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In dieser Arbeit wird eine breitbandige, leistungsstarke, verschachtelte Doppelblatt-Wanderfeldröhre mit 220 GHz entworfen und verifiziert. Zunächst wird eine planare, gestaffelte Doppelblatt-Langsamwellenstruktur vorgeschlagen. Durch den Einsatz eines Zweimodus-Betriebsschemas sind Übertragungsleistung und Bandbreite nahezu doppelt so hoch wie im Einmodusbetrieb. Um die Anforderungen an hohe Ausgangsleistung zu erfüllen und die Stabilität der Wanderfeldröhre zu verbessern, wird anschließend ein doppelstiftförmiges elektronisch-optisches System entworfen. Die Ansteuerspannung beträgt 20–21 kV, der Strom 2 × 80 mA. Ziel des Entwurfs ist es, mithilfe der Maske und der Steuerelektrode in der Doppelstrahlkanone die beiden Stiftstrahlen mit einem Kompressionsverhältnis von 7 entlang ihrer jeweiligen Mittelpunkte zu fokussieren. Der Fokusabstand beträgt ca. 0,18 mm, und die Stabilität ist gut. Das gleichmäßige magnetische Fokussierungssystem wurde ebenfalls optimiert. Die stabile Übertragungsdistanz des planaren Doppelelektronenstrahls erreicht 45 mm, und das fokussierende Magnetfeld beträgt 0,6 T, was ausreicht, um das gesamte Hochfrequenzsystem abzudecken. (HFS). Um die Anwendbarkeit des elektronenoptischen Systems und die Leistungsfähigkeit der Langsamwellenstruktur zu überprüfen, wurden anschließend Particle-Cell-Simulationen (PIC) des gesamten HFS durchgeführt. Die Ergebnisse zeigen, dass das Strahlwechselwirkungssystem eine Spitzenleistung von nahezu 310 W bei 220 GHz erreicht. Die optimierte Strahlspannung beträgt 20,6 kV, der Strahlstrom 2 × 80 mA, die Verstärkung 38 dB und die 3-dB-Bandbreite übersteigt 35 dB bei etwa 70 GHz. Abschließend wurde die Leistungsfähigkeit des HFS durch hochpräzise Mikrostrukturfertigung verifiziert. Die Ergebnisse zeigen eine gute Übereinstimmung der Bandbreite und der Übertragungseigenschaften mit den Simulationsergebnissen. Daher wird erwartet, dass das in dieser Arbeit vorgestellte Verfahren die Entwicklung von leistungsstarken, ultrabreitbandigen Terahertz-Strahlungsquellen mit Potenzial für zukünftige Anwendungen ermöglicht.
Als traditionelles elektronisches Vakuumbauelement spielt die Wanderfeldröhre (TWT) eine unersetzliche Rolle in vielen Anwendungen wie hochauflösendem Radar, Satellitenkommunikationssystemen und der Weltraumforschung^1,2,3. Mit dem Eintritt der Betriebsfrequenz in den Terahertz-Bereich können die traditionellen gekoppelten Resonator-TWTs und die Wendel-TWTs die Anforderungen jedoch aufgrund relativ geringer Ausgangsleistung, schmaler Bandbreite und schwieriger Fertigungsprozesse nicht mehr erfüllen. Daher ist die umfassende Verbesserung der Leistung im THz-Bereich zu einem wichtigen Thema für viele Forschungseinrichtungen geworden. In den letzten Jahren haben neuartige Langsamwellenstrukturen (SWSs), wie z. B. gestaffelte Doppelblattstrukturen (SDV) und gefaltete Wellenleiterstrukturen (FW), aufgrund ihrer natürlichen planaren Struktur große Aufmerksamkeit erregt, insbesondere die neuartigen SDV-SWSs mit vielversprechendem Potenzial. Diese Struktur wurde 2008 von der UC Davis vorgeschlagen⁴. Die planare Struktur lässt sich leicht mit Mikro-Nano-Bearbeitungstechniken wie computergesteuerter numerischer Steuerung (CNC) und UV-LIGA herstellen, und die Ganzmetallgehäusestruktur kann Durch die höhere thermische Kapazität bei gleichzeitig höherer Ausgangsleistung und Verstärkung sowie die wellenleiterartige Struktur wird eine größere Arbeitsbandbreite ermöglicht. Die UC Davis demonstrierte 2017 erstmals, dass SDV-TWTs im G-Band Ausgangsleistungen von über 100 W und Bandbreiten von nahezu 14 GHz erzeugen können. Diese Ergebnisse weisen jedoch noch Lücken auf und erfüllen nicht die Anforderungen an hohe Leistung und große Bandbreite im Terahertz-Bereich. Für die G-Band-SDV-TWT der UC Davis wurden flächige Elektronenstrahlen verwendet. Obwohl dieses Verfahren die Stromtragfähigkeit des Strahls deutlich verbessert, ist es aufgrund der Instabilität des flächigen Elektronenoptiksystems (EOS) schwierig, eine lange Übertragungsdistanz aufrechtzuerhalten. Zudem tritt ein Übermoden-Strahltunnel auf, der eine Selbstregulierung des Strahls verursachen kann. – Anregung und Schwingung 6,7. Um die Anforderungen an hohe Ausgangsleistung, große Bandbreite und gute Stabilität von THz-Wanderfeldröhren zu erfüllen, wird in diesem Beitrag ein Dual-Beam-SDV-SWS mit Dual-Mode-Betrieb vorgeschlagen. Das heißt, um die Betriebsbandbreite zu erhöhen, wird der Dual-Mode-Betrieb in dieser Struktur eingeführt. Um die Ausgangsleistung zu steigern, wird außerdem eine planare Verteilung von Doppel-Pencil-Beams verwendet. Einzel-Pencil-Beam-Antennen sind aufgrund vertikaler Größenbeschränkungen relativ klein. Ist die Stromdichte zu hoch, muss der Strahlstrom reduziert werden, was zu einer relativ geringen Ausgangsleistung führt. Um den Strahlstrom zu verbessern, wurde die planare verteilte Multibeam-EOS entwickelt, die die laterale Größe des SWS ausnutzt. Dank des unabhängigen Strahltunnelns kann die planare verteilte Multibeam eine hohe Ausgangsleistung erzielen, indem ein hoher Gesamtstrahlstrom und ein geringer Strom pro Strahl aufrechterhalten werden. Dadurch kann im Vergleich zu Flächenstrahl-Bauelementen ein Übermoden-Strahltunneln vermieden werden. Dies ist vorteilhaft für die Stabilität der Wanderfeldröhre. Aufbauend auf früheren Arbeiten… In den Arbeiten 8 und 9 wird in diesem Beitrag ein EOS für einen G-Band-Doppelstiftstrahl mit gleichmäßigem Magnetfeld vorgeschlagen, der die stabile Übertragungsdistanz des Strahls erheblich verbessert und die Strahlwechselwirkungsfläche weiter vergrößert, wodurch die Ausgangsleistung erheblich gesteigert wird.
Die vorliegende Arbeit ist wie folgt strukturiert: Zunächst werden das Design der SWS-Zelle mit Parametern, die Analyse der Dispersionscharakteristik und die Ergebnisse der Hochfrequenzsimulation beschrieben. Anschließend werden, basierend auf der Struktur der Einheitszelle, ein Doppel-Pencil-Beam-EOS und ein Strahlinteraktionssystem entworfen. Simulationsergebnisse intrazellulärer Partikel werden ebenfalls präsentiert, um die Anwendbarkeit des EOS und die Leistungsfähigkeit der SDV-TWT zu verifizieren. Darüber hinaus werden die Fertigungs- und Kaltprüfungsergebnisse kurz vorgestellt, um die Korrektheit des gesamten HFS zu bestätigen. Abschließend wird eine Zusammenfassung gegeben.
Als eine der wichtigsten Komponenten der Wanderfeldröhre (TWT) geben die dispersiven Eigenschaften der Langsamwellenstruktur Aufschluss darüber, ob die Elektronengeschwindigkeit mit der Phasengeschwindigkeit der langsamen Wellenstruktur (SWS) übereinstimmt und haben somit einen großen Einfluss auf die Strahl-Wellen-Wechselwirkung. Um die Gesamtleistung der TWT zu verbessern, wurde eine optimierte Wechselwirkungsstruktur entwickelt. Der Aufbau der Einheitszelle ist in Abbildung 1 dargestellt. Aufgrund der Instabilität des Flächenstrahls und der Leistungsbegrenzung des Einzel-Pen-Strahls wird ein Doppel-Pen-Strahl verwendet, um die Ausgangsleistung und die Betriebsstabilität weiter zu verbessern. Um die Arbeitsbandbreite zu erhöhen, wurde zudem ein Dualmodus für den SWS-Betrieb vorgeschlagen. Aufgrund der Symmetrie der SDV-Struktur lässt sich die Lösung der elektromagnetischen Felddispersionsgleichung in ungerade und gerade Moden unterteilen. Gleichzeitig werden die fundamentale ungerade Mode des Niederfrequenzbands und die fundamentale gerade Mode des Hochfrequenzbands genutzt, um die Breitbandsynchronisation der Strahlwechselwirkung zu realisieren und so die Arbeitsbandbreite weiter zu erhöhen.
Entsprechend den Leistungsanforderungen ist die gesamte Röhre für eine Ansteuerspannung von 20 kV und einen Doppelstrahlstrom von 2 × 80 mA ausgelegt. Um die Spannung möglichst genau an die Betriebsfrequenzbandbreite des SDV-SWS anzupassen, muss die Periodenlänge p berechnet werden. Der Zusammenhang zwischen Strahlspannung und Periode ist in Gleichung (1)10 dargestellt:
Durch Einstellen der Phasenverschiebung auf 2,5π bei der Mittenfrequenz von 220 GHz ergibt sich eine Periode p von 0,46 mm. Abbildung 2a zeigt die Dispersionseigenschaften der SWS-Einheitszelle. Die 20-kV-Strahlführung passt sehr gut zur bimodalen Kurve. Die Anpassungsfrequenzbänder erreichen etwa 70 GHz im Bereich von 210–265,3 GHz (ungerader Modus) und 265,4–280 GHz (gerader Modus). Abbildung 2b zeigt die mittlere Kopplungsimpedanz, die von 210 bis 290 GHz größer als 0,6 Ω ist, was auf starke Wechselwirkungen im Betriebsfrequenzband hindeutet.
(a) Dispersionscharakteristik eines Dual-Mode-SDV-SWS mit einer 20 kV Elektronenstrahlführung. (b) Wechselwirkungsimpedanz des SDV-Langsamwellenkreises.
Es ist jedoch wichtig zu beachten, dass zwischen den ungeraden und geraden Moden eine Bandlücke besteht, die üblicherweise als Sperrbereich bezeichnet wird (siehe Abbildung 2a). Wird die Wanderfeldröhre (TWT) in der Nähe dieses Frequenzbereichs betrieben, kann es zu einer starken Strahlkopplung und damit zu unerwünschten Schwingungen kommen. In der Praxis wird der Einsatz von TWTs im Sperrbereich daher generell vermieden. Die Bandlücke dieser Langsamwellenstruktur beträgt jedoch nur 0,1 GHz. Es ist daher schwierig zu bestimmen, ob diese geringe Bandlücke Schwingungen verursacht. Aus diesem Grund wird im folgenden Abschnitt zur PIC-Simulation die Betriebsstabilität im Bereich des Sperrbereichs 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 der Reflektoren besteht darin, die Signalübertragung zwischen den beiden Stufen zu unterbrechen, die Schwingungen und Reflexionen von nicht-funktionalen Moden, wie z. B. Moden höherer Ordnung, die zwischen den oberen und unteren Lamellen entstehen, zu unterdrücken und dadurch die Stabilität der gesamten Röhre deutlich zu verbessern. Für die Anbindung an die externe Umgebung wird außerdem ein linearer, konischer Koppler verwendet, um den SWS mit einem WR-4-Standardwellenleiter zu verbinden. Der Transmissionskoeffizient der zweistufigen Struktur wird mithilfe eines Zeitbereichslösers in der 3D-Simulationssoftware gemessen. Unter Berücksichtigung des tatsächlichen Einflusses des Terahertz-Bandes auf das Material wird das Material der Vakuumhülle zunächst auf Kupfer festgelegt und die Leitfähigkeit auf 2,25 × 10⁷ S/m¹² reduziert.
Abbildung 4 zeigt die Übertragungsergebnisse für HFS mit und ohne lineare, verjüngte Koppler. Die Ergebnisse zeigen, dass der Koppler die Übertragungsleistung des gesamten HFS nur geringfügig beeinflusst. Die Rückflussdämpfung (S11 < −10 dB) und die Einfügungsdämpfung (S21 > −5 dB) des Gesamtsystems im Breitbandbereich von 207–280 GHz belegen die guten Übertragungseigenschaften von HFS.
Als Stromversorgung von Vakuumelektronikbauteilen bestimmt die Elektronenkanone direkt, ob das Bauelement genügend Ausgangsleistung erzeugen kann. In Verbindung mit der HFS-Analyse in Abschnitt II muss ein Zweistrahl-EOS entworfen werden, um ausreichend Leistung bereitzustellen. In diesem Teil wird, basierend auf früheren Arbeiten im W-Band^8,9, eine Doppelstift-Elektronenkanone mit einem planaren Maskenteil und Steuerelektroden entworfen. Zunächst werden die Designanforderungen für SWS in Abschnitt II berücksichtigt. Wie in Abb. 1 dargestellt, … 2. Die Ansteuerspannung Ua der Elektronenstrahlen ist anfänglich auf 20 kV eingestellt, die Ströme I beider Elektronenstrahlen betragen jeweils 80 mA und der Strahldurchmesser dw der Elektronenstrahlen 0,13 mm. Um die erforderliche Stromdichte im Elektronenstrahl und an der Kathode zu gewährleisten, wird das Kompressionsverhältnis des Elektronenstrahls auf 7 eingestellt. Dadurch ergibt sich eine Stromdichte von 603 A/cm² im Elektronenstrahl und 86 A/cm² an der Kathode. Dies wird durch den Einsatz neuer Kathodenmaterialien erreicht. Gemäß der Designtheorie 14, 15, 16, 17 lässt sich eine typische Pierce-Elektronenkanone eindeutig identifizieren.
Abbildung 5 zeigt die horizontalen und vertikalen schematischen Darstellungen der Elektronenkanone. Das Profil der Elektronenkanone in x-Richtung entspricht nahezu dem einer typischen flächigen Elektronenkanone, während die beiden Elektronenstrahlen in y-Richtung durch die Maske teilweise getrennt werden. Die Positionen der beiden Kathoden sind x = –0,155 mm, y = 0 mm bzw. x = 0,155 mm, y = 0 mm. Entsprechend den Anforderungen an das Kompressionsverhältnis und die Elektroneneinspritzgröße wurden die Abmessungen der beiden Kathodenoberflächen auf 0,91 mm × 0,13 mm festgelegt.
Um das von jedem Elektronenstrahl in x-Richtung empfangene fokussierte elektrische Feld symmetrisch um seinen jeweiligen Mittelpunkt auszurichten, wird in dieser Arbeit eine Steuerelektrode an der Elektronenkanone verwendet. Durch Einstellen der Spannung der Fokussierungselektrode und der Steuerelektrode auf −20 kV und der Anodenspannung auf 0 V lässt sich die Trajektorienverteilung der Doppelstrahlkanone ermitteln (siehe Abb. 6). Es zeigt sich, dass die emittierten Elektronen eine gute Kompressibilität in y-Richtung aufweisen und jeder Elektronenstrahl entlang seines jeweiligen Symmetriezentrums in x-Richtung konvergiert. Dies deutet darauf hin, dass die Steuerelektrode das von der Fokussierungselektrode erzeugte ungleichmäßige elektrische Feld ausgleicht.
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 Projektionsdistanz in x-Richtung beträgt etwa 4 mm, die in y-Richtung hingegen nahezu 7 mm. Daher sollte die tatsächliche Projektionsdistanz zwischen 4 und 7 mm gewählt werden. Abbildung 8 zeigt den Querschnitt des Elektronenstrahls in 4,6 mm Abstand von der Kathodenoberfläche. Die Querschnittsform entspricht weitgehend einem idealen kreisförmigen Elektronenstrahl. Der Abstand zwischen den beiden Elektronenstrahlen liegt nahe am Sollwert von 0,31 mm, der Radius bei etwa 0,13 mm, was den Designvorgaben entspricht. Abbildung 9 zeigt die Simulationsergebnisse des Strahlstroms. Die beiden Strahlströme betragen jeweils 76 mA, was gut mit dem Sollwert von 80 mA übereinstimmt.
Angesichts der Schwankungen der Ansteuerspannung in praktischen Anwendungen ist es notwendig, die Spannungsempfindlichkeit dieses Modells zu untersuchen. Im Spannungsbereich von 19,8 bis 20,6 kV wurden die Strom- und Strahlstromhüllkurven ermittelt (siehe Abbildung 1 sowie Abbildung 1.10 und 11). Aus den Ergebnissen geht hervor, dass die Änderung der Ansteuerspannung keinen Einfluss auf die Elektronenstrahlhüllkurve hat und der Elektronenstrahlstrom lediglich von 0,74 auf 0,78 A variiert. Daher kann davon ausgegangen werden, dass die in dieser Arbeit entwickelte Elektronenkanone eine gute Spannungsempfindlichkeit aufweist.
Der Einfluss von Ansteuerspannungsschwankungen auf die Strahlhüllkurven in x- und y-Richtung.
Ein homogenes Magnetfeld ist ein gängiges Fokussiersystem mit Permanentmagneten. Aufgrund der gleichmäßigen Magnetfeldverteilung im gesamten Strahlkanal eignet es sich besonders für rotationssymmetrische Elektronenstrahlen. In diesem Abschnitt wird ein homogenes Magnetfeld-Fokussiersystem zur Aufrechterhaltung der Langstreckenübertragung von Doppel-Pencil-Beams vorgestellt. Durch die Analyse des erzeugten Magnetfelds und der Strahlhüllkurve wird das Design des Fokussiersystems vorgeschlagen und das Empfindlichkeitsproblem untersucht. Gemäß der Theorie der stabilen Übertragung eines einzelnen Pencil-Beams^18,19 lässt sich der Wert des Brillouin-Magnetfelds mit Gleichung (2) berechnen. In dieser Arbeit verwenden wir diese Äquivalenz auch zur Abschätzung des Magnetfelds eines lateral verteilten Doppel-Pencil-Beams. In Kombination mit der in dieser Arbeit entworfenen Elektronenkanone ergibt sich ein berechneter Magnetfeldwert von etwa 4000 Gs. Gemäß Referenz 20 werden in der Praxis üblicherweise die 1,5- bis 2-fache Stärke des berechneten Wertes gewählt.
Abbildung 12 zeigt den Aufbau eines Systems zur Fokussierung eines homogenen Magnetfelds. Der blaue Bereich stellt den axial magnetisierten Permanentmagneten dar. Als Material wird NdFeB oder FeCoNi verwendet. Die Remanenz Br im Simulationsmodell beträgt 1,3 T und die Permeabilität 1,05. Um eine stabile Strahlführung im gesamten Kreislauf zu gewährleisten, ist die Magnetlänge zunächst auf 70 mm festgelegt. Die Größe des Magneten in x-Richtung bestimmt die Homogenität des transversalen Magnetfelds im Strahlkanal und darf daher nicht zu klein sein. Gleichzeitig sollte die Magnetgröße aus Kosten- und Gewichtsgründen nicht zu groß sein. Daher beträgt die anfängliche Größe der Magnete 150 mm × 150 mm × 70 mm. Um sicherzustellen, dass der gesamte Langsamwellenkreislauf im Fokussierungssystem untergebracht werden kann, beträgt der Abstand zwischen den Magneten 20 mm.
Purna Chandra Panda²¹ schlug 2015 einen Polschuh mit einer neuartigen Stufenbohrung in einem System zur gleichmäßigen magnetischen Fokussierung vor, der die Streuflussstärke zur Kathode und das am Polschuhloch erzeugte transversale Magnetfeld weiter reduzieren kann. In dieser Arbeit ergänzen wir den Polschuh des Fokussierungssystems um eine Stufenstruktur. Die Dicke des Polschuhs beträgt zunächst 1,5 mm, die Höhe und Breite der drei Stufen jeweils 0,5 mm und der Abstand zwischen den Polschuhlöchern 2 mm (siehe Abbildung 13).
Abbildung 14a zeigt die axiale Magnetfeldverteilung entlang der Mittellinien der beiden Elektronenstrahlen. Die Magnetfeldstärke ist in beiden Strahlen gleich. Der Wert des Magnetfelds beträgt etwa 6000 Gs, was dem 1,5-Fachen des theoretischen Brillouin-Felds entspricht und somit die Transmission und Fokussierung verbessert. Gleichzeitig ist das Magnetfeld an der Kathode nahezu null, was darauf hindeutet, dass der Polschuh die magnetische Streuung effektiv verhindert. Abbildung 14b zeigt die transversale Magnetfeldverteilung By in z-Richtung am oberen Rand der beiden Elektronenstrahlen. Das transversale Magnetfeld beträgt nur an der Polschuhbohrung weniger als 200 Gs, während es im Langsamwellenkreis nahezu null ist. Dies beweist, dass der Einfluss des transversalen Magnetfelds auf den Elektronenstrahl vernachlässigbar ist. Um eine magnetische Sättigung der Polschuhe zu vermeiden, ist es notwendig, die Magnetfeldstärke innerhalb der Polschuhe zu untersuchen. Abbildung 14c zeigt den Absolutwert der Magnetfeldverteilung innerhalb des Polschuhs. Da der Absolutwert der Magnetfeldstärke unter 1,2 T liegt, ist davon auszugehen, dass es nicht zu einer magnetischen Sättigung des Polstücks kommt.
Magnetfeldstärkeverteilung für Br = 1,3 T. (a) Axiale Feldverteilung. (b) Laterale Feldverteilung By in z-Richtung. (c) Absolutwert der Feldverteilung innerhalb des Polstücks.
Basierend auf dem CST PS-Modul wurde die axiale relative Position der Doppelstrahlkanone und des Fokussiersystems optimiert. Gemäß Referenz 9 und Simulationen ist die optimale Position dort, wo das Anodenstück das vom Magneten abgewandte Polstück überlappt. Es zeigte sich jedoch, dass die Transmission des Elektronenstrahls bei einer Remanenz von 1,3 T nicht 99 % erreichte. Durch Erhöhung der Remanenz auf 1,4 T konnte das fokussierende Magnetfeld auf 6500 Gs gesteigert werden. Die Strahltrajektorien in der xoz- und yoz-Ebene sind in Abbildung 15 dargestellt. Der Strahl weist eine gute Transmission, geringe Fluktuationen und eine Transmissionsdistanz von über 45 mm auf.
Trajektorien von Doppel-Bleistiftstrahlen unter einem homogenen Magnetfeld mit Br = 1,4 T.(a) xoz Ebene.(b) yoz Flugzeug.
Abbildung 16 zeigt den Strahlquerschnitt in verschiedenen Abständen von der Kathode. Die Form des Strahlquerschnitts im Fokussiersystem bleibt gut erhalten, und der Durchmesser ändert sich kaum. Abbildung 17 zeigt die Strahlhüllkurven in x- und y-Richtung. Die Strahlfluktuationen sind in beiden Richtungen sehr gering. Abbildung 18 zeigt die Simulationsergebnisse des Strahlstroms. Dieser beträgt etwa 2 × 80 mA und stimmt mit dem berechneten Wert der Elektronenkanone überein.
Querschnitt des Elektronenstrahls (mit Fokussiersystem) an verschiedenen Positionen fernab der Kathode.
Angesichts einer Reihe von Problemen wie Montagefehlern, Spannungsschwankungen und Änderungen der Magnetfeldstärke in praktischen Anwendungen ist es notwendig, die Empfindlichkeit des Fokussierungssystems zu analysieren. Da in der realen Bearbeitung ein Spalt zwischen Anode und Polstück vorhanden ist, muss dieser Spalt in der Simulation berücksichtigt werden. Der Spaltwert wurde auf 0,2 mm festgelegt. Abbildung 19a zeigt die Strahlhüllkurve und den Strahlstrom in y-Richtung. Dieses Ergebnis zeigt, dass die Änderung der Strahlhüllkurve gering und der Strahlstrom nahezu unverändert ist. Daher ist das System unempfindlich gegenüber Montagefehlern. Für die Schwankung der Ansteuerspannung wurde der Fehlerbereich auf ±0,5 kV festgelegt. Abbildung 19b zeigt die Vergleichsergebnisse. Es ist ersichtlich, dass die Spannungsänderung nur geringen Einfluss auf die Strahlhüllkurve hat. Der Fehlerbereich für Änderungen der Magnetfeldstärke wurde von -0,02 bis +0,03 T festgelegt. Die Vergleichsergebnisse sind in Abbildung 20 dargestellt. Es ist ersichtlich, dass sich die Strahlhüllkurve kaum ändert, was bedeutet, dass die gesamte Zustandsgleichung unempfindlich gegenüber Änderungen der Magnetfeldstärke ist.
Ergebnisse für Strahlhüllkurve und Stromstärke unter einem gleichmäßigen magnetischen Fokussierungssystem. (a) Die Montagetoleranz beträgt 0,2 mm. (b) Die Ansteuerspannungsschwankung beträgt ±0,5 kV.
Strahlhüllkurve unter einem homogenen magnetischen Fokussierungssystem mit axialen Magnetfeldstärkeschwankungen im Bereich von 0,63 bis 0,68 T.
Um sicherzustellen, dass das in dieser Arbeit vorgestellte Fokussiersystem mit dem HFS kompatibel ist, ist eine kombinierte Untersuchung des Fokussiersystems und des HFS erforderlich. Abbildung 21 zeigt einen Vergleich der Strahlhüllkurven mit und ohne HFS-Belastung. Die Ergebnisse zeigen, dass sich die Strahlhüllkurve bei vollständiger Belastung des HFS kaum verändert. Daher ist das Fokussiersystem für das Wanderfeldröhren-HFS des oben beschriebenen Designs geeignet.
Um die Korrektheit der in Abschnitt III vorgeschlagenen Zustandsgleichung zu überprüfen und die Leistungsfähigkeit der 220-GHz-SDV-TWT zu untersuchen, wurde eine 3D-PIC-Simulation der Strahl-Wellen-Wechselwirkung durchgeführt. Aufgrund von Einschränkungen der Simulationssoftware war es nicht möglich, die vollständige Zustandsgleichung in die HFS zu integrieren. Daher wurde die Elektronenkanone durch eine äquivalente Emissionsfläche mit einem Durchmesser von 0,13 mm und einem Abstand von 0,31 mm zwischen den beiden Flächen ersetzt – dieselben Parameter wie bei der oben beschriebenen Elektronenkanone. Dank der Unempfindlichkeit und guten Stabilität der Zustandsgleichung konnte die Ansteuerspannung in der PIC-Simulation optimal eingestellt werden, um die beste Ausgangsleistung zu erzielen. Die Simulationsergebnisse zeigen, dass die Sättigungsausgangsleistung und die Verstärkung bei einer Ansteuerspannung 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 erzielen, muss auch die Anzahl der Zyklen optimiert werden. Die beste Ausgangsleistung wird bei 42 + 48 Zyklen in zwei Stufen erreicht (siehe Abb. 22a). Ein Eingangssignal von 0,05 W wird mit einer Verstärkung von 38 dB auf 314 W verstärkt. Das mittels schneller Fourier-Transformation (FFT) ermittelte Ausgangsleistungsspektrum ist rein und weist ein Maximum bei 220 GHz auf. Abb. 22b zeigt die axiale Verteilung der Elektronenenergie im SWS, wobei die meisten Elektronen Energie verlieren. Dieses Ergebnis deutet darauf hin, dass der SDV-SWS die kinetische Energie der Elektronen in HF-Signale umwandeln und somit eine Signalverstärkung realisieren kann.
SDV-SWS-Ausgangssignal bei 220 GHz. (a) Ausgangsleistung mit dargestelltem Spektrum. (b) Energieverteilung der Elektronen mit dem Elektronenstrahl am Ende des SWS-Einsatzes.
Abbildung 23 zeigt die Ausgangsleistungsbandbreite und den Gewinn einer Dual-Mode-Dual-Beam-SDV-TWT. Die Ausgangsleistung lässt sich durch Durchfahren des Frequenzbereichs von 200 bis 275 GHz und Optimierung der Ansteuerspannung weiter verbessern. Das Ergebnis zeigt, dass die 3-dB-Bandbreite den Bereich von 205 bis 275 GHz abdeckt, was bedeutet, dass der Dual-Mode-Betrieb die Betriebsfrequenzbandbreite deutlich erweitert.
Abbildung 2a zeigt jedoch, dass zwischen den ungeraden und geraden Moden ein Sperrbereich existiert, der zu unerwünschten Schwingungen führen kann. Daher muss die Stabilität im Bereich des Sperrbereichs untersucht werden. Die Abbildungen 24a–c zeigen die Simulationsergebnisse über 20 ns bei 265,3 GHz, 265,35 GHz bzw. 265,4 GHz. Obwohl die Simulationsergebnisse Schwankungen aufweisen, ist die Ausgangsleistung relativ stabil. Das Spektrum ist ebenfalls in Abbildung 24 dargestellt und zeigt ein reines Spektrum. Diese Ergebnisse deuten darauf hin, dass im Bereich des Sperrbereichs keine Eigenschwingungen auftreten.
Fertigung und Messung sind notwendig, um die Korrektheit des gesamten Hochfrequenzsystems (HFS) zu überprüfen. In diesem Abschnitt wird das HFS mittels CNC-Technologie (Computer Numerical Control) mit einem Werkzeugdurchmesser von 0,1 mm und einer Bearbeitungsgenauigkeit von 10 μm gefertigt. Als Material für die Hochfrequenzstruktur dient sauerstofffreies, hochleitfähiges Kupfer (OFHC). Abbildung 25a zeigt die gefertigte 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 herum verteilt. Abbildung 25b zeigt die Struktur im Rasterelektronenmikroskop (REM). Die Lamellen dieser Struktur sind gleichmäßig gefertigt und weisen eine gute Oberflächenrauheit auf. Nach präziser Messung beträgt der Gesamtbearbeitungsfehler weniger als 5 % und die Oberflächenrauheit etwa 0,4 μm. Die bearbeitete Struktur erfüllt die Design- und Präzisionsanforderungen.
Abbildung 26 zeigt den Vergleich zwischen den tatsächlichen Testergebnissen und Simulationen der Übertragungsleistung. Port 1 und Port 2 in Abbildung 26a entsprechen den Eingangs- bzw. Ausgangsports des HFS und sind äquivalent zu Port 1 und Port 4 in Abbildung 3. Die tatsächlichen Messergebnisse von S11 sind etwas besser als die Simulationsergebnisse. Die Messergebnisse von S21 hingegen sind etwas schlechter. Dies könnte daran liegen, dass die in der Simulation angenommene Materialleitfähigkeit zu hoch und die Oberflächenrauheit nach der Bearbeitung zu gering ist. Insgesamt stimmen die Messergebnisse gut mit den Simulationsergebnissen überein, und die Übertragungsbandbreite erfüllt die Anforderung von 70 GHz. Dies bestätigt die Machbarkeit und Korrektheit der vorgeschlagenen Dual-Mode-SDV-TWT. Daher kann das in dieser Arbeit vorgestellte ultrabreitbandige Dual-Beam-SDV-TWT-Design in Kombination mit dem tatsächlichen Fertigungsprozess und den Testergebnissen für die weitere Fertigung und Anwendung verwendet werden.
In diesem Beitrag wird ein detaillierter Entwurf einer planaren 220-GHz-Dual-Beam-SDV-TWT vorgestellt. Die Kombination aus Dual-Mode-Betrieb und Dual-Beam-Anregung erhöht die Betriebsbandbreite und die Ausgangsleistung. Die Fertigung und ein Kalttest wurden durchgeführt, um die Korrektheit des gesamten HFS zu verifizieren. Die Messergebnisse stimmen gut mit den Simulationsergebnissen überein. Für den entworfenen Zwei-Beam-EOS wurden eine Maskensektion und Steuerelektroden verwendet, um einen zweigeteilten Elektronenstrahl zu erzeugen. Unter dem entworfenen homogenen fokussierenden Magnetfeld kann der Elektronenstrahl stabil und formstabil über große Entfernungen übertragen werden. Zukünftig werden die Fertigung und der Test des EOS sowie ein thermischer Test der gesamten TWT durchgeführt. Das in diesem Beitrag vorgestellte SDV-TWT-Design nutzt die ausgereifte Planarverarbeitungstechnologie und zeigt großes Potenzial hinsichtlich Leistungskennzahlen, Verarbeitung und Montage. Daher geht dieser Beitrag davon aus, dass die planare Struktur den Entwicklungstrend für Vakuumelektronikbauelemente im Terahertz-Bereich prägen wird.
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