曾造金 胡林林 馬喬生 蔣藝 陳洪斌

(中國工程物理研究院應用電子學研究所,綿陽 621900)

基于運動學理論、感應電流定理和電荷守恒定律,分析了分布作用諧振腔的渡越時間效應,推導了各個諧振腔工作于 模的電子注與微波之間的能量轉換系數(shù)、電子負載電導和電子負載電納,計算結果顯示采用分布作用諧振腔有利于提高速調管的工作效率.利用三維電磁仿真軟件,設計了一款工作于W波段的分布作用速調管.完成了速調管的加工和封接,搭建了測試平臺,開展了相關實驗研究.實驗結果顯示,當電子注電壓20.8 kV,電流0.3 A,輸入功率30 mW時,在中心頻率95.37 GHz處,得到了175 W峰值脈沖輸出功率,電子效率2.8%,增益34.6 dB,3 dB帶寬大于90 MHz.

1 引言

在云雨測量雷達、地球物理探測、空間碎片探測等領域的應用需求引導下,微波源的頻率正漸漸往毫米波段發(fā)展[1].其中W波段屬于毫米波段的一個大氣窗口,目前已在通信、雷達等領域得到了廣泛應用[2-4].在W波段,固態(tài)器件在輸出功率方面受到限制,在系統(tǒng)要求大功率微波源時,主要采用電真空器件.因此,小型化、輕量化的大功率毫米波電真空器件是重點研究的方向[5,6].

速調管具有高功率、高效率、高增益等特點,是一種應用十分廣泛的電真空器件[7].分布作用速調管單位長度的高增益使得高頻結構比傳統(tǒng)速調管短,因此分布作用速調管比傳統(tǒng)速調管更加小型化、輕量化,具有廣闊的應用前景,特別適合在毫米波、亞毫米波段工作[2].分布作用速調管高頻結構是由數(shù)個多間隙諧振腔組成的[2].多間隙諧振腔是一個比單間隙復雜得多的振蕩系統(tǒng),直觀上看,多間隙諧振腔等效于將一小段行波管慢波結構截斷而成的諧振腔.它兼具速調管和行波管的優(yōu)點,是兩者性能妥協(xié)的產物.

國內外很多單位都已經對W波段分布作用速調管開展了研究.其中,加拿大的CPI公司從20世紀70年代就開始了對分布作用速調管的研究[8].在脈沖峰值功率方面,CPI研制了中心頻率95 GHz、脈沖峰值功率3000 W的分布作用速調管[9].在平均功率方面,CPI研制了在94.94 GHz處平均功率大于400 W的分布作用速調管,其工作電壓16.6 kV,電流617 mA,工作占空比27%,脈寬12 μs,輸入功率4 mW[10].國內研究W波段分布作用速調管的主要有中國工程物理研究院、中國科學院電子學研究所、北京真空電子技術研究所和電子科技大學等單位.其中,北京真空電子技術研究所在2018年報道了其研制的W波段分布作用速調管,脈沖峰值功率為1.5 kW,3 dB帶寬為800 MHz,是目前國內最高水平[11].

很多學者分析了電子注在多間隙諧振腔中的運動狀態(tài),并采用運動學理論和能量守恒定律分析了電子注與微波之間的能量交換過程[6,12-15],但是這些結果只能表征電子注的引入對諧振腔損耗的影響.無法分析電子的引入對諧振腔諧振頻率的影響.本文基于運動學理論、感應電流定理和電荷守恒定律,研究電子注在多間隙諧振腔 π 模場中的渡越時間效應,推導多間隙諧振腔的電子負載電導和電子負載電納的表達式,分析間隙數(shù)對電子注渡越時間效應和電子注與微波之間能量交換的影響,然后分析電子注的引入對諧振腔損耗的影響,最后分析電子注的引入對諧振腔諧振頻率的影響.根據(jù)理論分析結果,設計工作于W波段的分布作用速調管,并完成速調管的加工和封接,最后搭建測試平臺,開展相關實驗研究.實驗結果顯示,當電子注電壓20.8 kV,電流0.3 A,輸入功率30 mW,軸向引導磁感應強度0.62 T時,在中心頻率95.37 GHz處,得到了175 W峰值脈沖輸出功率,電子效率2.8%,增益34.6 dB,3 dB帶寬大于90 MHz.

2 多間隙諧振腔電子負載的理論分析

電子負載是表征電子注對諧振腔中微波場的影響的參量.電子負載的計算對于速調管的設計極為重要[16],根據(jù)電子負載可以分析電子注對諧振腔中微波損耗的影響、電子注對諧振腔中微波諧振頻率的影響、工作模式和非工作模式振蕩發(fā)生的條件,確定輸入腔與標準波導之間的耦合孔大小等.電子負載主要由兩部分組成： 一部分是電子注和高頻場之間實際交換的功率,這部分功率屬于有功功率,用電子負載電導Gb表征; 另一部分是電子注在微波場正半周吸收能量,在微波場負半周釋放能量,即吸收無功功率,這部分能量影響諧振腔的諧振頻率,用電子負載電納Bb表征[17].電子導納中存在的有功分量證明,諧振腔的一部分高頻能量,消耗在飛越間隙的電子的動能的改變上.由于這個導納,使諧振腔的等效衰減增加.電子導納的無功分量使諧振頻率改變,這種改變是相較于沒有電子注時的諧振頻率.如果將諧振腔等效為一個并聯(lián)諧振腔,如圖1所示.那么引入電子注后諧振腔可以等效為如圖2所示的電路模型.

圖1 諧振腔等效電路Fig.1.Equivalent circuit mode of cavity.

圖2 引入電子注后諧振腔等效電路Fig.2.Equivalent circuit mode of cavity with beam.

多間隙諧振腔中電子注與微波之間的相互作用是十分復雜的,很難將多間隙諧振腔像單間隙諧振腔一樣簡單地定義特征阻抗、電壓等一系列參量.為了簡化,可以用類似方法分析多間隙諧振腔中電子注與微波之間的相互作用和單間隙諧振腔中電子注與微波之間的相互作用.對于實際的無柵多間隙諧振腔,間隙電壓不僅與縱向位置有關,而且與橫向坐標也有關系,很難得到電子在間隙不同時刻的運動速度和位置的解析表達式,導致很難得到電子與微波場之間轉換的功率或感應電流的解析表達式,因此電子負載的計算十分復雜.為簡化分析,假設多間隙諧振腔的各個間隙均為有柵間隙,并且假設電場在橫截面上均勻分布,只在縱向上變化.且假設各個諧振腔之間的漂移管通道對于高頻場是截止的,那么工作于 π 模的N間隙諧振腔中的電場分布可近似用圖3表示.設定第一個間隙的入口處坐標為0,那么電子在N間隙諧振腔中第n (n=1,2,···,N )間隙感受到的電場可表示為

式中Em為間隙電場幅值; ω=2πf,f為諧振腔的諧振頻率; ν0為電子的初始速度; d為間隙寬度;L為相鄰間隙的距離.由于漂移管中沒有電場,電子在漂移管中做自由運動速度不會發(fā)生改變.由感應電流定理可知,感應電流與電場有關,所以電子在漂移管中運動不會產生感應電流,而電子負載由感應電流確定,因此計算電子負載只需要計算間隙中產生的感應電流即可.為了簡化分析,可以忽略電子在漂移管中的運動過程,這對電子負載的計算是沒有影響的.對于工作于 π 模的N間隙諧振腔,當電子進入某一個間隙時,相鄰間隙電場與此間隙電場相位相差 π,如果選擇周期L使電子在兩個間隙之間的渡越角為 π,那么電子在每一個間隙中感受到的電場相同.忽略電子在漂移管中的運動狀態(tài),電子在N間隙諧振腔中第n (n=1,2,···,N )間隙感受到的電場可表示為(如圖4所示)

圖3 多間隙諧振腔 模場示意圖Fig.3.E-field of mode in multiple-gap cavity.

為了研究多間隙諧振腔電子負載的規(guī)律,需要分析不同間隙數(shù)諧振腔的電子負載表達式.

圖4 多間隙諧振腔 π 模場簡化圖Fig.4.Simplified E-field of π mode in multiple-gap cavity.

2.1 單間隙諧振腔電子負載的理論分析

在大信號條件下,由文獻[18]可知,電子在間隙中的速度和電流都是由超越方程確定的,不能同小信號條件下一樣得到近似的解析表達式,而電子負載與電子在間隙中的速度和電流有關,因此電子負載很難得到解析表達式.本文主要基于小信號假設對電子負載進行理論分析.假設電子電壓為U0,電流為I0,間隙電壓幅值為Um=Emd,電子進入間隙入口處的時間為t0.電子在間隙中的運動方程為

式中m和e 分別為電子的質量和電荷量.

根據(jù)初始條件： t=t0時,z(t0)=0,ν(t0)=ν0,同時可得

式中a=Um/U0為間隙電壓與直流電壓的比值,θ0=ωd/ν0為電子通過間隙的直流渡越角.

在小信號條件下,電子在時刻t到達間隙某一處時,電子的實際渡越角與直流渡越角之間相差一個微小量δ,即

式中φ0為電子進入單間隙諧振腔時電場的相位,φ 為 t時刻電場的相位,θ1=ωz/ν0.

將 (4)式兩邊乘以ω/ν0,并采用近似式cosδ≈ 1,sinδ ≈ δ,同時因為 a,δ均是極小量,忽略它們的二次及以上多次項,可得

假設τ1為電子注離開單間隙諧振腔的時間,結合(5)式和(6)式可得電子通過單間隙諧振腔的實際渡越角與直流渡越角之間的差值δ1為

電子離開單間隙諧振腔時的歸一化速度為

根據(jù)電荷守恒定律[11],可得

將(6)式代入(9)式,可得

(10)式可以確定每一處的對流電流,根據(jù)感應電流定理,當間隙中電場是均勻場時,總的感應電流是間隙內對流電流交變分量對間隙寬度的平均值[11]：

電子注與高頻場之間交換的能量為

2.2 雙間隙諧振腔電子負載的理論分析

下面分析電子在雙間隙諧振腔中電子負載表達式.對于兩間隙諧振腔,電子注在第一個間隙中的運動情況與單間隙諧振腔中相同.在第二個間隙中,電子的運動方程為

根據(jù)初始條件： t=τ1時,z(τ1)=d,結合 (8)式,可得

小信號條件下,電子在時刻t到達雙間隙諧振腔第二間隙中某一處時,電子在第二個間隙中實際渡越角與直流渡越角之間相差一個微小量ξ2,2,即

式中φ1為電子進入雙間隙諧振腔第二個間隙時的電場相位,θ2=ω(z — d)/ν0.

將(16)式兩邊乘以ω/ν0,采用近似式 cosξ2,2≈ 1,sinξ2,2≈ ξ2,2,同時因為 a,ξ2,2均是極小量,忽略它們的二次及以上多次項,可得

假設τ2為電子離開雙間隙諧振腔的時間,由(17)式和(18)式可得電子通過雙間隙諧振腔第二個間隙的實際渡越角與直流渡越角之間的差值ξ2為

電子通過雙間隙諧振腔的實際渡越角與直流渡越角之間的差值δ2為

根據(jù)電荷守恒定律,可得第二個間隙中的對流電流為

將(10)式和(18)式代入(22)式,可得

雙間隙諧振腔第二個間隙的感應電流為

雙間隙諧振腔的總感應電流為

由此可得雙間隙諧振腔的歸一化電子負載電導和歸一化電子負載電納為

電子注與高頻場之間交換的能量為

2.3 N間隙諧振腔電子負載的理論分析

根據(jù)單間隙諧振腔和雙間隙諧振腔中電子負載電導和電子負載電納的表達式,猜想它們可能具有通用表達式.根據(jù)數(shù)學歸納法,假設對于間隙數(shù)1 ≤ n ≤ N — 1的諧振腔,相關參數(shù)具有如(29)—(35)式的表達式.

電子在時刻t到達n間隙諧振腔第n個間隙中某一處時,電子在第n個間隙中的實際渡越角與直流渡越角之間相差一個微小量ξn,n,即

式中τn—1為電子離開n — 1間隙諧振腔的時間.

電子通過n間隙諧振腔的實際渡越角與直流渡越角之間的差值δn為

電子離開n間隙諧振腔的歸一化電子速度為

式中τn為電子離開n間隙諧振腔的時間.

n間隙諧振腔的感應電流為

n隙諧振腔的歸一化電子負載電導和歸一化電子負載電納為

顯然,根據(jù)單間隙諧振腔和雙間隙諧振腔(即n=1,2)的推導結果,各種參數(shù)滿足上述表達式.

對于N間隙諧振腔,電子在N間隙諧振腔的前N — 1個間隙中的運動狀態(tài)與N — 1間隙諧振腔相同.在第N個間隙中,電子的運動方程為

電子在時刻t到達N間隙諧振腔的第N個間隙中某一處時,電子在第N個間隙中的實際渡越角與直流渡越角之間相差一個微小量ξN,N,即

式中φN—1為電子進入N間隙諧振腔第N個間隙時的電場相位,θN=ω[ z — (N — 1)d ]/ν0.

采用與雙間隙諧振腔中第二個間隙相似的推導過程,可得

電子通過N間隙諧振腔的第N個間隙的實際渡越角與直流渡越角之間的差值ξN為

電子通過N間隙諧振腔的實際渡越角與直流渡越角之間的差值δN為

電子離開N間隙諧振腔的歸一化電子速度為

式中τN為電子離開N間隙諧振腔的時間.

根據(jù)電荷守恒定律,可得第N個間隙中的對流電流為

將(6)式、(30)式和(38)式代入(42)式,同時由于均是極小量,忽略它們的二次及以上多次項,可得

N間隙諧振腔的第N個間隙的感應電流為

N間隙諧振腔的總感應電流為

N間隙諧振腔的歸一化電子負載電導和歸一化電子負載電納為

由數(shù)學歸納法的概念可知,上述推導證明了(46)式和(47)式為N間隙諧振腔電子負載電導和電子負載電納的通用表達式.

電子注與N間隙諧振腔高頻場之間交換的能量為

圖5 歸一化電子負載電導與渡越角的關系Fig.5.GbN/G0 versus θ0 of multiple-gap cavity.

圖6 歸一化電子負載電納與渡越角的關系Fig.6.BbN/G0 versus θ0 of multiple-gap cavity.

不同間隙數(shù)的多間隙諧振腔歸一化電子負載電導GbN/G0和歸一化電子負載電納BbN/G0與間隙渡越角θ0之間的關系如圖5和圖6所示.由圖5可知,間隙數(shù)越多,電子注能從微波場吸收的功率極值越大,這表示間隙數(shù)的增加有利于電子注與微波之間的能量交換.

為了判斷引入電子注后諧振腔工作的穩(wěn)定性,需要分析引入電子注后對諧振腔損耗的影響.諧振腔總的損耗為[19]

式中Q0表征諧振腔的固有損耗,Qb表征電子注引起的損耗,Qext表征由耦合孔等引起的損耗.電子注引起的損耗Qb為[18]

式中R/Q表征諧振腔的特征阻抗.

當Qtotal＞ 0時,表示諧振腔內總的能量隨著時間減小,諧振腔不會發(fā)生振蕩.當Qtotal＜ 0時,表示諧振腔內總的能量隨著時間增加,諧振腔發(fā)生振蕩.

由圖5可以看出,電子負載電導GbN為正值時,表示電子注從微波場中吸收能量,此時微波場中能量不但被電子注吸收能量,同時還被腔壁損耗掉,Qtotal＞ 0,不會發(fā)生自激振蕩.當電子負載電導Gbn為負值時,表示微波場從電子注吸收能量,此時若微波場從電子注吸收的能量大于在腔壁上損耗的能量,即Qtotal＜ 0,則會發(fā)生自激振蕩,反之不會產生自激振蕩.在設計速調管振蕩器時,需要使諧振腔工作于負電導區(qū),以形成自激振蕩.

當電子電納BbN為正值時,電子注對于諧振腔而言呈電容性,圖2的電路模型可以等效為圖7所示電路模型.此時諧振腔的諧振頻率f為

由(51)式可知,當電子電納BbN為正值時,電子注的引入使得諧振腔頻率降低.

當電子電納BbN為負值時,電子注對于諧振腔而言呈電感性,圖2的電路模型可以等效為圖8所示電路模型.此時諧振腔的諧振頻率f為

由(52)式可知,當電子電納BbN為負值時,電子注的引入使得諧振腔頻率降低.

圖7 BbN為正值諧振腔等效電路Fig.7.Equivalent circuit mode of cavity when BbN＞ 0.

圖8 BbN為負值時諧振腔等效電路Fig.8.Equivalent circuit mode of cavity when BbN ＜ 0.

由圖6和上述分析可知,諧振腔間隙數(shù)越多,諧振腔加載電子注后的諧振頻率能夠在更大范圍內變化.上述公式推導是一維模型的前提下進行的,然而在實際諧振腔中電場不僅沿縱向變化,而且沿橫向也在變化,因此理論推導只能得到有限制條件的近似結果.推導過程中基于小信號條件假設才得到了上述簡明的解析表達式,所以對于諧振腔是否會發(fā)生工作模式的自激振蕩和非工作模式的振蕩的計算只有在注波互作用開始的階段比較準確.但是,小信號理論和一維模型表征的基本規(guī)律是正確的,可以作為分布作用速調管初始設計的指導依據(jù).

3 分布作用速調管高頻結構仿真設計

高頻結構是擴展互作用速調管中束波能量交換的場所,它設計的好壞決定了管子的帶寬和功率水平.高頻結構尺寸多,影響參數(shù)復雜,各個參數(shù)間又相互聯(lián)系,不能單獨追求某一項性能,必須綜合考慮,合理設計[17].設定電子注電壓20.8 kV,電流300 mA,輸入微波功率30 mW,中心頻率為94.8 GHz.多間隙諧振腔最核心的尺寸,即間隙渡越角θ0初值由(48)式確定,其他相對次要的尺寸根據(jù)分布作用速調管的工作頻率和微波場在電子注通道中的分布情況確定.通過三維電磁仿真軟件CHIPIC建立了分布作用速調管高頻結構模型,如圖9所示.高頻結構由四個多間隙諧振腔組成,包括輸入腔、輸出腔和兩個中間腔,其中輸入腔和輸出腔由5間隙諧振腔組成,中間腔由3間隙腔組成,輸入腔與輸出腔采用相同結構,中間兩個諧振腔采用相同結構.仿真過程中,先用本征模計算程序計算各個諧振腔的工作模式,改變諧振腔尺寸使各個諧振腔諧振于目標中心頻率94.8 GHz,然后在輸入端口饋入微波,在群聚電流基頻分量最大處放置第一個中間腔,接著在群聚電流基頻分量最大處放置第二個諧振腔,按相同方法增加中間腔數(shù),直到群聚電流基頻分量達到飽和,在基頻分量飽和處放置輸出腔.在實際計算時,為了給調頻結構讓位,微調了各個諧振腔的位置.

圖9 分布作用速調管高頻結構模型Fig.9.Model of the extended interaction cavity.

輸入腔間隙上建立的電壓Vgap與輸入功率Pin之間的關系式為[20,21]

式中fin表征輸入信號的頻率,R/Q表征諧振腔的特性阻抗,Qext表征由于輸入腔開耦合孔導致的損耗.Qa表征諧振腔的全部損耗,包括諧振腔的固有損耗Q0和引入電子注的損耗Qb.即

由(53)式可以看出,在輸入功率一定的條件下,當Qext=Qa時,輸入腔間隙上建立的電壓最大,此時信號在輸入端口反射最小.因此在設計輸入腔的耦合孔時需要根據(jù)計算出來的Qa確定.根據(jù)計算得到 Q0=736,Qb=—864,可得 Qext=804 時反射最小.

對輸入腔和中間腔是否會產生自激振蕩進行預判能夠大大提升設計效率[22].多間隙耦合腔存在多個諧振模式多間隙腔的模式競爭,包括非工作高次模式競爭和多間隙腔結構所引起的模式競爭.由于高次模式離工作模式的頻率間隔一般比較大,高次模式引起的模式競爭比較容易避免.所以需要重點研究的是多間隙腔結構引起的模式競爭[17,23].各個模式的縱向場分量Ez沿軸向的分布如圖10和圖11所示,相應的各個模式的Qtotal與工作電壓U的關系如圖12和圖13所示,由圖可以看出,在工作電壓附近,輸入腔和中間腔均不會發(fā)生振蕩.

圖10 輸入腔各模式Ez沿軸向的分布Fig.10.Ez versus axial distance of each mode in input cavity.

圖11 中間腔各模式Ez沿軸向的分布Fig.11.Ez versus axial distance of each mode in middle cavity.

圖12 輸入腔各模式Qtotal與電壓U的關系Fig.12.Qtotal versus U of each mode in input cavity.

圖13 中間腔各模式Qtotal與電壓U的關系Fig.13.Qtotal versus U of each mode in middle cavity.

圖14 瞬時輸入功率波形Fig.14.Waveform of input microwave.

圖15 調制電流基頻分量沿軸向的分布Fig.15.fundamental modulated current amplitude versus axial distance.

圖16 瞬時輸出功率波形Fig.16.Waveform of output microwave.

圖17 輸出功率與輸入信號頻率的關系Fig.17.Output power versus input frequency.

采用三維電磁仿真軟件進行計算,結果如圖14—圖17所示.圖14為輸入腔端口監(jiān)測的功率,由圖可知微波源饋入輸入腔的功率基本被輸入腔和電子注吸收,實現(xiàn)了良好的匹配.電子注通過輸入腔時,受到輸入腔中微波場的影響,產生速度調制,在隨后的漂移管中產生密度調制,通過加入中間腔,電子注產生了更強烈的調制,最終在輸出腔入口處達到最佳調制,電子注在輸出腔入口處達到了122%的調制深度,如圖15所示.圖16為輸出腔端口處監(jiān)測的瞬時輸出功率波形,輸出功率為443 W,中心頻率為94.77 GHz.設計的分布作用速調管效率較低,主要原因是陰極發(fā)射密度較低,為了增加電子流通率,增加了電子注孔的尺寸,而電子注孔對效率影響極大.引入電子注后使諧振腔的諧振頻率發(fā)生了偏移,因此最佳工作點不是諧振腔的諧振頻率94.8 GHz.圖17為輸出功率與輸入信號頻率之間的關系曲線,由圖可以看出,3 dB帶寬大于150 MHz.

4 分布作用速調管實驗研究及分析

4.1 實驗研究

圖18 分布作用速調管實物Fig.18.Picture of extended interaction klystron.

圖19 分布作用速調管測試系統(tǒng)Fig.19.Test system of extended interaction klystron.

通過理論分析和數(shù)值計算,完成了分布作用速調管的設計.根據(jù)設計結果加工了零件并焊接裝配成整管,完成了分布作用速調管的實驗研究.圖18為分布作用速調管樣管實物,圖19為分步作用速調管測試系統(tǒng).測試原理為： W波段固態(tài)信號源產生的微波信號經可調衰減器后通過輸入窗饋入擴展互作用速調管,在高頻腔體中與電子束相互作用產生放大信號; 從輸出窗傳輸出來的放大信號一路經定向耦合器被負載吸收,另一路由定向耦合器耦合出來并連接衰減器后作為測試信號; 測試系統(tǒng)采集到的信號通過示波器監(jiān)測.圖20為電壓20.8 kV,電流300 mA時的測試結果,當輸入信號頻率95.37 GHz,輸入信號功率30 mW時,得到175 W脈沖輸出功率.圖21為輸出功率與微波源信號頻率的關系曲線.由圖21可以看出,當輸入信號頻率為95.37 GHz時,輸出功率最大,3 dB帶寬大于90 MHz.

圖20 高頻樣管測試結果Fig.20.Test result of extended interaction klystron.

圖21 高頻樣管輸出功率與輸入信號頻率的關系Fig.21.Measured output power vs input frequency.

4.2 測試結果分析

工作頻率方面,測試得到最大輸出功率點在輸入信號頻率95.37 GHz處,而仿真得到的最大輸出功率點在輸入信號頻率94.77 GHz處,經分析,導致這種差別的原因主要是加工引起的誤差.輸出功率方面,在相同的輸入條件下,仿真得到輸出功率443 W,測試得到的輸出功率175 W,產生這種差別的原因初步分析主要有兩點,一是在實驗中僅得到83%的電子流通率,與電子光學系統(tǒng)仿真得到100%電子流通率差別較大,這導致實驗中群聚電流分布與仿真群聚電流分布差別較大,所以由群聚電流基頻分量決定的諧振腔的位置尤其是輸出腔的位置與在仿真中的最佳位置差別較大,最終導致輸出功率有較大差別.二是設計的調頻結構未能實現(xiàn)頻率的連續(xù)調節(jié),這導致分布作用速調管很難工作在最佳工作點.帶寬方面,在相同的輸入條件下,仿真得到3 dB帶寬大于150 MHz,測試得到3 dB帶寬約90 MHz,初步分析原因與輸出功率產生差別的原因一樣,也是由于電子流通率較差和調頻結構未能實現(xiàn)連續(xù)調節(jié)導致的.

5 結 論

本文基于運動學理論、感應電流定理和電荷守恒定律,研究了電子注在多間隙諧振腔 π 模場中的渡越時間效應,推導了多間隙諧振腔的電子負載的表達式,分析了間隙數(shù)對電子注渡越時間效應的影響.結果表明,采用多間隙諧振腔有利于提高速調管效率,并且可以使諧振腔的有載Q值在更大范圍內變化,可以使速調管不通過引入介質增加損耗而增加工作帶寬.此外,根據(jù)電子負載電納的計算結果還可以得知,與單間隙諧振腔相比,電子注在與多間隙諧振腔中微波場作用時會使諧振腔的諧振頻率發(fā)生更大的偏移.最終基于理論分析和數(shù)值模擬,設計了一款工作于W波段的分布作用速調管放大器,并完成了分布作用速調管放大器的加工和實驗研究,實驗測試在中心頻率95.37 GHz處得到峰值脈沖輸出功率175 W,3 dB帶寬大于90 MHz,為進一步研制更高功率和更高效率的速調管奠定了基礎.下一階段的研究工作主要從以下五個方面著手： 一是減小電子注孔尺寸,提高分布作用速調管的電子效率和輸出功率; 二是適當增加發(fā)射電流,調高分布作用速調管的輸出功率; 三是改進電子光學系統(tǒng)的設計,改進電子槍的裝配工序,并增加磁場的調節(jié)夾具,提高電子注在分布作用速調管中的流通率; 四是改進諧振腔的調頻結構,使諧振腔的頻率調節(jié)盡可能接近連續(xù)調節(jié); 五是在設計時采用各個諧振腔頻率參差分布的方法,增加分布作用速調管的帶寬.