
86. F e i n s t e i n, J., and Kino, G. S.: «The Large-Signal Behaviour
of Crossed-Field Travelling-Wave Devices», Proc. I. R. E., 1957, 45,
p. 1361.
87. F e i ii s t e i n, .!., and Collier, R. J.: «A Magnetron Controlled
by a Symmetricallv Coupled TE001-Mode Cavity», Onde elect., 1957, 37,
p. 65.
88. F i s k, J. В., Hagstrum, H. D., and H a r t m a n, P. L.: «The
Magnetron as a Generator of Centimetre Waves: Parts 1 and 2», Bell
Syst. tech. J., 1946, 25, pp. 167 and 264.
89. F r a e n к e 1, Z.: «The Development of a Tunable С W. Magnetron in
the K-Band Region», Trans. I. R. E., 1957, ED- 4, p. 271.
*90. Frank, I., and T a m m, I.: «Coherent Visible Radiation from Fast
Electrons Passing through Matter», Dokl. Akad. N auk SSSR, 1937, 14,
p. 109.
91. Fritz, K.: «The Potentials in the Magnetron; Consequences in Design»,
Ferntneldetech, Z., 1954, 7, p. 528.
92. Fritz, K.: «Potentials and Electron Paths in Multi-Segment Magnet-
Magnetrons», Arch, elekt. Ubertragung, 1952, 6, p. 211.
93. F r i t z, K.: «The State of Magnetron Development in Germany», Funk
Ton, 1953, 7, p. 133.
94. F u 1 о p, W.: «The Cut-off Characteristics of Magnetrons (Static Re-
Regime)», J. Electronics Control, 1958, 5, p. 531.
95. G a b о r, D., and S i m s, G. D.: «Theory of the Pre-Oscillating Mag-
Magnetron: Part 1», J. Electronics, 1955, 1, p. 25.
96. G a b о r, D.: «Stationary Electron Swarms in Electromagnetic Fields»,
Proc. Roy, Soc, 1944, 183A, p. 436.
97. G a b о r, D., Sims, G. D., and T w i s s, R. Q.: «Magnetron
Theory», J. Electronics, 1956, 1, pp. 449 and 454.
98. Gallagher, H. E.: «The Design and Performance of Grid-Control-
Grid-Controlled, High-Perveance Electron Guns». Trans. I. R. E., 1959, ED-6, p. 390.
*99. G e r s h t e i n, G. M., and V i t e 1 ' s, G. L.: «Widening of Oscilla-
Oscillation Zones of Decimetre-Waveband Magnetrons», Radiotekh, Elektron.,
1957, 2 No. 1, p. 120.
*100. Ginsberg, V. L.: «On the Radiation of an Electron Moving near
a Dielectric», Dokl. Akad. N auk SSSR, 1947, 56, p. 2.
702

* 101. G i n s b e r g, V. L.: «On the Utilization of the f-erenkov Effect for
the Radiation of Microwaves», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1947, 56, p. 2.
402. Ginsberg, V. L., and Fain, V. M.: «On Quantum Effects oc-
occurring on Interaction of Electrons with High Frequency Fields in Re-
Resonant Cavities», Zh eksper. teor. Fiz., 1957, 32, p. 162, and Soviet
Physics —JETP, 1957, 5, p. 123.
*103. Ginsberg, V. L.: «On the Question of Quantum Effects in the Inte-
Interaction of Electrons with H-igh-Frequency Fields in Resonators», Radio-
tekh. Elektron., 1957, 2, p. 780.
* 104. Ginsberg, V. L., anl E i d m a n, V. Y.: «Cerenkov Radiation from
Dipoles», Zh. eksper. teor. Fiz., 1958, 35, p. 1508.
105. Glagolewa-Arka diewa, A.: «Short Electromagnetic Waves
of Wavelength up to 82 Microns», Nature, 1924, 113, p. 640.
106. Glass, M. S.: «Straight-Field Permanent Magnets of Minimum Weight
for TWT Focusing», Proc. I. R. E., 1957, 45, p. 1100.
107. G 1 a s s, R. C, Sims, G. D., and S t a i n s b y, A. G.: «Noise
in Cut-off Magnetrons», Proc. I. E. E., 1955, 102, pt III, p. 81.
108. Gold, L.: «Relativistic Dynamics of a Charged Particle in Crossed
Magnetic and Electric Fields with Application to the Planar Magnetron»,
J. appl. Phys., 1954, 25, p. 683, and 1955, 26, p. 253.
109. Gold, L.: «The Relativistic Magnetron and the Effective Mass
Anisotropy», J. Electronics, 1956, 2, p. 17.
110. Gold, L.; «Kinetic Theory of Space-Charge: Part 2 — Electron Col-
lisional Damping in the Magnetron (and Diode)», J. Electronics Cont-
Control, 1959, 6, p. 209.
111. G о s s, Т. М., and Lindsay, P. A.: «Spurious Modulation in
Q-Band Magnetrons», Proc. I. R. E., 1956, 44, p. 1474.
112. Go u 1 d, R. W.: «Space-Charge Effects in Beam Type Magnetrons»,
J. appl. Phys., 1957, 28, p. 599.
113. Guenard, P.: «Potential Distribution in a Cylindrical Electron
Beam», J. Phys. Radium, 1945, 6, p. 43.
114. G u ё n a r d, P., and H u b e r, H.: «Experimental Study of the In-
Interaction of Space-Charge Waves within an Electron Beam moving in
Crossed Electric and Magnetic Fields», Ann. Radioelect., 1952, 7, p. 252.
115. G u n n, J. C: «Theory of Radiation», Rep. Progr. Phys., 1955, 18,
p. 127.
116. H a g s t r u m, H. D.: «The Generation of Centimetre Waves», Proc.
I. R. E., 1947, 35, p. 548.
117. H a r к е r, K. J.: «Periodic Focusing of Beams from Partially Shielded
Cathodes», Trans. I. R. E., 1955, ED-2, p. 13.
118. H a r m e r. J. D.: «A Nomogram for Hartree's Threshold-Voltage
Criterion for Magnetrons», Electronic Engng, 1954, 26, p. 441.
119. H a r r i s, D. J.: «Microwave Amplification using an Unstable Elect-
Electron Beam in Crossed Electric and Magnetic Fields», Proc. I. E. E.,
1958, 105B, Sup. No. 11, p. 645.
120. Harris, L. A.: «Axially Symmetric Electron Beam and Magnetic-
Field Systems», Proc. I. R. E., 1952, 40, p. 700.
121. Harris, L. A.: «Instabilities in the Smooth Anode Cylindrical
Magnetron», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 562, and 1953, 24, p. 1335.
122. Harvey, A. F.: «Output and Efficiency of the Split-Anode Magnet-
Magnetron Oscillating in the Dynatron Regime», /. /. E. E., 1939, 84, p. 683.
123. Harvey, A. F.: «The Cut-off Characteristic of the Single Anode
Magnetron», Proc. Cambridge Phil. Soc, 1939, 35, p. 637.
124. Harvey. A. F.: «The Impedance of the Magnetron in Different
Regions of the Frequency Spectrum», J. I. E. E., 1940, 86, p. 297.
125. H a r v i e, R. B. R.-S-: «Some Proposals for Generating High-Frequ-
ency Electromagnetic Waves using the Doppler Effect», Proc. I. E. E.,
1958 105B, Sup. No. 11. p. 652.
126. Heffner, H., and W a t к i n s, D. A.: «The Practicability of
E-Type Travel ling-Ware Devices», Proc. I. R. E., 1955, 43, p. 1007.
703

127. Hoc h, О. L., and \V a t к i n s, D. A.: «A Gun and Focusing Sy-
System tor Crosscd-Field Travelling-Wave Tubes» Trans,. I. R. E. 1959,
ED-6, p. 18.
128. Hogg, П. Л. C: «Periodic Electrostatic Beam Focusing», Proc.
I. E. E., 1958, IU5B, Sup. No. 12, p. 1016.
129. H о к, G.: «A Statistical Approach to the Space Charge Distribution in
a Cut-off Magnetron», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 983.
130. H о к, G.: «Claculation of a Waveguide-Loaded Rasonator for Interdi-
gital Magnetrons», Proc. I. R. ?., 1953, 41, p. 763.
131. H о 1 1 e n b e r g, A. V., К г о 1 1, N., and M i 1 1 m a n, S.: «Rising-
Sun Magnetrons with Large Numbers of Cavities», J. appl. Phys., 1948,
19, p. 624.
132. Hull, A. W.: «The Effect of a Uniform Magnetic Field on the Motion
of Electrons between Coaxial Cylinders», Phys. Rev., 1921, 18, p. 13.
133. Hull, J. F., and R a n d a 1 s, A. W.: «High-Power Interdigital
Magnetrons», Proc. I. R. E., 1948, 36, p. 1357.
134. Hull, J. F.: «Inverted Magnetron», Proc. I. R. E., 1952, 40, p. 1038.
135. Hull J. F., and Greenwald, L. W.: «Modes in Interdigital
Magnetrons», Proc. I. R. E., 1949, 37, p. 1258.
136. Hunter, L. P.: «Energy Build-up in /Magnetrons», J. appl. Phys.,
1946, 17, p. 833, and Phys. Rev., 1946, 69, p. 700.
137. J e 1 1 e y, J. V.: «Cerenkov Radiation», Progr. nucl. Phys., 1953, 3,
p. 84.
138. J e p s e n, R. L., and M u 1 1 e r, M. W.: «Enhanced Emission from
Magnetron Cathodes », J. appl. Phys., 1951, 22, p. 1196.
139. J e p s e n, R. L.: «Thermionic and Secondary Emission Properties
of Magnetron Cathodes and their Influence on Magnetron Operation»,
Phys, Rev., 1950, 78, p. 354.
140. J о h n s о п. С. С: «Electron Beam Characteristics in Radially Varying
Periodic Magnetic Fields», Trans I. R. E., 1959, ED-6, p. 409.
141. Johnson, С. С: «Periodic Electrostatic Focusing of a Hollow Elect-
Electron Beam», Trans. I. R. E., 1958, ED-5, p. 233.
142. Johnston, T. W.: «Nonlaminar Electron Beams in High Magnetic
Fields», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 907.
*143. Kalinin, V. I., and G e r s t e i n, G. M.: «On the Dynatron
Effect in Multi-Segment Magnetrons», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1946,
51, p. 275.
*144. Kalinin V. I., and R у a z о n о v a, T. P.-. «Theory of the
Multi-Segment Magnetron», Zh. tekh. Fiz., 1952, 22, p. 1592.
145. К а г р , A.: «Fast-Wave Interaction over an Electron Film at Cyclo-
Cyclotron Resonance», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 11, p. 656.
146. Kaufman I.: «The Band between Microwave and Infrared Regions»,
Proc. I. R. E., 1959, 47, p. 381.
147. Ко b а у a s h i i, D.: «A New Analysis of Magnetrons», Rep. Elect.
Comniun. Lab. (Tokyo), 1959, 7, p. 100.
148. К e n ni о к u, M., and Y a s n d a, S.: «A Package-Type Travel-
Travelling-Wave Amplifier with a New Magnetic Focusing System», Pioc.
I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 480.
149. Kiel, A., S с о t t o, M., and P a r z e n, P.: «Propagation in
a Crossed-Field Periodic Structure», Trans. I. R. E., 1958, ED-5, p, 76.
150. К 1 e e n, W., and P о s с li 1, K.: «Focusing of Electron Beams by
Magnetic Fields», Arch.-elekt. Uberfragung, 1955, 9, p. 295.
151. К 1 e e n W., and P о s с h 1, K-'. «The Generation and Amplification
of Millimetre Waves», Nachr. Tech. Z., 1958, 11, pp. 8 and 77.
152. К 1 e i n. C. A.: «Production of Radio Waves by Means of the Cerenkov
Effect», Ann. Telecomm., 1953, 8, p. 38.
153. К 1 e i n i j e n, P. H. J. A.: «Magnetrons», Tijdschr. Ned. Radio-
genoot., 1953, 18, p. 287.
704

154. К 1 e i n w a c h t с г, Н.: «Л Travelling-Wave Valve without Retar-
Retarding Circuit», Eleclrolech. 1., 1951, 72, p. 714.
155. К 1 e i П w а с h t e r, 11.: «Tlie Excitation of Electromagnetic Fields
by Current Waves». Arch, eleld. libcrtrap,uatl.. 1952, 6, n. 376.
156. К 1 ii v e r, J.: «Aspects of M-Type Interaction with Particular Reference
to the Backward-Wave Magnetron Amplifier», Proc. I. E. E., 1958,
105B, Sup. No. 10, p. 605.
157. К о m p f n e r, R.- «Travelling-Wave Tubes», Rep. Progr. Phys.,
1952, 15, p. 275.
158. Kroll, N. M., and L a-m b, W. E.: «The Resonant Modes of the
Rising-Sun and other Unstrapped Magnetron Anode Blocks», J. appl.
Phys., 1948, 19, p. 166.
159. L a m p e r t, M. A.: «Plasma Oscillations at Extremely High Frequen-
Frequencies», J. appl. Phys., 1956, 27, p. 5.
160. L a m p e r t. M. A.: «Incidence of Electromagnetic Wave on a Ceren-
kov Electron Gas», Phys. Rev., 1956, 102, p. 299.
161. Landecke r,K--. «Possibility of Frequency Multiplication and Wave
Amplification by means of Relativistic Effect», Phys. Rev., 1952, 86,
p. 852.
162. L a n g m u i r, I.: «The Effect of Space Charge and Residual Gases
on Thermionic Currents in High Vacuum», Phys. Rev., 1913, 2, p. 450.
163. L a n g m u i r, R. V., and Nelson, R. H.: «A 10 kW Magnetron
with Water-Cooled Cathojie», Phys. Rev., 1946, 70, p. 118.
164. Lashinsky, H.: «Cerenkov Radiation from Extended Electron
Beams near a Medium of Complex Index of Retraction», /. appl. Phys.,
1956, 27, p. 631.
165. L a z z e r i e, M.: «Variable Frequency Magnetrons», Onde elect.,
1957, 37, p. 65.
166. L e b 1 о n d, A.: «Investigation of an Interdigital Line used as Anode
Circuit for an UHF Magnetron Oscillator: Distortions of an Electro-
Electromagnetic Field», Ann. Radioeled., 1955, 10, p. 20.
167. L e b 1 о n d, A., N a 1 о t, J., and D о e h 1 e r. O.: «Determination
of the Natural Oscillations and Mode Changes of a Multicavity Magnet-
Magnetron Oscillator», C. R. Acad. Sci. (Paris), 1952, 235, p. 1495.
168. L e b 1 о n d, A., D о e h 1 e r, O., and W a r n e с к e, R.: «New
Magnetron Oscillator with Interdigital Circuit», C. R. Acad. Sci. (Paris),
1953, 236, p. 55.
169. L e b 1 o. n d, A.: «Investigation of an Interdigital Line used as Anode
Circuit for a UHF Magnetron Oscillator», Ann. Radioeled., 1953, 8,
p. 194.
170. L e b 1 о n d, A. F.: «Study of the Electron Trajectories in Guns for
M-Type Tubes», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 1021.
171. L e h г, С G., and Kalnajs, A. J.: «The Electronic Admittance
of a C. W. Magnetron Oscillator», /. Electronics Control, I960, 8, p. 19.
172. L e m m e n s, И. J., J a n s e n, M. J., and Loosjes, R.: «A New
Thermionic Cathode for Heavy Loads» Philips te:h. Rev., 1950, 11.
p. 341.
173. L e v i, R.: «New Dispenser Type Thermionic Cathode», J. appl. Phys.,
1953. 24, p. 233.
474. Levin, G. Y.: «Multiple Electronic Resonance in Single Split Anode
Magnetrons», Radiotekhnika, 1949, 4, p. 36.
175. Lindsay, P. A., and Sims, G. D.: «Application of the Thermo-
Thermodynamics of Irreversible Processes to the Theory of the Magnetron»,
Proc. Phys. Soc, 1953, 66, p. 423.
176. L i n h a r t, J. G.: «Cerenkov Radiation», Research, 1955, 8, p. 402.
177. L i n h a r t, J. G.: «Cerenkov Radiation of Electrons moving Parallel
to a Dielectric Boundary», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 527.
478. L о p u к h i n, V. M.: «The Electron Theory of a Centimetre-Wave
Decelerator», Zh. tekh. Fix., 1951, 21, p. 516.
705

*179. L о p u к h i n, V. M.-. «The Electron Theory of the Planar Magnetron»
Zh. tekh. Fiz., 1951, 21, p. 505.
180. L u A i, F.: «Theory of the Magnetron as Microwave Generator», Hela.
phys. Ada, 1946, 19, p. 1.
181. Ludi, P.: «The Turbator — A Single Cavity Magnetron», Tijdschr.
Ned. Radiogenoot., 1953, 18, p. 89.
182. Ludi F.: «On the Theory of the Magnetron Amplifier», Z angew.
Math. Phys., 1953, 3, p. 119.
183. Marie, P.: «A New Type of Magnetron Amplifier», Onde elect., 1950,
30. pp. 13. 79 and 200.
184. M a t h i a s, L. E. S.: «The Space Charge Distribution in the Pre-
Oscillation Magnetron», J^ Electronics, 1955, 1, p. 8.
*185. M a t v e e v, A. N.: «On the Optimum Length of an Undulater», Zh.
eksper. Fiz., 1955, 28, p. 6.
186. M e g a w, E. C. S.: «The High-Power Pulsed Magnetron: A Review of
Early Developments», J. I. E. E., 1946, 93, pt IIIA, No. 5, p. 977.
187. M e g a \v, E. C. S., and D i x, J. C: «Low-Power Resonant-Segment
Magnetrons for Centimetre Waves», J. / E. E. 1946, 93, pt IIIA,
No. 10 p. 1585.
188. Mendel, J. Т., Q u a t e. С F., and Y о с u m, W. H.: «Electron
Beam Focusing with Periodic Permanent Magnetic Fields», Proc.
1. R. E., 1954, 42, p. 800.
189. Mendel, J. Т.: «Magnetic Focusing of Electron Beams», Proc.
I. R. E., 1955, 43, p. 327.
190. M i 1 1 e r, M. H., H e r s h e n о v, В., and Black, J. R.:
«Effect of Magnetic Field of Coupled Helix Attenuators», J. appl. Phys.,
1957, 28, p. 1363.
191. M i 1 1 m a n, S., and N о r d s i e с к, А. Т.: «The Rising Sun Magnet-
Magnetron», J. appl. Phys., 1948, 19, p. 156.
192. Moats, R. R.: «Mode Interaction in Magnetrons», Tele-Tech. Elect-
Electronic lndus.tr., 1952, 11, p. 39.
*193. M о i z h e s, B. Y.: «On the Shape of Electron Trajectories in a Mag-
Magnetron under Static Conditions», Zh. tekh. Fiz., 1956. 26, p. 1836.
194. Monk, A. J.: «A 3—8 mm Wavelength Pulsed Magnetron», Proc.
I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 440.
195 M о t z H and M a 1 I о г у, К. В.: «Generation of Submillimetre
Waves», /. appl Phys., 1955, 26, p. 1384.
196 Mo tz H • «Cerenkov and Undulator Radiation», Trans. I. R. E.,
1956, AP-4, p. 374.
197. M о t z, H.: «Applications of Radiation from Fast Electron Beams»,
/. appl. Phys., 1951, 22, p. 527.
198. Mot z, H., T h о n, W., and W h i t e h u r s t, R. N.: «Experi-
«Experiments on Radiation by Fast Electron Beams», J. appl. Phys., 1953, 24,
p. 826.
199. M о u r i e r, G.: «The Anticyclotron, a New Type of Travelling-Wave
Valve with Magnetic Fields», Ann. Radioelect., 1950, 5, p. 206.
200. Mourier, G.: «Excitation of tile Carcinotron M-Valve», C. R. Acad.
Sci. (Paris), 1955, 240, p. 406.
201. Mourier, G.: «Surface Waves in Electron Beams in the Presence
of a Magnetic Field», С R. Acad. Sci. (Paris), 1958, 247, p. 1978.
202. N a g, B. D., and S а у i e d, A. M.: «Electrodynamics of Moving Media
and the Theory of the Cerenkov Effect», Proc. Roy. Soc, 1956, 235A,
p. 544.
203. N e d d e r m a n, H. C.: «Space-charge Distribution in a Static Mag-
Magnetron», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1420.
204. Nelson, R. B.:« «Methods of Tuning Multiple-Cavity Magnetrons»,
Phys. Rev., 1946, 70, p. 118, and Proc. !. R. E., 1948. 36, p. 53.
205. Newton R H. C: «Magnetic Oscillations in Electron Beams»,
Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 11, p. 642.
706

206. Nichols. E. J.,andTear, J. D.. «Joining the Infrared and Elect-
Electric Wave Spectra», Astrophys. J., 1925, 61. p. 17.
207. Nowogrodzki M.: «Conductance Measurement on Operating.
Magnetron Oscillators», Proc. f. R. Г.., 1<Ш. 40.. p. 1239.
208. О к r e s s, E. C: «A Magnetron-Resonator System», /. appl. Phys.
1947, 18, p. 1098.
209. О к r e s s, E. C: «Magnetron Mode Transitions», Adv. Electronics
Electron Phys , vol. VIII (Academic Press New York, 1956).
2H. О к г с s s, E. С. Gleason, С. Н., White, R. A., and Hay
t e r, W. R.: «Design and Performance of a High Power Puhed Mag-
Magnetron», Trans. I. R. E., 1957, ED-4, p. 161.
*211. P a f о m о v, V. E.: «Cerenkov Radiation in Anisotropic Ferrites»,
Zh. eksper. teor. Fiz., 1956, 30, p. 761.
*212. P a f о m о v, V. E.: «The Radiation of a Point Charge Flying Along
the Boundary Separating Two Media», Zh. eksper. teor. Fiz., 1957, 32,
p.3.
213. Page, L., and Adams, N. I.: «Space Charge in Plane Magnetron»,
• Phys. Reo., 1946, 69, p. 492.
214. Page, L., and Adams, N. I.: «Space Charge in Cylindrical Mag-
Magnetron», Phys. Rev., 1946, 69, p. 494.
215. P a 1 о с z, I.: «The Frequency Spectrum of the Strapped Magnetron»,
Ada tech. Acad. Sci. Hung., 1954, 9 p. 135.
216. Pan tell, R. H., С о 1 e m a n, P. D., and Becker, R. C.:
«Dielectric Slow-Wave Structure for the Generation of Power at Mil-
Millimetre and Submiilimetre Wavelengths», Ttans. I. R. E., 1958, ED-5,
p. 167.
217. P e t r a s с о, E., and V a s i 1 e s с o. I. I.: «A Frequency-Modula-
Frequency-Modulated Magnetron», С R. Acad. Sci. (Paris), 1957, 244, p. 2296.
218. Phillips, M., and Lamb, W. E.: «Space Charge Frequency De-
Dependence of a Magnetron Cavity», Phys. Rev., 1946, 69, p. 701.
*219. Pierce, J. R.: «The Theory and Design of Electron Beams» (Van
Nostrand, New York, 1949).
220. Pierce, J. R.: «Spatially Alternating Magnetic Fields for Focusing
Low-voltage Electron Beam», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1247.
221. Pierce, J. R., and W a I к e r, L. R.: «Brillouin Flow with Ther-
Thermal Velocities», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1328.
222. P 6 s с h 1, K. «Theory of the Carcinotron», Fernmeldetech. Z., 1954,
7, p. 558..
223. Posthumous, K.: «Oscillations in a Split-Anode Magnetron»,
Wireless Engr, 1935, 12, p. 126.
224. P о t о к, M. H. N.: «A Critical Review of Researches into Millimetric-
Wave Spark Generators», J. Brit. I. R. E., 1953, 13, p. 490.
225. P о t о к, M. H. N.: «Researches into Spark Generation of Micro-
Microwaves», Proc. I. E. E., 1956, 103B, p. 781.
226. Praxrnarer, W.: «Calculation of the Performance Chart of Magnet-
Magnetrons», Nachr. tech., 1956, 6, p. 97.
227. Praxmarer, W.: «Design of the Anode System of Unstrapped Mag-
Magnetrons for the Millimetre-Wave Range», Nachr. tech., 1954, 4, p. 159.
228. Praxmarer, W.: «The Wavelength Limit of the Rising Sun System
and Comparison with the Unstrapped-Anode System», Nachr. tech.,
1954, 4, p. 197.
229. Praxmarer, W.: «The Possibility of Generating Millimetre Waves
with Pulsed Multislot Magnetrons of the Rising-Sun Type», Nachr.
tech., 1952, 2, p. 277.
230. Purl. О. Т., Anderson, J. R., and В r e w e r, G. R.: «A High
Power Periodically Focused Travelling-Wave Tube», Proc. I. R. E.,
1958, 46, p. 441.
231. R a e v, A., Uzunov, I., and A n g e 1 о v, A.: «Self-Sustained
Electronic Spokes in Magnetrons», J. Electronics, 1956, 1, p. 452.
707

232. Randal!. J. Т., and В о о t, Н. Л. Н.: «Early Work on tlic Cavity
Magnetron», Proc. I. Г.. /:., 1946, 93, |>l П1Л, No. 1, p. 182.
233. Randal I, .1. Т.: «Development of the Magnetron» Electrician
1946, 136, p. Г>37.
234. Randall, J. Т.: «The Cavity Magnetron», Proc. Phys, Soc. 1946,
58, p. 247.
235. Reich, H. J., May, J. C, S к a I n i k, J. G., and U n g -
vary R. L.: «Some Aspects of Split-Anode Magnetron Operation»,
Proc. I. R. E.. 1950, 38, p. 1428.
236. Roberts, L. \\\, and В r i g g s, R. S.: Practical Millimetre-
Magnetron Considerations», Vide, 1956, 11, No. 65, p. 258, and Onde
elect., 1957, 37, p. 65.
237. Robertshaw, R. G., and W i I 1 s li a w, W. E.: «Some. Proper-
Properties of Magnetrons using Spatial-Harmonic Operation»,/Voc. /. E. E.,
1956, 103C, p. 297.
238. R о b e r t s h a vv, R. G., G о s s, Т. М., Tew, J. R., and
W i 1 1 s h a w, W. E.: «A Review of Hie Performance of C. W. Mag-
Magnetrons Operating at Low Magnetic Fields», Onde elect., 1957, 37, p. 65.
*239. R о g о v i n, I. E.: «On the Possibility of Extending the Concepts
of Similarity to Multiresonator Magnetrons with Different Numbers of
Resonators», Radiotekh. Elektron., 1956, 1, p. 51.
240. R u g g 1 e s, P. C: «The Design and Performance of High-Current-
Density Electron Guns», Proc. I. E. ?., 1958, 105B, Sup. 12, p. 918.
241. S а у i e d, A. M.: «The Cerenkov Effect in Composite (Isotropic) Me-
Media», Proc. Phys. Soc, 1958. 71. p. 398.
242. S с h iff, L. I.: «Quantum Effects in the Radiation from Accelerated
Relalivistic Electrons», Amer. J. Phys., 1952, 8, p. 474.
24,3. Schneider, J.: «Stimulated Emission of Radiation by Relativist ic
Electrons in a Magnetic Field». Phys. Rev. Lett., 1959, 2, p. 504.
244. S e n i t z к у, I. R.: «Transition from Classical to Quantum Interac-
Interaction between Electron and High Frequency Fields», Phys. Rev., 1953,
90, p. 386.
245. S e n i t z к у, I. R.: «Quantum Effects in the Interaction between
Electrons and High-Frequency Fields: Parts I and 2», Phys. Rev.,
1954, 95, p. 904, and 1955, 98, p. 875.
246. S e n i t z к у, I. R.: «Quantum Effects in the Interaction between
Electrons and High-frequency Fields: Vacuum Fluctuation Phenomena»
Phys. Rev., 1956, 104, p. 1486.
247. Shea, H. G.: «Rising-Sun Pulsed and С W. Magnetrons», Electro-
Electronic Industr., 1946, 5, p. 46.
*248. S h e v с h i k, V. N.: «The Cascade-Bunching of Electrons in Appli-
Application to the Theory of the Multi-Resonator Magnetron», Zh. tekh.
Fix., 1955, 25, p. 1462.
249. S h i m о d a, K.: «Length of Coherent Microwaves Generated by an
Electron Oscil'lator», J. Phys. Soc. Japan, 1953, 8, p. 131.
250. S h u 1 m a n, C: «Quantum Effects in the Interaction between Free
Electrons and Electromagnetic Fields», Phys. Rev., 1951. 82, p. 116.
251. S i e к a n о w i с z, W. W., and V а с с a r o, F. E.: «Periodic Electro-
Electrostatic Focusing of Laminar Parallel-Flow Electron Beams», Proc. I.
R. E., 1959, 47, p. 451.
252. Silvester, D. D.: «Measuring Techniques for M-Type S- and X-
Band Backward-Wave Oscillators», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup.
No. 12, p. 896.
253. S i m s, G. D., and G a b о r, D.: «Theory of the Pre-Oscillating Mag-
Magnetron: Part 2—Perturbations of a Double Stream Steady State», /.
Electronics, 1955, 1, p. 231.
254. Singh, A., and V a i d у a, N. C: «Fabrication of Multicavity Mag-
Magnetrons», J. sci. ind. Res., 1957, 16A, p. 169.
255. Singh, A.: «Modes and Operating Voltages of Interdigital Magnet-
Magnetrons», Proc. I. R. E., 1955, 43, p. 470.
708

256. S i n g I], Л., and R a o, R. Л.: «Л Proposed Ferrite-Tuned Magnetron*,
J. Instn Telecomm. Enurs (Хеш Delhi)), 1959, 5, p. 72.
257. S i г к i s, M. D., and С о I e in a n, P. D.: «The llarinodotron—a
Meyavoll Kleetroiiics Miliir.elre Wave Generator/), J. appl. l'liys.,
1957, 28, p. 944.
258. S 1 a ter, J. C: «Microwave Electronics» (Van Nostrand, New York,
1950).
259. Smith, L. P.: «Quantum Effects in the Interaction of Electrons
with High Frequency Fields and the Transition to Classical Theory»,
Phys. Rev., 19-46, 69, p. 195.
260. Solomon S. S.: «Space-Charge Waves in Crossed Electric and
Magnetic Fields», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 1443.
261. S t e r r e t t, J. E., and H e f f n e r, H.: «The Design of Periodic-
Magnetic Focusing Structures», Trans. I. R. ?., 1958, ED-5, p. 35.
262. S t u г г о с к, Р. A.: «Production and Focusing of High-Density Sheet
Beams», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 12, p. 1032.
263. Susskind, C: «Electron Guns and Focusing for High Density
Electron Brains», Adv. Electronics Electron Phys., vol. VI11 (Academic
' Press, New York, 1956).
264. S v e n s о n, R.: «An Experimental Investigation of the Electron
Orbits in a Magnetron*, Proc. I. R. ?., 1951, 39, p. 838.
265. S w a n n, W. F. G.: «Certain Matters Concerning Scaling in the Mag-
Magnetron with Special Reference to the Relative Efficiency of Magnetrons
of Different Sizes», J. Franklin Inst., 1948, 246, p. 149.
266. T с h e r n о v, Z. S.: «The Spiratron—A Centrifugal Electrostatic
Focusing Travelling-Wave Tube>>, Onde elect., 1957, 37, p. 65.
267. T с h e r n о v, Z. S.: «Interaction of Electromagnetic Waves and
Electron Beams in Systems with Centrifugal-Electrostatic Focusing»,
Proc. I. E. ?.. 1958, 105B, Sup. No. 10. p. 594.
268. Tien, P. K-: «Focusing of a Long Cylindrical Electron Stream by
means oE Periodic Electrostatic Fields», J. appl. Phys., 1954, 25, p. 1281.
269. T о p p i n g a, M. L., and Schuytemaker, J.: «Problems in
the Coupling of the Magnetron to a Waveguide», Tijdschr. Ned.
Radiogenoot., 1951, 19, p. 157.
*270. T s a r e v, В. М.: «Development of Thermionic Cathodes», Radio-
tekh. Elektron., 1957, 2, p. 675.
271. T w i s s, R. Q.: «On the Initial Space-Charge Distribution in a Cy-
Cylindrical Magnetron Diode», /. Electronics, 1955, 1, p. 1.
*272. Tychinski, M., and D e г к а с h, Y. Т.: «Oscillations of the
Space Charge Cloud in a Cylindrical Magnetron», Radiotekh. Elektron.,
1956, 1, pp. 233 and 344.
*273. T у с h i n s к i i, V. P.: «Electronic Conductance of a Space-Charge
Cloud in a Magnetron», Radiotekh. Elektron., 1957, 2, p. 912.
*274. T у с h i n s к i i, V. P.: «Experimental Investigation of the Electro-
Electronic Conductivity of the Space-Charge Cloud in a Magnetron», Radio-
Radiotekh. Elektron., 1958, 3, p. 116.
275. V a 1 1 a n t i n, В.: «Asymmetries in Strapped Resonator Systems of
Magnetrons», Vide, 1956, 11, No. 65, p. 243, and Onde elect., 1957, 37.
276. Vaughan, J. R. M.: «A Millimetre-Wave Magnetron», Proc. I. E. E.,
1955, 103, p. 95.
277. Vaughan, J. R. M.: «An Experimental Cold-Cathode Magnetron»,
Vide, 1956, 11, No. 65, p. 251, and Onde elect., 1957, 37, p. 65.
278 V e r s n e 1, I. A.: «Magnetless Magnetrons», Onde elect., 1957, 37,
p. 65, and Vide, 1957, 12, No. 67, p. 59.
279. Verweel.J.: «The Space-Charge Distribution in a Magnetron under
Static Conditions», Vide, 1957, 12, No. 67, p. 32.
280. Verweel, J.: «Magnetrons», Philips tech. Rev., 1952, 14, p. 44.
281. V e r w e e 1, J., and P 1 a n t i n g a, G. H.: «A Series of Pulsed
Magnetrons with L-Cathodes for Centimetre and Millimetre Wavelengths»,
Philips tech. Rev., 1959, 21, p. 1.
709

282 Voge, J.: «The Internal Mechanism of the Magnetron» Onde elect
1946, 26, pp. 345, and 374
283. Wall, T. F.-. «The Magnetron and the Klystron», Engineering 1946
161, pp. 125, 118 and 181.
284. Walsh, D.: «Improving Microwave Tube Efficiency», Electronics,
1959, 32, July 17th, p. 70.
285. Wang, С. С: «Electron Beams in Axially Symmetrical Electric and
Magnetic Fields», Proc. I. R. E., 1950, 38, p. 135.
286. Ward, J. C: «Quantum Effects in the Interaction of Electrons with
High-Freqiiency Fields», Vhyi. Rev., 1950, 80, p. 119.
287. W a r n e с к e, R., К 1 e e n, W., Lerbs, A., D о e h 1 e r, O.,
and H u b e r, H.: «The Magnetron-Type Travelling-Wave Amplifier
Tube», Proc. I. R. E., 1950, 38, p. 486.
288. W a r n e с к e, R., D о e h 1 e r, O., and В о b о t, D.: «Space-
Charge Effects in Magnetic-Field Travelling-Wave Valves», Ann. Ra-
dioelect., 1950, 5, p. 279.
289. W a r n e с к e, R., H u b e r, H., G u ё n a r d. P., and D о е h-
1 e r, O.: «Amplification by Space-Charge Waves in an Electron Beam
acted on by Crossed Electric and Magnetic Fields», С R. Acad. Sci
(Paris), 1952, 235, p. 470.
290. W a r n e с к e, R., and Guenard, P.: «Some Recent Work in Fran-
France on New Types of Valves for the Highest Radio Frequencies» Proc
I. E. E., 1953, 100, pt III, p. 351.
291. W a r n e с к e, R., Guenard, P., Doehler, O., and E p-
s z t e i n, В.: «The M-Type Carcinotron Tube», Proc. I. R. E., 1955,
43, p. 413.
292. W a r n e с к e, R.: «The Development of the Principles of Modern
Electronic Tubes for Microwaves», Ricerca Sci., 1954, 24 (Sup.), p. 706.
293. W a r n e с к e, R., N a 1 о t, J., Epzstein, В., and Doeh-
Doehler, O.: «The Carmatron, a New Electronically-Tuned Wide-Band
Oscillator», С R. Acad. Sci. (Paris), 1955, 241, p. 695.
294. W a r n e с к e, R., and D о e h 1 e r, O.: «On the Interaction Between
an Electromagnetic Wave and an Electron Beam Travelling in a Cy-
Cylindrical System Perpendicular to an Electric Field with Crossed Mag-
Magnetic Field», С R. Acad. Sci. (Pans), 1950, 231, p. 1132.
295. W a r n e с к e, R., Doehler, O., and К 1 e e n, W.: «Ampli-
«Amplification of Electromagnetic Waves by Interaction between Electrons
Moving in Crossed Electric and Magnetic Fields», С R. Acad. Sci.
(Paris), 1949, 229, p. 709.
296. W a t к i n s, D. A., and W a d a, G.: «The Helitron Oscillator»,
Proc. I. R. E., 1958, 46, p. 1700.
297. Welch, H. W.: «Effects of Space Charge on Frequency Characteris-
Characteristics of Magnetrons», Proc. I. R. E., 1950, 38, p. 1434.
298. Welch, H. W.: «Prediction of Travelling-Wave-Magnetron Frequ-
Frequency Characteristics: Frequency Pushing and Voltage Tuning», Proc.
I. R. E., 1953, 41, p. 1631.
299. Welch, H. W., and D о w, W. G.: «Analysis of Synchronous Con-
Conditions in the Cylindrical-Magnetron Space Charge», J. appl. Phys.,
1951, 22, p. 433.
300. Wilbur, D. A.: «New Magnetron Designs for Continuous Operation
in the Decimetre Wave Range», Phys. Rev., 1946, 70, p. 118.
301. W i 1 I s h a w, W. E., and Rushforth, L.: «The High-Power
Pulsed Magnetron: An Outline of the Mechanism of Operation», J. /. E.
E., 1946, 93, pt IIIA, No. 1, p. 180.
302. W i 1 I s h a w, W. E., S t a i n s b y, A. G., В a 1 1 s, A. W., Ru-
Rushforth, L., L a t h a m, R., and King, A. H.: «The High-
Power Pulsed Magnetron: Development and Design for Radar Appli-
Application», J. I. E. E., 1946, 93, pt IIIA, No. 5, p. 985.
303. W i 1 1 s h a w, W. E., and Robertshaw, R. G.: «The Beha-
710

viour of Multiple-Circuit Magnetrons in the Neighbourhood of the
Critical Anode Voltage», Proc. Phys. Soc, 1950, 63, p. 41.
304. W i 1 1 s h a w, W., Mourier, G., and G u i 1 b a u d, G.: «Elec-
«Electronic Resonance 1С f fee I in Valves with Crossed Electric and Magnetic
Fields», С R. Acad. Sci. (Paris), 1955, 240, p. 283.
305. Young, R. Т., H a 1 m b a r, L. W., and Water s, W. E.:
«Some Observations on the Back Heating of Magnetron Cathodes», J.
appl. Phys., 1950, 22, p. 1066.
*306. Zamorozhov, В. М.: «Phase Focusing in a Magnetron with Plane
Electrodes», Zh. tekh. Fiz., 1949, 19, p. 1321.
307. Z 1 о t у к a m i n, C: «High-Density Electron Gun with Magnetic
Field», Proc. I. E. E., 1958,105В, Sup. No. 12, p. 939.
308. Z w о b a d a, R.: «High Power MiHimetric Magnetron», Onde elect.,
1957, 37, p. 65.
309. Z w о b a d a, R.: «A 200-kW 80-Watt Q-Band Magnetron», Proc.
I. E. ?., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 426.
310. «Dispenser Cathodes», Philips tech. Ren., 1957, 19, p. 177.
311. Buck, D. C: «Stability of a Cylindrical Electron Beam in Nonsi-
nusoidal Periodic. Magnetic-Focusing Fields», Trans. I. R. E., 1957,
ED-4, p. 44.
312. В u i с к, R. I., Reddish, A., and Z u с к e r, I. J.: «Frequency
Pushing in Crossed-Field Oscillators», Proc I. E. E , 1958, 105B, Sup.
No. 10, p. 525.
313. Smith, W. A., and Z a w a d a, F.: «A 3-Megawatt, 15-Kilowatt
S-Band Amplitron», Microwave J., 1959, 2, October, p. 42.
314. Lindsay, P. A.: «General Steady-State Theory of Linear Magnet-
Magnetrons: Part f», J. Electronics Control, "i960, 8, p. 177.
*315. К a d о m t s e v, В. В.: «Instability of the Electron Cloud in a Magne-
Magnetron», Zh. tekh. Fiz., 1959, 29, p. 833.
316. С о 1 e m a n, P. D., and E n d e r b y, C: «Megavolt Electronics
Cerenkov Coupler for the Production of Millimetre and Submillimetre
Waves», J. appl. Phys., 1960, 31, p. 1695.
317. Hershenov, В.: «A Small-Signal Field Theory Analysis of Crossed-
Field Amplifiers applicable to Thick Beams», Trans. 1. R. E., 1960,
ED-7, p. 163.
318. Kino, G. S.: «A Design Method for Crossed-Field Electron Gun»,
Trans. I. R. ?., 1960, ED-7, p. 179.
*319. G i 1 i n s к i, I. A.: «Electron Interaction with the Field of the Hol
Wave in a Round Waveguide», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1960, 134,
p. 1055, and Soviet Physics—Doklady, 1961, 5, p. 1045.
320. R о w e, J. E., and L e e, R. Y.: «Coupled-Mode Description of Crossed-
Field Interaction», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 182.
321. Baker, J., D e h n, R., and К e t t 1 e w e 1 1, E.: «Some Aspects
of Build-up Characteristics of Pulsed Magnetrons», Onde elect., 1957,
37, p. 789.
322. S m о 1 a r s к i, A., and К а с h a 1 i k, R.: «Dependence of Frequency
Coefficients of the Magnetron Transmitter on the Load», Prace P. I. T.,
1958, No. 24, p. 47.
323. S e i d 1, M.: «Methods of Producing Milimetre Waves», Slab. Obz.,
1955, 16, p. 2.
324. D e P а с к h, D. С, and U 1 r i с h, P. В.: «Brillouin Flow in Rela-
tivistic Beams», J. Electronics Control, 1961, 10, p. 139.
*325. S i t e n к о, A. G., and T к a 1 i с h, V. S.: «On the Cerenkov Effect
for a Charge Moving above an Interface», Zh. tekh. Fiz., 1959, 29, p. 1074.
*326. В о g d a n к e v i с h, L. S.: «On the Cerenkov Radiation of Dipole
Moments Moving along an Axial Channel in a Dielectric», Zh. tekh.
Fiz., 1959, 29, p. 1086.
327. Hill, R. M., and О 1 s о n, F. A.-. «Microwave Oscillation and Detec-
Detection by a Smooth-Anode Coaxial Magnetron», Proc. I. R. E., 1960,
48, p. 1906.
711

*328. В a r s u к о v, К. Л.: «Transition Radiation in a Waveguide», Zh-
eksper. tear. Fiz., 1959, 37, p. 1106.
329. Collier, R. J.: «Gain Measurements on a Forward Wave Crossed-
Ficlcl Amplifier:), Proc. I. R. V... IWI, 49, p. 372.
330. II e с h t e 1, J. R.: «lilcclrostaliu Focusing of Microwave Tubes»,
Microwave J., 1960, 3, November, p. 41, and December, p. 81.
331. Noel, G.: «Cathodes for High-Power Microwave Tubes», Ada Elect-
ronica, 1960, 4, p. 71.
332. Pickering, A. H.: «Modern Trends in Magnetron Design», Electro-
nic-Technol., 1960. 37, p. 234.
333. F r i с к е, Н.: «Frequency Modulation with a Magnetron in the Deci-
Decimetre-Wave Region», Arch, elekt. Ubertragung, 1952, 6, p. 281.
334. S u m i, M.: «Electronic Admittance and Load Characteristics of Mag-
Magnetrons», J. last. Elekt. Comtnun. Enqrs Japan, 1952, 35, p. 34.
335. W a r n e с к e, R., Huber, Ff., G u e n a r d. P., and D о е h-
1 e r, O.: «Oscillations of a Magnetron arising from Amplified Space
Charge Surges», С R. Acad. Sci. (Paris), 1952, 235, p. 493.
336. W e i b с 1, G. E.: «Research on Submillimetre Wave Generation and
Techniques», Bull, schweiz. elektrote.ck. Ver., 1960, 51, p. 1015.
337. Anderson, J. R.: «Experimental Investigation of Large-Signal
Travelling-Wave Magnetron Theory», Trans. I. R. ?., 1961, ED-8,
p. 233.
338. К a w a n о, Т.: «Characteristics and Applications of Microwave Spark
Oscillators», Microwave J., 1961, 4, May, p. 77.
339. Bernashevsky, G. A., V у s t a v к i n, A. N., and L о m i z e,
L. G.: «Radiation in the Millimetre Waveband by a Relativistic Elect-
Electron Flow», Proc. Symp. Millimetre Waves (Polytechnic Institute, Brook-
Brooklyn, 1959).
340. M о r i t a, K., et al.: «A Millimetre-Wave Pulsed Magnetron», Proc.
Symp. Millimetre Waves (Polytechnic Institute, Brooklyn, 1959).
341. Chow, К- К-, and P a n t'e I 1, R. H.: «The Cyclotron-Resonance
Backward-Wave Oscillator», Proc. I. R. ?., 1960, 48, p. 1865.
342. H а к к i, В. W.: « A Proposed Doppler-Helitron Oscillator», Proc.
I. R. ?., 1961, 49, p. 626.
343. Pease, M. C: «Time-Dependent Electron Flow», J. appl. Phys.,
i 1960, 31, p. 70.
344. P a n t e 1 1., R. H.: «Electron Beam Interaction with Fast Waves»,
Proc. Symp. Millimetre Waves (Polytechnic Institute, Brooklyn, 1959).
345 H i n к e 1, K.-: «Magnetrons» (Philips Technical Library, Eindhoven,
1961).
346. Lashinsky, H.: «Cerenkov Radiation at Microwave Frequencies»,
Ada. Electronics Electron Phys., vol. XIV (Academic Press, New York,
1961).
347. В r a n n e n, E., Froel ich, H., and Stewart, T. W. W.:
«Generation of Millimetre Waves by the Electron Beam of a Microtron»,
J. appl. Phys., 1960, 31, p. 1829.
348. Lindsay, P. A.: «General Steady-State Theory of Cylindrical
¦ Magnetrons», J. Electronics Control, 1960, 9, p. 241.
349 Singh, A., and V a i d у a, N. C: «An Experimental Wide-Tuning-
Range Inverted Magnetron», Proc. I. R. ?., I960, 48, p. 2035.
350. Singh, A., V a i d у a, N. C, R a o, R. A., Chandra, K-,
and Siddliu, G. S.: «The Resonator and Output Couplers for a Wide-
Tuning-Range Inverted Magnetron», J. Instn Telecotnm. Engrs (New
Delhi), 1960, 6, p. 153.
•351. Grishaev, I. А., К о 1 о s о v, V. I., Myakota, V. I., Be-
1 og 1 a s о v, V. I., and Y а к i m о v, В. V.: «Experimental Determi-
Determination of Power in the Submillimetre Range from a Magnetic Undu-
lator», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1960, 13, p. 61. _
352. H а к к i, В. W., and С о 1 e m a n, P. D.: «Cerenkov Radiation in
a Dielectric Tube Waveguide», Proc. I. R. ?., 1961, 49, p. 1084
712

353. Н а к к i, В. W., and К г u m m e, H. J.: «Coherent Generation of
Microwave Power by Annihilation Radiation of a Prebunched Beam»,
Proc. I. R. E., 1961, 49, p. 1334.
354. В r a u d c, S. .).: «Motion of Electrons in Electric and Magnetic
Fields with Space Charge», Phys. Z. Svwjet., 1937, 12, p. 1.
355. В r i 1 1 о u i n, L.: «Theory of the Magnetron», Pfiys. Rev., 1941,
60, p. 385, and 1943, 63, p. 127.
356. К a t s u r a i, S.: «Theory of the Split-Anode Magnetron Oscillator»,
Nippon elect. Commun. Engng, 1937, 1, p. 129.
357. I. (i d i, F.: «Theory of the Split-Anode Magnetron», Helvet. Phys. Ada,
1943, 16, p. 59.
358. M 6 1 1 e r, H. G.: «Theory of the Mechanism of Oscillation in the
Split-Anode Magnetron», Hochfreq. Electroak., 1936, 48, p. 133.
359. P i d d u с k, F. В.: «Theory of Short-Wave Oscillations with the Mag-
Magnetron», Wireless Engr, 1941, 18, p. 404.
360. Biguenet, O., and P i e r r e t, E.: «On the Ultra Short Waves
obtained with a Magnetron», J. Phys. Radium, 1935, 6, p. 67.
361. С lee ton, С E., and Williams, N. H.: «A Magnetostatic
' Oscillator for the Generation of 1 to 3 cm Waves», Phys. Rev., 1933,
44, p. 421.
362. Gill, E. \V. В., and В r i t t о n, K- G.: «The Action of the Split-
Anode Magnetron», J.I. E. E., 1936, 78, p. 46!.
363. L a m ni с h e n, K.., and L e r b s, A.: «First Order Transit-Time
Oscillations in Magnetrons», Hochfreq. Electroak., 1938, 52, p. 186.
364. R i с h t e r, H.: «Production of Centimetre and Millimetre Waves in
Magnetrons», Hochfreq. Elektroak, 1938, 51, p. 10.
365. Z i e 1 e r, E.: «Electron-Path Oscillations in the Magnetron», Hoch-
Hochfreq. Elektroak., 1942, 60, p. 81.
366. Dochler, O., and L ii d e r s, G.: «Oscillation Regions of the Multi-
Slit Magnetron», Hochfreq. Elektroak., 1941, 58, p. 73.
367. H a b a n n, E.: «The Split-Anode Magnetron», Z. Hochfreq., 1924,
24, p. 115.
368. К i 1 g о r e, G. R.: «Magnetron Oscillators for Frequencies from 300
to600Mc/s», Proc. I. R. E., 1936, 24, p. 1140.
369. К i 1 g о r e, G. R.: «The Magnetron as a High Frequency Generator»,
J. appl. Phys., 1937, 8, p. 666.
370. McPetrie, J. S.: «Experimental Investigation of Resonance and
Electronic Oscillations in Magnetrons*, J. I. E. ?., 1940, 86, p. 283.
371. Meg aw, E. С S.: «An Investigation of the Magnetron Short Wave
Oscillator», J. I. E. ?., 1933, 72, p. 326.
372. О к a b e, K.: «Electron Beam Magnetrons and Type-B Magnetron
Oscillations», Proc. I. R. E., 1939, 27, p. 24.
*373. A 1 e к s e e v, N. F., and M a 1 a i г о v, D. D.: «The Generation of
High-Power Oscillations with a Magnetron in Centimetric Band», J.
tech. Phys., 1940, 10, p. 1297 and Proc. /. R. E., 1944, 32, p. 136.
374. A w e n d e r, H.: «Experiments on Generation of Extremely Short
Wavelengths with Magnetic Field Tubes», Funktech. Mh., 1937, 3,
p. 347.
*375. Bovsheverov, V. M., and Grechowa, M. Т.: «Magnetrons
for Decimetre Waves», J. tech. Phys., 1935, 5, p. 69.
*376. D u d n i k, L. A.: «Magnetrons for Centimetre Waves», Izv. Elekt.
Slab. Toka, 1939, No. 3, p. 32.
377. G u n d 1 а с h, F. W.: «Recent Investigations on Decimerte Wave
Magnetron Transmitters», Hochfreq. Elektroak., 1936, 48, p. 201.
378. Heller, G.: «The Magnetron as a Generator of Ultra Short Waves»,
Philips tech. Rev., 1939, 4, p. 189.
379. H e r r i g e r, F., and H ii 1 s t e r, F.: «Oscillations in Tubes with
Magnetic Fields», Hochfreq. Elektroak., 1937, 49, p. 123.
713

380. L in der, E. G.: «The Anode Tank Circuit Magnetron», Proc. I R. E.
1939, 27, p. 732.
381. P f e t s с li e г, О., лп<1 Puhl m a n n, W.: «High-Power Habann
Generator for Micniw;ives>j, ll'iclijrci/. lilchlroak.. 1936. 47. p. 105.
3S2. О w а к i, K.: «"l'lie Magnetron with a Bowl-Type Resonator»,' Electro-
tech. J. Tokyo, 1940, 4, p. 188.
383. H u 1 1, J. F.: «Crossed-Field Electron Interaction of the Distributed-
Emission Space-Charge-Limited Type», Trans. /. R. E., 1961,ED-8,
p. 309.
384. M i d f о r d, T. A., and Kino, G. S.: «Some Experiments with a
New Type of Crossed-Field Guiv.:, Trans. I. R. ?., 1961, ED-8, p. 324.
385. McLaughlin, J. W.: «A Voltage-Tunable Magnetron with a
Matrix Cathode and Improved R. F. Structure», Internat. Conv. Rec.
1. R. ?., 1961, 9, pt 3, p. 81.
386. W e i 1, T. A.: «Applying the Amplitron and Stabilotron to MTI Radar
Systems», Nat. Conv. Rec. I. R. E., 1958, pt 5, p. 120.
387. D о e h 1 e r, O., D u b о i s, A., and M a i 1 1 a r t, D.: «An M-Type
Pulsed Amplifiers, Proc. /. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 454.
388. F a v r e, M.: «Results obtained on Crossed-Field Carcinotrons under
Pulsed Operation», Proc. I. E. E., 1958, 105B, Sup. No. 10, p. 533.
389. N a 1 oi, J., and V i s о с е к a s, R.: «Anomalous Behavior in the
M-Type Carcinotron», Proc. /. E. E., 1958, 105B, Sup. No. p. 538.
390. V e i t h, W.: «Present State of Millimetre-Wave Generation and
Amplification», Nachr. Tech. Z., 1960, 13, p. 592.
*391. Dnestrovskii, Yu. N., and К о s t о rn a r о v, D. P.: «Electro-
«Electromagnetic Radiation from a Beam of Charged Particles Passing near
a Waveguide wiih an Infinite Flange*, Radiotekh. Elektron.
1960, 5, p. 1431.
392. G a n d h i, O. P.: «Multiple-Stream Crossed-Field Interaction», J.
Electronics Control, 1961, 11, p. 81.
393. Chen, T. S.: «Symmetrical Tuning of a Multi-Resonator Magnetron»,
J. Electronics Control, 1961, 11, p. 241.
*394. L о m i z e, G. M., and К u r b a n о v, О. М.-. «Effect of Electron
Velocity Spread on the Radiation produced by Uniform Motion of
Electron Bunches in a Waveguide», Zh. tekh. Fiz., 1961, 6, p. 657, and
Soviet Physics—Technical Physics, 1961, 6, p. 476.
395. Kline, J.: «The Magnetron as a Negative-Resistance Amplifier»,
Trans. I. R. E. 1961, ED-8, p. 437.
396, N u n n, W. M., and R о w e, J. E.: «Single-Transit, Large-Radius
E-Type Devices», Trans. /. R. E., 1961, ED-8, p. 508.
*
* *
3. АграновичВ. Н., ПафомовВ. Е., РухадзеА. А. О
черенковском излучении электрона, движущегося в среде с пространст-
пространственной дисперсией. ЖЭТФ, 1959, т. 36, вып. 1, стр. 238.
5. АхиезерА. И., Любарский Г. Я-, Ф а и н б е р г Я- Б.
Об излучении заряженной частицы, движущейся через связанные
резонаторы. ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 14, стр. 2526.
6. АхиезерА. И., ФамнбергЯ. Б. О взаимодействии связан-
связанных электромагнитных резонаторов с пучком заряженных частиц.
ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 14, стр. 2516.
8. А с к а р ь я н Г. А. Импульсная когерентная генерация миллимет-
миллиметровых радиоволн нерелятнвистскими электронными сгустками.
ЖЭТФ, 1956, т. 30, вып. 3, стр. 584.
9. А с к а р ь я н Г. А. Об излучении ускоренно движущегося электри-
электрического изображения равномерно движущегося заряда. ЖЭТФ,
1955, т. 29, вып. 3, стр. 388.
10. А с к а р ь я н Г. А. О генерации радиоволн миллиметрового диапа-
диапазона при прохождении электронного сгустка через тормозящую среду.
ЖЭТФ, 1954, т. 27, вып. 6, стр. 761.
714

12. Б а х р а х Л. Э. К тесфпн ыиогосеточиого магнетрона. ЖТФ
1952, т. 22, цып. G, стр. 1008.
19. Б о г д л и к е в и ч Л. С., Б о л о т о и с к и й Б. М. Прохождение
:(арядл илр.'и/к-льно оси цпл ii м'фпчсскоп) канала к диэлектрике.
ЖЭТФ, 1957, т. 32, иып. 6, стр. 1419.
37. Б ы ч к о в С. И. К расчету рабочих характеристик многорезонаторных
магнетронов. «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4, вып. 3, стр. 468.
38. Черепков П. А. Видимое свечение чистых жидкостей под действием
жестких 7-лучей. ДЛН СССР, 1937, т. 14, вып. 1, стр. 101.
49. «Магнетроны сантиметрового диапазона», т. I и II. Пер. с англ., под
ред. Зусмановского С. Л. Изд-во «Советское радио», 1950.
80. Файнберг Я. Б., X и ж н я к Н. А. Потери энергии заряжен-
заряженной частицей при прохождении через слоистый диэлектрик 1. ЖЭТФ,
1957, т. 32, вып. 4, стр. 883.
90. Франк И. М., Тани И. Е. Когерентное излучение быстрого
электрона в среде. ДАН СССР, 1937, т. 14, № 3, стр. 109.
99. Г е р ш т е й н Г. М., В и т е л ь с Г. Л. О расширении колебатель-
.ных зон магнетроиор сантиметрового диапазона. «Радиотехника и элект-
электроника», 1957, т. 2, пыи. 1, стр. 120.
100. Гинзбург В. Л. Об излучении электрона, движущегося вблизи
диэлектрика. ДАН СССР, 1947, т. 56, № 2, стр. 145.
101. Г и н з б у р г В. Л. Об использовании эффекта Черепкова для излу-
излучения радиоволн. ДАН СССР, 1947, т. 56, № 3, стр. 253.
102. Гинзбург В. Л., Ф аи и В. М. О квантовых эффектах при вза-
взаимодействии электронов с высокочастотными полями п полых резона-
резонаторах. ЖЭТФ, 1957, т. 32, вып. 1, стр. 162.
103. Гинзбург В. Л., Файн В. М. К вопросу о квантовых эффек-
эффектах при взаимодействии электронов с высокочастотными полями
в резонаторах, «Радиотехника и электроника», 1957, т. 2, вып. 6,
стр. 780.
104. Гинзбург В. Л., Э й д м а н В. Я- О черенковском излучении
дипольных моментов. ЖЭТФ, 1958, т. 35, вып. 6, стр, 1508.
143. Калинин В. И., Герштейн Г. М. О динатронном эффекте
в многосеточных магнетронах. ДАН СССР, 1946, т. 51, № 4, стр. 271.
144. Калинин В. И., Рязанова Т. П. К теории многосеточно-
многосеточного магнетрона. ЖТФ, 1952, т. 22, вып. Ю, стр. 1592.
174. Левин Г. Я- Кратный электронный резонанс в одноконтурных
частично разрезанных магнетронах. «Радиотехника», 1949, т. 4, вып. 3,
стр. 36.
178. Лопухин В. М. Электроника замедлителя сантиметровых радио-
радиоволн. ЖТФ, 1951, т. 21, вып. 5, стр. 516.
179. Лопухин В. М. Электроника плоского магнетрона. ЖТФ, 1951,
т. 21, вып. 5, стр. 505.
185. Матвеев А. Н. Об оптимальной длине ондулятора. ЖЭТФ, 1955,
т. 28, вып. 6, стр. 740.
193. Мойжес Б. Я- К вопросу о форме траекторий электронов в магне-
магнетроне в статическом случае. ЖТФ, 1956, т. 26, вып. 8, стр. 1836.
211. Пафомов В. Е. Излучение Черепкова в анизотропных ферритах.
ЖЭТФ, 1956, т. 30, стр." 761.
212. Пафомов В. Е. Излучение точечного заряда, летящего вдоль
границы раздела двух сред. ЖЭТФ, 1957, т. 32, вып. 3, стр. 610.
219. Пирс Дж. Р. Теория и расчет электронных пучков. Пер. с англ., под
ред. М. В. Цехановича. Изд-во «Советское радио», 1956.
239. Роговин И. Е. О возможности распространения понятия о подо-
подобии на многорезонаторные магнетроны с различным числом резонаторов.
«Радиотехника и электроника», 1956, т. 1, вып. 1, стр. 51.
248. Ш е в ч и к В. Н. Каскадная группировка электронов в применении
к теории многорезонаторного магнетрона. ЖТФ, 1955, т. 25, вып. 8,
стр. 1462.
715

270. Царев Б. М. Пути развития термоэлектронных катодов. «Радио-
«Радиотехника и электроника», 19ЭТ, т. 2, пып. 6, стр. 675.
272. Т ы ч и н с к н й В. П., Д е р к а ч 10. Т. Колебания облака про-
пространственного заряда и цилиндрическом магнетроне. «Радиотехника
и электроника», 1U56, т. 1, шли. 1, стр. 223 и 1956, т. 1,№ 3, стр. 344.
273. Тычинскин В. П. Электронная проводимость облака пространст-
пространственного заряда в магнетроне. «Радиотехника и электроника», 1957,
т. 2, вып. 7, стр. 912.
274. Т ы ч и н с к н н В. П. Экспериментальное исследование электронной
проводимости облака пространственного заряда в магнетроне. «Радио-
«Радиотехника и электроника», 1958, III, вып. 1, стр. 116.
306. Заморозков Б. М. Фазовая фокусировка в магнетронах с пло-
плоскими электродами. ЖТФ, 1949, т. 19, вып. 12, стр. 1321.
315. Кадомцев Б. Б. Неустойчивость электронного облака в магнет-
магнетроне. ЖТФ, 1959, т. 29, вып. 7, стр. 833.
319. Гц линек и и И. А. Взаимодействие электронов с полем волны
Н01 в круглом волноводе. ДЛН СССР, 1960, т. 134, № 5, стр. 1055.
325. С и т е н к о А. Г., Т к а л и ч В. С. Об эффекте Черенкова при
движении заряда над границей раздела двух сред. ЖТФ, 1959, т. 29,
вып. 9, стр. 1074.
326. Б о г д а н к е в и ч Л. С. О черенковском излучении днпольных мо-
моментов, движущихся по оси канала в диэлектрике. ЖТФ, 1959, т. 29,
вып. 9, стр. 1086.
328. Барсуков К. А. Переходное излучение в волноводе. ЖЭТФ,
1959, т. 37, вып. 10, стр. 1106.
351. Г р и ш а е в И. Л., Колосов В. И., М я к о т а В. И., Бе-
Бело г л а з о в В. И., Якимов Б. В. Экспериментальное получе-
получение мощности субмиллиметрового диапазона в магнитном ондуляторе.
ДАН СССР, 1060, т. 13, № 1, стр. 61.
373. Алексеев Н. Ф., Маляров Д. Д. Получение мощных коле-
колебаний магнетроном в сантиметровом диапазоне волн. ЖТФ, 1940,
т. 10, вып. 15, стр. 1297—1300.
375. Бовшеверов В. М., Грехова М. Т. Магнетроны для де-
дециметровых волн. ЖТФ, 1935, т. 5, вып. 1, стр. 69—74.
376. Дудник Л. А. Электрический расчет магиетронного генератора
по заданной характеристике. ИЭСТ, 1936, № 5, стр. 11 —18.
391. Днестровский Ю. Н., Костомаров Д. П. Электромаг-
Электромагнитное излучение прн пролете пучка заряженных частиц мимо волно-
волновода с бесконечным фланцем. «Радиотехника и электроника», 1960,
т. 5, вып. 9, стр. 1431 — 1441.
394. Ломнзе Л. Г., Курбанов О. М. Влияние разброса скоро-
скоростей электронов на излучение равномерно движущихся электронных
сгустков в волноводиых системах. ЖТФ, 1961, т. 31, стр. 657.

ГЛАВА 13
ТЕХНИКА ОПТИЧЕСКОГО ТИПА
13.1. ИЗЛУЧЕНИЕ, ДИФРАКЦИЯ И РАССЕЯНИЕ
13.1.1. Поле излучения
Применение оптической техники [373] на сверхвысоких частотах
возможно при соответствующем учете разницы длин волн этого диа-
диапазона и оптического. Размеры излучающих поверхностей и апертур
на сверхвысоких частотах обычно сравнимы с длиной волны в сво-
свободном пространстве; так, вдоль щели длиной 10 см уложится около
180 000 длин волн зеленого света (Яо = 5 500-10-'ол«) и только
10 длин волн типичного, излучения СВЧ (ко = 0,01 м). Поэтому
при изучении и использовании излучения СВЧ необходимо учиты-
учитывать дифракцию, т. е. учитывать влияние распределения фазы и
амплитуды в излучающей апертуре.
Применение оптических принципов в диапазоне СВЧ имеет
длинную историю [194]. Ранние работы [21, 113, 199, 248, 369]
охватывали широкий круг вопросов, включая измерения с естествен-
естественными [98] и искусственными [17] диэлектриками, а также приме-
применение устройств вроде вращателей поляризации [25], поляримет-
поляриметров [26, 27, 154], решеток [23, 364—368, 384] и интерферометров
[121, 362, 363, 404]. В современных исследованиях подчеркивается
аналогия [145, 146, 147, 148, 149, 173, 214] между акустическими
волнами и радиволнами. Практическое применение оптической тех-
техники в диапазоне СВЧ стало возможным лишь после создания ста-
стабильных когерентных источников энергии, точных измерительных
приборов, диэлектриков с улучшенными свойствами и разработки
методов контроля поверхностных явлений [112, 343].
Электромагнитная энергия излучается в свободное пространство
в тех случаях, когда имеется осциллирующее распределение тока
вдоль проводника или поля в апертуре. Эти осцилляции создают
717

в области вокруг излучателя электрическое и магнитное поля, с ко-
которыми связаны запасенная и излучаемая энергии; кроме того,
часть энергии рассеивается в проводящих поверхностях. Излучае-
Излучаемая энергия определяет активную часть входного сопротивления
излучателя и связана с электрическим и магнитным полями в уда-
удаленных точках. Характеристика направленности излучения этой
энергии называется диаграммой направленности: обычно диаграмма
направленности в заданной плоскости определяется как графически
выраженная зависимость величины напряженности электрического
поля, измеряемой на заданном расстоянии от источника, от угла,
Рис. 13. 1. Поле излучения электрического диполя:
а — направление электрического и магнитного поля; б-—электрическое поле в электри-
электрической плоскости; в —электрическое поле в магнитной плоскости.
измеряемого в этой же плоскости. Коэффициент направленного
действия излучателя (КНД) в заданном направлении определяется
как отношение его потока мощности в единичном телесном угле
к потоку мощности в единичном телесном угле изотропного из-
излучателя с такой же полной излучаемой мощностью. Для идеали-
идеализированного излучателя, который равномерно излучает в пределах
телесного угла Qb, КНД равен
A3.1)
gL= 10,99+10 lg(l/Q4).
Простейшими излучателями являются электрический и магнит-
магнитный диполи. Первый излучатель представляет собой небольшой
прямолинейный проводник, вдоль которого течет ток высокой часто-
частоты, а второй — небольшую петлю, по которой также течет ток вы-
высокой частоты. На рис. 13.1, а показано направление векторов элект-
электромагнитного поля для электрического диполя, а на рис. 13.1, б
изображена диаграмма направленности в электрической плоскости,
т. е. в плоскости, содержащей электрические силовые линии.
Соответствующая диаграмма направленности в магнитной пло-
плоскости, т. е. в плоскости, содержащей магнитные силовые линии,
7 18

изображена на рис. 13.1, «. Для магнитного диполя в виде петли
с током, лежащей в плоскости ху, этими диаграммами направлен-
направленности описывается магнитное поле. Излучателем энергии СВЧ бо-
более общего вида является возбуждаемый в центре полуволновый
вибратор, который можно рассматривать как резонансный отрезок
линии передачи. Его диаграмма направленности в плоскости Е
дается выражением [235]
?e=/lcos(~cose)/sine. A3.2)
где А — постоянная; максимальное значение КНД равно 1,65.
Край, опережаю-
опережающий по фазе .
.49
к
Решетка
Край, отста-
отстающий по фазе
N
в)
Рис. 13. 2. Решетки излучающих элементов:
а — геометрическое расположение; б — диаграмма направленности излучения для пяти
элементов при п=— ,?=0; в —диаграмма направленности для пяти элементов при
1 х 1 х
п=—, в=—-; г —диаграмма направленности для восьми элементов при п—~, 9=т-
Излучатели более сложного типа состоят из решеток элементар-
элементарных излучателей и излучающих поверхностей [123, 267] и апертур.
Электрический вектор излучаемого поля обычно имеет линейную
поляризацию в направлении, зависящем от возбуждения апертуры
7J9

или элементарных излучателей. С помощью соответствующих пре-
преобразователей плоскость поляризации может быть изменена. Излу-
Излучение с круговой поляризацией можно получить, пропуская пло-
плоскую волну через четвертьволновую пластину. В осевом направ-
направлении излучение с круговой поляризацией можно получить также
с помощью пары скрещенных полуволновых вибраторов, у которых
токи равны по амплитуде и сдвинуты по фазе на 90°. В этом случае,
если в каком-либо направлении получается круговая поляризация
с правым вращением, то в противоположном направлении будет
круговая поляризация с левым вращением. Два синфазных скрещен-
скрещенных вибратора, разнесенных на расстояние Я/4, дают круговую
поляризацию с одинаковым вращением в обоих осевых направ-
направлениях.
Характеристики излучения решетки из дискретных элементов
обычно определяются методом суммирования. Рассмотрим линей-
линейную решетку, у которой расстояние между соседними элементами
по прямой, проходящей через фазовые центры, равно пК (рис. 13.2, а).
Пусть амплитуды токов во всех элементах одинаковы, а фазы от
элемента к элементу сдвинуты на величину ф, т. е. ток в элементе 2
отстает по фазе на величину ф относительно тока в элементе / и
так далее до элемента N. Диаграмму направленности такой решетки
можно получить путем векторного сложения амплитуд полей каж-
каждого элемента:
?е= AI | 1 +ехр {/ Ц2лп cos 0) — ф]}+ехр {2/ [Bпп cos 0) — ф]} + ...
...4ехр{/(ЛГ— I)[Bnncos0) —<р]}|. A3.3)
Поле Еа измеряется под углом 0 к оси решетки, А — постоянная,
определяемая диаграммой направленности Еа одного элемента.
Для расчета диаграммы направленности решетки уравнение A3.3)
целесообразно записать в виде
„ = ^ е |exP{/A4Brcncos0) ?]} 1|
J " |exp{j[B™cos6)-<f]}-l|
sin тг N [Bitncos6) —ср]
= —\ , A3.4)
sin -g-[Bicn cos 0) — <f]
где множитель решетки 5 показывает, как изменяется диаграмма
направленности одного элемента в присутствии остальных элементов.
Мгксимальное значение S, равное N, достигается при
cos0 = 9/2n«. A3.5)
Если ф равно нулю, т. е. все элементы находятся в фазе, макси-
максимум излучения получается в направлении нормали к оси решетки,
т. е. при 0 = я/2. Множитель решетки 5 обращается в нуль при
условии
720

jN[BnncosQ) — ф]= ±kn, A3.6)
где k — целое число.
Вторичные максимумы находятся приблизительно посередине
между нулями, т. е. при условии
4 N Ц2лп cos в) — ф] = ±\ Bт+ 1) я, A3.7)
где т — целое число.
Как видно из рис. 13.2, б, диаграмма направленности такой ре-
решетки, излучающей в боковом направлении, состоит из главного
лепестка и ряда боковых лепестков. Уровень максимума первого
бокового лепестка приблизительно на 13,5 56 ниже уровня макси-
максимума главного лепестка, а из уравнения A3.6) видно, что ширина
главного лепестка, измеренная по первым нулям, равна
Дж2/лЛЛ A3.8)
Из выражения A3.8) видно, что у равномерной решетки, излучаю-
излучающей в боковом направлении, ширина главного лепестка приблизи-
приблизительно равна удвоенной обратной величине от длины решетки, изме-
измеренной в длинах волн. При несинфазном возбуждении элементов
получается решетка, излучающая в боковом направлении, с лучом,
отклоненным от ее оси на угол 6 согласно уравнению A3.5). В этом
случае диаграмма направленности определяется уравнением A3.4);
на рис. 13.2, в изображен типичный пример такой диаграммы на-
направленности. При ф = 2лп максимум диаграммы направленности
находится на оси решетки. Если при этом расстояние между сосед-
соседними элементами выбрано таким образом, что имеется лишь один
главный лепесток, то получается решетка, излучающая в продоль-
продольном направлении. В этом случае ширина главного лепестка равна
A = (8/nNJ* A3.9)
т. е. обратно пропорциональна квадратному корню из полной дли-
длины решетки, измеренной в длинах волн. Необходимую фазовую
задержку можно осуществить путем возбуждения излучателей с по-
помощью коаксиальной линии с воздушным заполнением. Типичная
диаграмма направленности показана на рис. 13.2, г.
В отдельных случаях общую задачу вычисления электромагнит-
электромагнитного поля в удаленной точке через распределение токов в апер-
апертуре можно сформулировать строго, а в большинстве случаев —
с очень хорошим приближением. Применение строгих методов реше-
решения сопряжено со значительными трудностями, и, вообще говоря,
приходится допускать ряд приближений. Одним из часто исполь-
используемых приближений является приближение геометрической
оптики, в котором принимается, что электромагнитная энергия
распространяется вдоль лучей, определяемых обычными законами
отражения и преломления. Траектории лучей получаются из прин-
721

ципа Ферма [265] как кривые, для которых длина оптического хода
стационарна относительно малых вариаций их формы. Отсюда сле-
следует, что в однородной среде лучи будут прямолинейны. Методами
лучевой оптики можно также пользоваться при оценке полей излу-
излучения, которые являются непрерывными функциями угла. При
этом существенно, чтобы имело место взаимно однозначное соответ-
соответствие между каждой точкой апертуры и каждым направлением
в диаграмме направленности. Применение оптических методов
основано на предположении, что размер апертуры значительно
больше длины волны, вследствии чего получаемые результаты
являются лишь приближенными. Однако часто при расчете диа-
диаграмм выбирают именно эти простые методы, несмотря на грубость
их приближения.
Другой приближенный метод основан на принципе Гюйгенса,
согласно которому [13,309] каждая точка волнового фронта яв-
является источником вторичной сферической волны. В каждой после-
последующий момент времени новый волновой фронт получается как
огибающая этих вторичных волн. В отличие от диполя, источник
Гюйгенса, рассматриваемый как элементарный излучатель, не опре-
определяет поляризации, а дает лишь скалярную величину напряжен-
напряженности поля и, следовательно, описывает электромагнитные волны
лишь приближенно.
Скалярная форма принципа Гюйгенса была обобщена Кирхго-
Кирхгофом. Теория Кирхгофа позволяет [318] вычислить поле с приемле-
приемлемой в большинстве случаев точностью в точках, удаленных от излу-
излучающей апертуры, по распределению токов в ней. Если известны
распределения амплитуды и фазы токов в апертуре, то необходимо
лишь произвести векторное суммирование полей, излучаемых от-
отдельными элементами токов. Рассмотрим излучающую поверх-
поверхность, которая наводит поле в удаленной точке Р. Если Е ¦— элек-
электрическое поле в точке элемента dS излучающей поверхности S,
Ер— поле, наводимое в точке Р элементом dS, и д/дп означает про-
производную вдоль внешней нормали, то формула Гюйгенса — Кирх-
Кирхгофа утверждает, что
? M? " _Le-/> _JLe-/>^ dS. A3.10)
/> 4n I дп у r J г дп J v '
Полное поле получается интегрированием этого выражения по из-
излучающей апертуре. Таким образом, для равномерно освещенного
прямоугольного отверстия шириной d комплексная диаграмма на-
направленности поля излучения на больших расстояниях г имеет вид
+4
Е»=1 J Aef№«*dy, A3.11)
где у — расстояние от центра апертуры, 6 — угол, отсчитываемый
от нормали к апертуре, А — распределение токов в апертуре.
722

Это выражение справедливо для плоскости, проходящей через
нормаль к прямоугольному отверстию и ось у, которая соответ-
соответствует стороне, имеющей размер d; угол 0 отсчитывается в этой же
плоскости; кроме того, предполагается, что распределение токов
в апертуре допускает разделение переменных, позволяющих на-
написать аналогичное выражение и для другой плоскости.
Другой метод приближенного вычисления поля излучения ос-
основан на том, что поле в любой точке перед плоской апертурой как
в дальней, так и в ближней областях можно представить в виде
суммы плоских волн, распространяющихся в различных направ-
направлениях. Функция, называемая угловым спектром, которая выра-
выражает зависимость амплитуды и фазы волн, как функция направ-
направления их распространения при соответствующем выражении будет
представлять преобразование Фурье для апертурного распреде-
распределения. Этот факт был впервые отмечен [235] и критически изучен
Букером и Клеммовым [22], давшими более полную теорию. По-
Понятие углового спектра можно применить не только для случая
апертур конечных размеров, но, и, например, при анализе дифрак-
дифракции на прямоугольной кромке линейки [22]. Для антенн конечных
размеров угловой спектр приближенно совпадает с полярной диа-
диаграммой направленности.
Как известно [372], произвольная функция F{t) может быть
представлена в виде суммы колебании с различными частотами S(w):
оо
F{t) = ~ f S (со) е'"" dco. A3.12)
—00
При этом частотный спектр 5(<о) для функции F(t) определяется
уравнением
S(<o)= §F(t)e-fatdt. A3.13)
—оо
Функции S(co) и F(t) являются преобразованиями Фурье друг друга
и, вообще говоря, комплексные. На комплексной плоскости S(<o)
изображается вращающимся вектором, и уравнение C.12) представ-
представляет собой результат сложения для многих частот. Примеры для
конкретных случаев рассмотрены более подробно в § 19.3.
Рассмотрим двумерную задачу, в которой поле не зависит от
координаты х и угловой спектр равен P(sin 6). В этом случае
электромагнитное поле в точке Р можно представить в виде [235]
'(sin 6)exp[ — /p (*cosO + ysin6)] " *ai" "' , A3.14)
i
П 1 I ry / • f\\ r I ft / V /¦»/"» С A I -!_ C\ "I L* ^Ы Г1 \JJ /1 Q 1 C\
xy 771 \ ' * *¦ J г \ \ У ) J г-г\ч. A * ^ * '
—oo
00
723

Это поле создается апертурным распределением
оо
?у=- j Г P(sin0)e"/^5i"'M(siii0), A3.16)
—оо
если предположить, что размер апертуры достаточно велик, чтобы
можно было положить cos 6 ж 1. Отсюда следует выражение для
углового спектра через апертурное распределение
P(sin6) = j Eye'P*sinedy. A3.17)
—00
На расстояниях от апертуры, значительно превышающих как ее
ширину, так и длину волны, излучение становится почти радиаль-
радиальным, и уравнение A3.17) представляет собой обычное выражение
полярной диаграммы направленности через апертурное распреде-
распределение. Следует также отметить эквивалентность уравнений A3.11)
и A3.17).
Если уравнение A3.17) применить для случая прямоугольного
отверстия, освещенного линейно-поляризованным полем с равномер-
равномерным распределением амплитуды и фазы, то для углового спектра
получится хорошо известное выражение
РE1Пб) = Л1E1Пф)/ф, A3.18)
где А1 — постоянная, а ф = (nds\nd)/k.
График этого углового спектра изображен на рис. 13.3 (кривая а),
причем Ах — 1 при 6=0.
Аналогично для прямоугольной апертуры, освещенной линейно-
поляризованным синфазным полем с амплитудным распределением,
пропорциональным cos (ny/d), угловой спектр равен
где Л2 — постоянная.
График этого спектра изображен на рис. 13.3 (кривая б). Следует
отметить, что при таком спадающем к краям амплитудном распре-
распределении в отверстии получается заметное уменьшение уровня излу-
излучения под большими углами, т. е. уровня боковых лепестков диа-
диаграммы направленности, однако это достигается ценой расширения
главного лепестка.
Более строгий подход к задаче дифракции был сделан Коттле-
ром [151]: в его решении учитывается векторный характер электро-
электромагнитного поля, которое удовлетворяет уравнениям Максвелла
и заданным граничным условиям. Зоммерфельд [233, 350] дал
строгую теорию дифракции на отражающих экранах, в которой
не используется принцип Гюйгенса, однако ввиду математической
сложности эту теорию удается применить лишь для экранов про-
простой геометрической формы, как, например, полуплоскость [187].
724

Для отверстий конечных размеров в плоском экране строгие реше-
решения дали: для круглого отверстия — Андреевский [8] и для эллип-
эллиптического— Морзе и Рубенштейн [180]. Измерения, проведенные
в диапазоне СВЧ [9, 20, 223], показали, что приближенные теории,
основанные на формуле Гюйгенса — Кирхгофа, обеспечивают
удовлетворительные результаты в тех случаях, когда размеры от-
отверстий велики по сравнению с длиной волны и когда точка наблю-
наблюдения расположена не слишком близко к отверстию, т. е. когда
1,0
1 °'8
|с 0,6
|5вг
51 •*. О
иг
\
\
L \
\ V
\ \
\
\
\
\
\
\
*\
\j
1
а
1
2у
У
Излучающее
отверстие
—»
р
-о
<tJT
^ sin в —**
Рис. 13. 3. Кривые для определения полей излучения из апер-
апертуры. Кривые дают множители направленности по полю излу-
излучателя с прямоугольной апертурой,
о —равномерное распределение; б —косинусоидальное распределение.
эффекты, обусловленные поляризацией и краевыми токами, малы
[52, 390—393]. Решения получены для отверстий в плоском экране
круглых [175, 201, 269], в виде щелей [6, 109, 115, 131, 219, 307,
317, 319, 348] и других форм [42, 120, 135, 136, 383].
13.1.2. Типы дифракции
Хотя общие законы дифракции даны выше, полезно привести
элементарное рассмотрение двух частных случаев: дифракции
Фраунгофера и дифракции Френеля. Дифракция Фраунгофера про-
происходит, когда точка наблюдений достаточно удалена от источника
излучения, так что лучи, выходящие из вторичных источников
Гюйгенса можно считать параллельными. Излучение антенны в сво-
свободное пространство, рассматриваемое в гл. 14, обычно трактуется
как дифракция Фраунгофера.
Дифракция Френеля наблюдается, когда лучи, идущие от ис-
источника в точку наблюдения, нельзя считать параллельными, и
необходимо учитывать обусловленную этой непараллельностью
разность фаз. Рассмотрим поле вдоль оси круглого отверстия
с равномерным амплитудным и фазовым распределением. На
725

рис. 13.4, а изображено хорошо известное [265] построение, приво-
приводящее к разбиению излучающей апертуры па зоны Френеля. Если
S — суммарное поле в точке Р, а Л' - число зон Френеля в отвер-
отверстии, то при возрастании D число N будет убывать, a S будет ко-
колебаться между минимальными и максимальными значениями,
равными
S = (S1 — 5Л)'2~0 (N четное), A3.20)
S=(S1+SN):'2~Sl (N нечетное). A3.21)
Эти колебания прекратятся, когда при наблюдении из точки Р все
отверстие будет состоять лишь из одной зоны Френеля. Из простых
6)
6)
Рис. 13. 4, Дифракция Френеля и Фраунгофера:
а —деление излучающей апертуры иа зоны Френеля для точки Р иа
расстоянии D; б— д — переход от области Френеля к области Фраунгофера:
D=d'/4lF), D=d*12/.(e), D=d*fk(e) и D=aa(d).
геометрических соотношений следует, что это будет иметь место,
если расстояние точки Р от апертуры вдоль оси будет не меньше
D={d2 — к2)/4к^ J, A3.22)
где d — диаметр апертуры.
Из рис. 13.4, б видно, что в этой точке поле, наводимое крайним
элементом апертуры, сдвинуто по фазе на 180° относительно поля,
наводимого центральным элементом. На рис. 13.4, в показана век-
векторная диаграмма для дальности d2/2k — так называемой релеев-
ской дальности [197], при которой фазы полей, наводимых централь-
центральным и периферийным элементами, различаются на 90°. Из рис.
13.4, г и д видно, что векторная диаграмма для дальности d2lk весьма
близка к диаграмме для бесконечно большой дальности. Точные
вычисления показывают, что если коэффициент направленного
действия апертуры для бесконечно удаленной зоны Фраунгофера
принять за единицу, то на дальностях d2/k и 2d2/k его значения рав-
равняются соответственно 0,94 и 0,99.
726

При применении в диапазоне СВЧ техники оптического типа
часто приходится работать в ближней зоне, т. е. в зоне Френеля;
в связи с этим были проведены исследования дифракции в этой
области [77, 116, 117]. Было показано [16, 184, 229], что фокуси-
фокусировки можно добиться с помощью коррекции фазового распреде-
распределения в апертуре. Рассмотрим точку наблюдения на оси, для кото-
0,04 0,08 0,12 0,16 0,20 0,24 0.28 0,32 0,36 0,40 ОМ 0,48
Расстояние от отверстия (S единицах Df,)
6)
Рис. 13. 5. Фокусировка излучающей апертурой:
о —распределение поля идеального излучателя, фокусное расстояние 360,'сл, релеевская
дальность 120 см; б —кривые постоянного уровня поля для апертуры, сфокусирован-
сфокусированной на расстоянии -g- йц; D^ здесь принято равным d'/).. (См. [12].)
рой имеется разность хода между центральным и крайними лучами.
Если в апертуре имеется квадратичное распределение фазы со зна-
значением ф на краю апертуры и с соответствующим знаком, то полу-
получится фокусирующая система. Поля, наводимые всеми элементами
апертуры в фокальной точке, оказываются в фазе, и усиление в фо-
фокусе будет равно усилению апертуры с синфазным распределением
в зоне Фраунгофера. Кроме того, нетрудно показать, что угловая
диаграмма направленности в фокальной плоскости совпадает с диа-
диаграммой направленности для бесконечно большой дальности.
Для оптических длин волн распределение интенсивности
в окрестности фокуса линзы дано Эйри [5]; эти же задачи для диа-
727

пазонаСВЧ рассмотрены в работах [84, 85, 164, 226, 244, 330, 331].
Обычно в окрестности фокуса имеется область высокой интенсив-
интенсивности, близкая по форме к длинному узкому эллипсоиду и имгющая
боковые лепестки с меньшей интенсивностью на различных расстоя-
расстояниях от оси. При прохождении волны через фокус фаза ее изменяет-
изменяется на 180°, причем это изменение происходит относительно медленно
на протяжении многих длин волн и обусловлено возрастанием фа-
фазовой скорости в этой области [359]. Формирование фокального
пятна можно проследить на рис. 13.5, а, взятом из работы Бачин-
ского и Бекефи [12]. Следует обратить внимание на характер зави-
зависимости напряженности поля от расстояния вдоль оси в зоне Фре-
Френеля. Аналогичные диаграммы направленности изучались [80]
на сверхвысокочастотной модели человеческого глаза.
Фокусирование излучения, приводящее к образованию фокаль-
фокального пятна в зоне Френеля, изучалось как средство улучшения
поперечного линейного разрешения в неопубликованной работе
Мередита (R. Meredith). Допустим, что для фокусирования излу-
излучения в некоторую точку, лежащую на оси, требуется квадратич-
квадратичное распределение фазы ф'. Если в действительности в отверстии
существует распределение фазы ф, то из рассматриваемой точки
будет наблюдаться квадратичное распределение фазы ф—ф'. Угло-
Угловая диаграмма направленности в этой точке будет совпадать с диа-
диаграммой направленности в дальней зоне для отверстия с квадратич-
квадратичным распределением фазы ф—ф'. Отсюда можно вычислить попереч-
поперечные линейные размеры главного лепестка диаграммы направлен-
направленности.
На рис. 13.5, б дан пример, когда фокус находится на расстоя-
расстоянии, равном одной восьмой релеевской дальности. При фокусиро-
фокусировании на таком близком расстоянии продольный размер фокаль-
фокального пятна мал и ширина луча в дальней зоне оказывается большой,
причем луч при равномерном распределении амплитуд в отверстии
оказывается шире, нежели при спадающем к краям распределении.
Наименьший поперечный размер, или круг наименьшего рассеяния,
будет немного смещен из фокальной плоскости ближе к отверстию.
Графики соответствуют случаю квадратной апертуры со стороной
6,5 см при частоте 35 Ггц. Для более широкой апертуры этот эффект
выражен слабее, т. е. минимальный разрешаемый круг будет на-
находиться ближе к фокальной плоскости. Показано [354], что ми-
минимальный диаметр фокального «пятна» имеет порядок длины
волны.
Можно сформировать такие пучки электромагнитных волн,
у которых на некоторой дальности в зоне Френеля поперечное
амплитудное распределение будет повторяться [344]. С помощью
соответствующих фазовращателей можно восстановить и перво-
первоначальное распределение фазы, в результате чего получится новая
зона Френеля с той же самой конфигурацией поля. Последователь-
Последовательное повторение таких шагов путем пропускания пучка через си-
систему равноразнесенных фазирующих устройств позволит направ-
728

лять луч без уменьшения плотности энергии. В системе [345], ра-
работающей на частоте 23 Ггц, луч фокусировался с помощью 10 ди-
диэлектрических линзовых преобразователей, отстоящих друг от дру-
друга на расстоянии 1,1 м; при этом полные потери составляли
1,9 дб [377].
13.1.3. Рассеяние
Если какой-либо объект находится в электромагнитном поле,
то в нем наводятся поляризация и токи проводимости, создающие
поле, которое в совокупности с первичным полем Е; удовлетворяет
граничным условиям на поверхности объекта. Если вторичное поле
не взаимодействует с источником излучения, то
Е,=Е;^Е4, A3.23)
где Е,— полное или дифрагированное поле, а Е,. — вторичное
или рассеянное поле.
Для математического решения задачи рассеяния необходимо
вычислить в каждой точке пространства вектор дифрагированного
поля; вычитание заданного первичного поля дает рассеянное поле.
Обычно используется решение для стационарной гармонической
зависимости от времени [235]; оно применяется также для импульс-
импульсного первичного поля [92, 132, 316, 351], если продолжительность
импульса значительно больше протяженности рассеивающего объ-
объекта. Рассеивающие свойства объекта характеризуются эффективной
поверхностью рассеяния, определяемой уравнением [168]
<7 = lim4jiD2j^j, A3.24)
где Ss — плотность потока мощности рассеяного поля на расстоя-
расстоянии D от объекта, a S, — плотность потока мощности падающей
плоской волны.
Таким образом, <т пропорциональна мощности, рассеиваемой
в пределах единичного телесного угла, деленной на мощность, пере-
переносимую падающей волной через единичную поперечную площадку.
При заданной поляризации падающей волны рассеивающие свой-
свойства объекта полностью определяются заданием <т для двух ортого-
ортогональных линейных поляризаций в интересующем интервале углов
облучения. Если первичный источник расположен в ближней зоне
рассеивающего объекта, то это приводит к искажению [118] рас-
рассеянного поля.
Строгое решение задачи о рассеянии телами конечных размеров
можно найти лишь в небольшом числе случаев, когда граница тела
совпадает с координатной поверхностью в системе, допускающей
разделение переменных в волновом уравнении. Релей [196] и другие
[321, 360, 370] показали, что для идеально проводящей сферы, ра-
радиус которой значительно меньше длины волны,
<7/я/-2=1,403-104(лМL, A3.25)
729

что соответствует пунктирной линии на рис. 13.6. Сплошная линия
соответствует строгому решению [2G8, 270]: с уменьшением длины
волны строгое решение приближается к геометрическому решению.
Зависимость строгого решения от длины волны можно качественно
объяснить, прибавляя к геометрическому решению ползущие вол-
волны, приводящие к резонансным пикам.
Эффективная поверхность рассеяния сферического сегмента
также равна яг2 при условии, что его диаметр^ перпендикулярный
направлению падающей волны, превышает Y2rk. В других работах,
з —
1,5
0,6
0,5
0,4
0,20
0,15
0,1
0
/
1
Закон
Реме я—
>
/;
//
//
у
1
1)
/
/
1
/ У
У/
if
/
1
L
\
\
\
\
i
,Стрвгое
решение
-А—14—
ПТШ
\ \ h/lr
L У V/ J
\ 1
\
лл/
J\)\J
Геомет-
рическая-
\ оптика
...
1
пина
лны X
0,050,06 0,08 0,10 п.15 0,20
0,3 0,4 0,5 0,6 0,8 1,0
" г/Л
1,5
Рис. 13. 6. Рассеяние радиоволн сферой.
Проводимость сферы считается бесконечной. Также показаны приближения Релея
и геометрической оптики.
посвященных рассеянию на сферических объектах [111, 205], рас-
рассмотрено рассеяние на сфере [55] с удаленным октантом (для рас-
рассматривавшихся длин волн и размеров удаление октанта приво-
приводило к увеличению эффективной поверхности рассеяния на 27 дб).
Было исследовано [40, ПО, 165] рассеяние на объектах несфери-
несферической формы. Одним из примеров является рассеяние на идеально
проводящем конусе, облучаемом с вершины. Для полубесконечных
конусов с любыми углами раствора удовлетворительные резуль-
результаты получаются с помощью метода физической оптики [168] и дру-
других методов [88, 89, 274, 275]; эти же методы применимы и для
конусов конечной длины, если их размеры велики по сравнению
с длиной волны. Для длинных волн, т. е. в релеевской области,
экспериментальные результаты [139] хорошо согласуются с теорией
[41]. Если на вершине конуса имеется сферическое закругление,
то характеристики рассеяния изменяются [89]. Был исследован
также случай обратного рассеяния для внешнего осевого падения
плоской волны на параболоид [272]. Для рассеяния на клиньях
[104, 132, 181, 182, 183] выведены различные асимптотические ре-
решения [133].
730

Задача о рассеянии на цилиндрических препятствиях бесконеч-
бесконечной длины будет двумерной, если падающее и рассеянное поля яв-
являются цилиндрическими и распространяются нормально к обра-
образующей цилиндра. Здесь различают два случая [235]: случай, когда
составляющая электрического вектора ТЕ, параллельная образую-
образующей цилиндра, равна нулю, и случай, когда равна нулю продольная
составляющая магнитного вектора ТМ. Случай падающей волны
с произвольной поляризацией можно представить как комбинацию
обоих решений. Рассмотрена, например, задача о рассеянии на эл-
эллиптическом цилиндре [371], частными случаями которого являют-
являются круговой цилиндр и плоская полоска [81, 311]. Результаты,
полученные для бесконечного цилиндра, можно использовать для
решения задачи рассеяния на цилиндре конечной длины. Кроме
того, получены решения для тонких проводов [293, 253], включая
более сложные случаи конечной [48] и анизотропной [322] прово-
проводимости.
В случае достаточно толстых цилиндров, когда резонансы от-
отсутствуют, решение задачи рассеяния упрощается. Для выпуклого
цилиндра с произвольным сечением была применена геометриче-
геометрическая теория дифракции [134]. Для кругового цилиндра, у которого
радиус и длина значительно больше длины волны,
а=2я/-/2Д. A3.26)
С помощью асимптотических рядов была решена [276] задача для
параболического цилиндра. Задача о рассеянии на цилиндрах рас-
рассматривалась также методом ползущих волн [277, 327] и другими
методами [4, 76, 119, 178, 179], результаты экспериментального
исследования были опубликованы [263]. Проведены исследования
рассеяния при продольном облучении длинных тонких тел [185],
в том числе вытянутого сфероида [159, 227]. Рассматривалось также
рассеяние при скользящем падении [256], в частности, была рас-
рассмотрена задача для проводящих петель [152].
При наличии диэлектрического покрытия рассеивающие свой-
свойства проводящих объектов изменяются [242, 324]. Были исследо-
исследованы чисто диэлектрические объекты, в том числе сферические
оболочки [2,7], ленты [234] и длинные цилиндры [3]. Для решения
задачи рассеяния на диэлектрическом цилиндре [278] было исполь-
•зовано понятие реакции [271]. Решение [279] для тонкого диэлек-
диэлектрического кольца было использовано [186] для расчета искаже-
искажения диаграммы направленности коаксиального полуволнового ди-
польного источника.
Практический интерес представляет рассеяние волн периоди-
периодическими структурами, такими как решетки [249]. Поле бесконечной
решетки, возбуждаемой монохроматической плоской волной, со-
состоит из бесконечной совокупности плоских волн; часть этих волн
являются однородными и переносят энергию в определенных направ-
направлениях, а остальные представляют собой «поверхностные волны»,
731

которые в направлении нормали к плоскости решетки экспонен-
экспоненциально затухают. Направления распространения содержащихся
в спектре однородных волн зависят от длины волны и возбуждаю-
возбуждающего поля. Имеются результаты исследования рассеяния для ряда
структур, начиная с простого случая двух цилиндров [204] и кон-
кончая колинеарными решетками [31, 176] и периодическими струк-
структурами [218, 250, 313, 314].
Первоначальные исследования [280] дифракционных свойств
решетки из параллельных проводов были вновь пересмотрены
[75, 106, 245, 246, 247, 255, 283] с целью изучения передающих
и отражающих свойств решеток. Если на тонкую решетку нормаль-
нормально падает волна, поляризованная перпендикулярно проводам, то
большая часть энергии проходит сквозь решетку; если же волна
поляризована параллельно проводам, то большая часть падающей
энергии отражается. Проведены [230] численные расчеты амплитуды
и фазы прошедшей волны в случае параллельной поляризации для
решеток, у которых диаметр проводов равен 0,005—5% длины
волны, а период составляет 1—1 000 диаметров; экспериментальные
результаты [103] на волне 3,3 см показывают хорошее согласие
с этими расчетами. В других экспериментах [140] на этой волне
проводились измерения характеристик прохождения через решетку
при различных углах падения; полученное распределение интен-
интенсивности имело лепестковый характер, что предсказывалось тео-
теоретически. Была исследована дифракция на решетках с периодом,
значительно превышающим длину волны и размеры элементов [130].
для проводников в виде полос [192, 251, 281] и других форм [328,
335, 401].
Рассеянное поле может быть найдено косвенным путем [73]:
сначала измеряется падающее поле, затем полное или дифрагиро-
дифрагированное поле, и в каждой точке первое вычитается из второго. Мож-
Можно также проводить непосредственное измерение рассеянного поля,
применяя различные методы, которые позволяют разделять или
выделять из полного поля составляющую рассеянного поля. Опреде-
Определение характеристики рассеивателя упрощается, если измеритель-
измерительная система первоначально калибруется с помощью объекта, у ко-
которого эффективную поверхность рассеяния можно вычислить. Для
выделения составляющей рассеянного поля применяются либо раз-
раздельные цепи передачи и приема, либо, что создает большую ком-
компактность конструкции, гибридные соединения типа тройников и
наклонные частично отражающие зеркала [213]. При другой ме-
методике [210, 241, 346, 355] исследуемый объект вращается и рассеян-
рассеянный сигнал выделяется по допплеровскому сдвигу частоты. Доппле-
ровский метод также применяется для измерения скорости ударных
волн [114]. При работе в импульсном режиме можно получить вы-
выделение рассеянного сигнала во времени [241, 284], причем при при-
применении достаточно коротких импульсов B нсек) измерительная
установка может быть сделана компактной. Для измерений, вклю-
включающих исследование поляризации [310], применяется ряд других
732

методов [340]. Эксперименты [323] показали, что шероховатость
поверхности объекта глубиной не более 0,01 к изменяет эффективную
поверхность рассеяния лишь на 0,1 дб.
13.2. ИСКУССТВЕННЫЕ ДИЭЛЕКТРИКИ
13.2.1. Среды типа структур из препятствий
При применении в диапазоне СВЧ оптических методов и техники
существенную роль играют диэлектрические среды, которые могут
быть либо естественными, либо искусственными. Естественные ди-
диэлектрики являются твердыми веществами, должны иметь малый
тангенс угла потерь и быть просты в изготовлении; их диэлектри-
диэлектрическая проницаемость всегда больше единицы. «Искусственными
диэлектриками» называются состоящие из проводящих элементов
регулярные структуры, которые преломляют электромагнитные
волны. Показано [35], что в общем случае у таких сред диэлектри-
диэлектрическая проницаемость (а иногда и магнитная) отличается от соот-
соответствующей величины для свободного пространства. Коэффициент
преломления, который можно определить через коэффициент отра-
отражения на границе раздела, может быть больше или меньше еди-
единицы. Можно сделать неоднородные искусственные среды, у которых
показатель преломления изменяется от точки к точке, а также —
анизотропные среды, у которых показатель преломления для раз-
различных направлений распространения имеет различные значения;
в некоторых случаях [174] это может приводить к эффекту Фарадея:
к вращению плоскости поляризации волны. Разработано [37, 51,
90, 195] множество различных искусственных сред, которые удобно
классифицировать как среды типа структур из препятствий и при-
принудительного распространения или структуры волноводного
типа. ,
Замедляющий диэлектрик Кока [142] представляет собой ре-
решетку из металлических элементов и может рассматриваться как
увеличенная модель структуры естественного диэлектрика. Изме-
Изменение диэлектрической проницаемости с частотой невелико, по-
поскольку размеры элементов и расстояния между ними меньше, ска-
скажем, одной десятой длины волны. Если N — число элементов
в единице объема, а Р — дипольный момент, т. е. поляризуемость
каждого элемента, то эффективная диэлектрическая проницаемость
среды будет приближенно равна
e=l+(NPfe0). A3.27)
Типичной средой является кубическая решетка из проводящих
сфер с диэлектрическими опорами, изображенная на рис. 13.7, а.
Поляризуемость сферы радиуса г равна
-з, A3.28)
733

откуда диэлектрическая проницаемость среды для статического
поля должна быть выражена в виде
е- 1 -1-4я Nr3^ 1 -|-Dя/-з/5я), A3.29)
где s — расстояние между центрами сфер.
Левин [160] дал более точную формулу, в которой учитывается
взаимодействие между соседними сферами. Из-за наводимых на
сферах вихревых токов относительная магнитная проницаемость
такой решетки из сфер отлична от единицы, и Браун [37] показал,
что коэффициент преломления среды будет равен
rt2=E,n = {l+Dn/-3/s3)} {I — BitrVs3)}. A3.30)
Эти соотношения подтверждены экспериментально на звуковых час-
частотах Эль-Карадли и Джексоном [78], а на сверхвысоких частотах—
Коркумом [66], использовавшим волноводные методы, и Эль-Ка-
(j) ср о о
ею об
О О О
О О О
a) S) В)
Рис. 13. 7. Диэлектрики с металлическими задерживающими структурами.
Изображены решетки:
а —из сфер; б —из дисков и в —из полосок. Все эти элементы —проводники, погружен-
погруженные в пенопласт (не показан). Внизу показаны сечения в плоскости АА', перпендику-
лярноП плоскости чертежа.
радли [79], применявшим плоско параллельные методы. Например,
кубическая решетка из сфер с г = 0,3 см, s = 1,0 см в диапазоне
длин волн 7,5—11,0 см будет иметь коэффициент преломления 1,12
и волновое сопротивление 0,75 Zw. Такая среда работает одинаково
хорошо как с горизонтально, так и с вертикально поляризованными
волнами.
Для устранения влияния вихревых токов можно использовать
диэлектрические сферы или металлические диски (см. рис. 13.7, б),
которые имеют пренебрежимо малые размеры в направлении рас-
распространения. Было исследовано рассеяние на дисках [29, 221,
222, 325] и получена соответствующая формула [36, 82, 83, 312,
339] для диэлектрической проницаемости кубической решетки,
которая хорошо согласуется с экспериментальными результатами.
С помощью электролитической ванны был измерен [56, 57] коэф-
коэффициент поляризации дисков. Кроме того, рассматривались решет-
734

кн из металлических чешуек, находящихся в воздухе [238] и в вос-
воске [137, 138], из полостей цилиндрической и сферической формы
в диэлектрике [259] и из анизотропных частиц [129]. Рассеяние
решетки, когда длина волны меньше расстояния между элементами
решетки [193], тесно связано с рентгеновской кристаллографией,
и это позволяет изучать модели отдельных кристаллов в диапа-
диапазоне СВЧ.
Если предполагается работать лишь с поляризацией в одной
плоскости, можно использовать простую искусственную диэлектри-
диэлектрическую среду, состоящую [63, 65, 208] из многих слоев твердых
диэлектриков, с чередующейся большой и малой диэлектрической
проницаемостью. В другом варианте среда состоит из тонких ме-
металлических лент, расположенных перпендикулярно электрическо-
электрическому вектору в плоскостях, перпендикулярных направлению рас-
распространения, как показано на рис. 13.7, в. Для такой среды имеют-
имеются строгие расчеты [14, 32, 58, 59, 60, 192]. Так как электрический
вектор всюду направлен вдоль оси х, то поле не изменится, если
в плоскостях х — 0, х = d расположить идеально проводящие
плоскости. Ленты металлической задерживающей структуры мож-
можно рассматривать как емкостные диафрагмы, расположенные внут-
внутри плоскопараллельного волновода, образованного проводящими
плоскостями. Таким образом, данную искусственную диэлектри-
диэлектрическую среду можно представить в виде линии передачи с волно-
волновым сопротивлением Zwdd, нагруженной емкостями С, где
C=2(e0/n)ln[cosec (nbj2d)}. A3.31)
Если индексами s и d обозначить величины, относящиеся соответст-
соответственно к окружающему диэлектрику и задерживающей системе, то
согласно сказанному в разд. 10.1.1 можно написать
2ка 2жа u>CZwd . 2ъа /1О олч
cos ^—=cos-, ~—sin,— . A3.32)
kdd kds zns Kds
Это уравнение, описывающее периодическую структуру, опреде-
определяет систему полос прозрачности, из которых лишь первая имеет
практическое значение. При этом предполагается, что распростра-
распространение происходит лишь вдоль оси у, а в остальных направлениях,
оно невозможно, так как волна экспоненциально затухает. Для
показателя преломления получается выражение
nd=nsXds/Xdd. A3.33)
В случае, когда длина волны значительно больше расстояния меж-
между элементами, показатель преломления постоянен и равен
A3.34)
Волновое сопротивление задерживающей структуры равно
Z"-1T, tg {na/ldd) (lS'S5>
735

и стремится к значению ZJnd, когда отношение alXds мало. Ти-
Типичная система с воздушным заполнением [127] с ns — 1, и —
= 0,64 см, Ъ = 0,1 см п d ~ 1,0 см имеет предельное значение
коэффициента преломления 1,7 и волновое сопротивление 220 ом.
Задерживающие диэлектрические среды обычно конструируют
из тонких изолирующих бумажных или полиэтиленовых слоев, на
которые наносятся проводящие полосы либо механическим спосо-
способом, либо путем распыления или печатания. Затем эти слои уста-
устанавливаются на заданном расстоянии друг ст друга с помощью
креплений из стирофома (styrofoam), оназота (onazote), дюфайлита
(dufaylite) или другого диэлектрического материала. Потери при
0,8
0,6
Ofi-
0,2
N
—i а г— zo
г
d = 1,10а
г=0,023 а
N
у-
\
1,75 2 2,25 2,5 275 3 3,25 3,5 3,75
k
Рис. 13. 8. Среда из диэлектрических стержней:
а_структура решетки; б —зависимость показателя преломления от длины волны. На
вставке показана эквивалентная схема. (См. [34].)
передаче через искусственную среду обычно составляют [225]
доли децибела на метр. При показателе преломления 1,5 тангенс
угла потерь равен приблизительно 0,002 в диапазоне длин волн
3_Ю см, хотя при использовании опор из очень высококачествен-
высококачественного диэлектрика потери можно уменьшить.
Другой тип искусственного диэлектрика представляет собой
решетку из идеально проводящих стержней, ориентированных
перпендикулярно направлению распространения волны, как изо-
изображено на рис. 13.8. Такая структура является искусственным
диэлектриком лишь когда электрический вектор параллелен стерж-
стержням, и ее можно рассчитать также методом эквивалентной линии
передачи, нагруженной в данном случае индуктивностями. В случае
воздушного заполнения показатель преломления структуры равен
[34]
где and— расстояния между элементами решетки, а г — радиус
стержней.
736

Здесь не существует диапазона длин волн, в котором показатель
преломления постоянен, т. е. такая стержневая структура является
диспергирующей. Показатель преломления стержневой структуры
всегда меньше единицы, и основное достоинство такой среды со-
состоит в том, что ее структура обладает достаточной механической
прочностью и опор не требуется. Экспериментальные данные [78,
79] хорошо согласуются с уравнением A3.36). Типичная среда с по-
показателем преломления 0,6 на волне 10,7 см имеет следующие раз-
размеры: диаметр стержней 0,15 см, а = 3,55 см, d = 3,90 см.
13.2.2. Структуры волноводного типа
Раст [206], Кок [144] и Штуцер [236] независимо друг от друга
предположили, что решетки из проводящих поверхностей, анало-
гичн-ые изображенным на рис. 13.9, а, должны обладать свойствами
искусственного диэлектрика. Расстояние между поверхностями а
обычно выбирается в пределах
\<а<Х, A3.37)
и, следовательно, между пластинами может распространяться лишь
волна ТЕ01. Имеются [15, 45, 261] строгие выражения для полного
поля в любой точке. Фазовая скорость в среде равна
j_
vp = c/[l— (к2/4а°-)]г • A3.38)
и, следовательно, для показателя преломления получается уравнение
п= [1— (Р/4а2)]2"> A3.39)
из которого видно, что он меньше единицы. Показано, что коэф-
коэффициенты отражения и прохождения на границе раздела такой
среды из-за наличия запасенной энергии в ближнем поле являются
комплексными и изменяются, если пластины имеют конечную
толщину.
Преломление на границе раздела свободное пространство —
искусственный диэлектрик зависит от направления падающей вол-
волны. Если волна падает в плоскости Е, как показано на рис. 13.9, а,
то преломление происходит согласно закону Снеллиуса. Если же
падающая волна находится в плоскости Н, как показано на
рис. 13.9, б, то закон Снеллиуса может не выполняться, поскольку
возможно лишь параллельное пластинам распространение волны.
Отражение от металло-пластинчатой структуры не следует строго
законам Френеля, так как распределение амплитуд между сосед-
соседними пластинами является синусоидальным, в то время как падаю-
падающая волна имеет однородное распределение. Если к первоначаль-
первоначальной системе пластин добавить другую систему пластин, располо-
расположенных, как показано на рис. 13.9, в, то получится симметричная
металло-пластинчатая структура, которая может действовать при
737

произвольно ориентированной линейной поляризации. В этом слу-
случае волны, проходящие через искусственную среду, ограничены
в обоих направлениях и могут распространяться лишь вдоль осп
структуры. Коэффициент преломления, очевидно, будет одинаков
для обеих поляризаций.
Из уравнения A3.39) видно, что показатель преломления за-
зависит от рабочей длины волны, и, следовательно, такая металло-
1.0
0,8
0,6
0.2
,
\
В)
о
0.8 to 1.2 0 1.6 1,8 2.0
А
* г)
Рис. 13. 9. Металло-пластинчатая среда.
Показаны система плоскопараллельных пластин и плоскость падения:
а —параллельно пластинам; б—перпендикулярно пластинам; в —симмет-
—симметричная клеточная структура; г —зависимость показателя преломления
от длины волны.
пластинчатая структура является дисперсной. На рис. 13.9,г по-
показана зависимость показателя преломления от параметра К/а.
Измерения коэффициентов отражения такой среды в диапазоне
длин волн 8—11 см были проделаны Примичем [190, 191]. Были
получены данные об амплитуде и фазе, однако следует отметить,
что структура состояла из коротких пластин; измерения проводи-
проводились как для тонких, так и для толстых пластин. Из уравнения
A3.39) видно, что, изменяя расстояние между пластинами, можно
получить любой требуемый закон изменения показателя преломле-
преломления. В этом случае область переменного показателя преломления
будет представлять собой пару сооветствующим образом изогнутых
металлических пластин.
Другим примером искусственного диэлектрика (волноводного
типа) является предложенная Коком [143] среда с дополнительным
738

фазовым набегом. Первый вариант, изображенный на рис. 13. 10,а,
состоит из сдвинутой в направлении электрического вектора систе-
системы параллельных проводящих пластин, которые волнообразно изо-
изогнуты. Геометрическая длина оптического пути волны, проходящей
через среду, очевидно, будет больше, нежели в соответствующей
части свободного пространства. Сама среда имеет показатель пре-
преломления, равный единице, а диэлектрические свойства целиком
обусловлены фазовым набегом, который зависит от геометрической
длины луча. Эффективный показатель преломления равен отноше-
Сечение по
fl
fl
¦ .j e e о о о о о
^\ о оео оо о
о о оо о о о
О ООО О О О
ооооеоо
А
Распространение Распространение
V 9)
Рис. 13. 10. Среда с дополнительным фазовым сдвигом:
а —система из волнообразно-изогнутых листов; б —система из наклонных
решеток. (См. [143].)
нию длины искривленного луча к длине луча вдоль оси симметрии
системы. Поскольку расстояние между пластинами меньше чем л/2,
показатель преломления не зависит от длины волны, и, следова-
следовательно, среда имеет весьма хорошие широкополосные характе-
характеристики.
Во втором варианте искусственной среды с дополнительным
фазовым набегом система металлических пластин наклонена к оси
под углом 6. В этом случае эффективный показатель преломления
равен sec 6. Вместо сплошных пластин можно использовать струк-
структуры из проволочных сеток, у которых расстояние между проволо-
проволоками меньше чем л/2. Такая структура изображена на рис. 13.10, б;
• проволочные сетки можно использовать, кроме того, и в структу-
структурах из волнообразно изогнутых поверхностей.
13.3. КОНТРОЛЬ ОТРАЖЕНИЙ ОТ ПОВЕРХНОСТИ
13.3.1. Согласование иа границе раздела
При падении электромагнитной волны из свободного пространст-
пространства на границу диэлектрической среды возникает отраженная волна
с амплитудой, определяемой коэффициентом отражения, который
при нормальном падении, как показано в разд. 1.3.1, равен
р = [f - \\\[Ь + l) . A3.40)
739

Такие отражения приводят к потере мощности, поступающей от
источника, а также к нежелательным изменениям импеданса и
паразитным излучениям из апертуры. Как и в оптических систе-
системах, эти отражения можно устранить с помощью диэлектрического
0,3 0,4
Рис. 13. П. Согласующий слой для поверхности диэлектрика:
а — среда со щелями; б—расчетные данные для различных диэле-
диэлектрических проницаемостей. Верхнее и нижнее семейства крипых
соответствуют электрическому полю перпендикулярно и парал-
параллельно плоскости падения. Прямые линии соответствуют
d/l=[/^r~) в —среда с системами перпендикулярных щелей для
случая двух взаимно перпендикулярных и круговой поляризаций.
(См. [G1].)
слоя толщиной в четверть волны с диэлектрической проницаемо-
проницаемостью, равной квадратному корню из диэлектрической проницае-
проницаемости основной среды. Такой четвертьволновый трансформатор
легко осуществить с искусственным диэлектриком путем простого
уменьшения в наружных слоях размеров объектов, образующих
искусственную среду. Следуя этому методу [60], можно согласовать
ленточную структуру со свободным пространством в широком диа-
диапазоне длин волн. Согласование с помощью такого трансформатора
применялось также для дисперсной стержневой структуры [215].
Отражения от параллельно-пластинчатой структуры [156, 260,
334] можно уменьшить, выдвигая часть пластин на четверть длины
волны.
Применение метода четвертьволнового трансформатора для ес-
естественных твердых диэлектриков затрудняется из-за отсутствия
740

подходящих материалов. Однако такой же эффект получается, если
па поверхности диэлектрика имеются щели, как показано па
piie. 13.11, и\ щели могут быть ориентированы как вдоль, так и
перпендикулярно электрическому вектору падающей на поверх-
поверхность волны. Расстояние между центрами целей d должно быть до-
достаточно мало, чтобы не происходило возбуждения нежелательных
распространяющихся волн ни в свободном пространстве, ни в ди-
диэлектрике; ни одна из таких волн не будет распространяющейся,
если d<Ck/BVe).
Анализ 138] отражений, возникающих на границах раздела
между свободным пространством, областью, занятой диэлектриком
со щелями, и областью сплошного диэлектрика, показывает, что
явление хорошо описывается с помощью скачкообразного измене-
изменения (на каждой границе) импеданса среды, причем импеданс каждой
секции будет прямо пропорционален длине волны, измеренной
в этой секции. Таким образом, длина волны в области, занятой
диэлектриком со щелями, должна удовлетворять соотношению
ks=kQ/e* . A3.41)
Отсюда глубина щелей / должна быть равна
4 О3-42»
Если щели ориентированы параллельно электрическому векто-
вектору, то реактивными полями, которые возникают на каждой границе
раздела, можно пренебречь; Коллин [62, 64], а также Коллин и
Браун [61] показали, что толщина диэлектрических перегородок
между щелями с должна удовлетворять соотношению
ei =tg ->-^-- / . =th "i«--±y -4 . /13.43)
На рис. 13.11, б дано семейство кривых, связывающих eld с d/k
для различных значений е. С помощью согласующего слоя такой
конструкции для полистирола (е= 2,56) уровень отраженной мощ-
мощности был снижен до величины менее 0,25% в диапазоне длин волн
9—11,5 см. От несогласованной поверхности отражалось 5,3%
падающей мощности. Для щелей, ориентированных перпендику-
перпендикулярно электрическому вектору, толщина диэлектрических перего-
перегородок между щелями должна удовлетворять следующему соотно-
соотношению:
/ 1 \L / i \i_
tg -г = 8 th ) ^— • A3.44)
741

Семейство соответствующих кривых для этого случая также дано
на рис. 13.11, б. Для случая такой поляризации Гарнхем в неопуб-
неопубликованной работе показал, что реактивные поля создают некото-
некоторый остаточный эффект, который можно устранить небольшим
уменьшением глубины щелей по сравнению со значением, давае-
даваемым уравнениемA3.44); для полистирола на волне 8,6лшбыл полу-
получен коэффициент отражения по амплитуде 0,01.
Чтобы получить согласование среды для двух взаимно перпен-
перпендикулярных поляризаций и круговой поляризации следует, оче-
очевидно, нанести на поверхности две системы взаимно перпендикуляр-
перпендикулярных щелей одинаковой ширины и с одинаковым интервалом, как
изображено на рис. 13.11, в. Расчет такой структуры затруднителен,
так что ее размеры приходится подбирать экспериментально. Од-
Однако если выбрать ширину щелей равной среднему значению ширин,
требующихся для обеих поляризаций, то получаются удовлетвори-
удовлетворительные результаты. Морита и Кон [177] показали, что удовлетво-
удовлетворительный четвертьволновый слой можно получить путем искаже-
искажения формы поверхности диэлектрика. Например, рассматривались
полусферические выемки и выемки в форме тетраэдра. Теорети-
Теоретические и экспериментальные результаты показали, что, грубо го-
говоря, при таком искажении формы поверхности необходимо уда-
удалить из поверхностного слоя приблизительно половину диэлектри-
диэлектрического материала.
Несколько иной подход к задаче согласования поверхности был
развит Джонсом и Коном [126], которые использовали реактивные
стенки, погруженные в диэлектрик. Реактивные стенки могут быть
весьма разнообразных конструкций, например иметь вид решеток
из тонких лент либо из тонких проводящих дисков. Такой метод
согласования, очевидно, аналогичен согласованию линии передачи
с помощью штыря. Пусть ф — электрическое расстояние между
реактивной стенкой и поверхностью раздела, тогда
YV4/YW=W<P A3.45)
и
B/Ywd=tg<p, A3.46)
где В — реактивная проводимость реактивной стенки.
Прямоугольная решетка из тонких лент, изображенная на
рис. 13.12, а для падающей на нее плоской волны, поляризованной
вдоль оси х, является индуктивностью. Если ширина лент равна
2D, а расстояние между их средними линиями s, то для волны,
поляризованной в плоскости падения, реактивное сопротивление
решетки будет равно
где %а—угол падения, а Ха — длина волны в среде диэлектрика.
742

Для случая волны, поляризованной перпендикулярно плоскости
падения, реактивное сопротивление будет равно
A3.48)
X
Поправочные члены F и F' при нормальном падении малы, но
с возрастанием угла падения первый из них убывает [162], а второй
возрастает [161]. На рис. 13.12, б дан график коэффициента отра-
отражения по мощности от одной границы для диэлектрика с показате-
показателем преломления 1,57. Этот диэлектрик согласован при нормаль-
20 30 40 SO
Угол падения, град
6)
70 60 90
Рис. 13. 12. Согласование поверхности с реактивной стенкой:
о —стенка из индуктивных полосок; б —зависимость коэффициента отражения от угла
падения; в —стенка из емкостных дисков. (См. [126].)
несогласовано; ¦ согласовано с индуктивными полосками; согласовано
с емкостными дисками.
ном падении с сеткой из полосок, расстояния между центрами ко-
которых равны 0,45 %. Сетка погружена в диэлектрик приблизитель-
приблизительно на Ау/8. На том же рисунке для сравнения показан график коэф-
коэффициента отражения по мощности без согласования. Изображенная
на рис. 13.12, в решетка из дисков имеет емкостное сопротивление,
и поэтому для компенсации отражений от поверхности ее следует
погружать в диэлектрик на глубину приблизительно 3KJ8. Ее реак-
реактивная проводимость для волны, поляризованной перпендикулярно
плоскости падения, дается выражением
r — P2sin2Qd), A3.49)
у з id s2 cos ed
а для параллельной поляризации — следующим выражением:
В 16 я cos е<*
' wd
УЗ
-М.,
b
A3.50)
743

Здесь Мх и Му — коэффициенты магнитной поляризации, а Рг-
коэффициеит электрической поляризации апертуры такой же фор-
формы и размера, как диски. Для круглой апертуры диаметром d
Мх=Му=2Рг=&/6. A3.51)
При соответствующей конструкции [46] сложный материал,
состоящий из твердого диэлектрика с погруженными в него стерж-
стержневыми проводниками, может дать волновое сопротивление, экви-
эквивалентное волновому сопротивлению свободного пространства, и
тем самым исключить отражение на поверхности раздела двух
сред.
13.3.2. Неотражающие поглотители
Диэлектрическая среда, на границе которой не возникает отра-
отражений и которая, кроме того, обладает большими потерями, дейст-
действует как неотражающий поглотитель [211, 220, 228, 258, 333].
Чтобы не было отражений в широком диапазоне частот, импеданс
поглотителя должен быть вещественным, должен не зависеть от
частоты и быть согласован с импедансом свободного пространства.
Простым примером является слой поглощающего картона с поверх-
поверхностным активным сопротивлением Za,, расположенный на расстоя-
расстоянии четверти длины волны от отражающей плоскости; таким спо-
способом можно получить коэффициент отражения по напряжению
менее чем 0,05 в полосе частот ±5%.
Более хорошие результаты получаются с помощью располо-
расположенных перед металлической поверхностью двух проводящих слоев
[224], разделенных двумя одинаковыми воздушными зазорами.
В этом случае частотный график коэффициента отражения по на-
напряжению будет обращаться в нуль дважды, и в диапазоне порядка
одной октавы коэффициент отражения не будет превышать значе-
значения 0,1. Такое построение можно продолжить, в результате чего
поглотитель будет представлять собой многослойную конструкцию
из чередующихся слоев диэлектрика без потерь и тонких пластин
из плохо проводящего материала, как показано на рис. 13.13, а.
В направлении к металлической подложке активная проводимость
поверхности уменьшается от пластины к пластине на постоянный
множитель, и из графика видно, что коэффициент отражения по
напряжению, вычисленный согласно теории линий передачи, ока-
оказывается меньше 0,1 в диапазоне, занимающем почти три октавы.
Трудностей изготовления, связанных с точным соблюдением за-
заданных значений активных сопротивлений поглощающих пластин,
не возникает при применении [157, 308] однородного поглощающе-
поглощающего материала специальной геометрической формы, при которой
коэффициент затухания возрастает в направлении металлической
подложки. В одном примере, который описал Северин [224], по-
поглотитель был сделан из поглощающих пластин, расположенных
перпендикулярно к металлической подложке, как показано на
744

рис. 13.13, б. Чтобы не было зависимости от поляризации, приме-
применялись две взаимно перпендикулярные системы поглощающих
пластин. Расстояние между пластинами выбиралось больше поло-
половины длины волны, так что получалась структура, соответствующая
волноводу с очень большим затуханием. Для согласования такой
параллельно-пластинчатой структуры с импедансом свободного
пространства поглощающие пластины имели заостренные концы,
причем, чтобы избежать отражений при наклонном падении, обус-
обусловленных периодичностью структуры, заостренные зубцы имели
разные длины. Снаружи для защиты от воздействия влаги струк-
Падерхносгпное сопро-
0,12, i-тиеление, кон/а -, 0.12
30 6.5 /.« 0.3
» 3 0,65 р
к 0.10
flu
J
i
У
у
J2SCE
ш
uso-m
¦v
? 4 6 8 to 12 /« " 10 20 30 40 SO 60 2.* 2,8 3,2 3.6 4,0 <!« 48
А,см в. град К,см
а) ? « б s to гг f> ..
А см о)
6)
Рис. 13. 13. Типы неотражающих поглотителей.
Амплитуды коэффициентов отражения даны для трех различных конструкций. Размеры
указаны в миллиметрах. (См. [224].)
тура заполнялась пенистым диэлектриком. Экспериментальные
результаты в диапазоне длин волн для различных углов падения
показаны на рис. 13.13, б, из которого видно, что в диапазоне, за-
занимающем почти декаду, коэффициент отражения по напряжению
не превышает 0,1.
Другой класс неотражающих поглотителей состоит из одно-
однородного поглощающего диэлектрического слоя или пластины [101,
320, 336]. В идеальном случае волновое сопротивление материала
должно равняться сопротивлению свободного пространства, т. е.
/n'(l-/tg6,)/e'(l-/tg6E) =1. A3.52)
Эффективный поглотитель должен иметь большие и равные значе-
значения углов потерь (как диэлектрического Ss, так и магнитного 6Д
а также большие значения диэлектрической и относительной маг-
магнитной проницаемостей, причем эти свойства не должны зависеть
от частоты. Более практичный поглотитель состоит из расположен-
расположенного на металлической подложке слоя толщиной w, у которого ди-
745

электрическая проницаемость» тангенс угла потерь подобраны так,
чтобы на заданной частоте отражение равнялось нулю [74]. Коэф-
Коэффициент отражения по амплитуде равен
p={(th 2я/п w/K) — n}/{(th 2я/ n w/X) + n}, A3.53)
где
п=л — /и = yV О — / tg б) . A3.54)
Условие отсутствия отражения имеет вид
_ ехр [2щ (п ш/).)] — ехр [— 2п/ (п ш/Х)] ,,„ ,г,
ехр [2ic;(n »/>.)] +ехр [ — 2n;(nw/X)]" (Ю.ОО)
откуда в качестве первого приближения для случая 2ядоА<1 сле-
следует, что толщина слоя должна равняться четверти длины волны
в материале, т. е.
ш=А,/4я, A3.56)
где
]/|( K ). A3.57)
Активное сопротивление поверхности должно равняться
— = %» 188,5 ол/-, A3.58)
aw 2 i . —> \ /
где а -— проводимость материала слоя.
Таким образом, отражение гасится за счет интерференции, при-
причем требуемое соотношение амплитуд получается путем выбора со-
соответствующего значения tga, а соотношение фаз достигается за
счет выбора значений е и т. Описаны примеры таких четверть-
четвертьволновых слоев [188, 189]. Полосы частот можно расширить либо
с помощью многослойной конструкции, либо с помощью материала,
состоящего из системы пирамид и конусов. Подходящие материалы
существуют [170, 172, 353, 379, 403], причем коэффициент отраже-
отражения по напряжению обычно не превышает значения 0,02 в диапа-
диапазоне частот 2—50 Ггц.
Поглотитель магнитного типа можно располагать непосредст-
непосредственно перед металлическим листом, в результате чего ограни-
ограничений диапазонности, связанных с соблюдением фазовых соотно-
соотношений, не возникает. Например, можно использовать систему маг-
магнитных диполей в виде петель, связанных с поглощающими резо-
резонаторами [352]. В одном резонансном поглотителе [171] на частоте
10 Ггц использовались коаксиальные линии, нагруженные желез-
железным порошком. Минимальное отражение получалось при оптималь-
оптимальных значениях числа резонаторов на единице площади и величины
их активного сопротивления. Значения коэффициента отражения по
напряжению обычно не превышали 0,1 для углов падения вплоть до
30° в диапазоне частот ±1%. Этот диапазон частот можно расши-
746

рить с помощью комбинации двух сортов специально подобранных
резонаторов [212].
Короткозамкнутьш четвертьволновый отрезок линии представ-
представляет собой параллельный резонансный контур, поэтому, чтобы
сделать металлическую пластину неотражающей, необходимо ук-
укрепить перед ней на расстоянии, равном четверти длины волны,
соответствующие элементы, имеющие характер последовательного
контура. Такими элементами могут быть электрические диполи,
имеющие такую же резонансную частоту. Полную глубину погло-
поглощающей среды можно уменьшить еще больше, если погрузить резо-
резонансные контуры в диэлектрический материал. На рис. 13.13, в
приведены характеристики типичного дипольного поглотителя,
данные Северином [224]. Диапазон частот, в котором коэффициент
отражения по напряжению не превосходит 0,1, простирается от
7,3 'до 11,5 Ггц, при этом полная толщина поглощающей конст-
конструкции равна 5 мм. Возможно также применение поглощающих
резонансных щелей [262].
13.3.3. Увеличение отражающей способности
Диэлектрики можно использовать для обратной задачи — для
повышения отражающей способности поверхности. При оценке ка-
качества различных поверхностей Уокер и Хаймен [257] рассматри-
рассматривали для волны типа ТЕМ отношение поглощаемой мощности к па-
падающей. Например, коэффициент поглощения металлической по-
поверхности с волновым сопротивлениемZm равен D/Zm)Re(Zm). Пусть
слой диэлектрика с волновым сопротивлением Zwd, тангенсом угла
потерь tg6 и толщиной d находится на расстоянии Я/4 от метал-
металлической поверхности; волновое сопротивление на поверхности
слоя, обращенной к металлу, равно Z\,!Zm, а сопротивление на
другой стороне будет согласно уравнению B.10)
, (Z2JZm)+ZwdthrW
Zwd + {ZJZm) th V*>
Можно показать, что Re(Zwa) имеет минимум, когда w равно чет-
четверти длины волны в диэлектрике, при этом, предполагая малые
потери, получим
¦ Zwd=(Zwd/ZwfZm+(n/4)Zwdtg6. A3.60)
Первый член правой части этого уравнения учитывает действие ме-
металлической стенки, причем видно, что потери в стенке уменьшают-
уменьшаются в (Za,d/Z№,J раз. Второй член зависит лишь от диэлектрика и
учитывает потери в нем.
Отражение от наружной поверхности диэлектрика будет боль-
больше, чем от металлической поверхности, при условии
tgfi < D/nZwd) [ 1 - (Zwd/ZJ*} Re (Zm). A3.61)
747

Это является также условием того, что отражательная способность
бесконечного набора четвертьволновых диэлектрических слоев
превышает отражательную способность металла. Вычисление со-
сопротивлений в уравнении A3.61) дает следующее условие:
так что, например, на частоте 10 Ггц диэлектрик, у которого
[y^e/(e— 1)] tg6 меньшее 9- К)-5, должен отражать лучше, чем ме-
металлы. Вычисление сопротивлений в уравнении A3.60), показывает,
что потери в металлической стенке уменьшаются в R раз, где R
для одного четвертьволнового диэлектрического слоя определяется
выражением
а для бесконечного числа слоев — выражением
По-видимому, наиболее подходящими материалами являются
керамики, у которых значение диэлектрической проницаемости
более 10. Например, керамические материалы на основе двуокиси
титана, имеющие tg6 порядка 2-10~4 и е порядка 90, дают примерно
двукратное увеличение отражения на частоте 3 Ггц. Результаты,
приведенные выше, хорошо подтверждаются в случае волноводов
и резонаторов. В общем случае множитель (tg6)/V^e можно умень-
уменьшить путем расслоения диэлектрика в направлении, нормальном
к электрическому полю. Это обусловлено тем, что плотность энергии
в воздушных зазорах больше, чем в диэлектрике. Однако в диапа-
диапазоне СВЧ размеры соответствующих слоев оказываются очень ма-
малыми. Диапазон частот можно расширить путем применения множе-
множества слегка расстроенных слоев, однако это приводит к уменьшению
отражательной способности.
13.4. ПРИБОРЫ И СИСТЕМЫ
13.4.1. Спектрометры
Оптические принципы могут быть положены в основу [44, 112]
устройства целого ряда приборов и систем СВЧ, которые можно
разделить в общем на три класса: спектрометры, применяемые для
измерения углов и направлений; интерферометры, служащие для
измерения расстояний, и системы с делением луча, используемые
для определения мощности и затухания. Однако так как сущест-
существуют ограничения, обусловленные дифракцией, которая возникает
в излучающих отверстиях практически встречающихся размеров,
748

то нельзя во всех случаях считать, что построенный прибор будет
работать столь же эффективно, как его оптический аналог. Напри-
Например, проволочные сетки были использованы [252] в качестве поля-
поляризационных фильтров, а анизотропные диэлектрики используются
[140] для преобразования линейной поляризации в круговую.
На рис. 13.14, а изображен типичный прибор СВЧ, являющийся
аналогом оптического спектрометра, который использовал Калшоу
[70] в установке для диапазона 24 Ггц. Генератор и детектор сое-
соединены с рупорными излучателями, которые укреплены на радиаль-
радиальных направляющих, вращающихся вокруг центра градуирован-
градуированного кругового лимба диаметром 1 м. Рупоры могут передвигаться
270
СтаЪилизи
рованный
генератор
Передающий. 5
рупор (неподвиж-
(неподвижны/})
Приемник
}
Приемный рупор О
(вращающийся) J
7
п
1
/
/I
1
\
\
\
\\
\
5 350 355 0 5 П
Отсчет шкалы, град
6)
15
Рис. 13. 14. Спектрометр оптического типа для миллиметровых волн:
а —эскиз прибора; б —угловая зависимость принимаемого сигнала без образца.
(См. [70].)
вдоль направляющих, так что их расстояние от центра может изме-
изменяться от 10 до 75 см. Для изменения плоскости поляризации под-
подставки поддерживающие рупоры имеют цилиндрические градуиро-
градуированные втулки, в которых рупоры могут вращаться вокруг своих
осей. В раскрывах рупоров установлены линзы, которые создают
в излучающих отверстиях синфазное поле с равномерным ампли-
амплитудным распределением в плоскости Е и косинусоидальным рас-
распределением в плоскости Я. Угол раствора рупоров равен 13°;
излучающие отверстия — квадратные со стороной 7,5 см; фокусное
расстояние полистироловых линз равно 15 см, причем с обеих сто-
сторон линзы покрыты неотражающим слоем, а на окружающем ме-
металле имеются скосы в 45°.
На рис. 13.14, б показаны кривые принимаемых сигналов в от-
отсутствие испытуемого образца для перпендикулярной и параллель-
параллельной поляризаций при удалении рупоров от центра на 38 см. Такой
спектрометр пригоден для измерений диэлектрической проницае-
проницаемости различных материалов, имеющих форму пластин; для этого
снимается зависимость отражательной способности от угла падения.
749

При расположении рупоров на больших расстояниях от центра
спектрометра кривые имеют резкие минимумы, однако на расстоя-
расстояниях около 10 см эти минимумы слегка расплываются. Это неболь-
небольшое уменьшение разрешающей способности связано с некоторым
увеличением уровня боковых частей углового спектра при рас-
расстояниях, соответствующих зоне Френеля.
Имеются [30, 102, 207] также другие конструкции СВЧ спект-
спектрометров, которые применялись для измерений параметров мате-
материалов [200, 217, 337]. Кокрейн [54] использовал на частоте
9,5 Ггц призмы из искусственного диэлектрика. Параллельно-пла-
Параллельно-пластинчатая призма с углом 15° имела вид ящика с ячейками для пере-
перевозки яиц; расстояние между пластинами было равно 2 см, что да-
Рис. 13, 15. Спектрометр с решеткой типа эшелетт.
Размер d равен 1 см, расстояние между элементами вдоль нормали к падающему лучу,
равное d cos», может изменяться путем вращения решетки. Шарнирный механизм со-
сохраняет отражающие плоскости параллельными. (См. [53].)
вало коэффициент преломления 0,6. Апертура призмы была квад-
квадратной со стороной 0,6 м, причем на поверхности, обращенной к ру-
рупору, пластины были перпендикулярны к плоскости его апертуры.
Падающая волна формировалась линзой с круглой апертурой раз-
размером 0,6 м; результаты экспериментов оказались в хорошем согла-
согласии с общей теорией.
Соллом и Браун [232] применяли иной вариант конструкции,
пригодный для измерений параметров искусственных сред лишь
небольшой величины. Расстояние между пластинами немного пре-
превышало размер узкой стенки соответствующего волновода, так что
в качестве облучателей можно было использовать секториальные
рупоры, расширяющиеся в магнитной плоскости. Рупоры имели
апертуру размером ЮЯ, так что ширина диаграммы направленности
по уровню половинной мощности равнялась 7°, а максимальный
уровень боковых лепестков был на 23 дб ниже максимума главного
лепестка.
750

Сконструированы спектрометры с диспергирующими призмами,
у которых направление выходного пучка зависит от частоты [216].
Искусственная среда может иметь вид решетки из стержней и ре-
решетки из листов с системой резонансных щелей. В других спектро-
спектрометрах используются дифракционные решетки [99, 105, 163, 166,
341]. На рис. 13.15 показана конструкция эшелетта Коутса [53];
решетка состоит из 75 полукруглых стержней из нержавеющей ста-
стали, их плоские стороны образуют отражающие поверхности, облу-
облучателем является вырезка из параболоида. Стержни соединены
с помощью шарниров таким образом, что при вращении решетки
вокруг оси плоские стороны стержней всегда обращены к облуча-
облучателю, хотя эффективное расстояние между ними изменяется по ко-
косину соида л ьному закону. Решетка располагается на расстоянии
приблизительно 10 м от облучателя; измерения проводились в диа-
диапазоне частот от 24 до 50 Ггц.
13.4.2. Интерферометры
Были сконструированы [43, 50, 163, 326, 342, 402] различные
типы интерферометров, которые применялись для измерений в ко-
коротковолновой области диапазона СВЧ. Для измерений параметров
диэлектрических пластин на частоте 10 Ггц использовался [18]
прибор, аналогичный оптическому интерферометру Маха — Цен-
дера. В одно плечо волноводного моста включались два рупора,
направленных друг на друга. Расстояние между ними можно было
регулировать, что позволяло определять дополнительный фазовый
набег, возникавший при внесении в воздушный зазор испытуемого
образца. Такой метод свободен от температурных ограничений, и
измерения можно проводить при температурах образца от —72
до + 1300° С. Применение стабилизированного генератора позво-
позволяет измерять фазу с точностью до 0,1 мрад. Для изучения спектра
искровых генераторов использовался [86] интерферометр Боль-
цмана. Работа этого прибора основана на интерференции отражений
от двух металлических пластин. Излучение фокусируется с помощью
параболоида в плоскопараллельный пучок и под некоторым углом
падает на металлические пластины. Отраженная энергия прини-
принимается другим параболоидом и поступает в приемную систему.
При смещении одной из пластин в направлении нормали к ее по-
поверхности получается интерференционная картина.
На частоте 75 Ггц был осуществлен интерферометр Фабри —
Перо [243], в котором многократные отражения происходили меж-
между двумя полупрозрачными металлическими пленками. В анало-
аналогичном приборе [11] на частоте 50 Ггц применялись одна полупро-
полупрозрачная пластина из искусственного диэлектрика и металлическое
зеркало, разнесенные на расстояние, при котором их взаимное об-
облучение определялось первой зоной Френеля.
В изображенной на рис. 13.16, а установке Калшоу [68] в ка-
качестве зеркал использовано множество четвертьволновых листов
751

диэлектрика. Прибор работает с существенно параллельным пуч-
пучком, и при изменении расстояния между зеркалами вместо круго-
круговой системы полос оптического интерферометра наблюдается только
одна полоса. С помощью стабилизации частоты можно получить
излучение с высокой степенью монохроматичности, и отдельные
максимумы могут быть легко измерены.
На рис. 13.16, б показаны три типичных максимума, соответст-
соответствующие различным расстояниям между зеркалами. Расстояние
Передающий
рупор.
Стабилизиро-
Стабилизированный гене-
генератор
Кристалличес-
Кристаллический детектор
Приемный
' рупор
Сложные отражатели
а)
.
I
0=695
0П = 165000
У
А
А
д
\
a=30s
Л I
|_ 0 = 163
\Qn=10000
т
1,0,6
74 0,01 0,02 0,03 0,01 0,05 Ш 0,01 0,02 0,03 0,0b 0,05 Пи Ofti 0,02 0,03 0,0Ь Qfi5
Расстояние между отражателями, с*
б)
Рис. 13. 16. Интерферометр Фабри—Перо:
а —принципиальная" схема прибора, работающего на частоте 35 Ггц; 6 —сигналы для
трех различных расстояний между рефлекторами. (См. [68].)
между максимумами точно равно длине волны в свободном прост-
пространстве, хотя при малых расстояниях между зеркалами дифрак-
дифракционные эффекты будут более заметны, что может привести к отно-
относительной ошибке порядка Ю-4.
Теория показывает [71], что отражательная способность огра-
ограничивается потерями в диэлектрике, и, хотя применялась искус-
искусственная среда, отражательная способность материалов, таких
как плавленый кварц, может превосходить отражательную спо-
способность серебра. Можно определить добротность Q интерферомет-
интерферометра как отношение длины волны к ширине максимума между точ-
точками половинной мощности; в табл. 13.1 даны значения Q для раз-
различных значений отражательной способности. Для описанного
выше интерферометра значения величины nQ, где п — порядок
интерференции, достигали 120 000. Многослойные зеркала, обла-
обладающие " высокой отражательной способностью и малыми потерями
на передачу, делают прибор весьма чувствительным. Эти принципы
752

[72] оказалось возможным распространить до частот порядка
50 Ггц и выше. В этом случае в качестве зеркала можно использо-
использовать серебряную пластину, множество небольших отверстий в ко-
которой делает ее полупрозрачной. При коэффициенте отражения по
мощности порядка 0,998 и п = 100 резонатор должен иметь доб-
добротность Q = пп/A — рР) порядка 150 000. Для фокусировки мож-
можно использовать пластины изогнутой формы, например, в виде сфе-
сферического биконического резонатора [329].
Таблица 13.1
Значения добротности Q для различных
значений отражательной способности
Отражательная
способность
Добротность Q
0,50
4,5
0,90
30
0,99
432
0,999
2700
Передающий &
рупор Переменный
'воздушный 7
зазор
Полистироп
ь
Приемный
рупор
\ ^Расстояние}
Т[ АЕМ150 ~Н
hi z \i
\ DE 175 1/
1
\
V
/
Расстояние
см
' АЕ 150
BE 150
СЕ 200
DE 175
1
\
\\
к
1
/
i
1
h
1
+ 0 0.27 029 0,3150+0,08 0.10 0,12
Отсчет по шкале, си
Рис. 13. 17. Интерферометр Майкельсона для миллиметровых волн:
а—общий вид; б—кривые для двух минимумов. (См. [67].)
Калшоу [67] использовал точный эквивалент оптического ин-
интерферометра Майкельсона. Как видно на рис. 13.17, а, электро-
электромагнитная энергия, излучаемая из рупора, попадает на расщепи-
расщепитель пучка. Он состоит из двух четвертьволновых пластинок ди-
диэлектрика с малыми потерями, разделенных воздушным зазором,
который выбирается так, чтобы коэффициент отражения был равен
0,5. Прошедший пучок отражается от неподвижного зеркала, затем
от расщепителя пучка и попадает в приемный рупор, соединенный
с детектором. Отраженный пучок вновь отражается от подвижного
плоского зеркала, проходит через расщепитель пучка и попадает
в приемный рупор. Между отраженным и прошедшим пучками про-
происходит интерференция, в результате чего при непрерывном пере-
753

мещении подвижного зеркала по направляющим ток через детек-
детектор периодически, через половину длины волны, обращается в нуль.
Удалось измерить около сотни или даже более таких «минимумов»,
два из них изображены на рис. 13.17, б; отсюда можно определить
длину волны в свободном пространстве. Изображенная на
рис. 13.17, а установка предназначена для работы на частоте 24 Ггц;
расщепитель пучка имел ширину 22,8 см, высоту 20 см, зеркала
были квадратной формы со стороной 20,3 см, плоскостность зеркал
выдерживалась с точностью не хуже 0,00127 см.
Генератор и схемы стаби-
стабилизации частоты
Гибридное
соединение
Рупор
Детектор
' Линза
6.S-Z1.5M
—Л,
Подвижное
зеркало
Микрометр
,- Микрометрическая??
Е-ЦП» головка поршня
Согласующая Аттенюатор
секция
Рис. 13. 18. Интерферометр с одним волноводным плечом.
В этой установке делитель пучка и постоянное плечо интерферометра находятся в вол-
волноводе. (См. [93].)
Были сконструированы другие разновидности интерферометра
Майкельсона [128]. Ленжил [155] видоизменил первоначальную
схему интерферометра, выполнив часть системы в виде волновода.
Следующий шаг в этом направлении сделал Фрум [93], который
помещал в волновод как расщепитель или делитель пучка, так и
постоянное плечо интерферометра. Эта установка изображена на
рис. 13.18, из которого видно, что передача в свободном пространст-
пространстве используется лишь в переменном плече, т. е. в плече с подвиж-
подвижным зеркалом. Напряженность излучения в постоянном плече вы-
выбирается так, чтобы уравновесить интенсивность пучка, отражен-
отраженного от зеркала, что позволяет получить на выходе детектора очень
резкие интерференционные минимумы. Мощность от клистрона,
стабилизированного по частоте, поступает в гибридное соединение,
которое является делителем пучка. Половина мощности попадает
в передающий рупор, излучается и после отражения от удален-
удаленного подвижного зеркала попадает обратно в рупор. Другая поло-
половина мощности проходит через согласующую секцию, затем через
переменный аттенюатор и, наконец, отражается от регулируемого
короткозамыкающего поршня. Согласующая секция необходима
для компенсации отражений в плече свободного пространства.
754

Измерения проводились при достаточно большом расстоянии
между рупором и подвижным зеркалом, так чтобы их можно было
считать точечными излучателями. Зеркало перемещалось пример-
примерно на расстояние 162 см, что на частоте 24 Ггц соответствовало про-
прохождению через 259 минимумов. Из большого числа измерений,
после учета ошибок, вызванных рядом дополнительных причин,
было получено значение скорости света с относительной ошибкой
не более 2-10~6.
В дальнейшем Фрум [94] использовал симметричный четырех-
рупорный интерферометр, общая схема которого изображена на
рис. 13.19. За счет симметрии конструкции получается лучшая тем-
Измерение
частоты
Генератор
24 Ггц
Переменный,
аттенюатор',
CKL
Стабилизатор
Паунда
бол новод
Линза
Детектор
5м л , Гибридное
Фазовраща-
Фазовращатель
V
Г\
Передающий. Передвижная
рупор каретка 177///////////
Гибридное Т- оЬразное соединение
(делитель пучка)
Лриемнь/й. рупор
Микрометр
Скрутка 90°
Рис. 13. 19. Симметричный четырехрупорный интерферометр.
(См. [94].)
пературная стабильность; кроме того, если одно плечо длинее дру-
другого на -j-X, то искажающие многократные отражения между пере-
передатчиком и соответствующими приемниками будут находиться
в противофазе и компенсироваться. Фронты излучаемых волн мож-
можно приближенно считать сферическими с радиусами, равными рас-
расстояниям между передатчиком и соответствующим приемником,
т. е. работа происходит в зоне дифракции Фраунгофера. Как обыч-
обычно, мощность, поступающая от передатчика, делится в гибридном
соединении и поступает в электромагнитные рупоры. Для регули-
регулирования формы и положения первого интерференционного мини-
минимума необходимы фазовращатель и переменный аттенюатор. Пло-
Плоскость поляризации излучения в левом плече перпедикулярна пло-
плоскости поляризации в правом плече, что исключает взаимное влия-
влияние между плечами. При работе устройства каретка перемещается
точно на 1 м, при этом для получения резких минимумов произво-
производится уравнивание сигналов с помощью переменного аттенюатора,
не вносящего дополнительного фазового набега. Была получена
результирующая точность не хуже 10~6, а устройство, работающее
755

на частоте 72 Ггц с меньшими поправками на дифракцию, имело
еще более высокую точность [96, 97].
13.4.3. Устройство с делением пучка
Электромагнитная волна, падающая под углом 45° на проволоч-
проволочную сетку,или на диэлектрическую пластину, делится на две части:
одна часть проходит прямо, а другая отражается под прямым углом.
Деление пучка происходит также в результате полного внутрен-
внутреннего отражения [124] при падении волны на границу раздела из
среды с большим показателем преломления в среду с меньшим по-
показателем преломления. Теоретическое рассмотрение [265] элект-
24
П
is
1
Падающая
' волна
\
Отраженная
Волна
Ti
//////
'-С
\
1
1
i
Область
затухающих
воин
lepeioMmt
волна
у/у
/С
/
/у/
/
А
/ у
У
/
V
г
у/ /
/
0.2 0.3 Ofi 0,5 OS 0,7 0.8 0.9 1.0
I/A.
Рис. 13. 20. Зависимость ослабления от расстояния меж-
между диэлектрическими призмами.
Кривые для случая падения под углом 45°, диэлектрическая по-
постоянная равна 2,545. Наклон кривых при больших ослаблениях
равен 28,49 дб на длину волны.
ромагнитного поля в окрестности границы раздела показывает, что
волна, прошедшая через отражающую границу в менее плотную
среду, затухает экспоненциально [347].
Если один диэлектрик расположен вблизи другого, как, на-
например, в случае двух призм на рис. 13.20, То, как впервые заметил
Бозе [24], происходит передача энергии из одной призмы в другую.
Меняя расстояние между гранями призм, можно изменять от нуля
до очень большой величины отношение переданной и отраженной
мощностей. Теория такого аттенюатора была развита Шефером и
Гроссом [209]. Пусть 6 и <р — углы падения и преломления при
прохождении волны из призмы в воздушный зазор. Если в больше
критической величины угла, то из закона Снеллиуса с учетом со-
соответствующего знака, получается
A3.65)
cos ф = — / ]/esin26 — 1 .
756

Определяя коэффициент затухания а как
а = Bя А) 1/е sin2 0 — 1 , A3.66)
можно вычислить амплитуды отраженной и прошедшей волн в за-
зависимости от ширины воздушного зазора /. Если амплитуда падаю-
падающей волны равна единице, то в случае, когда электрический вектор
поляризован перпендикулярно плоскости падения, амплитуды от-
отраженной и прошедшей волны равны соответственно
Ет = - — (s~1)sha/ j , A3.67)
(s+ 1—2ssin2 6) shal — 2/cos 6 {s (ssin26 — I)}2 ch al
l_
Et = -2/co.0{.(.sin»6-l)g __ _ A3 6g)
(e +1 — 2esin2 0) sh al — 2/ cos 6 (з(г sin2 0— I)]2 ch il
Когда электрический вектор параллелен плоскости падения,
получаются следующие выражения:
ж? _ (s — 1) {г sin2 0 — cos2 0) sh а! <" И fiQ\
Г~~ {(s+ I) — (s2+ l)sin2 6} shal—2jcos6 (s(ssin20 — I)}1/2 chat' ^ ' '
Et= — 2УсОз9;зE^8-,);'/2 , A3J0)
{(s+ I) — (s2+I) sin2 9) shu/— 2jcosf) [z (s un2') — I)! 1/2ch il
На рис. 13.20 показаны графики для отраженной и прошедшей
мощностей, рассчитанные для случая малых потерь при 6 = 45°
и е = 2,545. Влияние потерь в диэлектрике можно оценить с помощью
уравнений A3.67) — A3.70), однако при значениях тангенса угла
потерь, меньших 0,001, влияние потерь пренебрежимо мало. В не-
неопубликованной работе Гарнхема (R. H. Garnham) показано, что
в такой упрощенный расчет затухания необходимо внести поправку
на .дифракцию, обусловленную конечными размерами апертуры.
Если диаграмму направленности передающей апертуры предста-
представить в виде углового спектра и учесть зависимость затухания от
углов, то можно сделать вывод, что при малых углах падения вол-
волны будут затухать меньше, нежели при больших. Эти эффекты
приводят к поправочным членам второго и третьего порядков, ко-
которые при затухании, равном 50 дб, приблизительно равны со-
соответственно —0,9 и — 0,1 дб.
Из уравнений A3.67) — A3.70) видно, что для обеих поляри-
поляризаций прошедшая и отраженная волны находятся в квадратуре.
Лайнс (A. W. Lines) в неопубликованной работе показал, что уст-
устройство из двух призм, изображенное на рис. 13.21, а, является
оптическим эквивалентом обычного направленного ответвителя
СВЧ, и на его основе можно сконструировать ряд практических
систем. Например, сочетая это устройство с отражающими поверх-
поверхностями, можно создать поглощающий волномер. В устройстве, изо-
изображенном на рис. 13.21, б, часть падающей мощности отражается
направленным ответвителем в интерферометр, состоящий из одного
757

составного и одного металлического зеркала. При перемещении
зеркала возникают такие положения, повторяющиеся через каждые
полволиы, при которых энергия, доходящая до детектора, резко
падает. Поскольку различные элементы находятся внутри релеевско-
го «цилиндра», то амплитуда поля вне диэлектрика затухает в по-
поперечном направлении экспоненциально. На частоте 35 Ггц призмы
обычно имеют размер каждой стороны около 15 см.
Ответвленная
волна
Подвижное
зеркало
Отражатель
Падающая
волна
Переданная
волна
Рупор
Опорный.
сиг
Детектор
Сигнал
рассогласо-
рассогласования
Линза
Подвижное^
зеркало
Нагрузка
Интерферо-
Интерферометр
Фабри-Перо
Выход
Детектор
Подвижные
Зеркала
Выход \ \
Рис. 13. 21. Устройства квазиоптического типа на призмах:
а — направленный ответвитель; 6—поглощающий волномер; в—измеритель
КСВ; г—согласующее устройство.
В.изображенном на рис. 13.21, в измерителе стоячих волн не-
небольшая часть падающей мощности отражается от зазора между
призмами в направлении подвижного зеркала, отразившись от
него, она направляется к детектору. Здесь отраженная мощность
сравнивается с такой же частью мощности, отраженной от нагруз-
нагрузки. При перемещении зеркала получаются последовательные мак-
максимумы и минимумы, по которым обычным способом можно вычис-
вычислить коэффициент отражения. Если ширину зазора между приз-
призмами выбрать так, чтобы затухание равнялось 3 дб, то получится
устройство, обладающее свойствами обычного гибридного соедине-
758

ния. Если, как показано на рис. 13.21, г, в боковые плечи помес-
поместить подвижные зеркала, то получится аналог обычного двойного
тройника. На основе рассмотренных выше принципов можно скон-
сконструировать ряд вспомогательных устройств, таких, как нагрузки
с очень малым и с очень большим коэффициентом отражения, при-
причем, если желательно, то в устройство могут входить искусствен-
искусственные диэлектрики.
В сконструированном Калшоу и Джонсом [69] преобразователе
линейной поляризации в круговую металлическая отражающая
пластина находится на соответствующем расстоянии от гипотену-
гипотенузы одиночной призмы. В неопубликованной работе Калшоу исполь-
использовал изменение фазы при полном внутреннем отражении для созда-
создания эквивалента ромба Френеля. Относительно плоскости падения
разность фаз б, которая появляется при полном внутреннем отра-
отражении между параллельной и перпендикулярной составляющими
tg(r) =
sin2 6,-^1)] cos 6,/sin»^ A3.71)
где 6; — угол падения волны на поверхность раздела.
Если эту разность фаз можно сделать равной я/2, то падающая
волна с линейной поляризацией будет преобразовываться в вол-
волну с круговой поляризацией. Для полистирола (е= 2,5) было най-
найдено, что необходимы два отражения при угле 6;, равном 58°04'.
Поскольку в уравнении A3.71) единственным, зависящим от час-
частоты параметром является диэлектрическая проницаемость, то
ромб Френеля оказывается широкополосным устройством.
Поскольку в устройствах оптического типа плотности потоков
мощности невелики, то они могут выдерживать высокие пиковые
мощности. Это обстоятельство особенно выгодно на милиметровых
войнах и позволило автору построить рассогласующий блок для
частоты 35 Ггц. Устройство состоит из двух рупорных излучате-
излучателей, соединенных с волноводом размерами 0,71 X 0,36 см. От-
Отражение при рассогласовании создавалось вставной поперечной
полистироловой пластиной. Чтобы уменьшить зависимость от час-
частоты и получить необходимый коэффициент отражения, на одной из
сторон пластины были прорезаны щели, а другая была плоской.
Входной волновод и рупор находились под добавочным давлением,
а выходной рупор был связан с водяной нагрузкой для измерения
мощности генератора. Продольное перемещение диэлектрической
пластины давало рассогласование с различной фазой, но с постоян-
постоянной амплитудой.
ЛИТЕРАТУРА
1. Aden, A. L.: «Electromagnetic Scattering from Spheres with Sizes Com-
Comparable to the Wavelength», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 601.
2. A d e n, A. L., and К e r k e r, M.: «Scattering of Electromagnetic Waves
from Two Concentric Spheres», J. appl. Phys., 1951, 22, p, 1242.
759

3. A d e y, A. W.: «Scattering of Microwaves by Long Dielectric Cylinders»,
Wireless Engr, 1956, 33, p. 259.
4. A d e y, A. W.: «Diffraction of Microwaves by Long Metal Cylinders»,
Canad. J. Phys., 1955, 33, p. 407.
5. A i r e y, G. В.: «On the Diffraction of an Object Glass with a Circular.
Aperture», Trans. Cambridge Phil. Soc, 1834, 5, p. 283.
6. A I 1 d r e d g e, L. R.: «Diffraction of Microwaves by Tandem Slits»,
Trans. 1. R. E., 1956, AP-4, p. 640.
7. A n d r e a s e n, M'. G.: «Back-Scattering Cross Section of a Thin, Die-
Dielectric, Spherical Shell», Trans. I. R. E., 1957, AP-5, p. 267.
8. Andrejewski, W.: «Rigorous Theory of the Diffraction of Plane
Electro-Magnetic Waves at a Perfectly Conducting Circular Disc and a
Circular Aperture in a Perfectly Conducting Plane Screen», Naturwiss,
1951, 38, p. 406.
9. Andrews, С L.: «Diffraction Pattern in a Circular Aperture Measured
in the Microwave Region», J. appl. Phys., 1950, 21, p. 761.
10. Andrews, С L.: «Diffraction Pattern or Microwaves near Rods», J.
appl. Phys., 1951, 22, p. 465.
11. A r t m a n, J. O.: «A Microwave Fabry — Perot Interferometer», Rev.
set. Instrum, 1953, 24, p. 873.
12. В а с h у п s к i, M. P., and В е к е f i, G.: «Aberrations ir.Circulary
Symmetric Microwave Lenses», Trans. I. R. E., 1956, AP-4, p. 412.
13. Baker, В. В., and С о p s о п, Е. Т.: «The Mathematical Theory of
Huyghens Principle», (Clarendon Press, Oxford, 1950).
14. Bennett, H. S.: «The Electromagnetic Transmission Characteristics
of the Two-Dimensional Lattice Medium», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 785.
15. В e r z, F.: «Reflection and Refraction of Microwaves at a Set of Parallel
Metallic Plates», Proc. I. E. ?., 1951, 98, pt III, p. 47.
16. В i с к m о r e, R. \V.: «On Focusing Electromagnetic Radiation», Canad.
J. Phys., 1957, 35, p. 1292.
17. В i г к e 1 a n d, M.: On magnetization produced by Hertzian Currents:
a Magnetic Dielectric», С R. Acad. Set. (Paris), 1894, 118, p. 1320.
18. Blair, G. R.: «An Ultra-Precise Microwave Interferometer», Nat. Conv.
Rec. 1. R. E., 1958, pt 1, p. 48.
19. В о с h e n e k. K., and P 1 e b a n s к i, J.: «Methods of Microwave Op-
Optics», Arch, elektrotech. (Warsaw), 1956, 5 p. 293.
20. В о i v i n, A., D i о n, A., and К о е n i g, H. P.: «Experimental Study
for the Diffraction of Microwaves by Rotationalfy Symmetrical Aper-
Apertures», Canad. J. Phys., 1956, 34, p. 166.
21. В о 1 t z m a n n, L.: «Investigation into Hertzian Phenomena», Ann. Phys.
(Leipzig), 1890, 40, p. 399.
22. В о о к e r, H. G., and С 1 e m m о w, P. C: «The Concept of an Angular
Spectrum of Plane Waves, and its Relation to that of Polar Diagram and
Aperture Distribution», Proc. I. E. E., 1950, 97, pt III, p. 11.
23. Bos e, J. C: «On the Determination of the Wavelength of Electric Radia-
Radiation by a Diffraction Grating», Phil Mag., 1896, 60, p. 167, and Proc. Roy.
Soc, 1897, 60, p. 167.
24. Bos e, J. C: «Collected Physical Papers» (Longmans Green, London,
1927).
25. Bos e, J. C: «Rotatory Polarization of Electric Waves», Proc. Roy.
Soc, 1898, 63, p. 146.
26. Bos e, J. C: «On a Complete Apparatus for the Study of the Properties
of Electric Waves», Electrician, 1896, 37, October 2nd, p. 788. ,
27. В о s e, J. C: «On a New Electro-Polariscope», Electrician, 1895, 36,
December 27 th, p. 291.
28. В о u w e r s, A.: «Achievements in Optics» (Elsevier, Amsterdam, 1946).
29. В о u w к a m p, С J.: «On the Diffraction of Electromagnetic Waves by
Small Circular Discs and Holes», Philips res. Rep., 1950, 5, p. 401.
30. В r a d y, J. J., P e a r s о n, M. D., and P e о p 1 e s, S. R.: «Reflection
of Microwaves trom Metal-Plate Media», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 964.
760

31. В г о u s s a r d, G.: «Study of the Diffraction of Electromagnetic Waves
by an Array of Perforated Plates», Ann. Radioelect., 1955, 10, p. 42.
32. Brown, J.: «The Design of Metallic Delay Dielectrics», Proc. I. E. E.,
1950, 97, pt III, p. 45.
33. Brown, J., and Jones, S. S. D.: «Microwave Lenses», Electronic
Engng, 1950, 22, pp. 127, 183, 227, 264, 358 and 429.
34. Brown, J.: «Artificial Dielectrics having Refractive Indices less than
Unity», Proc. I. E. E., 1953, 100, pt IV, p. 51.
35. Brown, J., and Jackson, W.: «The Properties of Artificial Diele-
ctics at Centimetre Wavelengths», Proc. I. E. E., 1955, 102, pt III, p. 11.
36. Brown, J., and Jackson, W.: «The Relative Permittivity of
Tetragonal Arrays of Perfectly Conducting Thin Discs», Proc. I. E. E.,
1955, 102, pt 111, p. 37.
37. В г о w n, J.: «Microwave Jenses»» (Methuen, London, 1953).
38. Brown, J., and Seeley, J. S.: «The Fields Associated with an Inter-
Interface between Free Space and an Artificial Dielectric», Proc. I. E. E., 1958,
105C, p. 465.
39. В г у n g d a h 1, O., and I n g e I s t a m, E.: «Phase Object Diffraction
' Patterns in Microscopes and Microwave Fields», Physica, 1958, 24, p. 445.
40. В г у s к, Н.: «The Radar Cross-Section of a Semi-Infinite Body», Canad.
J. Phys., 1960, 38, p. 48.
41. В г у s k, H., H i a t t, R. E., W e s t о n. V. H., and S i e g e 1, К. М.:
«The Nose-On Radar Cross-Sections of Finite Cones», Canad. J. Phys., 1959,
37, p. 675.
42. В u с h s b a u m, S. J., Milne, A. R., Hogg, D. C, Bekefi,
G., and W о о n t о n, G. A.: «Microwave Diffraction by Apertures of
Various Shapes». J. appl. Phys., 1955, 26, p. 706.
43. С a i с о у a, J. I.: «The Generation of Multiple TE,.,0 and TMm0 Modes
between Parallel Plates and in Rectangular Waveguides by Interference
and its Application to the Measurement of Wavelength», Rev. Telecom.,
1956, 11, No. 43, p. 2.
44. С a i с о у a, J. I.: «The Optical Approach in Microwave Measurement
Technique», Brit. Commun. Electronics, 1958, 6, p. 500.
45. С a r 1 s о n, J. F., and H e i n s, A. E.: «The Reflection of an E. M. Wave
by an Infinite Set of Plates», Quart, appl. Math., 1947, 4, p. 313, 1947, 5,
p. 82, and 1950, 8, p. 281.
46. С a r n e, A., and Brown, J.: «Theory of Reflections from the Rodded-
•Type Artificial Dielectric», Proc. I. E. E., 1959, 106B, p. 107.
47. Carrara, N.: «Refraction of Evanescent Waves», Alta Frequenza,
1950, 19, p. 164.
48. С a s s e d y, E. S., and Fainberg, J.: «Back-Scattering Cross Se-
Sections of Cylindrical Wires of Finite Conductivity», Trans. I. R. E., 1960,
AP-8, p. 1.
49. С a w s e у , G. F., F a r г a n d s, J.L., and T h о m a s, S.: «Observations
of Detonation in Solid Explosives by Microwave Interferometry», Proc.
Roy. Soc, 1958, 248A, p. 499.
50. С h a t t e r j e e, S. К., В a i, С R., and S h e n о y, P. R.: «Microwave
Interferometer», J. Indian Inst. Sci., 1954, 36B, p. 172.
51. Chatterjee, S. K.., and Rao, B. V.: «Investigations on Artificial
Dielectrics at Microwave Frequencies: Part I», J. Indian Inst. Sci., 1955,
37B, p. 304.
52. С 1 e m m о w, P. C: «Edge Currents in Diffraction Theory», Trans. I. R. E.,
1956, AP-4, p. 282.
53. С о a t e s, R. J.: «A Grating Spectrometer for Millimetre Waves», Rev.
sci. Inst rum., 1948, 19, p. 586.
54. С о с h r a n e, С A.: «An Experimental Verification of the Theory of
Parallel-Plate Media», Proc. I. E. E., 1950, 97, pt III. p. 72.
55. Cohen, M. H., and Fisher, R. C: «A Dual-Standard for Radar-
Echo Measurements», Trans. I. R. E., 1955, AP-3, p. 108.
761

56. С о h n, S. В.: «Electrlytic-Tank Measurements for Microwave Metallic
Delay-Lens Media», J. appl. Phys., 1950, 21, p. 674.
57. С о h n, S. В.: «The Electric and Magnetic Constants of Metallic Delay
Media containing Obstacles of Arbitrary Shape and Thickness», J appl.
Phys., 1951, 22, p. 628.
58. Coh n, S. В.: «Experimental Verification of the Metal-Strip Delay-Lens
Theory», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 839.
59. С о h n, S. В.: «Microwave Measurement on Metallic Delay Media» Proc.
I. R. E., 1953, 41, p. 1177.
60. Colin, S. В.: «Analysis of the Metal-Strip Delay Structure for Micro-
Microwave Lenses», J. appl. Phys., 1949, 20, p. 257.
61. С о 1 1 i n, R. E., and Brown, J.: «The Design of Quarter-Wave Mat-
Matching Layers for Dielectric Surfaces», Proc. I. E. E., 1956, 103C, p. 153.
62. С о 1 1 i n, R. E.: «Reflection and Transmission at a Slotted Dielectric
Interface», Canad. J. Phys., 1956, 34, p. 398.
63. С о 1 1 i n, R. E.: «A Simple Artificial Anisotropic Dielectric Medium»,
Trans. I. R. E., 1958, MTT-6, p. 206.
64. С о 1 1 i n, R. E.: «Properties of Slotted Dielectric Interfaces», Trans.
I. R. E., 1959, AP-7, p. 62.
65. С о 1 1 i n, R. E.: «Scattering by an Infinite Array of Thin Dielectric She-
Sheets», Trans. I. R. ?., I960, AP-8, p. 62.
66. С or к urn, R. W.: Isotropic Artificial Dielectric», Proc. I. R. ?., 1952,
40, p. 574.
67. С u 1 s h a \v, W.: «The Michelson Interferometer at Millimetre Wave-
Wavelengths», Proc. Rhys. Soc, 1950, 63B, p. 393.
68. С u 1 s h a w, W.: «The Fabry — Perot Interferometer at Millimetre Wa-
Wavelengths», Proc. Phyc. Soc, 1953, 66B, p. 597.
69. С u 1 s h a w, W., and J о n e s, D. S.: «Effect of the Metal Plate on Total
Reflection», Proc. Phys. Soc, 1953, 66B, p. 859.
70. С u 1 s h a vv, W.: «A Spectrometer for Millimetre Wavelengths», Proc.
I. E. E., 1953, 100, pt II, p. 5.
71. С u 1 s h a w, W.: «Reflectors for a Microwave Fabry — Perot Interfe
fometer», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 221.
72. С u 1 s h a w, W.: «High Resolution Millimetre Wave Fabry — Perot
Interferometer», Trans. I. R. E., 1960, MTT-8, p. 182.
73. С u m m i n g, W. A.: «Radiation Measurements at Radio Frequencies:
a Survey of Current Techniques», Proc. I. R. E., 1959, 47, p. 705.
74. D a 1 1 e n b а с h, W., and К 1 e i n s t e u b e r, W.: «Reflection and
Absorption of Decimetre-Waves by Plane Dielectric Layers», Hochfreq.
Electroak., 1938, 51, p. 152.
75. D e с к е г, М. Т.: «Transmission and Reflection by a Parallel Wire Grid»,
J. Res. nat. Bur. Stand., 1959, 63D, p. 87.
76. D i к e, S. H., and King, D. D.: «The Absorption Gain and Back-Scat-
Back-Scattering Cross-Section of the Cylindrical Antenna», Proc I. R. E., 1952, 40,
p. 853.
77. E h r 1 i с h, M. J., S i 1 v e r, S., and H e 1 d, G.: «Studies of the Diffra-
Diffraction of Electromagnetic Waves by Circular Apertures and Complementary
Obstacles: the Near-Zone Field», J. appl. Phys., 1955, 26, p. '336.
78. E 1-K h a r a d 1 y, M. M. Z., and J а с к s о n, W.: «The Propeties of
Artificial Dielectrics comprising Arrays of Conducting Elements», Proc.
I. E. E., 1953, 100, pt III, p. 199.
79. A 1 - К h a r a d 1 y, M. M. Z.: «Some Experiments on Artificial Dielectrics
at Centimetre Wavelengths», Proc I. E. E., 1955, 102, pt III, p. 17.
80. Enoch, J. M., and Fry, G. A.: «Characteristics of a Model Retinal
Receptor—Studied at Microwave Frequencies», J. Opt. Soc Amer., 1958,
48, p. 899.
81. E r d e 1 у i, A., and P a p a s, С A.: «On Diffraction by a Strip», Proc
Nat. Acad. Set., 1954, 40, p. 128.
82. E s t r i n, G.: «The Effects of Anisotropy in a Three-Dimensional Array
of Conducting Disks», Proc I. R. E., 1951, 39, p. 821.
762

83. E s t r i n, Q.: «The Effective Permeability of an Array of Thin Con-
Conducting Disks», J. appl. Phys., 1950. 21, p. 667.
84. F a r n e 1 1, Q. W.: «Calculated Intensity and Phase Distribution in
the Image Space of a Microwave Lens», Canad. J. Phys., 1957, 35, p. 777.
85. F a r n e 1 1, Q. W.: «On the Axial Phase Anomaly for Microwave Len-
Lenses», J. Opt. Soc. Amer., 1958, 48, p. 643.
86. F a r r a n d s, J., and Brown, J.: «Boltzmann Interferometer», Wi-
Wireless Engr, 1954, 31, p. 81.
* 87. F e 1 ' d, Ya. N.: «Incidence of Electromagnetic Waves on Double Infi-
Infinite Grids», Dokl. Akad. Nauk SSSR, 1956, 107, p. 71.
88. F e 1 s e n, L. В.: «Back-Scattering from Wide-Angle and Narrow-Angle
Cones», /. appl. Phys., 1955, 26, p. 138.
89. F e 1 s e n, L. В.: «Plane-Wave Scattering by Small-Angle Cones», Trans.
I. R. E., 1957, AP-5, p. 121.
90. F о r t e t, R.: «Propagation in an Artificial Dielectric», Ann. Telecomm.,
1953, 8, p. 361.
91. Franz, W.: «Theory of the Trentini Absorption Grid», Z. angew. Phys.,
1954, 6, p. 449.
92. F r i e d 1 a n d e r, F. G.: «Diffraction of Pulses by a Circular Cylinder»,
Commun. pure appl. Math., 1957, 7, p. 705.
93. F г о о m e, K. D.: «Determination of the Yelocity of Short Electro-
Electromagnetic Waves by Interferometry», Proc. Roy. Soc, 1952, 213A, p. 123.
94. F г о о m e, K. D.: «Investigation of a New Form of Microwave Inter-
Interferometer for Determining the Velocity of Electromagnetic Waves»,
Proc. Roy. Soc, 1954, 223A; p. 195.
95. F г о о m e, K. D.: «Microwave Determination of the Velocity of Light»,
J. Brit. I. R. E., 1956, 16, p. 497.
96. F г о о m e, K. D.: «Precision Determination of the Velocity of Elect-
Electromagnetic Waves», Nature, 1958, 181, p. 258.
97. F г о о m e, K- D.: «A New Determination of the Free-Space Velocity
of Electromagnetic Waves», Proc. Roy. Soc, 1958, 247A, p. 109.
98. Garbasso, A., and Aschkinass, E.: «Refraction and Dispersion
of Electric Waves», Ann. Phys. (Leipzig), 1894, 53, p. 534.
99. Genzel, L, H a p p, H. and Weber, R.: «A Grating Spectrome-
Spectrometer for the Far-Infrared Range and Short Microwaves», Z. Phys., 1959,
154, p. 1.
100. G i b e 1 1 a t o, S.: «Total Reflection of an Electromagnetic Wave with
Metallic Reflection of the Evanescent Wave», Nuovo Cim., 1949, 6,
. " p. 344.
101. G i g e r. A., and Tank, F.: «Investigation of Radar Absorption Ma-
Materials», Schweiz. Arch, angew. Wiss. Tech., 1956, 22, p. 414.
102. G о о d a 1 1, E. G. A., and J а с к s о n, J. A. C: «A Focused Spect-
Spectrometer for Microwave Measurements», Marconi Rev., 1957, 20, p. 51.
103. G о о d a 1 1, E. G. A., and Jackson, J. A. C: «Transmission of
Electromagnetic Waves through Wire Gratings (Experimental)», Mar-
Marconi Rev., 1959, 22, p. 91.
104. Grannemann, W. W., and Watson. R. В.: «Diffraction of
Electromagnetic Waves by a Metallic Wedge of Acute Dihedral Angle»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 392.
105. G r i 1 1 i n i, L.: «An Experiment on a Plane Microwave Diffraction
Grating», Nuovo Cim., 1951, 8, p. 952.
106. Groves, W. E.: «Transmission of Electromagnetic Waves through
Pairs of Parallel-Wire Grids», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 845.
107. Haddenhorst, H. G.: «Transmission of Electromagnetic Waves
through Inhomogeneous Layers», Z. angew. Phys., 1955, 7, p. 487.
108. Haddenhorst, H. G.: «Transmission of Electromagnetic Waves
fhrough Inhomogenous Layers: Part 2 — Absorption of Electromagne-
Electromagnetic Waves», Z. angew. Phys., 1956, 8, p. 264.
109. Hadlock, R. K..: «Diffraction Patterns at the Plane of a Slit in a
Reflecting Screen», J. appl. Phys., 1958, 29, p. 918.
763

110. Harrington, R. F.: «On Scattering by Large Conducting Bodies»,
Trans. I. R. E., 1959, AP-7, p. 150.
111. Hart, R. W., and M о n t г о 1 1, E. W.: «On the Scattering of Plane
Waves by Soft Obstacles: Part I — Spherical Obstacles», J. appl. Phys.,
1951, 22, p. 376.
112. Harvey, A. F.: «Optical Techniques at Microwave Frequencies»,
Proc. 1. E. E., 1959, 106B, p. 141.
113. Hertz, H.: «Electric Waves» (Macmillan, London, 1893).
114. H e y, J. S., P i n s о n, J. Т., and S m i t h, P. G.: «A Radio Method
of Determining the Velocity of a Shock Wave», Nature, 1957, 179, p. 1184.
115. H i r s h f i e 1 d, J. L., and Z i e m a n, С. М.: «Measurement of Micro-
Microwave Diffraction from a Long Slit in a Thin Conducting Plane», J. appl.
Phys., 1955, 26, p. 135.
116. Hogg, D. C: «The Electromagnetic Field in the Plane of a Circular
Aperture due to Incident Spherical Waves», J. appl. Phys., 1953, 24,
p. 110.
117. Hogg, D. C: «The Electromagnetic Field near a Dielectric Lens», J.
appl. Phys., 1954, 25, p. 542.
118. Holt, F. S.: «Geometrical-Optics Approximation of Near-Field Back-
Scattering», Trans. I. R. ?., 1959, AP-7, p. 434.
119. H u, Y. Y.: «Back-Scattering Cross Section of a Centre-Loaded Cylindri-
Cylindrical Antenna», Trans. 1. R. E., 1958, AP-6, p. 140.
120. H u a n g, С, К о d i s, R. D., and L e v i n e, H.: «Diffraction by Aper-
Apertures», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 151.
121. Hull, G. F.: «On the Use of Interferometers in the Study of Electric
Waves», Phys. Rev., 1897, 5, p. 231.
122. H u r r 1 e, K.: «Electromagnetic-Horn Radiators with Phase-Correcting
Microwave Lenses», Arch, elekt. Ubertragung, 1952, 6, p. 502.
123. Ishimarn, A., and Held, G.: «Radiation Pattern Synthesis with
Sources Located on a Conical Surface», Trans. I. R. E., 1960, AP-8, p. 91.
124. Jenkins, F. A., and W h i t e, H. A.: «Fundamentals of Physical
Optics» (McGraw-Hill, New York, 1937).
125. Jones, D. S.: «Diffraction of a Waveguide of Finite Length», Proc.
Cambridge Phil. Soc, 1952, 48, p. 118.
126. Jones, E. M. Т., and С о h n, S. В.: «Surface Matching of Dielectric
Lenses», J. appl. Phys., 1955, 26, p. 452.
127. Jones, S. S. D., and Brown, J.: «Metallic Delay Lenses», Nature,
1949, 163, p. 324.
128. К a h a n, Т.: «Interferometer for Hertzian Microwaves», J. Phys. Radium,
1947, 8, p. 192.
129. К a p r i e 1 i a n, Z. A.: «Dielectric Properties of a Lattice of Aniso-
tropic Particles», J. appl. Phys., 1956, 27, p. 24.
130. К a r p, S. N., and R a d 1 о w, J.: «On Resonance in Infinite Gratings
of Cylinders», Trans. I. R. E., 1956, AP-4, p. 654.
131. К a r p, S. N., and R u S s e k, A.: «Diffraction by a Wide Slit», J. appl.
Phys., 1956, 27. p. 886.
132. Keller, J. В., and Blank, A.: «Diffraction and Reflection of Pul-
Pulses by Wedges and Corners», Commun. pure appl. Math., 1951, 4, p. 75.
133. К e 1 1 e r, J. В., L e w i s, R. M., and S e с к 1 e r, B. D.: «Asymptotic
Solution of Some Diffraction Problems», Commun. pure appl. Math., 1956,
9, p. 207.
134. К e 1 1 e r, J. В.: «Diffraction by a Convex Cylinder», Trans I. R. E.,
1956, AP-4, p. 312.
135. К e 1 1 er J. В.: «Diffraction by an Aperture», J. appl. Phys., 1957, 28,
p. 426.
136. К e 1 1 e r, J. В., L e w i s, R. M., and S e с к 1 e r B. D.: «Diffra-
«Diffraction by an Aperture—II», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 570.
137. Kelly, J. M., S t e n о i e n, J. O., and I s b e 1 1, D. E.: «Waveguide
Measurements in the Microwave Region on Metal Powders Suspended
in Paraffin Wax», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 258.
764

138. К е 1 1 у, J. M., and S t e n о i e n, J. O.: «Effect of Particle Size on Ma-
Magnetic Loss Tangent of Obstacle-Type Artificial Dielectrics», J. appl.
Phys., 1953, 24, p. 962.
139. К е у s, J. E., and Primich, R. I.; «The Nose-on Radar Gross-Sections
of Conducting Right Circular Cones», Canad. J. Phys., 1959, 37, p. 521.
140. К i r s с h b a u m, H. S., and Chen, S.: «A Method of Producing Broad-
Broadband Circular Polarization Employing an Anisotropic Dielectric»,
Trans. I. R. E., 1957, MTT-5, p. 199.
141. Klein, J. A., L о u b s e r J. H. N.. N e t h e г с о t, A. H., and
T о w n e s, С. Н.: «Magnetron Harmonics at Millimetre Wavelengths»,
Rev. sci. lustrum., 1952, 23, p. 78.
142. Kock, W. E.: «Metallic Delay Lenses», Bell Syst. tech. J., 1948,
27, p. 58.
143. К ос к, W. E.: «Path-length Microwave Lenses», Proc. I. R. ?., 1949,
37, p. 852.
144. К о с к, W. E.: «Metal Lens Antennas», Proc. I. R. E., 1946, 34, p. 828.
145. Kock, W. E.: «Related Experiments with Sound Waves and Elect-
. romagnetic Waves», Proc. I. R. E., 1959, 47, p. 1192.
146. К о с k, W. E., and H a r v e y, F. K.: «A Photographic Method for
Displaying Sound Wave Microwave Space Patterns», Bell Syst. tech.
J., 1951, 30, p. 564.
147. Kock, W. E., and Harvey, F. K-: «Refracting Sound Waves»,
J. Acoust. Soc. Amer., 1949, 21, p. 471.
148. Kock, W. E.: «An Acoustic Gyrator», Arch, elekt. Ubertragung,
1953, 7, p. 106.
149. Kock, \V. E.: «Binaural Localization and Space-Frequency Equi-
Equivalence», J. Acoust. Soc. Amer., 1958, 30, p. 222.
150. К о d i s, R. D.: «Diffraction Measurements at 1-25 Centimeters», J.
appl. Phys., 1952, 23, p. 249.
151. Kot tier, F.: «Theory of Reflection by Black Screens», Ann. Phys.
{Leipzig), 1923, 70, p. 405, and 71, p. 457.
152. К о u у о u m j i a n, R. Q.: «The Back Scattering from a Circular Loop»,
Appl. sci. Res., 1956, B6, No. 3, p. 165.
153. L a b r u n, N. R.: «Some Experiments on Centimetre-Wavelength
Scattering by Small Obstacles», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 1320.
•154. L e b e d e v, P.: «Double Refraction of Electric Rays», Electrician,
1895, 36, November 15th, p. 92.
155. L e n g у e 1, B. A.: «A Michelson-Type Interferometer for Microwave
Measurements», Proc. I. R. E., 1949, 37, p. 1242.
156. L e n g у e 1, B. A.: «Reflection and Transmission at the Surface of
Metal-Plate Media», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 265.
157. L e n z, K. L., and Z i n к е, О.: «The Absorption of Electromagnetic
Waves in Absorbers and Lines with Sectionally-Homogeneous Distri-
Distributed Conductance», Z. angew. Phys., 1957, 9, p. 481.
158. L e v i n e, H., and S с h w i n g e r, J.: «On the Theory of Electro-
Electromagnetic-Wave Diffraction by an Aperture in an Infinite Plane Con-
Conducting Screen», Commun. pure appl. Math., 1950, 3, p. 355.
159. Levy, B. R., and Keller J. В.: «Diffraction by a Spheroid»,
Canad. J. Phys,., 1960, 38, p. 128.
160. L e w i n, L.: «The Electrical Constants of a Material Loaded with
Spherical Particles», J. 1. E. E., 1947, 94, pt III, p. 65.
161. M а с f a r 1 a n e, G. Q.: «Surface Impedance of an Infinite Parallel-
Wire Grid at Oblique Angles of Incidence», J. I. E. E., 1946, pt IIIA,
No. 10. p. 1523.
•162. M a r с u v i t z, N.: «Waveguide Handbook» (McGraw-Hill, New York,
1951).
163. M a r t i n, J. R., and S с h u n e m a n n, C. F.: «Measuring Wavelength
in Millimetres», Electronics, 1953, 26, May, p. 184.
164. M a t h e w s, P. A., and Cu 1 1 en, A. L.: «A Study of the Field Dist-
765

ribution at an Axial Focus of a Square Microwave Lens», Proc. I. E .?.,
1956, 103C, p. 449.
165. M a t h u r, P. N.. and Mueller, E. A.: «Radar Back-Scattering
Cross-Sections for Nonspherical Targets». Trans. I. R. E., 1956, AP-4
p. 51.
166. Meecham, W. C, and P e t e r s, С W.: «Reflection of Plane-
Polarized Electromagnetic Radiation from an Echelette Diffraction
Grating», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 216.
167. M e n t z e r, J. R.: «The Use of Dielectric Lenses in Reflection Mea-
Measurements», Proc. 1. R. E., 1953, 41, p. 252.
*168. Menlzer, J. R.: «Scattering and Diffraction of Radio Waves» (Per-
gamon, London, 1955).
169. M e v e 1, J.: «Apparatus for the Experimental Study of the Diffraction
of Centimetre Waves», J. Phys. Radium, 1957, 18, Sup. No. 3, p. 45A.
170. Meyer, E., and S e v e r i n, H.: «Absorption Devices for Centimetre
Electromagnetic Waves and their Acoustic Analogues», Z. angew. Phys.,
1956, 8, p. 105.
171. Meyer, E., S e v e r i n, H., and U m 1 a u f t, G.: «Resonance Ab-
Absorbers for Electromagnetic Waves», Z. Phys., 1954, 138, p. 465.
172. Meyer, E., К u r t z e, G., S e v e r i n, H., and T a m m, K.: «A
New Large Free-Space Room for Acoustic and Short-Electromagnetic
Waves», Acustica, 1953, 3, p. 409.
173. Meyer, E.: «Microwave — Acoustic Analog Experiments at Goet-
tingen», J. Acoust. Soc. Amer., 1958, 30, p. 624.
*174. M i к a e 1 у a n, A. L.: «Methods for Calculating the Dielectric and
Magnetic Permeabilities of Artificial Media», Radiotekhnika, 1955, 10,
p. 23.
175. Millar, R. F.: «The Diffraction of an Electromagnetic Wave by
a Circular Aperture», Proc. 1. E. E., 1957, 104C, p. 87.
176. M i n к о w s к i, J. M., and С a s s e d у, Е. S.: «Cross Section of
Collinear Arrays at Normal Incidence», J. appl. Phys., 1956, 27, p. 313.
177. M о r i t a, K., and Cohn, S. В.: «A Microwave Lens Matched by
Simulated Quarter-Wave Transformers», Trans. I. R. E., 1956, AP-4,
p. 33.
178. M о n t г о 1 1, E. W., and H a r t, R. W.: «Scattering of Plane Waves-
by Soft Obstacles: Part 2 — Scattering of Cylinders, Spheroids and
Disks», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 1278.
179. M о n t г о 1 1, E. W., and Green berg, J. M.: «Scattering of Plane
Waves by Soft Obstacles: Part 3 — Scattering by Obstacles with Sphe-
Spherical and Circular Cylindrical Symmetry», Phys. Rev, 1952, 86,
p. 889.
180. Morse P. M., and R u b e n s t e i n, P. J.: «The Diffraction of Wa-
Waves by Ribbons and by Slits», Phys Rev., 1938, 54, p. 895.
181. О b e r h e t t i n g e r, F.: «Diffraction of Waves by a Wedge», Com-
mun. pure appl. Math., 1954, 7, p. 551.
182. Oberhettinger, F.: «On Asymptotic Series for Functions oc-
occurring in the Theory of Diffraction of Waves by Wedges», J. Math.
and Phys., 1956, 34, p. 245.
183. Oberhettinger, F.: «On the Diffraction and Reflection of Wa-
Waves and Pulses by Wedges and Corners», J. Res. nat. Bur. Stand., 1958,
61, p. 343.
184. О r t u s i, J., and S i m о n, J. C: «On the Focusing of a Wave», С /?.
Acad. Sci (Paris), 1950, 230, p. 521.
185. Peters, L.: «End-Fire Echo Area of Long, Thin Bodies», Trans.
1. R. E., 1958, AP-6, p. 133.
186. P h i 1 i p s о n, L. L.: «An Analytical Study of Scattering by Thin
Dielectric Rings», Trans. I. R. E., 1958, AP-6, p. 3.
187. P о i n с e 1 о t, P.: «The Diffraction of an Electromagnetic Plane Wave
by a Pertectly Conducting Half-Plane», С R. Acad. Sci. (Paris), 1958,
246, p. 3418.
766

188. Р о t t e 1, R.: «The Absorption of Centimetre Electromagnetic Waves
in Artificially Anisotropic Media», Z. angew. Phys., 1958, 10, p. 8.
189. Pott el, R.: «The Increase in Frequency Bandwidth of Thin 'л/4-
Layer' Absorbers for Centimetre Electromagnetic Waves», Z. angew.
Phys., 1959, 11, p. 46.
190. P r i m i с h, R. I.: « A General Experimental Method to Determine the
Properties of Artificial Media at Centimetre Wavelengths Applied to an
Array of Parallel Metallic Plates», Proc. I. E. E., 1955, 102B, p. 26.
191. P r i m i с h, R. I.: «A Semi-Infinite Array of Parallel Metallic Plates
of Finite Thickness for Microwave Systems», Trans. I. R. E., 1956,
MTT-4, p. 156.
192. P r i m i с h, R. I.: «Some Electromagnetic Transmission and Reflection
Properties of a Strip Grating», Trans. 1. R. ?., 1957, AP-5, p. 176.
193. R a m s a y, J. F., and Snook, S, С L.: «Microwave Model Crystal-
Crystallography», Electronic Radio Engr., 1957, 34, №. 5, p. 165.
194. Ramsay, J. F.: «Microwave Antenna and Waveguide Techniques
before 1900», Proc. 1. R. E., 1958, 46, p. 405.
195-. Rao, B. V.: «Investigations on Artificial Dielectrics at Microwave
Frequencies: Part 2», J. Indian Inst. Sci., 1959, 4iri, p. 36.
196. Rayleign, Lord: «On the Incidence of Aerial and Electric Waves
upon Small Obstacles», Phil. Mag., 1897, 44, p. 28.
197. Rayleign, Lord: «On Pin-Hole Photography», Phil. Mag., 1891,
31, p. 87.
198. R e d h e f f e r, R.: «The Dependence of Reflection on Incidence Angle»,
Trans. 1. R. E., 1959, MTT-7, p. 423.
199. R i g h i, A.: «The Optics of Electric Oscillations» (Zanichelli, Bologna,
1897).
200. Robenhurst, H.: «Determination of Dielectric Properties from
the Brevvster Angle of Incidence and the Restored Azimuth at Wave-
Wavelength below 30 cm», Ann. Phys. (Leipzig), 1955, 16, p. 163.
201. Robinson, H. L.: «Diffraction Patterns in Circular Apertures less
than One Wavelength in Diameter», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 35.
202. R о n с h i, L., and F r a n с i a, G. T. di: «An Application of Parageo-
metrical Optics to the Design of a Microwave Mirror», Trans. I. R. E.,
1958, AP-6, p. 129.
203. R о w, R. V.: «Microwave Diffraction Measurements in a Parallel Plate
Region», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1448.
204. Row, R. V.: «Theoretical and Experimental Study of Electromagnetic
Scattering by Two Identical Conducting Cylinders», J. appl. Phys., 1955,
26, p. 666.
205. R u b i n о w, S. I., and W u, Т. Т.: «First Corrections to the Geomet-
Geometric-Optics Cross Section from Cylinders and Spheres», J. appl. Phys.,
1956, 27, p. 1032.
206. Rust, N. M.: «The Phase Correction of Horn Radiators», J. I. E. E.,
1946, 93, pt IIIA, No. 1, p. 50.
207. R u z e, J., and Young, M.: «Experimental Determination of the
Reflection Coefficient of Metal Plate Media», J. appl. Phys., 1951, 22,
p. 277.
*208. R у t о v, S. M.: «Electromagnetic Properties of a Medium comprising
Thin Layers», Zh. eksper. tear. Fiz., 1955, 29, p. 605.
209. S с h a e f f e r, C., and Gross, G.: «Investigations concerning Total
Reflection», Ann. Phys. (Leipzig), 1910, 32, p. 648.
210. Scharfman, H., and King, D. D.: «Antenna Scattering Measu-
Measurements by Modulation of the Scatterer», Proc. I. R. E., 1954, 42, p. 854.
211. S с h m i t t, H. J.: «Wide-Band Resonance Absorber for Centimetre
Electromagnetic Waves», Z. angew. Phys., 1956, 8, p. 372.
212. S с h m i t t, H. J., and Futtermenger, W.: «Multistage Reso-
Resonance Absorbers for Centimetre Electromagnetic Waves», Z. angew.
Phys., 1958, 10, p. 1.
767

213. S с h m i t t, H. J.: «Back-Scattering Measurements with a Space-Sepa-
Space-Separation Method», Trans. I. R. E., 1959, AP-7, p. 15.
214. Schraitt, H. J., and S e n g u p t a, D. L.: «On the Reflections of
Electromagnetic Waves from a Medium Excited by Acoustic Waves»,
J. appl. Phys., 1960, 31, p. 439.
215. S e e 1 e y, J. S.: «The Quarter-Wave Matching of Dispersive Materials»,
Proc. I. E. E., 1959, 106B, p. 103.
216. Seeley, J. S., and Brown, J.: «The Use of Dispersive Artificial
Dielectrics in a Beam-Scanning Prism», Proc. I. E. E., 1959, 106B, p. 93.
217. S e e 1 e y, J. S.: «A Spectrometer Method for Measuring the Electrical
Constants of Lossy Materials», Proc. I. E. E., 1958, 105C, p. 18.
218. Senior, Т. В. A.: «The Scattering of Electromagnetic Waves by
a Corrugated Sheet», Canad. J. Phys., 1959, 37, p. 787.
219. Seshadri, S. R., and W u, Т. Т.: «High-Frequency Diffraction
of Plane Waves by an Infinite Slit for Grazing Incidence», Trans. I. R. E.,
1960, Ap-8, p. 27.
220. S e v e r i n, H.: «Surface Resistors for Centimetre Wave Technique»,
Tech. Mitt. PTT, 1954, 32, p. 209.
221. S e v e r i n, H.:«Diffraction of Centimetre Elecromagnetic Waves by
Metal Disks», Z. angew. Phys., 1950, 2, p. 499.
222. S e v e r i n, H., and В а е с к m a n n, W. V.: «Diffraction of Cen-
Centimetre Electromagnetic Waves by Metal and Dielectric Disks», Z. angew.
Phys., 1951, 3, p. 22.
223. S e v e r i n, H.: «Application of the Methods of the Optics to Calcu-
Calculations of Diffraction Phenomena in the Centimetre Wave Range», Tech.
Mitt. PTT, 1952, 30, p. 347.
224. S e v e r i n, H.: «Nonreflecting Absorbers for Microwave Radiation»,
Trans. I. R. E., 1956, AP-4, p. 385.
225. S h a r p 1 e s s, W. M.: «Artificial Dielectrics [or Microwaves», Proc.
I. R. F., 1951, 39, p. 1389.
226. S h i n n, D. H.: «Misfocusing and the Near-Field of Microwave Ae-
Aerials», Marconi Rev., 1956, 19, No. 123, p. 141.
227. S i e g e 1, K. M., S с h u 1 t z, F. V., G e r e, B. H., and S 1 e a t о r,
F. В.: «The Theoretical and Numerical Determination of the Radar
Cross Section of a Prolate Spheroid», Trans. 1. R. E., 1956, AP-4, p. 266.
228. Simmons, A. J., and Emerson, W. H.: «Anechoic-Chamber
for Microwaves»,. Tele-Tech., 1953, 12, July, p. 47.
229. Simon, J. C: «On the Focusing of a Wave», С R. Acad. Sci. (Pa-
(Paris), 1950, 230, p. 1513.
230. S к w i r z у n s к i, J. K.., and T h а с к г а у, J. С: «Transmission
of Electromagnetic Waves through Wire Gratings (Theory)», Marconi
Rev., 1959, 22, p. 77.
231. S n о w, O. J.: «Transmission Characteristics of Inclined Wire Gratings»,
Trans. I. R. E., 1956, AP-4, p. 650.
232. S о 1 1 о m, P. H, and Brown, J.: «A Centimetre-Wave Parallel-
Plate Spectrometer», Proc. I. E. E., 1956, 103B, p. 419.
233. S о m m e r f e 1 d, A.: «Distribution of Potential in Space», Proc.
London Math. Soc, 1897, 28, p. 395, andZ. Math. Phys., 1901, 46, p. 11.
234. S t i с к 1 e r, D. C: «Electromagnetic Diffraction by Dielectric Strips»,
Trans. I. R. E., 1958, AP-6, p. 148.
•235. S t r a t t о n, J. A.: «Electromagnetic Theory» (McGraw-Hill, New
York, 1941).
236. S t u e t z e г, О. М.: «Development of Artificial Microwave Optics
in Germany», Proc. I. R. E., 1950, 38, p. 1053.
237. S u s s к i n d, C: «Obstacle-Type Artificial Dielectrics for Microwaves»,
J. Brit. I. R. E., 1952, 12, p. 49.
238. S w a r u p, S.: «Metal-Flake Artificial Dielectric», Electronic Radio
Fngr, 1958, 35, p. 179.
239. T a i, С. Т.: «Electromagnetic Back-Scattering from Cylindrical Wi-
Wires», J. appl. Phys., 1952, 23, p. 909.
768

240. T a 1 р е у, Т. F.: «Optical Methods for Measurement of Complex Di-
Dielectric and Magnetic Constants at Centimetre and .Millimetre Wave-
Wavelengths», Onde elect., 1953, 33, p. 5G1, and Trans. I. R. li., 1954, MTT-2,
No. 3, p. 1.
241. Tang, С. С. Н.: «Electromagnetic Back-Scattering Measurements
by a Time-Separation Method», Trans. I. R. E., 1959, MTT-7, p. 209.
242. Tang, С. С. Н.: «Backscattering from Dielectric-Coated Infinite
Cylindrical Obstacles», J. appl. Phys., 1957, 28, p. 628.
243. T h e i s s i n g, H. H., and M с Q u e, J.: «Wavelength Measurement
in the Millimetre Region», Rev. sci. Instrum., 1955, 26, p. 1203.
244. Thompso n, B. J.: «Tlie Thiee-Dimensionai Intensity Distribution
near the Focus of Waves Diffracted by Slit and Rectangular Apertures»,
Proc. Phys. Soc, 1959, 73, p. 905.
245. T r e n t i n i, Q. von: «Grids as Circuit Elements for Electromagnetic
Waves in Space», Z. angew. Phys., 1953, 5, p. 221.
246. T r e n t i n i, Q. von: «Partially Reflecting Sheet Arrays*, Trans.
1. R. ?., 1956, AP-4, p. 666.
247. T r e n t i n i, G. von: «Maximum Transmission of Electromagnetic
Waves by a Pair of Wire Gratings», J. Opt. Soc. Amer., 1955, 45, p. 883.
248. T г о u t о n, F. J.; «Repetition of Hertz's Experiments and Determi-
Determination of the Vibration of Light», Nature, 1889, 39, p. 391.
249. Twersky, V.: «On the Scattering of Waves by an Infinite Grating»,
Trans. I. R. E., 1956, ЛР-4, p. 330.
250. Twersky, V.: «Scattering Theorems for Bounded Periodic Struc-
Structures», J. appl. Phys., 1956, 27, p. 1118.
*251. V aj n s h t e i n, L. A.: «The Diffraction of Electromagnetic Waves
at a Grating Consisting of Parallel Conducting Strips», Zh. tekh. Fiz.,
1955, 25, p. 847.
252. V a I e n s i, G.: «Polarization Filters and Polarization Correctors»,
Ann. Telecomm., 1955, 19, p. 230.
253. Van V 1 e с к, J. H., Block, F., and Hammermesh, M.:
«Theory of Radar Reflection from Wires or Thin Metallic Strips», J. appl.
Phys., 1947, 18, p. 274.
254. Vasseur, .J. P.: «Diffraction of Electromagnetic Waves by Aper-
Apertures in Plane Conducting Screens», Onde elect., 1952, 32, pp. 3, 55 and 97.
255. W a i t, J. R.: «The Impedance of a Wire Grid Parallel to a Dielectric
Interface», Trans. I. Ц. E., 1957, MTT-5, p. 99.
256. Wait, J. R., and С о n d a, A. M.: «Diffraction of Electromagnetic
Waves by Smooth Obstacles for Grazing Angles», J. Res. nat. Bur.
Stand., 1959, 63D, p. 181.
257. Walker, G. В., and H у m a n, J. Т.: «The Use of Dielectric Mate-
Materials to Enhance the Reflectivity of a Surface at Microwave Frequencies»,
Proc. I. E. E., 1958, 105B, p. 73.
258. W a 1 t h e r, K.: «Polarization and Angle Dependence of the Reflec-
Reflection Factor of Absorbers for Centimetre Electromagnetic Waves»,
Z. angew. Phys., 1958, 10, p. 285.
259. U a r d, H. Т., P u r o, W. O., and В о w i e, D. M.: «Artificial Dielec-
Dielectrics utilizing Cylindrical and Spherical Voids», Proc. I. R. E., 1956,
44, p. 171.
260. Wells, E. M.: «Some Experiments on the Reflecting Properties of
Metal-Tube Lens Medium», Marconi Rev., 1954, 17, p. 74.
261. W h i t e h e a d, E. A. N.: «The Theory of Parallel-Plate Media for
Microwave Lenses», Proc. I. E. П., 1951, 98, pt III, p. 133.
262. Wiekhorst, F.: «Absorption of Electromagnetic Waves by
means of Lossy Resonant Slots», Z. angew. Phys., 1958, 10, p. 173.
263. W i 1 e s, S. Т., and M с L а у, А. В.: «Diffraction of 3-2 cm Electro-
Electromagnetic Waves by Cylindrical Objects», Canad. J. Phys., 1954, 32,
p. 372.
264. Wolf, E.: «Microwave Optics», Nature, 1953, 172, p. 615.
*265. Wood, R. W.: «Physical Optics» (Macmillan, London, 1934).
769

266. Woo n ton, Q. A., Carruthers, J. A., F 1 1 i о t t, H. A.,
and R i g b y, E. C: «Diffraction Error'; in an Opticjl Measurement
at Radio Wavelength.-,», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 390.
267. II n z, H.: «¦Determination of a Current Distribution over a Coup Sur-
Surface which will produce a Prescribed Radiation Pattern», Trans. I. R. F..,
1958, AP-6, p. 182.
268. D e b у e, P.: «Scattering of Light by Spheres of Conducting Material»,
Ann. Phys. {Leipzig), 1909, 30, p. 57.
269. S e s h a d r i, S. R., and W u, Т. Т.: «High-Frequency Diffraction of
Electromagnetic Waves by a Circular Aperture in an Infinite Plane
Conducting Screen», Trans. I. R. E., 1960, AP-8, p. 27.
270. M i e, G.: «Properties of Optical Scattering Media, especially Colloidal
Metal Suspensions», Ann. Phys. (Leipzig), 1908, 25, p. 377.
271. R u m s e y, V. H.: «The Reaction Concept in Electromagnetic Theory»,
Phys. Rev., 1954, 94, p. 1483.
272. H о r t о n, С W., and К a r a 1, F. C: «On the Diffraction of a Plane
Wave by a Paraboloid of Revolution», J. appl. Phys., 1951, 22, p. 575.
273. В е к e f i, Q.: «Diffraction of Electromagnetic Waves by an Aperture
in a Large Screen», J. appl. Phys., 1953, 24, p. 1123.
274. S i e g e 1, K. M., Crispin, J. W., and Sche n s t e d, С. Е.:
«Electromagnetic and Acoustical Scattering from a Semi-Infinite Cone»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 309.
275. Siegel, K.M.,A!perin, H. A., Bonkowski, R, R.,Cris-
p i n, J. W., Maffet, A.L., Schensted.C. E., and S с h e n-
s te d, I. V.: «Bistatic Radar Cross-Sections for Surfaces of Revolution»,
J. appl. Phys., 1955, 26, p. 297.
276. Schensted, С. Е.: «Electromagnetic and Acoustic Scattering
by a Semi-Infinite Body of Revolutions), J. appl. Phys., 1955, 26, p. 306.
277. W u, Т. Т.: «High Frequency Scattering», Phys. Rev., 1956, 104,
p. 120!.
278. Cohen, M. H.: «Apnlication of the Reaction Concept to Scattering
Problems», Trans. /. /?. ?., 1955, AP-3, p. 193.
279. В a r r a r, R. В., and D о 1 p h, C. L.: «On a Three-Dimensional
Transmission Problem of Electromagnetic Theory», J. Rational Mech.
Anal., 1954, 3, p. 725.
280. Ignatowsky, W. von.: «Theory of the Grating», Ann. Phys.
(Leipzig), 1914, 44, p. 369.
281. M i 1 e s, J. W.: «The Diffraction of a Plane Wave through a Grating»,
Quart, appl. Math., 1949, 7, p. 45.
282. В a r r a r, R. В., and R e d h e f f e r, R. M.: «On Nonuniform Dielec-
Dielectric Media», Trans. I. R. E., 1955, AP-3, p. 101.
283. T w e r s к у, V.: «Multiple Scattering of Radiation: Part II (the Gra-
Grating)», J. appl. Phys, 1952, 23, p. 1009.
284. Kennedy, P. D.: «Equipment and Techniques for the Measure-
Measurement of Radar Reflections from Model Targets*, Wescon Conv. Rec.
1. R. E., 1957, pt I, p. 208.
285. К г i s h n a j i and Swamp, S.: «Microwave Properties of Metal-
Flake Artificial Dielectrics», J. Instn Telecomm. Engrs (New Delhi),
1959, 6, p. 38.
286. S с h m i t t, H. J.: «Multilayer Absorbers for Electromagnetic Waves»,
Z. angew. Phys., 1959, 11, p. 335.
287. Kerns, D. M., and D а у h о f f, E. S.: «Theory of Diffraction in
Microwave Interferometry», J. Res. nat. Bur. Stand., 1960, 64B, p. 1.
288. H u, M. K.: «On Measurements of Microwave E- and Я-Fild Distribu-
Distributions by using Modulated Scattering Methods», Trans. I. R. E., 1960,
MTT-8, p. 295.
289. S u e t а, Т.: «A Study on Antenna for Millimetre-Wave Grating
Spectrometer», J. Inst. Elect. Comtnun. Engrs Japan, 1959, 42, p. 677.
290. Y о к о у a m a, A.: «Back-Scattering of a Thin Dielectric Spherical
Shell», J. Inst. Elect. Commun. Engrs Japan, 1959, 42, p. 36.
770

291. E g g i m a n n \V. H.: «Scattering of a Plane Wave on a Ferrite Cylin-
Cylinder at Normal Incidence», Trans. 1. R. ?., 1960, MTT-8, p. 440.
*292. P i ni e и о v, Y. V.: «Planar Problem of Diffraction of F.Iectromagne-
tic \Va\cs by an Ideally Cuiidiictiiif,' Strip of Finite Width», Zh. lekli.
Fix., 1959, 29, p. 597.
*293. L e b e d e v, N. N., and S к a 1 s к а у a, I. P.: «Distribution of Cur-
Current Densities on the Edges of an Ideally Conducting Rectangular Wedge
placed in the Field of a Plane Electromagnetic Wave», Zh. tekh. Fit.,
1959, 29, p. 928.
294. Seshadri, S. R.: «High-Frequency Diffraction of Plane Waves
by an Infinite Slit: Parts land 2», Proc. nat. Inst. Sci. India, 1959,
25A, p. 301.
295. Hoop, A. T. de: «On the Plane-Wave Extinction Cross-Section of
an Obstacle», Appl. sci. Res., 1959, B7, No. 6,-p. 463.
296. D h a n a 1 а к s h m i, C, and С h a t t e r j e e, S. K.: «Metal-Disc
Delay Dielectrics», J. Instn Telecomm. Engrs {New Delhi), 1960, 6, p. 83.
297. Neugebauer, H. E.: J., and В а с h у n s к i, M. P:: «Diffrac-
«Diffraction by Smooth Conical Obstacles», J. Res. nat. Bur. Stand., 1960, 64D,
p. 317.
*298. Lebedev, N. N., and S к a 1 s к а у a, I. P.: «A New Method
of Solving the Problem of the Diffraction of Electromagnetic Waves by a
Thin Conducting Disk», Zh. tekh. Fix., 1959, 29, p. 700.
*299. P i m e n о v, Y. V.: «The Planar Problem of the Diffraction of Elec-
Electromagnetic Waves by Two Ideally Conducting Strips of Finite Width
Located One below the Other», Zh. tekh. Fix., 1959, 29, p. 711.
300. К e I 1 e r, J. В.: «Backscattering from a Finite Cone», Trans. I. R. E.,
1960, AP-8, p. 175.
301. D e u t s с h, J., and T h u s t. P.: «Wide-Band Absorbers for Electro-
Electromagnetic Waves», Z. angew. Pkys., 1959, 11, p. 453.
302. S i e g e I, K. M , and Weil, H.: «Forward Scattering by Coated Objects
illuminated o/ Short-Wavelangth Radar», Proc. I. R. E., 1960, 48,
p. 1630.
303. Hratt, R. E., S i e g e 1, K. M.: and W e 1 1., H.: «The Ineffecti-
Ineffectiveness of Absorbing Coatings on Conducting Objects illuminated by
Long-Wavelength Radar», Proc. I. ?. ?., 1960, 48, p. 1636.
304. К a r p, S. N.. and Williams, W. E.: «Equivalence Relations
in Diffraction Theory», Proc. Cambridge Phil. Soc, 1957, 53, p. 683.
305. S w i f t, W. В., and H i g g i n s, T. J.: «Determination of the Design
Constants of Artificial Dielectric U. H. F. Lenses by Use of Physical
Analogy», Proc. Nat. Electronics Conf., 1953, 9, p. 825.
306. N e u g e b a u e r, H. E. J.: «Clausius — Mossotti Equation for Certain
Types of Anisotropic Crystals», Canad. J. Phys., 1954, 32, p. 1.
307. S e s h a d r i, S. R.: «Diffraction of a Plane Wave by an Infinite Slit
in a Unidirectionally Conducting Screen», Trans. I. R. E., 1961, AP-9,
p. 199.
308. W a 1 t h e r, K.: «Reflection Factor of Gradual-Transition Absorbers
for Electromagnetic and Acoustic Waves», Trans. I. R. ?., 1960, AP-8,
p. 608.
309. T a i, С. Т.: «A Concise Formulation of Huyghens's Principle for the
Electromagnetic Field», Trans. I. R. ?., 1960, AP-8, p. 634.
310. M ё v e 1, A., and M ё v e 1, J.: «Apparatus for Investigating Polari-
Polarization in the Diffraction of Centimetric Electromagnetic Waves», J.
Phys. Radium, 1958, 19, Sup. No. 12, p. 133A.
311. M а с г а к i s, M. S.: «Theoretical and Experimental Study of Back-
Scattering Cross Section of an Infinite Ribbon», J. appl. Phys., 1960,
31, p. 2261.
312. С h a t t e r j e e, S. K., and Dhanalakshmi, C: «Some Theo-
Theoretical Investigations on Metal-Disc Delay Dielectrics», J. Instn. Tele-
Telecomm. Engrs (New Delhi), 1960, 6, p. 149.
771

313. Kay, A. F.: «Scattering of a Surface Wave by a Discontinuity in
Reactance», Trans. I. R. E., 1959, AP-7, p. 22.
314. Kane, J.: «The Efficiency of Launching Surface Waves on a Reactive
Half-Piano liy an Arbitrary Antenna», Trans. I. R. ?., I960, AP-N, p. 500.
315. Nussenzveig, H. M.: «Solution of a Diffractive Problem», Phil.
Trans. Roy. Soc, 1959, 252A, p. 1.
316. Papadopoulos, V. M.: «Diffraction of a Pulse by a Resistive
Half-Plane», Proc, Roy. Soc, 1960, 255A, p. 538.
317. H s u, H. P.: «Aperture Fields in the Diffraction by a Slit», J. appl.
Phys., 1960, 31, p. 1742.
318. Koch, G. F.: «The Various Statements of Kirchhoff's Principle and
their Application to the Diffraction Diagrams of Electromagnetic Waves»,
Arch, elekt. Ubertragung, 1960, 14, pp. 77 and 132.
319. S a e r m a r к, К-: «Transmission Coefficient for a System of Parallel
Slits in a Thin, Plane Screen», Appl. sci. Res., 1959, B8, p. 29.
320. S t u b b s, H. G., and P e у s s о u, J.: «Some Absorbent Materials
at U. H. F.», Onde elect., 1958, 38, p. 809.
321. M e v e 1, J.: «Contribution to the Study of Diffraction of Electro-
Electromagnetic Waves by Spheres», Ann. Phys. (Paris), 1960, 5, p. 265.
322. Kelly, R. E., and R u s s e k, A.: «Diffraction of a Plane Electromag-
Electromagnetic Wave by Cylinders with Anisotropic Conductivity», Nuovo Citn.,
1960, 16, p. 593.
323. H i a t t, R. E., Se n i о г, Т. В. A., and We s t о n, V. N.: «A Study
of Surface Roughness and its Effect on the Back-Scattering Cross Section
of Spheres», Proc. 1. R. ?., 1960, 48, p. 2008.
324. К о m a t a, A., and M u_s h i а к e, Y.: «Effects of the Dielectric
Coatings with Nonuniform Thickness on the Radar Cross Section of the
Perfectly Conducting Sphere», Sci. Rep. Res. [nsts Tohoku Univ., 1960,
11B, p. 191.
325. Eggimann, W. H.: «Higher-Order Evaluation of Dipole Moments
of a Small Circular Disk for Arbitrary Incident Fields», Trans. I. R. ?.,
1961, MTT-9, p. 98.
326. В о v i n, A., and T r e m b 1 a y, R.: «Microwave Interferometer with
Coherent Back-ground», Canad. J. Phys., 1961, 39, p. 393.
327. M u 1 1 e r, V.: «Inhomogeneous Waves in the Diffraction Field near
Loss-Free Dielectric Circular Cylinders», Z. angew. Phys., 1960, 12,
p. 206.
328. С о 1 1 i n, R. E., and Eggimann, W. H.: «Dynamic Interaction
Fields in a Two-Dimensional Lattice», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9.
p. 110.
329. С u 1 s h a w, W.: «Resonators for Millimetre and Submillimetre
Wavelengths», Trans. I. R. ?., 1961, MTT-9, p. 135.
330. F a r n e 1 1, G. W.: «Measured Phase Distribution in the Image
Space of a Microwave Lens», Canad. J. Phys., 1958, 36, p. 935.
331. Linfoot, E. H., and Wolf, E.1. «Phase Distribution near Focus
in an Aberration-Free Diffraction Image», Proc. Phys. Soc, 1956, 69,
p. 823»
*332. Model, A. M.: «Propagation of Plane Electromagnetic Waves in
Space Filled with Plane Parallel Lattices», Radiotekhnika, 1955, 10,
p. 52.
333. L a t m i r a 1, G.: «Absorbing Coatings for Microwaves», Nuovo Citn.,
1953, 10, Sup. No 2, p. 147.
334. P i e f к e, G.: «Reflection of Electromagnetic Waves by Metal-Plate
Media», Arch, elekt. Ubertragung, 1954, 8, p. 101.
*335. Y a m p о 1 s к i, V. G.: «The Diffraction of Plane Waves by a Wire
Grid Situated inside a Dielectric Slab», Radiotekh. Elektron., 1958, 3,
p. 1516.
336. H о s e k, J.: «Design and Construction of Absorption Walls in Micro-
Microwave Techniques», Slab. Obz., 1960, 21, p. 134.
772

337. S r i v a s t a v a, S. S., and R a n g a n, С S.: «Dielectric Constant
and Attenuation in Dielectric Materials in 3-em Region», J. sci. ind.
Res. 1952, 1 IB, p. 507.
*338. F e 1 (I, Y. N., and В е п e n s о n, L. S.: «Calculation of the Phase
Velocities of Waves in an Artificial Metal Dielectric», Radiotckh. Elek-
iron., 1959, 4, p. 417.
339. Dhanalakshmi.C, and С h a t t e r j e e , S. K.: «Phase Change
on Transmission of Microwaves through Metal-Disc Delay Dielectrics»,
Z. Phys., 1960, 158, p. 196.
340. Bryngdahl, O.: «Diffracted Patterns of Small Objiects measured
in the Microwave Region», Ark. Fys., 1959, 16, p. 69.
341. H a d n i, A., and Decamps, E.: «A Small Grating Spectrometer
for Millimetre Waves», С R. Acad. Sci. (Paris), 1959, 249, p. 2048.
342. Caicoya.J. I.: «The High-Order Mode Interferometer», Onde elect ,
1959, 39, p. 321.
343. Bochenek, K., and Plebanski, J.: «On Methods of Micro-
Microwave Optics», Arch, elektrotech., 1956, 5, p. 293.
344. G о u b a u, G., and Schwering, F.: «On the Guided Propagation
' of Electromagnetic Wave Beams», Trans. 1. R. ?., 1961, AP-9, p. 248.
345. Christian, J. R., and G о u b a u, G.: «Experimental Studies
on a Beam Waveguide for Millimetre Waves», Trans. 1. R. E., 1961,
AP-9, p. 256.
346. S t e i n b а с h, K.., and V a r n u m, F. В.: «A Scattering Measure-
Measurement Technique», Trans. 1. R. ?., 1961, AP-9, p. 312.
347. Brady, J. J., Brick, R. O., and P e a r s о n,M. D.: «Penetration
of Microwaves into the Rarer Medium in Total Reflection», J. Opt. Soc.
Amer., 1960, 50, p. 1080.
348. P 1 о n s e y, R.: «Diffraction by a Slit», Trans. I. R. E., 1961, AP-9,
p. 217.
349. P 1 о n s e y, R.: «Diffraction by Cylindrical Reflectors», Proc.
I. E. E., 1958, 105C, p. 312.
*350. Sommerfeld, A.: «Optics» (Academic Press, New York, 1954).
351. Kennaugh, E. M.: «The Scattering of Short Electromagnetic
Pulses by a Conducting Sphere», Proc. I. R. E., 1961, 49, p. 380-
352. К u r t z e, G., and Neumann, E. G.: «A Dipole Absorber for Cen-
timetric Electromagnetic Waves with Reduced Reflection at Oblique
Incidence», Z. angew. Phys., I960, 12, p. 385.
353. О a r b а с z, R. J., and M о f f a t t, D. L.: «An Experimental Study
of Bistatic Scattering from some Small, Absorber-Coated, Metal Shapes»,
Proc. 1. R. ?., 1961, 49, p. 1184.
354. К a y, A. F.: «Near-Field Gain of Aperture Antennas», Trans. 1. R. E.,
1960, AP-8, p. 586.
355. M с M i 1 1 a n, E. В., and S с h m i t t, H. J.: «Doppler Method for
Abiorber Testing», Microwave J., i960, 3, November, p. 64.
356. S с h e i b e, E. H.: «Measurements on Resonators formed from Cir-
Circular Plane and Confocal Paraboloidal Mirrors», Proc. 1. R. E., 1961,
49, p. 1079.
357. F о x, A. G., and L i, Т.: «Resonant Modes in a Maser Interferometer»,
Bell Syst., tech. J., 1961, 40, p. 453.
358. В о у d, G. D., and Gordon, J. P.: «Confocal Multimode Resonator
for Millimetre through Optical Wavelength Masers», Bell Syst. tech.
J., 1961, 40, p. 489.
359. Zeeman, P.: «Abnormal Wave Velocity near a Focus», Phys. Z.,
1900, 1, p. 542.
360. White, F. P.: «Diffraction of Plane Electromagnetic Waves by
a Perfectly Conducting Sphere», Proc. Roy. Soc, 1922, 100, p. 505.
361. M о r i t a, K.: «Transmission of Microwaves through э Metallic Net»,
J. I. E. E. Japan, 1935, 55, p. 1082.
362. H u 1 1, G. F.: «Interferometer for Electric Waves», Phys. Rev., 1897,
5, p. 231.
773

363. К i e b i t z, F.: «Interference Experiments with Hertzian Waves»,
Deutsch, Phys. Gesell., 1906, 8, p. 576, and Ляп. Phys. (Leipzig), 1907,
22. p. 943.
364. Scliaeier, C: ('Selective Properties of Resonator Gratings», Ann
Phys. (Leipzig), 1905, 16, p. 106.
365. S с h a e f e r, C.:' «Reflection and Transmission of Electric Waves
by Resonator Gratings», Phys. Rev., 1907, 24, p. 421.
366. Thomson, G. H.: «Passage or Hertzian Waves through Gratings»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1907, 22, p. 365.
367. Lamb, H., and Cook, G.: «Transmission of Waves by a Grating»,
Phil. Mag., 1910, 20, p. 303.
368. В e h n k e n, H.: «Polarization of Short Hertzian Waves by Metallic
Gratings», Deutsch. Phys. Gesell., 1914, 16, p. 617.
369. V e i 1 1 о n, H.: «Electric Waves», Arch. Sci., 1903, 15, p. 481.
370. Proudman, J., Doodson, А. Т., and Kennedy, G.: «Dif-
«Diffraction of a Plane Electromagnetic Wave by a Perfectly Conducting
Sphere», Phil. Trans. Roy. Soc, 1917, 217, p. 279.
371. Sieger, В.: «Diffraction of a Plane Electric Wave at an Infinitely
Long Metal Cylinder of Elliptical Cross Section», Ann. Phys. (Leipzig),
1908, 27, p. 626.
*372. G о 1 d m a n, S.: «Frequency Analysis, Modulation and Noise» (McGraw-
Hill, New York, 1948).
373. A n d r e w s, С L.: «Optics of the Electromagnetic Spectrum» (Pren-
(Prentice-Hall, New York, I960).
374. P 1 о n u s, M. A.: «Diffraction of a Plane Wave by a Perfectly Conduc-
Conducting Sphere with a Concentric Shell», Trans. I. R. E., 1961, AP-9, p. 573.
375. F г о о m e, K. D., and В r a d s e 1 1, R. H.: «Distance Measurement
by Means of a Light Ray Modulated at a Microwave Frequency», J. sci.
Instriim., 1961, 38, p. 458.
376. К r i s h n a j i and S w a r u p, S.: «Permittivity and Permeability of
a Medium containing Ellipsoidal Metal Particles in a Cubical Array»,
J. Instn Telecomm. Engrs (New Delhi), 1961, 7, p. 117.
377. С h r i s t i a n, J. R., and G о u b a u, G.: «Some Measurements on an
Iris Beam Waveguide», Proc. I. R. E., 1961, 49, p. 1679.
378. A m r h e i n, E. M., and D i e t z e 1, A.: «Experiments on the Diffrac-
Diffraction of Microwaves at Plane Lattices», Z.angew. Phys., 1961, 13, p. 245.
379. U n b e h a u e n, R., and Hoffmann, H. J.: «The Reflection
of Electromagnetic Waves at a Plane Metal Surface Covered with, an
Absorbing Layer», Arch, elekt. Ubertragung, 1960, 14, p. 521.
380. M a t t s о n, R. H.: «ProposedMethod for Controlling and Minimizing
Reflections from a Surface», Trans. I. R. E., 1961, ED-8, p. 386.
381. E gg i m a n n, W. H.: «Higher-Order Evaluation of Electromagnetic
Diffraction by Circular Disks», Trans. I. R. ?., 1961, MTT-9, p. 408.
382. К о 1 e t t i s, N. J., and С о 1 1 i n, R. E.: «Anisotropic Properties of
Strip-Type Artificial Dielectric», Trans. I. R. E., 1961, MTT-9, p. 436.
383. К i e b u r t z, R. В., and I s h i m a r u, A.: «Scattering by a Periodi-
Periodically Apertured Conducting Screen», Trans. 1. R. E., 1961, AP-9, p. 506.
384. L a u g w i t z, M.: «Passage of Electric Waves through Non-metallic
Gratings», Ann. Phys. (Leipzig), 1907, 23, p. 148.
385. В 1 a k e, F. C, and F о u n t a i n, С R.: «Reflection of Electric Waves
by Screens of Resonators and by Grids», Phys. Rev., 1906, 23, p. 257.
386. Z a v i s k a, F.: «Diffraction of Electric Waves at Parallel Cylinders»,
Ann. Phys. (Leipzig), 1913, 40, p. 1023.
387. L i n d m a n, K. F.: «Rotation of the Plane of Polarization of Electro-
Electromagnetic Waves», Ann. Phys. (Leipzig), 1920, 63, p. 621, and 1924,
74, p. 541.
388. G a n s, R.: «Hertzian Gratings», Ann. Phys. (Leipzig), 1920, 61, p. 447.
389. Severinghaus, W. L., and N e I m s, W. S.: «Multiple Reflection
of Short Electric Waves from Screens of Metallic Resonators», Phys.
Rev, 1913, 1, p. 411.
774

390. H e i ti s, A. E.,and S i 1 v e r. S.: «The F.dge Conditions and Field Rep-
Representation Theorems in file Theory of Electromagnetic Diffraction»,
P'oc. Cambridge Phil. Soc. 195!"), 51, p. 149.
391. В о u \v к a m p, C. J.: «A Note on Singularities at Sharp Edges in Elec-
Electromagnetic Theory», Physica, 1946, 12, p. 467.
392. M e i x n e r, J.: «The Edge Condition in the Theory of Electromagnetic
Waves at Perfectly Conducting Plane Screens», Ann. Phys. (Leipzig),
1949, 6, p. 2.
393. Jones, D. S.: «Note on Diffraction by an Edge», Quart. J. Mech. appl.
Math., 1950, 3, p. 420.
394. S t r a t t о n, J. A., and С h u, L. J.: «Diffraction Theory of Electro-
Electromagnetic Waves», Phys. Rev., 1939, 56, p. 99.
395. С о p s о n, E. Т.: «An Integral Equation Method for Solving Plane
Diffraction Problems», Proc. Roy. Soc, 1946, 186A, p. 100.
396. Esau, A., Ahrens, E., and К e b b e 1, W.: «The Transparency of
Wire Grids towards Electric Waves», Hochfreq. Electroak., 1939, S3, p. 113.
397. F r a n с i a, G. T. Di: «Electromagnetic Cross Section of a Small Circular
. Disc with Unidirectional Conductivity», Nuoco Cini., 1936, 3, p. 12.
398. E r 1 e г, К-: «Investigations on Stops with Ceniimetric Waves». Hochfreq.
Etektroak., 1940, 56, p. 104.
399. S с h e 1 к u n о f f, S. A.: «On Diffraction and Radiation of Electromag-
Electromagnetic Waves», Phys., Rev., 1939, 56, p. 308, and Proc. 1. R. E., 1939,
27, p. 615
400. Sex 1, T., and U r b a n, P.: «Remark on the Classical Diffraction Theo-
Theory», 1. Phys., 1939, 114, p. 92.
401. \V e s s e 1, W.: eThe Passage of Electric Waves through Wire Grids-),
Hochfreq. Elektroak., 1939 54, p. 62.
402. С lee ton C. E.. and Williams. N. H.: «Л Magnetostatic Oscillator
for the Generation of 1 to 3 cm Wave.-,», Phys. Rev., 1933, 44, p. 421.
403. В e e r, A. J. F. De: «An Electrically Screened Room for Microwave
Experiments», Philips tech.. Rev., 1962, 23, p. 155.
404. Drude P.: «Measurement of Electric Waves by Interference», Ann.
-Phys. Chem., 1898, 65, p. 481.
87. Ф е л ь д Я. Н. Падение электромагнитных волн на двойные бесконеч-
бесконечные решетки. ДАН СССР, 1956, т. 107, стр. 71.
154. Лебедев П. Н. О двойном преломлении лучей электрической
силы. Избранные сочинения. Гостехиздат, 1949.
162. «Справочник по волноводам». Пер. с англ., под ред. Я. Н. Фельда.
Изд-во «Советское радио», 1952.
168. Менцер Дж. Р. Дифракция и рассеяние радиоволн. Пер. с англ.,
под ред. Л. А. Вайнштейна. Изд-во «Советское радио», 1957.
174. Микаэлян А. Л. «Методы расчета диэлектрической и магнитной
проницаемостей искусственных сред». «Радиотехника», 1955, т. 10,
№ 1, стр. 23.
208. Р ы т о в С. М. Электромагнитные свойства мелкослоистой среды.
ЖЭТФ, 1955, т. 29, вып. 5A).
235. Стрэттон Дж. А. Теория электромагнетизма. Пер. с англ., под
ред. С. М. Рытова. Гостехиздат, 1948.
251. Вайнштейн Л. А. Дифракция электромагнитных волн на решет-
решетке, состоящей из параллельных проводящих полос. ЖТФ, 1955, т. 25,
стр. 847.
265. В у д Р. Физическая оптика. Пер. с англ., под ред. Д. С. Рождествен-
Рождественского. ОНТИ, 1936.
292. Пименов Ю. В. Плоская задача дифракции электромагнитных
волн на идеально проводящей полосе конечной ширины. ЖТФ, 1959,
т. 29, вып. 5, стр. 597.
775

293. Лебедев Н. Н., Скальская И. П. О распределении плот-
плотности токов на гранях идеально проводящего прямоугольного клина,
помещенного в поле плоской электромагнитной волны. ЖТФ, 1959,
т. 29, вып. 7, стр. 928.
298. Лебедев Н. Н., Скальская И. II. Новый метод решения
задачи дифракции электромагнитных волн на тонком проводящем ди-
диске. ЖТФ, 1959, т. 29, стр. 700.
299. Пименов Ю. В. Плоская задача дифракции электромагнитных
волн на двух идеально проводящих полосах конечной ширины, рас-
расположенных одна под другой. ЖТФ, 1959, т. 29, вып. 6, стр. 711.
332. Модель А. М. Распространение плоских электромагнитных волн
в пространстве, заполненном плоскими параллельными решетками.
Радиотехника, 1955, т. 10, стр. 82.
335. Ямпольскнй В. Г. Дифракция плоской волны на проволочной
сетке, расположенной внутри диэлектрического слоя. «Радиотехника
и электроника», 1958. т. 3, вып. 12, стр. 1516.
338. Фельд Я. Н., Бенеисон Л. С. Расчет фазовых скоростей
воли в искусственном металлодиэлектрнке, «Радиотехника и электро-
электроника», 1959, т. 4, вып. 3, стр. 417.
350. Зоммерфельд А. Оптика. Пер. с немец., под ред. М. А. Ельяш-
кевича. Изд-во иностранной литературы, 1953.
372. Гольдман С. Гармонический анализ, модуляция и шумы. Пер.
с англ., под ред. Г. С. Горелика. Изд-во иностранной литературы, 1951.

ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие редактора 5
Предисловие автора 7
Обозначения 9
Глава 1. Распространение воли в цепях 34
.1. Электромагнитные волны сверхвысоких частот как электромаг-
электромагнитное излучение . 34
.2. Свойства материалов ¦ . . . 36
.2.1. Изолирующие диэлектрики 36
.2.2. Металлические проводники 37
.2.3. Полупроводники 39
.3. Волиы с чисто поперечными полями 40
.3.1. Отражение и преломление иа границе 40
.3.2. Плоскопараллельиые линии сверхвысоких частот 43
.3.3. Коаксиальные линии 44
.4. Волиы в полых проводящих трубах 46
.4.1. Прямоугольные волноводы 46
.4.2. Круглые волноводы 52
.5. Сложные волноводы 56
5.1. Поперечные сечения 56
.5.2. Гребневые волноводы 59
.5.3. Волноводы, содержащие диэлектрик 65
Литература 69
Глава 2. Практические линии передачи 79
2.1. Теория линии передачи 79
2.1.1. Импедаисиые соотношения 79
2.1.2. Круговая диаграмма 81
2.1.3. Широкополосное согласование 83
2.2. Рабочие параметры . 87
77?

2.2.1. Перекрытие по частоте 87
2.2.2. Затухание 88
2.2.3. Допустимая мощность 90
2.3. Стандартные волноводы . 91
2.3.1. Прямоугольные волноводы 91
2.3.2. Круглые волноводы 99
2.3.3. Широкополосные и компактные волноводы 102
2.4. Методы соединения 105
2.4.1. Выравнивание волноводов 105
2.4.2. Контактные прокладки и дроссели 106
2.4.3. Крепежные и зажимные устройства 110
2.5. Уплотнение и герметизация 115
2.5.1. Волноводные системы 115
2.5.2. Соединители и сочленения 119
2.6. Простые переходы 120
2.6.1. Изгибы, утолки и скрутки 120
2.6.2. Переходы и преобразователи 123
2.7. Гибкие волноводы 126
2.7.1. Спиральные конструкции 126
2.7.2. Позвонковая модель 128
Литература 129
Глава 3. Элементы цепей и узлы 142
3.1. Элементы цепей . 142
3.1.1. Неоднородности . 142
3.1.2. Отверстия связи . 145
3.1.3. Параллельные и последовательные тройники . . !47
3.2. Преобразователи видов колебаний 149
3.2.1. Коаксиально-волноводные переходы . 149
3.2.2. Переходы с прямоугольного волновода на круглый 151
3.2.3. Переход от линейной поляризации к круговой 155
3.3. Направленные ответвители 157
3.3.1. Элементы с собственной направленностью . 157
3.3.2. Распределенная связь 161
3.3.3. Системы с полной передачей мощности 165
3.4. Гибридные соединения 167
3.4.1. Тип соединения с фазами, находящимися в квадратуре . . . 167
3.4.2. Синфазные гибридные соединения 168
3.4.3. Различные гибридные соединения 172
3.5. Регулируемые полные сопротивления 174
3.5.1. Устройства с короткозамыкателями . 174
3.5.2. Подвижные вставки 176
3.5.3. Фазовращатели . 177
3.6. Вращающиеся сочленения 181
3.6.1. Вращающиеся сочленения с колебаниями кругового магнитного
вида 181
3.6.2. Вращающиеся сочленения различных типов 184
778

3.7. Механические переключатели 186
3.7.1. Механические переключатели с ручным упранлеинем .... 186
3.7.2. Быстродействующие переключатели . 187
Литература 189
Глава 4. Методы измерений и приборы 201
4.1. Измерение мощности 201
4.1.1. Принципы и методы измерений 201
4.1.2. Методы измерений, основанные на преобразовании мощности
в тепловую энергию . 205
4.1.3. Эффект Холла и давление излучения 212
4.2. Измерение затухания 218
4.2.1. Геометрические аттенюаторы 218
4.2.2. Фиксированные аттенюаторы и оконечные нагрузки .... 223
4.2.3. Переменные аттенюаторы 226
4.3. Измерение полных сопротивлений 232
4.3.1. Трансформация цепей 232
4.3.2. Картина стоячей волны 234
4.3.3. Мостовые методы 239
Литература 245
Глава 5. Резонаторы и фильтры 261
5.1. Резонаторы 261
5.1.1. Виды колебаний и добротность резонатора 261
5.1.2. Свойства цепей 267
5.1.3. Измерения характеристик 272
5.2. Измерение длины волны 277
5.2.1. Волномеры с объемными резонаторами 277
5.2.2. Волноводные интерферометры 279
5.3. Фильтрующие цепи 281
5.3.1. Передающие линии 281
5.3.2. Связанные резонаторы 286
5.3.3. Четвертьволновая связь 292
Литература 293
Глава 6. Характеристики материалов и методы их измерений .... 308
6.1. Принципы и методы . 308
6.1.1. Типы материалов 308
6.1.2. Методы измерений в свободном пространстве и в линии передачи 311
6.1.3. Методы измерений в объемном резонаторе 316
779

6.2. Эксперименты и результаты 320
6.2.1. Газы . 320
6.2.2. Жидкости 324
6.2.3. Твердые тела 330
6.3. Проводимость металлов 335
6.3.1. Нормальные условия 335
6.3.2. Аномальное поведение 338
6.3.3. Сверхпроводимость 341
Литература 344
Глава 7. Спектрометрия диэлектриков 362
Спектры газов 362
.1. Строение молекул 362
2. Форма линии и интенсивность 366
3. Сверхтонкая структура 369
4. Явления Штарка и Зеемана 370
7.2. Спектрометры 375
7.2.1. Чувствительность 375
7.2.2. Поглощающие ячейки 380
7.2.3. Типы спектрометров . 384
7.3. Парамагнитный резонанс в твердых телах 389
7.3.1. Характеристические энергии . 389
7.3.2. Техника измерения 392
7.3.3. Типичные материалы . 397
7.3.4. Времена релаксации . 401
7.4. Циклотронный резонанс 407
7.4.1. Общий метод 407
7.4.2. Определение эффективной массы носителей 409
Литература 411
Глава 8. Свойства и применение гиромагнитных сред . . 437
8.1. Общие свойства гиромагнитной среды 437
8.1.1. Дисперсия и поглощение 437
8.1.2. Распространение электромагнитных волн в неограниченной
среде . 440
8.2. Свойства магнитных материалов 443
8.2.1. Типы ферритов 443
8.2.2. Ферромагнитный резонанс 446
8.2.3. Нелинейные эффекты и нестабильность 450
8.3. Распространение в направляющих системах 453
8.3.1. Круглый волновод — 453
8.3.2. Прямоугольный волновод 455
8.3.3. Ферритовые устройства в качестве элементов схем 457
8.4. Измерения параметров ферритовых материалов 458
8.4.1. Практические параметры 458
780

8.4.2. Резонансные методы 459
8.4.3. Волиоводпые методы . 462
8.5. Резонансные вентили 468
8.6. Устройства, работающие со слабыми полями 472
8.6.1. Устройства с фарадеевским вращением 472
8.6.2. Устройства с поперечным полем 478
8.6.3. Прочие узлы 482
Литература 485
Глава 9. Плоскопараллельные системы 51!
9.1. Общие свойства 511
9.2. Симметричные полосковые линии 513
9.2.1. Линии типа «диэлектрических сэндвичей» 513
9.2.2. Симметричные линии с воздушным диэлектриком 515
9.3. Несимметричные полосковые линии 517
9.3.1. Полоска над заземленной плоскостью с воздушным промежутком 517
9.3.2. Несимметричная полосковая линия с твердым диэлектриком 518
9.4. Элементы и узлы . 520
9.4.1. Элементы 520
9.4.2. Переходные устройства . 522
9.4.3. Узлы полосковых систем . 524
9.5. Цепи и системы 528
9.5.1. Техника измерений 528
9.5.2. Схемные устройства 528
9.5.3. Частотные фильтры 531
9.5.4. Цепи питания антенн 533
9.6. Материалы и методы производства 535
9.6.1. Материалы и их свойства 535
9.6.2. Техника изготовления печатных схем 537
Литература 539
Глава 10. Периодические и направляющие структуры 546
10.1. Волны в периодически нагруженных линиях 546
10.1.1. Дисперсия 546
10.1.2. Пространственные гармоники 552
11.1.3. Многократно-периодические структуры 554
10.2. Металлические структуры с диэлектрическим покрытием . . 558
10.2.1. Плоские волны над плоскими поверхностями 558
10.2.2. Радиальные волны над плоскими поверхностями 561
10.2.3. Продольные цилиндрические волны 562
10.3. Линии передачи поверхностных волн 564
10.3.1. Структуры с поперечным гофрированием . 564
10.3.2. Влияние кривизны 567
10.3.3. Возбудители и другие устройства 568
10.4. Волны в диэлектрических линиях 572
781

10.4.1. Плоские пластины 572
10.4.2. Цилиндрические стержни . 574
10.4.3. Многослойные среды 570
10.4.4. Линии с зеркальным изображением 580
10.5. Структуры из связанных резонаторов 582
10.5.1. Ленточно-лестничные линии 582
10.5.2. Объемные резонаторы 588
10.6. Спиральные структуры . 593
10.6.1. Простая спираль 593
10.6.2. Практические варианты . 596
Литература 600
Глава 11. Лампы с сеточным управлением н лампы с пространствен-
пространственным зарядом 618
11.1. Общие принципы действия 618
11.1.1. Рабочие параметры 618
11.1.2. Лампы с сеточным управлением 621
11.2. Взаимодействие пучка и резонатора 623
11.2.1. Волны пространственного заряда .... - 623
11.2.2. Усилительные клистроны 625
11.2.3. Отражательные клистроны 628
11.3. Взаимодействие пучка и контура 632
11.3.1. Электронно-волновые лампы 632
11.3.2. Лампы с бегущей волной 636
11.3.3. Лампы обратной волны . 640
Литература 644
Глава 12. Лампы со скрещенными полями н генерация волн милли-
миллиметрового диапазона • 671
12.1. Взаимодействие в скрещенных полях 671
12.1.1. Усиление 671
12.1.2. Карсипотрон типа М 675
12.2. Магнетроны 676
12.2.1. Режимы генерации 676
12.2.2. Резонаторные системы 679
12.2.3. Взаимодействие между электронным потоком и резонансной
системой 683
12.2.4. Рабочие характеристики 685
12.3. Генерация волн миллиметрового диапазона 688
12.3.1. Излучение пучка высокой энергии 688
12.3.2. Высокочастотный предел когерентного излучения 693
12.4.. Источники электронов 695
12.4.1. Термоэлектронные катоды 695
12.4.2. Фокусированные пучки 696
Литература 699
782

Глава 13. Техника оптического типа 717
13.1. Излучение, дифракция и рассеяние 717
13.1.1. Поле излучения 717
13.1.2. Типы дифракции . 725
13.1.3. Рассеяние . 729
13.2. Искусственные диэлектрики 733
13.2.1. Среды типа структур из препятствий 733
13.2.2. Структуры волноводного типа 737
13.3. Контроль отражений от поверхности 739
13.3.1. Согласование на границе раздела 739
13.3.2. Неотражающие поглотители 744
13.3.3. Увеличение отражающей способности 747
13.4. Приборы и системы 748
13.4.1. Спектрометры 748
13.4.2. Интерферометры 751
13.4.3. Устройство с делением пучка 756
Литература 759

А. Ф. X а рве й
«ТЕХНИКА СВЕРХВЫСОКИХ ЧАСТОТ», ТОМ I
Редакторы: Л. Б. Баскакова, В. В. Визирова,
А. А. Кокушкин
Художественный редактор В. Т. Сидоренко
Технический редактор В. В. Беляева
Обложка художника В. И. Шаповалова
Сдано в набор 30/Х 1964 г.
Подписано к печати 30/1V 1965 г.
Формат 60X907ie Объем 49 п. л. Уч.-нзд. л. 60,677.
Т-05068. Заказ 880. Тираж 10 300.
Цена 4 р. 30 к. Темплан 1965 г. № 11
Московская типография № 4 Главполиграфпрома
Государственного комитета
Совета Министров СССР по печати
Б. Переяславская ул., 46