關(guān)曉通 傅文杰 魯鈍 楊同斌 鄢揚 袁學(xué)松

1) (電子科技大學(xué)物理學(xué)院, 成都610054)

2) (電子科技大學(xué)電子科學(xué)與工程學(xué)院, 太赫茲研究中心, 成都610054)

(2019 年 8 月 12日收到; 2019 年 12 月 5日收到修改稿)

準(zhǔn)光共焦波導(dǎo)具有功率容量大、模式密度低的特點, 能夠有效地減少模式競爭對回旋管互作用的影響,有利于高次諧波太赫茲回旋管的設(shè)計. 為提高太赫茲準(zhǔn)光回旋管的互作用效率, 在共焦柱面波導(dǎo)的基礎(chǔ)上,研究了一種新型高頻互作用結(jié)構(gòu)—雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu), 設(shè)計了一種330 GHz二次諧波雙共焦結(jié)構(gòu)回旋管諧振腔并對其進(jìn)行了理論分析和粒子模擬. 研究結(jié)果表明, 雙共焦諧振腔中的高階模式能夠與高次電子回旋諧波發(fā)生穩(wěn)定的相互作用, 并且沒有模式競爭現(xiàn)象, 具備工作在太赫茲波段的潛力. 相比普通共焦波導(dǎo)諧振腔,雙共焦諧振腔能夠增強(qiáng)準(zhǔn)光回旋管的注波互作用強(qiáng)度, 提高回旋管的輸出功率和工作效率. 此外, 結(jié)果還表明雙共焦波導(dǎo)中的電磁波模式是一種由兩個獨立的共焦波導(dǎo)模式疊加而成的混合模式. 利用這種混合模式有望實現(xiàn)太赫茲回旋管的單注雙頻工作, 為新型太赫茲輻射源的研究提供了新的途徑.

1 引言

回旋管是一類基于電子回旋諧振脈塞原理的快波器件[1], 由于沒有傳統(tǒng)慢波器件中尺寸共渡的限制, 目前在毫米波以及太赫茲頻段已成為一種十分重要的高功率相干輻射源[2]. 回旋管的輸出功率在毫米波段可達(dá)到兆瓦(MW)量級[3], 在太赫茲波段可輸出千瓦(kW)量級[4], 被廣泛應(yīng)用于等離子體加熱、受控核聚變、材料無損檢測以及遠(yuǎn)距離通信等領(lǐng)域[5?8]. 當(dāng)工作頻率上升到太赫茲頻段時,為降低對外部磁場的要求, 高次諧波工作是太赫茲回旋管發(fā)展的重要方向之一[9?11]. 但隨著諧波次數(shù)的增加, 互作用過程中的模式競爭將更加激烈, 限制了回旋管工作的穩(wěn)定性和輸出功率.

為了抑制模式競爭, 國際學(xué)術(shù)界提出了很多新型的具有模式選擇特性的結(jié)構(gòu)作為回旋管的互作用結(jié)構(gòu)[12?14]. 美國麻省理工學(xué)院的研究學(xué)者率先將共焦柱面波導(dǎo)結(jié)構(gòu)應(yīng)用于140 GHz基波回旋振蕩器[15]和 140 GHz回旋管行波放大器[16]中, 之后國內(nèi)的電子科技大學(xué)成功研制出了400 GHz二次諧波太赫茲共焦波導(dǎo)回旋管[17]. 前期的研究結(jié)果表明[18?21], 共焦波導(dǎo)具有功率容量大、模式密度低的特性, 可使器件單模穩(wěn)定的工作在高階模式, 在太赫茲波段的應(yīng)用中具有重要優(yōu)勢. 但另一方面,由于共焦波導(dǎo)中高階模式的場分布主要集中在有限的區(qū)域內(nèi), 環(huán)形電子束中只有部分電子能夠與電磁波充分互作用, 因此整體的注波互作用效率較低[22].

為提高準(zhǔn)光回旋器件的注波互作用效率和輸出功率, 2018年國際真空電子學(xué)會議上提出了一種新型高頻互作用結(jié)構(gòu)—雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)[23],并對其互作用效率進(jìn)行了一般性的分析[24]. 在前期工作的基礎(chǔ)上, 本文改進(jìn)了330 GHz二次諧波雙共焦結(jié)構(gòu)回旋管諧振腔的結(jié)構(gòu)設(shè)計以獲得更大的輸出功率, 利用回旋管線性理論分析了雙共焦諧振腔中的注波互作用, 對比普通共焦諧振腔結(jié)果,研究了雙共焦結(jié)構(gòu)提高回旋管互作用效率的物理機(jī)理, 并通過粒子模擬(PIC)方法進(jìn)行了驗證, 分析了雙共焦結(jié)構(gòu)中電磁模式的特點. 研究結(jié)果表明, 雙共焦結(jié)構(gòu)諧振腔能夠在控制模式競爭的前提下有效增強(qiáng)注波互作用的耦合強(qiáng)度, 進(jìn)而提高回旋管的工作效率, 增大器件的輸出功率, 有利于大功率高次諧波太赫茲回旋管的研制.

2 雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)

2.1 雙共焦波導(dǎo)中的場分布

如圖1(a)所示, 普通共焦柱面波導(dǎo)由上下兩個完全相同的圓柱鏡面組成, 兩鏡面的曲率半徑為Rc, 寬度為2a, 并且鏡面之間的距離為L⊥=Rc. 在原來共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)上下兩個鏡面的基礎(chǔ)上,雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)由4個完全相同且均勻分布的圓柱鏡面組成, 這4個鏡面分別在水平和豎直方向上構(gòu)成兩組共焦波導(dǎo), 如圖1(b)所示. 因此, 雙共焦波導(dǎo)中特征模式的場分布可以認(rèn)為是普通共焦波導(dǎo)特征模式場分布的線性疊加, 其模式的截止頻率等于對應(yīng)的共焦波導(dǎo)模式的截止頻率[23].

類似于普通共焦波導(dǎo)特征場分布的求解方法[25],分別在水平和豎直兩個方向上構(gòu)建橢圓坐標(biāo)系x-O-z和x′-O-z′, 兩組橢圓坐標(biāo)系及直角坐標(biāo)系x-O-y和x′-O-y′間滿足如下關(guān)系[26]:

最終, 雙共焦波導(dǎo)中特征模式的場分布方程為

式中,Cm為復(fù)常數(shù),g=kd,k=w/c是電磁波在自由空間的傳播常數(shù),w為電磁波的頻率,c是真空中的光速, Hm(t) 為m階厄米多項式,

圖1 橢圓坐標(biāo)系中的準(zhǔn)光波導(dǎo)(a)普通共焦波導(dǎo); (b)雙共焦波導(dǎo)Fig. 1. Cross section of quasi-optical waveguides in elliptic coordinate system: (a) Normal confocal waveguide; (b) double confocal waveguide.

同時, 雙共焦波導(dǎo)中TEmn模的截止頻率與普通共焦波導(dǎo)中TEmn模的截止頻率相同, 其截至波數(shù)kmn和截止頻率fcmn為

如圖2所示, 給出了TE0,11模在兩種共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)中的場分布圖. 對于普通共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu), 由于其電磁場集中在有限的區(qū)域內(nèi), 只有場分布較強(qiáng)區(qū)域內(nèi)的回旋電子能夠與電磁波充分互作用, 因此環(huán)形電子束整體的互作用效率不高. 而在雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)中, 場分布區(qū)域增大, 能夠與電磁波相互作用的回旋電子明顯增多, 電子注整體的注波互作用效率將得到提高. 當(dāng)環(huán)形電子注的引導(dǎo)中心半徑大于模式場分布的束腰半徑時, 相同電子注參數(shù)下,雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)對應(yīng)的輸出功率和工作效率應(yīng)是普通共焦波導(dǎo)的2倍左右.

從圖2可以看出, 普通共焦波導(dǎo)模式在兩側(cè)邊緣的場分布幾乎為0, 邊界條件的改變對其影響不大, 因此共焦波導(dǎo)模式在雙共焦波導(dǎo)中也可獨立存在. 所以, 雙共焦波導(dǎo)中可能存在3種類型的模式:水平方向的共焦模式、豎直方向的共焦模式以及兩者的疊加模式. 三者的場分布不同, 但截止頻率等波參數(shù)相同, 互為簡并模式. 此外, 由第二組鏡面引入的金屬邊界, 使邊界條件更加復(fù)雜, 也會激勵起少量雙共焦波導(dǎo)特有的(非疊加)模式. 因此, 雙共焦波導(dǎo)中的模式密度將大于普通共焦波導(dǎo).

2.2 高次諧波工作模式的選擇

為了盡可能地抑制高次諧波互作用過程中的模式競爭, 工作模式的選擇很重要. 在高次諧波回旋管的設(shè)計中, 不僅要求工作模式與相鄰模式的頻率間隔較大, 還應(yīng)保證其對應(yīng)的低次電子回旋諧波盡可能地遠(yuǎn)離其他模式.

前期的研究結(jié)果表明[16,22], 通過選擇合適的鏡面寬度, 控制準(zhǔn)光波導(dǎo)各模式的衍射損耗, 只有TE0,n模式能夠穩(wěn)定傳輸. 因而由(6)式可知, 準(zhǔn)光波導(dǎo)模式呈均勻分布, 相鄰模式的間隔是一樣的,所以在選擇高次諧波準(zhǔn)光回旋管的工作模式時, 只需避免低次諧波間的模式競爭即可.

圖3給出了 TE0,n(n= 8, 9, ··, 15) 模式工作在二次諧波時, 它們對應(yīng)的基波頻率與臨近模式的分布圖. 從圖3可以看出, 對于工作在(k= 1, 2,··)模式的二次諧波回旋管, 回旋電子的基波頻率與模式的本征頻率很接近, 容易造成電子低次諧波與波導(dǎo)模式互作用, 引入模式競爭. 所以對于二次諧波回旋管應(yīng)選擇模式序數(shù)為奇數(shù)的模式. 推而廣之, 對于s次諧波回旋管應(yīng)選擇模式序數(shù)n為質(zhì)數(shù)的模式, 以盡量避開所有的低次諧波模式的競爭. 最終, 本文選擇TE0,11模式作為雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)二次諧波太赫茲回旋管的工作模式.

圖2 兩種波導(dǎo)中 TE0, 11模的橫向電場及環(huán)形電子注分布圖(a)普通共焦波導(dǎo); (b)雙共焦波導(dǎo)Fig. 2. Transverse geometry with the annular electron beam and electric field distributions of TE0, 11 mode in two types of quasi-optical waveguides: (a) Normal confocal waveguide; (b) double confocal waveguide.

圖3 雙共焦波導(dǎo)模式特征值分布Fig. 3. Mode spectrum in double confocal waveguide.

3 二次諧波雙共焦諧振腔的理論分析

在雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)回旋管諧振腔初步設(shè)計的基礎(chǔ)上[23], 為減少由于橫向結(jié)構(gòu)變化引起的反射,本文使用雙共焦波導(dǎo)漸變段取代原來的圓波導(dǎo)漸變段作為截止段, 以獲得更大的輸出功率. 圖4(a)為330 GHz二次諧波雙共焦諧振腔的結(jié)構(gòu)示意圖,具體的結(jié)構(gòu)參數(shù)如表1所列. 根據(jù)回旋管諧振腔的冷腔分析理論[6], TE0,11,1模式的冷腔縱向場分布如圖4(b)所示.

圖4 雙共焦諧振腔(a)結(jié)構(gòu)示意圖; (b) TE0,11,1模冷腔縱向場分布圖Fig. 4. Double confocal cavity: (a) Structural diagram; (b) axial field profile of TE0,11,1 mode.

3.1 注波互作用耦合系數(shù)

根據(jù)回旋管注波互作用的線性分析理論[27],不同位置處回旋電子與電磁波相互作用的強(qiáng)度可由注波耦合系數(shù)|Ls|表征

式中,s為電子的回旋諧波次數(shù),X和Y分別為電子回旋中心的坐標(biāo). 而對于空心環(huán)形電子注, 注波互作用耦合系數(shù)是所有回旋電子對應(yīng)|Ls|的平均值, 即

圖5給出了二次諧波工作模式TE0,11模和可能的競爭模式(二次諧波模式TE0,10和TE0,12以及基波?模式?TE0,5和TE0,6)分別對應(yīng)的注波耦合系數(shù)隨電子注引導(dǎo)中心半徑Rb的變化. 根據(jù)計算結(jié)果, 本文選擇Rb= 1.65 mm 作為二次諧波雙共焦諧振腔回旋管的電子注引導(dǎo)中心半徑, 此時工作模式TE0,11模二次諧波對應(yīng)的注波耦合系數(shù)處于極大值點, 并且大于其他競爭模式的注波耦合系數(shù).

表1 雙共焦波導(dǎo)諧振腔的設(shè)計參數(shù)Table 1. Design parameters of the proposed double confocal cavity.

此外, 為對比雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)和普通單組共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)中的注波互作用強(qiáng)度, 利用(7)和(8)式分別計算了兩種結(jié)構(gòu)中二次諧波TE0,11模的注波耦合系數(shù)沿徑向和角向的變化, 結(jié)果如圖6所示.從?圖?6(a)可以看出, 兩種結(jié)構(gòu)中注波耦合系數(shù)隨電子注半徑Rb的變化趨勢相同, 但大小不同. 雙共焦結(jié)構(gòu)對應(yīng)的耦合系數(shù)? ?始終大于 單共焦波導(dǎo), 表明雙共焦結(jié)構(gòu)的確能夠增加準(zhǔn)光回旋管的注波互作用強(qiáng)度, 進(jìn)而產(chǎn)生更大的輸出功率. 固定Rb= 1.65 mm 時, 耦合系數(shù)|Ls|隨相位角j的變化如圖6(b)所示. 對單共焦結(jié)構(gòu)而言, 高斯波束束腰半徑之外的電子對應(yīng)的耦合系數(shù)很小,幾乎不參與注波互作用. 而雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)中, 由于第二組鏡面的引入, 大大增加了這部分回旋電子的耦合系數(shù), 而束腰半徑之內(nèi)電子的耦合系數(shù)基本保持不變. 計算結(jié)果表明, 對整個環(huán)?形電?子注而言,此時雙共焦結(jié)構(gòu)對應(yīng)的耦合系數(shù)是單共焦結(jié)構(gòu)的2倍.

由以上分析可以看出, 采用雙共焦結(jié)構(gòu)的確能夠增加回旋管的注波互作用強(qiáng)度, 進(jìn)而提高回旋管的輸出功率和工作效率.

圖5 雙共焦波導(dǎo)中各模式對應(yīng)注波耦合系數(shù)? ?隨電子注引導(dǎo)中心半徑R的變化 bFig. 5. Beam-wave coupling factors ? ? as functions of electron beam radius R for different modes in double confocal wavebguides.

圖6 普通共焦波導(dǎo)和雙共?焦波導(dǎo)?中TE0,11模注波耦合系數(shù)計算結(jié)果(a) 耦合系數(shù) 沿徑向的變化; (b) Rb =1.65 mm時耦合系數(shù)|Ls|沿角向的變化Fig. 6. Beam-wave coupling factors for TE0,11 mode in single and double confoc?al wa?veguide: (a) Radial distribution of coupling factor ; (b) azimuthal distribution of coupling factor Ls for an annular electron beam with Rb =1.65 mm.

3.2 起振電流分析

通過線性理論計算出的起振電流, 可初步了解雙共焦結(jié)構(gòu)二次諧波太赫茲回旋管諧振腔中潛在的模式競爭情況. 對于任意橫截面結(jié)構(gòu)的諧振腔,起振電流的計算公式如下[10], [28]:

式中,e為電子電荷量,l為自由空間的波長,L為腔體長度,g0為初始時刻的相對論因子,Q為諧振腔的品質(zhì)因數(shù),S⊥為互作用結(jié)構(gòu)的橫截面.

圖7(a)為計算得到的雙共焦結(jié)構(gòu)諧振腔中不同模式的起振電流Ist隨工作磁場B0的變化. 結(jié)果表明, 工作模式的最小起振電流為 0.29 A, 且其磁場工作區(qū)間與其他競爭模式保持很大的間隔.可見, 雙共焦結(jié)構(gòu)回旋管中模式競爭要弱于傳統(tǒng)圓波導(dǎo)回旋管, 通過控制工作磁場的大小, 可以有效地抑制二次諧波準(zhǔn)光回旋管中的模式競爭.

圖7 起振電流 Ist的計算結(jié)果 (V0 = 40 kV, a = 1.5, Rb =1.65 mm)(a) 雙共焦腔中各模式對應(yīng)的 Ist; (b) 模式在雙共焦腔和普通共焦腔中的IstFig. 7. Calculated results of starting current Ist (V0 =40 kV, a = 1.5, Rb = 1.65 mm): (a) For different modes in double confocal cavity; (b) for mode in double and single confocal cavity.

4 粒子模擬

粒子模擬方法可對真空電子學(xué)器件進(jìn)行仿真,是一種驗證理論分析并優(yōu)化設(shè)計參數(shù)的重要技術(shù)手段[29]. 根據(jù)表1所列出的結(jié)構(gòu)參數(shù), 在三維粒子模擬軟件CHIPIC[30]中對所設(shè)計的諧振腔進(jìn)行三維建模. 選定電子注的工作參數(shù): 工作電壓V0=40 kV、電子注電流Ib= 2 A, 電子注引導(dǎo)中心半徑Rb= 1.65 mm, 橫縱速度比a= 1.5. 仿真結(jié)果表明, 諧振腔的輸出功率最大可達(dá)到 9.9 kW, 電子效率為12.4%. 圖8為此時雙共焦腔輸出端口電場分量Ex和Ey的時域和頻域結(jié)果圖, 可以看出輸出電磁波的頻率為 328.93 GHz, 頻譜單一, 諧振腔中保持單模穩(wěn)定的注波互作用. 圖9和圖10分別給出了電場分量Ex和Ey的場分布圖, 其橫向場分布為TE0,11模, 縱向場幅值分布與圖4(b)所示的冷腔計算結(jié)果相似, 可以確定此時諧振腔中的工作模式為TE0,11,1模式. 粒子模擬的結(jié)果證明, 雙共焦諧振腔中的高階模式能夠與高次電子回旋諧波發(fā)生穩(wěn)定的相互作用, 并且沒有模式競爭現(xiàn)象, 具備工作在太赫茲波段的潛力.

圖8 雙共焦腔輸出端口電場分量 Ex 和 Ey 的仿真結(jié)果(a) 時間變化圖; (b) 頻譜圖Fig. 8. Simulation results of output field Ex and Ey for double confocal cavity: (a) Time variation; (b) spectrum.

為了與普通共焦腔的注波互作用進(jìn)行比較, 不改變電子注的參數(shù), 對同樣尺寸的單組共焦結(jié)構(gòu)諧振腔進(jìn)行了粒子模擬. 圖11給出了輸出端口電場的時間變化及頻譜圖, 可以看出普通共焦腔也能單模穩(wěn)定工作于TE0,11,1的二次諧波, 輸出頻率為328.93 GHz, 與雙共焦腔的輸出頻率相同.

圖9 雙共焦腔 Ex 分量的場分布仿真結(jié)果(a) 輸出端口; (b) xz (y = 0)平面; (c) yz (x = 0)平面Fig. 9. Simulation results of the distribution of electronic field Ex in double confocal cavity: (a) At output port; (b) at the xz plane(y = 0); (c) at the yz plane (x = 0).

圖10 雙共焦腔 Ey 分量的場分布仿真結(jié)果(a) 輸出端口; (b) xz (y = 0) 平面; (c) yz (x = 0)平面Fig. 10. Simulation results of the distribution of electronic field Ey in double confocal cavity: (a) At output port; (b) at the xz plane(y = 0); (c) at the yz plane (x = 0).

圖11 普通共焦腔仿真結(jié)果(a) 輸出端口電場 Ex 和 Ey 的時間變化圖; (b) Ex 的輸出頻譜圖Fig. 11. Simulation results for single confocal cavity: (a) Time variation of the output field Ex and Ey; (b) spectrum of the output field Ex.

改變工作磁場B0的大小, 雙共焦腔和普通共焦腔輸出功率的變化如圖12所示. 計算結(jié)果表明,工作磁場的改變對二次諧波模式的輸出功率影響很大, 且兩種諧振腔中工作模式輸出功率的變化規(guī)律相似. 根據(jù)理論分析中起振電流的計算結(jié)果, 由于雙共焦腔中的起振電流更低, 工作模式更容易起振, 因此雙共焦腔對應(yīng)的工作磁場范圍略大于普通共焦腔. 在所計算磁場區(qū)間內(nèi), 粒子模擬時均未觀測到其他競爭模式. 圖12中單組共焦結(jié)構(gòu)的最大輸出功率為 4.2 kW, 對應(yīng)的互作用效率為 5.3%, 而雙共焦諧振腔的最大輸出功率為9.9 kW, 互作用效率提高了一倍以上達(dá)到12.4%. 由此可見, 雙共焦結(jié)構(gòu)諧振腔能夠在控制模式競爭的前提下有效增大回旋管的輸出功率, 提高器件的工作效率, 有利于大功率高次諧波太赫茲回旋管的研制.

此外, 從圖11(a)可以看出, 普通單組共焦波導(dǎo)中的電磁波是一種線極化波, 對豎直方向上的單組共焦結(jié)構(gòu)諧振腔而言(參考圖9), 橫向電場主要集在在Ex方向,Ey分量很弱. 而在圖8(a)給出的雙共焦諧振腔輸出端口電場分量Ex和Ey隨時間的變化結(jié)果中,Ex和Ey的起振時間并不完全相同,Ey要晚于Ex起振. 在注波互作用穩(wěn)定以后, 如圖13所示, 在100 ns附近Ex與Ey兩者之間的時間差約為 0.756 ps, 對應(yīng)于 1/4個周期 (328.93 GHz電磁波對應(yīng)的周期為3.04 ps), 即Ex與Ey之間存在π/2的相位差. 上述仿真結(jié)果證明, 雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)中的電磁波模式是一種混合模式, 是水平和豎直方向上兩個獨立的共焦波導(dǎo)模式的矢量疊加.

圖12 雙共焦腔和普通共焦腔輸出功率隨磁場的變化Fig. 12. Simulation results of output power for double confocal cavity and single confocal cavity.

圖13 輸出穩(wěn)定時 (100 ns)雙共焦腔輸出端口電場 Ex 和Ey隨時間的變化展開圖Fig. 13. Expanded results of the output field Ex and Ey for double confocal cavity around 100 ns.

基于雙共焦波導(dǎo)的這種混合模式特性, 當(dāng)水平和豎直方向上兩組共焦波導(dǎo)的鏡面參數(shù)不同時, 一根回旋電子注可以與兩個不同的波導(dǎo)模式同時產(chǎn)生注波互作用, 選擇合適的鏡面結(jié)構(gòu)參數(shù)和電子注工作參數(shù), 在雙共焦諧振腔中將有可能激勵起不同諧波次數(shù)的兩個頻率的電磁波[24], 即實現(xiàn)太赫茲回旋管的單注雙頻工作. 如果電子注的引導(dǎo)中心半徑足夠大(大于兩個模式的束腰半徑), 與兩個模式發(fā)生互作用的回旋電子是同一根電子束中兩個相互獨立的部分, 兩個模式間的模式競爭基本可以忽略, 有效地避免了傳統(tǒng)回旋管雙頻工作時模式競爭的問題. 因而, 雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)回旋管有望在這方面拓展電子回旋脈塞器件的性能, 為研究新型太赫茲輻射源提供新的途徑.

5 總結(jié)

為提高太赫茲準(zhǔn)光回旋管的工作效率, 本文在共焦柱面波導(dǎo)的基礎(chǔ)上研究了一種新型的注波互作用結(jié)構(gòu)—雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu), 對其進(jìn)行了理論研究. 線性理論的分析結(jié)果表明, 雙共焦結(jié)構(gòu)能夠增強(qiáng)互作用中的注波耦合強(qiáng)度, 進(jìn)而提高回旋管的輸出功率和工作效率. 通過三維粒子模擬, 所設(shè)計的330 GHz二次諧波雙共焦諧振腔能夠單模穩(wěn)定的工作于TE0,11模的二次諧波模式, 驗證了雙共焦諧振腔在太赫茲波段的應(yīng)用潛力. 在相同電子束參數(shù)下, 雙共焦波導(dǎo)諧振腔對應(yīng)的最大輸出功率是普通共焦諧振腔的2倍以上. 采用雙共焦波導(dǎo)結(jié)構(gòu)可以提高準(zhǔn)光回旋器件的工作效率, 為研究大功率太赫茲回旋管提供了新的途徑. 同時, 研究結(jié)果還表明, 雙共焦波導(dǎo)中的電磁波模式是一種由兩個獨立的共焦波導(dǎo)模式疊加而成的混合模式. 當(dāng)電子束半徑很大時, 雙共焦結(jié)構(gòu)太赫茲回旋管將有可能實現(xiàn)單注雙頻工作, 該結(jié)果為新型太赫茲輻射源的研究提供了新的途徑.