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In dieser Arbeit wird eine 220-GHz-Breitband-Hochleistungs-Wanderfeldröhre mit verschachtelten Doppellamellen entworfen und verifiziert. Zunächst wird eine planare, versetzte Doppelstrahlstruktur mit langsamen Wellen vorgeschlagen. Durch den Einsatz eines Dualmode-Betriebsschemas sind Übertragungsleistung und Bandbreite nahezu doppelt so hoch wie im Singlemode-Betrieb. Um die Anforderungen an eine hohe Ausgangsleistung zu erfüllen und die Stabilität der Wanderfeldröhre zu verbessern, wurde ein doppelstiftförmiges elektronisches optisches System mit einer Ansteuerspannung von 20 bis 21 kV und einem Strom von 2 × 80 mA entwickelt. Designziele: Durch die Verwendung des Maskenteils und der Steuerelektrode in der Doppelstrahlkanone können die beiden Stiftstrahlen mit einem Kompressionsverhältnis von 7 entlang ihrer jeweiligen Mitten fokussiert werden. Die Fokussierungsentfernung beträgt ca. 0,18 mm und die Stabilität ist gut. Das gleichmäßige magnetische Fokussierungssystem wurde ebenfalls optimiert. Die stabile Übertragungsentfernung des planaren Doppelelektronenstrahls kann 45 mm erreichen, und das fokussierende Magnetfeld beträgt 0,6 T, was ausreicht, um das gesamte Hochfrequenzsystem abzudecken. (HFS). Um die Verwendbarkeit des elektronenoptischen Systems und die Leistung der langsamen Wellenstruktur zu überprüfen, wurden anschließend auch Partikelzellensimulationen (PIC) am gesamten HFS durchgeführt. Die Ergebnisse zeigen, dass das Strahlwechselwirkungssystem eine Spitzenausgangsleistung von fast 310 W bei 220 GHz erreichen kann, die optimierte Strahlspannung 20,6 kV beträgt, der Strahlstrom 2 × 80 mA beträgt, die Verstärkung 38 dB beträgt und die 3-dB-Bandbreite bei etwa 70 GHz 35 dB überschreitet. Abschließend wird eine hochpräzise Mikrostrukturherstellung durchgeführt, um die Leistung des HFS zu überprüfen, und die Ergebnisse zeigen, dass die Bandbreite und die Übertragungseigenschaften gut mit den Simulationsergebnissen übereinstimmen. Daher wird erwartet, dass das in diesem Artikel vorgeschlagene Schema leistungsstarke, ultrabreitbandige Strahlungsquellen im Terahertz-Band mit Potenzial für zukünftige Anwendungen entwickeln wird.
Als traditionelles elektronisches Vakuumgerät spielt die Wanderfeldröhre (TWT) eine unersetzliche Rolle in vielen Anwendungen wie hochauflösendem Radar, Satellitenkommunikationssystemen und der Weltraumforschung1,2,3. Da die Betriebsfrequenz jedoch in den Terahertz-Bereich gelangt, konnten die traditionelle gekoppelte Hohlraum-TWT und die spiralförmige TWT die Anforderungen der Menschen aufgrund der relativ geringen Ausgangsleistung, der geringen Bandbreite und der schwierigen Herstellungsprozesse nicht mehr erfüllen. Daher ist die Frage, wie die Leistung des THz-Bandes umfassend verbessert werden kann, für viele wissenschaftliche Forschungseinrichtungen zu einem sehr wichtigen Thema geworden. In den letzten Jahren haben neuartige Slow-Wave-Strukturen (SWS), wie versetzte Doppelblattstrukturen (SDV) und gefaltete Wellenleiterstrukturen (FW), aufgrund ihrer natürlichen planaren Strukturen große Aufmerksamkeit erhalten, insbesondere die neuartigen SDV-SWS mit vielversprechendem Potenzial. Diese Struktur wurde 2008 von der UC-Davis vorgeschlagen4. Die planare Struktur kann leicht durch Mikro-Nano-Verarbeitungstechniken wie Computer Numerical Control (CNC) und UV-LIGA hergestellt werden, die Ganzmetall-Gehäusestruktur kann bieten eine größere Wärmekapazität mit höherer Ausgangsleistung und Verstärkung, und die wellenleiterartige Struktur kann auch eine größere Arbeitsbandbreite bereitstellen. Aktuell hat die UC Davis 2017 erstmals gezeigt, dass SDV-TWT Hochleistungsausgangsleistungen von über 100 W und Signale mit einer Bandbreite von fast 14 GHz im G-Band erzeugen kann5. Diese Ergebnisse weisen jedoch noch Lücken auf, die die damit verbundenen Anforderungen an hohe Leistung und große Bandbreite im Terahertz-Band nicht erfüllen können. Für die G-Band-SDV-TWT der UC-Davis wurden Schichtelektronenstrahlen verwendet. Obwohl dieses Schema die Strombelastbarkeit des Strahls erheblich verbessern kann, ist es aufgrund der Instabilität des Schichtstrahl-Elektronenoptiksystems (EOS) schwierig, eine große Übertragungsdistanz aufrechtzuerhalten, und es gibt einen Übermodus-Strahltunnel, der auch dazu führen kann, dass sich der Strahl selbst reguliert. – Anregung und Schwingung 6,7. Um die Anforderungen an hohe Ausgangsleistung, große Bandbreite und gute Stabilität von THz-TWT zu erfüllen, wird in dieser Arbeit ein Dual-Beam-SDV-SWS mit Dual-Mode-Betrieb vorgeschlagen. Das heißt, um die Betriebsbandbreite zu erhöhen, wird Dual-Mode-Betrieb vorgeschlagen und in dieser Struktur eingeführt. Um die Ausgangsleistung zu erhöhen, wird außerdem eine planare Verteilung von Doppelstiftstrahlen verwendet. Einzelstiftstrahl-Radios sind aufgrund vertikaler Größenbeschränkungen relativ klein. Wenn die Stromdichte zu hoch ist, muss der Strahlstrom reduziert werden, was zu einer relativ geringen Ausgangsleistung führt. Um den Strahlstrom zu verbessern, wurde ein planar verteiltes Mehrstrahl-EOS entwickelt, das die laterale Größe des SWS ausnutzt. Aufgrund des unabhängigen Strahltunnelns kann das planar verteilte Mehrstrahl-EOS eine hohe Ausgangsleistung erreichen, indem ein hoher Gesamtstrahlstrom und ein geringer Strom pro Strahl aufrechterhalten werden, wodurch Overmode-Strahltunneln im Vergleich zu Sheet-Beam-Geräten vermieden werden kann. Daher ist es vorteilhaft, die Stabilität der Wanderfeldröhre aufrechtzuerhalten. Auf der Grundlage früherer In Arbeit 8,9 wird in diesem Artikel ein gleichmäßiges Magnetfeld im G-Band vorgeschlagen, das einen doppelten Bleistiftstrahl-EOS fokussiert, wodurch die stabile Übertragungsdistanz des Strahls erheblich verbessert und der Strahlinteraktionsbereich weiter vergrößert werden kann, wodurch die Ausgangsleistung erheblich verbessert wird.
Die Struktur dieses Dokuments ist wie folgt: Zunächst wird das SWS-Zellendesign mit Parametern, einer Analyse der Dispersionseigenschaften und Ergebnissen der Hochfrequenzsimulation beschrieben. Anschließend werden in diesem Dokument basierend auf der Struktur der Elementarzelle ein Doppelstiftstrahl-EOS und ein Strahlinteraktionssystem entworfen. Außerdem werden Ergebnisse der intrazellulären Partikelsimulation präsentiert, um die Verwendbarkeit von EOS und die Leistung von SDV-TWT zu überprüfen. Darüber hinaus werden in dem Dokument kurz die Herstellungs- und Kalttestergebnisse vorgestellt, um die Richtigkeit des gesamten HFS zu überprüfen. Abschließend folgt eine Zusammenfassung.
Als eine der wichtigsten Komponenten des TWT geben die Dispersionseigenschaften der Slow-Wave-Struktur an, ob die Elektronengeschwindigkeit mit der Phasengeschwindigkeit des SWS übereinstimmt, und haben somit großen Einfluss auf die Strahl-Wellen-Wechselwirkung. Um die Leistung des gesamten TWT zu verbessern, wurde eine verbesserte Interaktionsstruktur entwickelt. Die Struktur der Elementarzelle ist in Abbildung 1 dargestellt. Angesichts der Instabilität des Flächenstrahls und der Leistungsbegrenzung des Einzelstiftstrahls wird ein Doppelstiftstrahl verwendet, um die Ausgangsleistung und Betriebsstabilität weiter zu verbessern. Um die Arbeitsbandbreite zu erhöhen, wurde ein Dualmodus für den SWS-Betrieb vorgeschlagen. Aufgrund der Symmetrie der SDV-Struktur kann die Lösung der Dispersionsgleichung für elektromagnetische Felder in ungerade und gerade Modi unterteilt werden. Gleichzeitig werden der ungerade Grundmodus des Niederfrequenzbands und der gerade Grundmodus des Hochfrequenzbands genutzt, um die Breitbandsynchronisation der Strahlinteraktion zu realisieren und so die Arbeitsbandbreite weiter zu verbessern.
Entsprechend den Leistungsanforderungen ist die gesamte Röhre mit einer Antriebsspannung von 20 kV und einem doppelten Strahlstrom von 2 × 80 mA ausgelegt. Um die Spannung möglichst genau an die Betriebsbandbreite des SDV-SWS anzupassen, müssen wir die Länge der Periode p berechnen. Die Beziehung zwischen Strahlspannung und Periode ist in Gleichung (1)10 dargestellt:
Durch Einstellen der Phasenverschiebung auf 2,5π bei der Mittenfrequenz von 220 GHz kann die Periode p mit 0,46 mm berechnet werden. Abbildung 2a zeigt die Dispersionseigenschaften der SWS-Einheitszelle. Die 20-kV-Strahllinie entspricht der bimodalen Kurve sehr gut. Passende Frequenzbänder können in den Bereichen von 210 bis 265,3 GHz (ungerade Betriebsart) und 265,4 bis 280 GHz (gerade Betriebsart) etwa 70 GHz erreichen. Abbildung 2b zeigt die durchschnittliche Kopplungsimpedanz, die zwischen 210 und 290 GHz über 0,6 Ω liegt, was darauf hindeutet, dass in der Betriebsbandbreite starke Wechselwirkungen auftreten können.
(a) Dispersionseigenschaften eines Dual-Mode-SDV-SWS mit einer 20-kV-Elektronenstrahllinie. (b) Interaktionsimpedanz der SDV-Slow-Wave-Schaltung.
Es ist jedoch wichtig zu beachten, dass zwischen den ungeraden und geraden Modi eine Bandlücke besteht, und wir bezeichnen diese Bandlücke üblicherweise als Sperrband, wie in Abbildung 2a gezeigt. Wenn der TWT in der Nähe dieses Frequenzbands betrieben wird, kann eine starke Strahlkopplungsstärke auftreten, die zu unerwünschten Schwingungen führt. In praktischen Anwendungen vermeiden wir im Allgemeinen die Verwendung von TWT in der Nähe des Sperrbands. Es ist jedoch ersichtlich, dass die Bandlücke dieser langsamen Wellenstruktur nur 0,1 GHz beträgt. Es ist schwierig zu bestimmen, ob diese kleine Bandlücke Schwingungen verursacht. Daher wird im folgenden Abschnitt der PIC-Simulation die Betriebsstabilität um das Sperrband untersucht, um zu analysieren, ob unerwünschte Schwingungen auftreten können.
Das Modell des gesamten HFS ist in Abbildung 3 dargestellt. Es besteht aus zwei SDV-SWS-Stufen, die durch Bragg-Reflektoren verbunden sind. Die Funktion des Reflektors besteht darin, die Signalübertragung zwischen den beiden Stufen zu unterbrechen und die Schwingung und Reflexion von Nicht-Arbeitsmoden, wie z. B. Moden höherer Ordnung, die zwischen den oberen und unteren Lamellen erzeugt werden, zu unterdrücken, wodurch die Stabilität der gesamten Röhre erheblich verbessert wird. Zur Verbindung mit der Außenumgebung wird außerdem ein linearer Kegelkoppler verwendet, um das SWS mit einem WR-4-Standardwellenleiter zu verbinden. Der Transmissionskoeffizient der zweistufigen Struktur wird mit einem Zeitbereichslöser in der 3D-Simulationssoftware gemessen. Unter Berücksichtigung der tatsächlichen Auswirkung des Terahertz-Bands auf das Material wird das Material der Vakuumhülle zunächst auf Kupfer eingestellt und die Leitfähigkeit auf 2,25 × 107 S/m12 reduziert.
Abbildung 4 zeigt die Übertragungsergebnisse für HFS mit und ohne lineare konische Koppler. Die Ergebnisse zeigen, dass der Koppler wenig Einfluss auf die Übertragungsleistung des gesamten HFS hat. Der Rückflussverlust (S11 < − 10 dB) und der Einfügungsverlust (S21 > − 5 dB) des gesamten Systems im Breitbandbereich von 207 bis 280 GHz zeigen, dass HFS gute Übertragungseigenschaften aufweist.
Als Stromversorgung für elektronische Vakuumgeräte bestimmt die Elektronenkanone direkt, ob das Gerät genügend Ausgangsleistung erzeugen kann. In Kombination mit der HFS-Analyse in Abschnitt II muss eine Doppelstrahl-EOS entwickelt werden, die ausreichend Leistung liefert. In diesem Teil wird auf Grundlage früherer Arbeiten im W-Band 8, 9 eine Doppelstrahl-Elektronenkanone unter Verwendung eines planaren Maskenteils und Steuerelektroden entwickelt. Zunächst wird gemäß den Designanforderungen von SWS in Abschnitt 11.1 wie in Abb. gezeigt vorgegangen. 2. Die Antriebsspannung Ua der Elektronenstrahlen wird anfänglich auf 20 kV eingestellt, die Ströme I der beiden Elektronenstrahlen betragen jeweils 80 mA und der Strahldurchmesser dw der Elektronenstrahlen beträgt 0,13 mm. Gleichzeitig wird, um sicherzustellen, dass die Stromdichte des Elektronenstrahls und der Kathode erreicht werden kann, das Kompressionsverhältnis des Elektronenstrahls auf 7 eingestellt, sodass die Stromdichte des Elektronenstrahls 603 A/cm² und die Stromdichte der Kathode 86 A/cm² beträgt, was durch die Verwendung neuer Kathodenmaterialien erreicht werden kann. Gemäß den Designtheorien 14, 15, 16 und 17 kann eine typische Pierce-Elektronenkanone eindeutig identifiziert werden.
Abbildung 5 zeigt das horizontale und vertikale Schema der Kanone. Man kann erkennen, dass das Profil der Elektronenkanone in x-Richtung fast identisch mit dem einer typischen plattenförmigen Elektronenkanone ist, während in y-Richtung die beiden Elektronenstrahlen teilweise durch die Maske getrennt sind. Die Positionen der beiden Kathoden liegen bei x = – 0,155 mm, y = 0 mm bzw. x = 0,155 mm, y = 0 mm. Entsprechend den Konstruktionsanforderungen an Kompressionsverhältnis und Elektroneninjektionsgröße werden die Abmessungen der beiden Kathodenoberflächen auf 0,91 mm × 0,13 mm festgelegt.
Um das fokussierte elektrische Feld, das jeder Elektronenstrahl in x-Richtung empfängt, symmetrisch um sein eigenes Zentrum zu machen, wird in diesem Dokument eine Steuerelektrode an der Elektronenkanone angebracht. Indem wir die Spannung der Fokussierungselektrode und der Steuerelektrode auf −20 kV und die Spannung der Anode auf 0 V einstellen, können wir die Flugbahnverteilung der Doppelstrahlkanone erhalten, wie in Abb. 6 gezeigt. Man kann erkennen, dass die emittierten Elektronen eine gute Kompressibilität in y-Richtung aufweisen und jeder Elektronenstrahl entlang seines eigenen Symmetriezentrums in x-Richtung konvergiert, was darauf hindeutet, dass die Steuerelektrode das ungleiche elektrische Feld ausgleicht, das von der Fokussierungselektrode erzeugt wird.
Abbildung 7 zeigt die Strahlhüllkurve in x- und y-Richtung. Die Ergebnisse zeigen, dass sich die Projektionsdistanz des Elektronenstrahls in x-Richtung von der in y-Richtung unterscheidet. Die Wurfweite in x-Richtung beträgt etwa 4 mm, die in y-Richtung etwa 7 mm. Daher sollte die tatsächliche Wurfweite zwischen 4 und 7 mm gewählt werden. Abbildung 8 zeigt den Querschnitt des Elektronenstrahls in einem Abstand von 4,6 mm von der Kathodenoberfläche. Die Form des Querschnitts kommt einem standardmäßigen kreisförmigen Elektronenstrahl am nächsten. Der Abstand zwischen den beiden Elektronenstrahlen liegt nahe den vorgesehenen 0,31 mm, und der Radius beträgt etwa 0,13 mm, was den Konstruktionsanforderungen entspricht. Abbildung 9 zeigt die Simulationsergebnisse des Strahlstroms. Es ist ersichtlich, dass die beiden Strahlströme 76 mA betragen, was gut mit den vorgesehenen 80 mA übereinstimmt.
Angesichts der Schwankungen der Antriebsspannung in praktischen Anwendungen ist es notwendig, die Spannungsempfindlichkeit dieses Modells zu untersuchen. Im Spannungsbereich von 19,8 bis 20,6 kV werden die Hüllkurven für Strom und Strahl erhalten, wie in Abbildung 1 und Abbildung 1.10 und 11 dargestellt. Aus den Ergebnissen ist ersichtlich, dass die Änderung der Antriebsspannung keine Auswirkungen auf die Hüllkurve des Elektronenstrahls hat und sich der Elektronenstrahlstrom lediglich von 0,74 auf 0,78 A ändert. Daher kann davon ausgegangen werden, dass die in diesem Dokument entwickelte Elektronenkanone eine gute Spannungsempfindlichkeit aufweist.
Die Auswirkung von Antriebsspannungsschwankungen auf die Strahlhüllen in x- und y-Richtung.
Ein gleichmäßiges magnetisches Fokussierfeld ist ein gängiges Fokussiersystem mit Permanentmagneten. Aufgrund der gleichmäßigen Magnetfeldverteilung im gesamten Strahlkanal eignet es sich sehr gut für rotationssymmetrische Elektronenstrahlen. In diesem Abschnitt wird ein gleichmäßiges magnetisches Fokussiersystem zur Fernübertragung von Doppelbündelstrahlen vorgeschlagen. Durch Analyse des erzeugten Magnetfelds und der Strahlhüllkurve wird das Design des Fokussiersystems vorgeschlagen und das Empfindlichkeitsproblem untersucht. Gemäß der stabilen Übertragungstheorie eines Einzelbündelstrahls18,19 kann der Brillouin-Magnetfeldwert mit Gleichung (2) berechnet werden. In dieser Arbeit verwenden wir diese Äquivalenz auch, um das Magnetfeld eines lateral verteilten Doppelbündelstrahls abzuschätzen. In Kombination mit der in dieser Arbeit entwickelten Elektronenkanone beträgt der berechnete Magnetfeldwert etwa 4000 Gs. Gemäß Ref. 20 wird in praktischen Designs üblicherweise das 1,5- bis 2-fache des berechneten Wertes gewählt.
Abbildung 12 zeigt den Aufbau eines Fokussiersystems mit gleichmäßigem Magnetfeld. Der blaue Teil ist der axial magnetisierte Permanentmagnet. Als Material wurde NdFeB oder FeCoNi gewählt. Die im Simulationsmodell eingestellte Remanenz Br beträgt 1,3 T, die Permeabilität 1,05. Um eine stabile Strahlübertragung im gesamten Schaltkreis zu gewährleisten, wurde die Magnetlänge zunächst auf 70 mm eingestellt. Die Größe des Magneten in x-Richtung bestimmt zudem die Gleichmäßigkeit des transversalen Magnetfelds im Strahlkanal. Daher darf die Größe in x-Richtung nicht zu klein sein. Angesichts der Kosten und des Gewichts der gesamten Röhre sollte die Größe des Magneten nicht zu groß sein. Daher wurden die Magnete zunächst auf 150 mm × 150 mm × 70 mm eingestellt. Um sicherzustellen, dass der gesamte Verzögerungskreis im Fokussiersystem platziert werden kann, wurde der Abstand zwischen den Magneten auf 20 mm eingestellt.
Im Jahr 2015 schlug Purna Chandra Panda21 einen Polschuh mit einem neuen Stufenloch in einem gleichmäßigen magnetischen Fokussierungssystem vor, wodurch das Ausmaß des Flussverlusts zur Kathode und das am Polschuhloch erzeugte transversale Magnetfeld weiter reduziert werden können. In diesem Artikel fügen wir dem Polschuh des Fokussierungssystems eine Stufenstruktur hinzu. Die Dicke des Polschuhs wird zunächst auf 1,5 mm eingestellt, die Höhe und Breite der drei Stufen betragen 0,5 mm und der Abstand zwischen den Polschuhlöchern beträgt 2 mm, wie in Abbildung 13 dargestellt.
Abbildung 14a zeigt die axiale Magnetfeldverteilung entlang der Mittellinien der beiden Elektronenstrahlen. Man erkennt, dass die Magnetfeldstärke entlang der beiden Elektronenstrahlen gleich ist. Die Magnetfeldstärke beträgt etwa 6000 Gs, was dem 1,5-fachen des theoretischen Brillouin-Feldes entspricht und so die Transmission und Fokussierung verbessert. Gleichzeitig ist das Magnetfeld an der Kathode nahezu null, was darauf hindeutet, dass der Polschuh einen guten Effekt auf die Verhinderung von magnetischem Streufluss hat. Abbildung 14b zeigt die transversale Magnetfeldverteilung By in z-Richtung am oberen Rand der beiden Elektronenstrahlen. Man erkennt, dass das transversale Magnetfeld nur am Polschuhloch weniger als 200 Gs beträgt, während es im langsamen Wellenkreis nahezu null ist. Dies beweist, dass der Einfluss des transversalen Magnetfelds auf den Elektronenstrahl vernachlässigbar ist. Um eine magnetische Sättigung der Polschuhe zu verhindern, ist es notwendig, die magnetische Feldstärke in den Polschuhen zu untersuchen. Abbildung 14c zeigt den Absolutwert der Magnetfeldverteilung im Polschuh. Er kann Es ist ersichtlich, dass der Absolutwert der magnetischen Feldstärke weniger als 1,2 T beträgt, was darauf hindeutet, dass die magnetische Sättigung des Polstücks nicht auftritt.
Magnetische Feldstärkeverteilung für Br = 1,3 T. (a) Axiale Feldverteilung. (b) Laterale Feldverteilung By in z-Richtung. (c) Absolutwert der Feldverteilung innerhalb des Polschuhs.
Basierend auf dem CST PS-Modul wird die axiale relative Position der Doppelstrahlkanone und des Fokussierungssystems optimiert. Gemäß Ref. 9 und Simulationen ist die optimale Position dort, wo das Anodenstück das Polstück vom Magneten entfernt überlappt. Es wurde jedoch festgestellt, dass die Transmission des Elektronenstrahls bei einer Remanenz von 1,3 T nicht 99 % erreichen kann. Durch Erhöhen der Remanenz auf 1,4 T wird das fokussierende Magnetfeld auf 6500 Gs erhöht. Die Strahlbahnen auf den Ebenen xoz und yoz sind in Abbildung 15 dargestellt. Es ist ersichtlich, dass der Strahl eine gute Transmission, geringe Schwankungen und eine Übertragungsdistanz von mehr als 45 mm aufweist.
Flugbahnen von Doppelstiftstrahlen unter einem homogenen magnetischen System mit Br = 1,4 T. (a) xoz-Ebene. (b) yoz-Flugzeug.
Abbildung 16 zeigt den Querschnitt des Strahls an verschiedenen Positionen von der Kathode entfernt. Es ist ersichtlich, dass die Form des Strahlabschnitts im Fokussierungssystem gut erhalten bleibt und sich der Abschnittsdurchmesser nicht wesentlich ändert. Abbildung 17 zeigt die Strahleinhüllenden jeweils in x- und y-Richtung. Es ist ersichtlich, dass die Schwankung des Strahls in beide Richtungen sehr gering ist. Abbildung 18 zeigt die Simulationsergebnisse des Strahlstroms. Die Ergebnisse zeigen, dass der Strom etwa 2 × 80 mA beträgt, was mit dem im Elektronenkanonendesign berechneten Wert übereinstimmt.
Elektronenstrahlquerschnitt (mit Fokussierungssystem) an verschiedenen Positionen von der Kathode entfernt.
Angesichts einer Reihe von Problemen wie Montagefehlern, Spannungsschwankungen und Änderungen der magnetischen Feldstärke in praktischen Verarbeitungsanwendungen ist es notwendig, die Empfindlichkeit des Fokussierungssystems zu analysieren. Da bei der tatsächlichen Verarbeitung ein Abstand zwischen Anodenstück und Polstück besteht, muss dieser Abstand in der Simulation eingestellt werden. Der Abstandswert wurde auf 0,2 mm festgelegt. Abbildung 19a zeigt die Strahleinhüllende und den Strahlstrom in y-Richtung. Dieses Ergebnis zeigt, dass die Änderung der Strahleinhüllenden unwesentlich ist und sich der Strahlstrom kaum ändert. Daher ist das System unempfindlich gegenüber Montagefehlern. Für Schwankungen der Antriebsspannung ist der Fehlerbereich auf ±0,5 kV festgelegt. Abbildung 19b zeigt die Vergleichsergebnisse. Es ist ersichtlich, dass Spannungsänderungen kaum Auswirkungen auf die Strahleinhüllende haben. Der Fehlerbereich für Änderungen der magnetischen Feldstärke ist auf -0,02 bis +0,03 T festgelegt. Die Vergleichsergebnisse sind in Abbildung 20 dargestellt. Es ist ersichtlich, dass sich die Strahleinhüllende kaum ändert, was bedeutet, dass das gesamte EOS unempfindlich gegenüber Änderungen der magnetischen Feldstärke ist.
Strahlhüllkurve und Strom ergeben sich unter einem gleichmäßigen magnetischen Fokussierungssystem. (a) Die Montagetoleranz beträgt 0,2 mm. (b) Die Antriebsspannungsschwankung beträgt ±0,5 kV.
Strahlumhüllung unter einem gleichmäßigen magnetischen Fokussierungssystem mit axialen Magnetfeldstärkeschwankungen im Bereich von 0,63 bis 0,68 T.
Um sicherzustellen, dass das in diesem Dokument entwickelte Fokussierungssystem mit HFS kompatibel ist, müssen Fokussierungssystem und HFS für die Forschung kombiniert werden. Abbildung 21 zeigt einen Vergleich der Strahlumhüllenden mit und ohne geladenes HFS. Die Ergebnisse zeigen, dass sich die Strahlumhüllende nicht wesentlich ändert, wenn das gesamte HFS geladen ist. Daher ist das Fokussierungssystem für das Wanderfeldröhren-HFS des oben genannten Designs geeignet.
Um die Richtigkeit des in Abschnitt III vorgeschlagenen EOS zu überprüfen und die Leistung des 220 GHz SDV-TWT zu untersuchen, wird eine 3D-PIC-Simulation der Strahl-Wellen-Wechselwirkung durchgeführt. Aufgrund von Einschränkungen der Simulationssoftware konnten wir das gesamte EOS nicht zu HFS hinzufügen. Daher wurde die Elektronenkanone durch eine äquivalente Emissionsfläche mit einem Durchmesser von 0,13 mm und einem Abstand zwischen den beiden Flächen von 0,31 mm ersetzt, die dieselben Parameter wie die oben entworfene Elektronenkanone aufweist. Aufgrund der Unempfindlichkeit und guten Stabilität des EOS kann die Antriebsspannung richtig optimiert werden, um die beste Ausgangsleistung in der PIC-Simulation zu erzielen. Die Simulationsergebnisse zeigen, dass die gesättigte Ausgangsleistung und Verstärkung bei einer Antriebsspannung von 20,6 kV, einem Strahlstrom von 2 × 80 mA (603 A/cm2) und einer Eingangsleistung von 0,05 W erreicht werden können.
Um das beste Ausgangssignal zu erhalten, muss auch die Anzahl der Zyklen optimiert werden. Die beste Ausgangsleistung wird erreicht, wenn die Anzahl der zwei Stufen 42 + 48 Zyklen beträgt, wie in Abbildung 22a gezeigt. Ein 0,05 W Eingangssignal wird mit einer Verstärkung von 38 dB auf 314 W verstärkt. Das durch die schnelle Fourier-Transformation (FFT) erhaltene Ausgangsleistungsspektrum ist rein und erreicht seinen Höhepunkt bei 220 GHz. Abbildung 22b zeigt die axiale Positionsverteilung der Elektronenenergie im SWS, wobei die meisten Elektronen Energie verlieren. Dieses Ergebnis zeigt, dass das SDV-SWS die kinetische Energie von Elektronen in HF-Signale umwandeln und dadurch eine Signalverstärkung realisieren kann.
SDV-SWS-Ausgangssignal bei 220 GHz. (a) Ausgangsleistung mit eingeschlossenem Spektrum. (b) Energieverteilung der Elektronen mit dem Elektronenstrahl am Ende des SWS-Einschubs.
Abbildung 23 zeigt die Ausgangsleistungsbandbreite und Verstärkung eines Dual-Mode-Dual-Beam-SDV-TWT. Die Ausgangsleistung kann durch Frequenzwobbeln von 200 bis 275 GHz und Optimieren der Antriebsspannung weiter verbessert werden. Dieses Ergebnis zeigt, dass die 3-dB-Bandbreite 205 bis 275 GHz abdecken kann, was bedeutet, dass der Dual-Mode-Betrieb die Betriebsbandbreite erheblich erweitern kann.
Aus Abb. 2a wissen wir jedoch, dass zwischen den ungeraden und geraden Modi ein Sperrband besteht, das zu unerwünschten Schwingungen führen kann. Daher muss die Arbeitsstabilität im Bereich der Sperren untersucht werden. Die Abbildungen 24a–c zeigen die Ergebnisse der 20-ns-Simulation bei 265,3 GHz, 265,35 GHz bzw. 265,4 GHz. Man erkennt, dass die Ausgangsleistung trotz einiger Schwankungen in den Simulationsergebnissen relativ stabil ist. Abbildung 24 zeigt auch das Spektrum, das Spektrum ist rein. Diese Ergebnisse weisen darauf hin, dass in der Nähe des Sperrbands keine Selbstoszillation auftritt.
Herstellung und Messung sind notwendig, um die Richtigkeit des gesamten HFS zu überprüfen. In diesem Teil wird das HFS mithilfe von CNC-Technologie (Computerized Numerical Control) mit einem Werkzeugdurchmesser von 0,1 mm und einer Bearbeitungsgenauigkeit von 10 μm hergestellt. Das Material für die Hochfrequenzstruktur besteht aus sauerstofffreiem Kupfer mit hoher Leitfähigkeit (OFHC). Abbildung 25a zeigt die hergestellte Struktur. Die gesamte Struktur hat eine Länge von 66,00 mm, eine Breite von 20,00 mm und eine Höhe von 8,66 mm. Acht Stiftlöcher sind um die Struktur verteilt. Abbildung 25b zeigt die Struktur durch Rasterelektronenmikroskopie (REM). Die Klingen dieser Struktur sind gleichmäßig hergestellt und weisen eine gute Oberflächenrauheit auf. Nach präziser Messung beträgt der Gesamtbearbeitungsfehler weniger als 5 %, und die Oberflächenrauheit beträgt etwa 0,4 μm. Die Bearbeitungsstruktur erfüllt die Design- und Präzisionsanforderungen.
Abbildung 26 zeigt den Vergleich zwischen tatsächlichen Testergebnissen und Simulationen der Übertragungsleistung. Port 1 und Port 2 in Abbildung 26a entsprechen den Eingangs- und Ausgangsports des HFS und sind gleichwertig mit Port 1 und Port 4 in Abbildung 3. Die tatsächlichen Messergebnisse von S11 sind geringfügig besser als die Simulationsergebnisse. Gleichzeitig sind die Messergebnisse von S21 geringfügig schlechter. Dies kann daran liegen, dass die in der Simulation eingestellte Materialleitfähigkeit zu hoch und die Oberflächenrauheit nach der tatsächlichen Bearbeitung unzureichend ist. Insgesamt stimmen die Messergebnisse gut mit den Simulationsergebnissen überein, und die Übertragungsbandbreite erfüllt die Anforderung von 70 GHz, was die Machbarkeit und Richtigkeit des vorgeschlagenen Dual-Mode-SDV-TWT bestätigt. In Kombination mit dem tatsächlichen Herstellungsprozess und den Testergebnissen kann das in diesem Dokument vorgeschlagene Design des ultrabreitbandigen Dual-Beam-SDV-TWT daher für nachfolgende Fertigungen und Anwendungen verwendet werden.
In dieser Arbeit wird der detaillierte Entwurf eines planar verteilten 220-GHz-Dual-Beam-SDV-TWT vorgestellt. Die Kombination aus Dual-Mode-Betrieb und Dual-Beam-Anregung erhöht die Betriebsbandbreite und die Ausgangsleistung zusätzlich. Die Herstellung und der Kalttest werden ebenfalls durchgeführt, um die Korrektheit des gesamten HFS zu überprüfen. Die tatsächlichen Messergebnisse stimmen gut mit den Simulationsergebnissen überein. Für die entworfene Zwei-Strahl-EOS wurden ein Maskenabschnitt und Steuerelektroden kombiniert, um einen zweistrahligen Strahl zu erzeugen. Unter dem entworfenen gleichmäßigen Fokussierungsmagnetfeld kann der Elektronenstrahl stabil und formstabil über große Entfernungen übertragen werden. Zukünftig werden die EOS hergestellt und getestet, und auch der thermische Test des gesamten TWT wird durchgeführt. Das in dieser Arbeit vorgeschlagene SDV-TWT-Designschema kombiniert die derzeit ausgereifte Planarverarbeitungstechnologie vollständig und zeigt großes Potenzial hinsichtlich Leistungsindikatoren sowie Verarbeitung und Montage. Daher geht diese Arbeit davon aus, dass die Planarstruktur höchstwahrscheinlich der Entwicklungstrend für elektronische Vakuumbauelemente im Terahertz-Bereich werden wird.
Die meisten Rohdaten und analytischen Modelle dieser Studie wurden in dieses Dokument aufgenommen. Weitere relevante Informationen können auf angemessene Anfrage beim entsprechenden Autor angefordert werden.
Gamzina, D. et al. Nanoskalige CNC-Bearbeitung von Sub-Terahertz-Vakuumelektronik. IEEE Trans.electronic devices.63, 4067–4073 (2016).
Malekabadi, A. und Paoloni, C. UV-LIGA-Mikrofabrikation von Sub-Terahertz-Wellenleitern unter Verwendung von mehrschichtigem SU-8-Fotolack. J. Micromechanics.Microelectronics.26, 095010. https://doi.org/10.1088/0960-1317/26/9/095010 (2016).
Dhillon, SS et al. 2017 THz-Technologie-Roadmap. J. Physics.D to apply.physics.50, 043001. https://doi.org/10.1088/1361-6463/50/4/043001 (2017).
Shin, YM, Barnett, LR & Luhmann, NC Starke Eingrenzung der Ausbreitung plasmonischer Wellen durch ultrabreitbandige versetzte Doppelgitter-Wellenleiter.application.physics.Wright.93, 221504. https://doi.org/10.1063/1.3041646 (2008).
Baig, A. et al. Leistung eines Nano-CNC-gefrästen 220-GHz-Wanderfeldröhrenverstärkers. IEEE Trans.electronic devices.64, 590–592 (2017).
Han, Y. & Ruan, CJ Untersuchung der Diokotroninstabilität von Elektronenstrahlen mit unendlich breiter Schicht mithilfe der makroskopischen Kaltfluidmodelltheorie. Chin Phys B. 20, 104101. https://doi.org/10.1088/1674-1056/20/10/104101 (2011).
Galdetskiy, AV über die Möglichkeit, die Bandbreite durch die planare Anordnung des Strahls in einem Mehrstrahl-Klystron zu erhöhen. In 12th IEEE International Conference on Vacuum Electronics, Bangalore, Indien, 5747003, 317–318 https://doi.org/10.1109/IVEC.2011.5747003 (2011).
Nguyen, CJ et al. Entwurf von Dreistrahl-Elektronenkanonen mit schmaler Strahlteilungsebenenverteilung in einer W-Band-Wanderfeldröhre mit versetzten Doppelblättern [J].Science.Rep. 11, 940.https://doi.org/10.1038/s41598-020-80276-3 (2021).
Wang, PP, Su, YY, Zhang, Z., Wang, WB & Ruan, CJ Planar verteiltes dreistrahliges elektronenoptisches System mit schmaler Strahltrennung für den W-Band-Grundmodus TWT.IEEE Trans.electronic devices.68, 5215–5219 (2021).
Zhan, M. Forschung zu verschachtelten Doppelblatt-Wanderwellenröhren mit Millimeterwellen-Blattstrahlen 20-22 (PhD, Beihang University, 2018).
Ruan, CJ, Zhang, HF, Tao, J. & He, Y. Studie zur Stabilität der Strahl-Wellen-Wechselwirkung einer G-Band-verschachtelten Wanderfeldröhre mit zwei Blättern. 2018 43. Internationale Konferenz zu Infrarot-Millimeter- und Terahertz-Wellen, Nagoya.8510263, https://doi.org/10.1109/IRMMW-THz.2018.8510263 (2018).