Стр.102-201 (1152179), страница 12
Текст из файла (страница 12)
К. п. д. н выход- Таблица 5.1 Максимальный электронный к. ц. д. даухрезоиаторного клнстроиа н оптимааькаи келнчнна параметра группнроаки при работе аыходного зазора на и-й гармонике входного сигнала В,25 маке к Чэл. макс' к Чэл. маке мако 58,2 48,7 43,4 1,84 1,53 1,40 1,22 32,0 1,13 26,0 э Подчеркнем еше раз, что зто справедливо только прн модуляции пучка сииусоидальиым напряжением. Более благоприятной формой конвекционного тока являются очень короткие прямоугольные импульсы (см. 4 2.4, б). Этот случай, однако, требует специальной формы модулируюшего напряжения, рассмотренной и $2.8, д. 140 ная мощностЬ при этом падают. Уменьшение к. п.
д. наступает также при лерегрулАировке пучка, когда значение параметра Х превышает оптимальную величину. Реально достижимая величина электронного к. п. д. двухрезонаторных клнстронов оказывается ниже, чем следует из рассмотренных расчетов, засчет оседания части электронного потока на сетках резонаторов. Полный к. и. д. клистрона, как и любого другого прибора, с учетом высокочастотных потерь в колебательной системе определяется произведением электронного к. п.
д. и к. п. д. резонаторной системы Ч Р Члолн Чзл Чрез. (5.26) Величина Чр„зависит от отношения собственной н нагруженной добротностей выходного резонатора клистрона [1] и может иметь порядок 50 — 80%. С учетом этого полный к. п. д. типнчныхдвухрезонаторных клистронов не превышает обычно 25 — 30%. г. Равгруппнровка влектронного потока в пространстве дрейфа При значительной плотности тока в пучке нельзя пренебречь действием пространственного заряда на процесс формирования электронных сгустков.
Наибольший интерес представляет действие переменной составляющей пространственного заряда, которая на рассматриваемых частотах не может быть скомпенсирована положительными ионами. Различают два вида действия пространственного заряда на группированный электронный поток в клистроне. 1. В результате группировки электронного потока создается электрическое поле, стремящееся расширить электронные сгустки в поперечном направлении.
Этот вид действия пространственного заряда, получивший название поперечной разгруппировки, сходен с расфокусировкой пучка в обычных электронно-лучевых приборах. Поперечная разгруппнровка может привести к тому, что часть электронов, входящих в состав сгустков, начнет попадать на стенки трубы дрейфа. Этот вид разгруппировки может быть устранен или значительно ослаблен применением фокусирующего продольного магнитного поля. В дальнейшем поперечная разгруппировка анализироваться не будет.
2. Более специфичным для работы клнстрона является действие продольной разгруппировки. Этот вид разгруппировки обусловлен продольным электрическим полем, возникающим в пучке в промежутках между центрами электронных сгустков. Электроны, стремящиеся под действием скоростной модуляции сместиться к центру группы и уплотнить сгусток, встречают отталкивающее действие уже сгруппированных электронов. В результате форма электронных сгустков «сглаживается». Амплитуда первой гармоники (и всех других гармоник) уменьшается, что влечет за собой падение выходной мощности.
Для расчета продольной разгруппировки можно найти напряженность электрического поля, созданного по уравнению Пуассона переменной составляющей пространственного заряда. После этого следует рассмотреть движение электронов в системе координат, двигающейся с неизменной скоростью пучка о„с учетом найденного разгруппирую- щего поля. Расчеты показывают, что действие пространственного заряда сводится к уменьшению эффективного параметра группировки Х' в сравнении со случаем, когда пространственным зарядом можно пренебречь.
Величина Х' оказывается связанной с обсуждавшимся параметром группировки Х уравнением Х'=Х вЂ” "" ', Йз (5.27) где з — длина пространства дрейфа и й — параметр пространственного заряда, равный Ь =- — "= "~" . (5.28) Через а, обозначена собственная круговая частота колебаний электронной плазмы, рассмотренная в 9 2.9; т„ — плазменная ча. стота в герцах. Величину о,/э„, входящую в (5.28) и имеющую размерность длины, принято называть плцзменной длиной волны ).„. С учетом (2.84) в нерелятивистском случае имеем: 2еУ'2 тп /о у (5.29) Через (/, н,/, обозначены постоянное ускоряющее напряжение и постоянная составляющая плотности конвекционного тока в электронном пучке. Явление продольной разгруппировки не позволяет неограниченно повышать коэффициент усиления клистрона, увеличивая длину дрейфа.
В самом деле, в соответствии с уравнением (5.27) при Ьз = и, т. е. при длине дрейфа, равной половине плазменной длины волны, происходит полная разгруппировка электронного потока (Х' = 0). Выходная мощность клистрона при этом равна нулю. Как будет по. казано, существует оптимальная длина пространства дрейфа, при которой коэффициент усиления двухрезоиаторного прямопролетного клистрона имеет наибольшую величину. й 3 3. ДВУХРЕЗОНАТОРНЫЕ КЛИСТРОННЫЕ УСИЛИТЕЛИ В сравнении с приборами, использующими электростатическое управление электронным потоком, двухрезонаторные клистронные усилители имеют некоторые преимущества: 1) более высокий к.
п. д. в диапазоне сантиметровых волн; 2) малая величина мощности, потребляемой для группирования электронного потока, и как следствие более высокий коэффициент усиления; 3) способность работать в диапазоне более высоких частот. В настоя е время существуют усилители СВЧ вЂ” многорезонаторные клистронй, лампы бегущей волны и другие, обладающие еще более совершенными параметрами и более широко используемые на практике. Тем не менее, двухрезонаторные клистронные усилители заслуживают отдельного рассмотрения.
Многие свойства этих приборов являются общими для всех пролетных клистронных усилителей. Ознакомление со свойствами двухрезонаторных усилительных клистронов необходимо для правильного понимания многорезонаторных клистронов, представляющих большой практический и принципиальный интерес. а. Зависимость выходной мощности от мощности, ностунаеощей на вход усилителл Обратимся к эквивалентной схеме входного резонатора клистрона, изображенной на рис.
5.7, а. Кроме эквивалентной активной проводимости сг„характеризующей потери в схолодном» резонаторе, на этой КСб,7 г ) сдави ЯСО7СННОН свч нове3онсй Иг!7 м~ дыдсд ногругно б) Рис 5.7 Эквивалентные схемы входного (о) и выходного (б) резонаторов пролетного усилительного клистрона схеме показана активнаЯ пРоводимость электРонной нагРУзки сэва „,„ обусловленная прохождением через резонатор немодулированного электронного потока (см. $ 2.8).
Угол пролета электронов через зазоры клистрона выбирается обычно в пРеДелах от — До пв. ПоэтомУ величина гх,„ „ х ЯвлЯетсЯ положительной и при большой проводимости электронного потока по постоянному току (оЛ/о определяет основную часть мощности, рассеиваемой во входном резонаторе. Элемент связи первого резонатора с входной линией конструируется таким образом, чтобы обеспечить поступление максимальной мощ- ь Напомним, что угол пролета электронов через зазор не должен приближаться к 2я, т.
к при этом уменьшается величина коэффициента взаимодействия М н резко падает эффективность работы клистрона. ности в резонатор от источника колебаний ( реннее сопротивление источника согласован редающей линией). Этому условию отвечает зи, т. е. согласования «горячего» резонато настройке на рабочую частоту. Таким образом, мощность входного сигна условия согласования связана с амплнтудо зазоре клистрона соотношением я, что внутиваемой печеской свялинией при ыполнении на первом Для удобства расчетов выразим величинУ У, через параметр группировки Х.
Согласно соотношению (5.8) имеем: зь. Х. Р 2ио1а+а,... д и е И1Е' (5. 30) Через 0„' и В„' обозначены соответственно активная и реактивная проводимости нагрузки, трансформированные из сечения аб в сечение зазора; 6, и В, — активная и реактивная проводимости второго резонатора. Отметим, что электронная нагрузка 6,„„,, может в общем случае отличаться от рассмотренной электронной нагрузки первого резонатора. Существенную роль в этом играют нелинейные эффекты, возникающие в режиме больших амплитуд. Кроме того, на электронную нагрузку могут влиять вторичные электроны, возникающие в области выходного зазора. Выходная мощность усилителя Р,„„определяется мощностью, рассеиваемой на трансформированной активной проводимости нагрузки О„', т.
е. Используя уравнения (5.31) и (5.21) и отвлекаясь пока от явления разгруппировки под действием пространственного заряда, получаем: )'~Х)) (с,+с.'+с „.,)'+ (,+ в ).. ФВ4 144 Перейдем к рассмотрению мощности, отдаваемой модулированным по плотности электронным потоком во втором резонаторе клистрона. Обратимся к эквивалентной схеме выходного резонатора, изображенной на рис, 5.7, б. Будем считать, что выходной резонатор настроен на частоту, близкую к частоте первой гармоники конвекционного тока (п = 1). Зазор, пронизываемый сгруппированным электронным пучком, представим генератором тока с комплексной амплитудой М,),.
Тогда комплексная амплитуда напряжения на зазоре Уз составляет у и~гз (е,+ е.'+е,. „,)+;(в,+и') Заметим, то (5.32) не противоречит выведенному ранее уравне пню (5.23). П((именимость (5.32) ограничена режимом, когда выходной зазор обладает свойствами генератора тока, т. е. ограничена соотношением (г, < 6о. Уравнения (5.30) и (5.32) показывают, что входная и выходная мощности клистронного усилителя при прочих равных условиях связаны с параметром руппировки соотношениями — Х', Р,„, — (,), (Хо'. На рис. 5.8, а п оен график (.),(Х))Я =)(Хв), определяющий в относительных единицах зависимость Р,м, = )(Р„) для двухрезонаторного клистронного усилителя.
Форма «амплитудной харак- рвм» (а (д))'-рав' а,з а,г ад г и а кара„ м а) 5) ч'вг' Рис. о.з. Зависимость выходной мощности двухреаонаторного клистронного усилителя от мощности входного сигнала (о) и ст частоты (б) теристики», изображенной на рис. 5.8, а, объясняется с физической точки зрения следующим образом. Начальный прямолинейный участок кривой, постепенно искривляющийся с ростом параметра Х, соответствует режиму недогруппировки электронного потока (Х ( ( 1,84). При оптимальной группировке (Х = 1,84) выходная мощвость клистрона максимальна.
Дальнейший рост входной мощности (Х ) 1,84) вызывает перегруппировку пучка, что приводит к снижению выходной мощности. Изменение выходной мощности при еще большем увеличении параметра Х, не показанное на рис. 5.8, а, должно характеризоваться периодически чередующимися максимумами и спадами выходной мощности до нуля. Амплитуда максимумов быстро уменьшается с ростом параметра Х. Для получения максимального усиления при минимальной нелинейности следует использовать начальный участок характеристики Р„„, = Г(Р,„). Это — область работы входных усилителей. Напро.тив, если желательно достижение максимальной выходной мощности и если нелинейность характеристики не играет существенной роли, то рабочая точка клистрона должна находиться вблизи максимума кривой Р,„„= 1(Рвх).
Такой режим наиболее желателен для мощных усилителей. К = 10 )й Р'"" . Рае (5.33) Подставим в (5.33) полученные выше выражения входной н выходной мощностей (5.30) и (5.32). Для учета разгруппировки под действием расталкиваюших сил пространственного заряда в уравнении (5.32) вместо параметра Х следует подставить величину Х', определяемую соотношением (5.27). Максимум коэффициента усиления в зависимости от полной проводимости нагрузки достигается при условии в,+в„'=0; а„'=а,+а, т. е. при сопряженном согласовании нагрузки с выходным резонатором клистрона.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
