Tack för att du besöker Nature.com. Webbläsarversionen du använder har begränsat stöd för CSS. För bästa möjliga upplevelse rekommenderar vi att du använder en uppdaterad webbläsare (eller stänger av kompatibilitetsläge i Internet Explorer). Under tiden, för att säkerställa fortsatt stöd, kommer vi att visa webbplatsen utan stilar och JavaScript.
I denna artikel designas och verifieras ett 220 GHz bredbandigt högeffekts sammanflätat dubbelbladigt vandringsvågsrör. Först föreslås en plan dubbelstrålestruktur med förskjutna dubbelbladiga långsamma vågor. Genom att använda ett dubbellägesdriftsschema är överföringsprestandan och bandbredden nästan dubbelt så hög som för enkellägesdrift. För det andra, för att uppfylla kraven på hög uteffekt och förbättra stabiliteten hos vandringsvågsröret, designas ett dubbelt pennformat elektroniskt optiskt system, drivspänningen är 20~21 kV och strömmen är 2 × 80 mA. Designmål. Genom att använda maskdelen och styrelektroden i dubbelstrålepistolen kan de två pennstrålarna fokuseras längs sina respektive centra med ett kompressionsförhållande på 7, fokuseringsavståndet är cirka 0,18 mm och stabiliteten är god. Det enhetliga magnetiska fokuseringssystemet har också optimerats. Det stabila överföringsavståndet för den plana dubbelelektronstrålen kan nå 45 mm, och det fokuserande magnetfältet är 0,6 T, vilket är tillräckligt för att täcka hela högfrekvenssystemet (HFS). Sedan, för att För att verifiera användbarheten hos det elektronoptiska systemet och prestandan hos långsamvågsstrukturen utfördes även partikelcellssimuleringar (PIC) på hela HFS. Resultaten visar att strålinteraktionssystemet kan uppnå en maximal uteffekt på nästan 310 W vid 220 GHz, den optimerade strålspänningen är 20,6 kV, strålströmmen är 2 × 80 mA, förstärkningen är 38 dB och 3-dB-bandbredden överstiger 35 dB vid cirka 70 GHz. Slutligen utförs högprecisionsmikrostrukturtillverkning för att verifiera HFS:ens prestanda, och resultaten visar att bandbredd och överföringsegenskaper överensstämmer väl med simuleringsresultaten. Därför förväntas det schema som föreslås i denna artikel utveckla högpresterande, ultrabredbandiga terahertzbandsstrålningskällor med potential för framtida tillämpningar.
Som en traditionell vakuumelektronisk anordning spelar vandringsvågsrör (TWT) en oersättlig roll i många tillämpningar, såsom högupplöst radar, satellitkommunikationssystem och rymdutforskning1,2,3. Men när driftsfrekvensen når terahertzbandet har den traditionella kopplade kavitets-TWT och spiralformade TWT inte kunnat möta människors behov på grund av relativt låg uteffekt, smal bandbredd och svåra tillverkningsprocesser. Därför har hur man heltäckande kan förbättra prestandan hos THz-bandet blivit en mycket angelägen fråga för många vetenskapliga forskningsinstitutioner. Under senare år har nya långsamma vågstrukturer (SWS), såsom staggered dual-blade (SDV) strukturer och vikta vågledarstrukturer (FW), fått omfattande uppmärksamhet på grund av sina naturliga plana strukturer, särskilt de nya SDV-SWS med lovande potential. Denna struktur föreslogs av UC-Davis 20084. Den plana strukturen kan enkelt tillverkas med mikro-nano-bearbetningstekniker såsom datornumerisk styrning (CNC) och UV-LIGA, och den helt i metall kapslade strukturen kan ge större termisk kapacitet med högre effekt. effekt och förstärkning, och den vågledarliknande strukturen kan också ge en bredare arbetsbandbredd. För närvarande visade UC Davis för första gången 2017 att SDV-TWT kan generera högeffektssignaler på över 100 W och nästan 14 GHz bandbredd i G-bandet5. Dessa resultat har dock fortfarande luckor som inte kan uppfylla de relaterade kraven på hög effekt och bred bandbredd i terahertzbandet. För UC-Davis G-bands SDV-TWT har arkelektronstrålar använts. Även om detta schema kan förbättra strålens strömbärande kapacitet avsevärt, är det svårt att upprätthålla ett långt överföringsavstånd på grund av instabiliteten hos arkstrålens elektronoptiska system (EOS), och det finns en överlägsstråltunnel, vilket också kan orsaka att strålen självreglerar. – Excitation och oscillation 6,7. För att uppfylla kraven på hög uteffekt, bred bandbredd och god stabilitet hos THz TWT föreslås i denna artikel en dubbelstråle-SDV-SWS med dubbellägesdrift. Det vill säga, för att öka driftsbandbredden föreslås och introduceras dubbellägesdrift i denna struktur. Och för att öka uteffekten används även en plan fördelning av dubbla pennstrålar. Enkla pennstrålradioapparater är relativt små på grund av vertikala storleksbegränsningar. Om strömtätheten är för hög måste strålströmmen minskas, vilket resulterar i en relativt låg uteffekt. För att förbättra strålströmmen har plandistribuerad flerstråls-EOS framkommit, som utnyttjar SWS:ens laterala storlek. På grund av den oberoende stråltunneln kan den plandistribuerade flerstrålen uppnå hög uteffekt genom att bibehålla en hög total strålström och en liten ström per stråle, vilket kan undvika överlägsstråltunnel jämfört med arkstråleanordningar. Därför är det fördelaktigt att bibehålla stabiliteten hos det vandringsvågsröret. Baserat på tidigare arbete 8,9 föreslår denna artikel ett G-band enhetlig magnetfältfokuserande dubbelpennstråle EOS, vilket avsevärt kan förbättra strålens stabila överföringsavstånd och ytterligare öka strålens interaktionsarea, vilket därigenom avsevärt förbättrar uteffekten.
Strukturen i denna artikel är följande. Först beskrivs SWS-celldesignen med parametrar, analys av dispersionsegenskaper och resultat från högfrekvenssimulering. Därefter, enligt enhetscellens struktur, utformas en dubbel pennstråle-EOS och ett strålinteraktionssystem i denna artikel. Resultat från intracellulära partikelsimuleringar presenteras också för att verifiera användbarheten hos EOS och prestandan hos SDV-TWT. Dessutom presenteras kortfattat tillverknings- och kalltestresultaten för att verifiera riktigheten av hela HFS. Slutligen görs en sammanfattning.
Som en av de viktigaste komponenterna i TWT:n indikerar de dispersiva egenskaperna hos långsamvågsstrukturen huruvida elektronhastigheten matchar fashastigheten hos SWS, och har därmed stor inverkan på strål-våg-interaktionen. För att förbättra prestandan hos hela TWT:n har en förbättrad interaktionsstruktur utformats. Enhetscellens struktur visas i figur 1. Med tanke på arkstrålens instabilitet och effektbegränsningen hos den enkla pennstrålen, använder strukturen en dubbel pennstråle för att ytterligare förbättra uteffekten och driftsstabiliteten. Samtidigt, för att öka arbetsbandbredden, har ett dubbelt läge föreslagits för SWS-drift. På grund av symmetrin i SDV-strukturen kan lösningen av den elektromagnetiska fältspridningsekvationen delas in i udda och jämna lägen. Samtidigt används det grundläggande udda läget för lågfrekvensbandet och det grundläggande jämna läget för högfrekvensbandet för att realisera bredbandssynkroniseringen av strålinteraktionen, varigenom arbetsbandbredden ytterligare förbättras.
Enligt effektkraven är hela röret konstruerat med en drivspänning på 20 kV och en dubbel strålström på 2 × 80 mA. För att matcha spänningen så nära som möjligt till SDV-SWS:s driftsbandbredd behöver vi beräkna längden på perioden p. Sambandet mellan strålspänning och period visas i ekvation (1)10:
Genom att ställa in fasförskjutningen till 2,5π vid mittfrekvensen 220 GHz kan perioden p beräknas till 0,46 mm. Figur 2a visar dispersionsegenskaperna hos SWS-enhetscellen. 20 kV-strållinjen matchar den bimodala kurvan mycket väl. Matchande frekvensband kan nå runt 70 GHz i intervallen 210–265,3 GHz (udda läge) och 265,4–280 GHz (jämnt läge). Figur 2b visar den genomsnittliga kopplingsimpedansen, som är större än 0,6 Ω från 210 till 290 GHz, vilket indikerar att starka interaktioner kan uppstå i driftsbandbredden.
(a) Dispersionsegenskaper hos en dual-mode SDV-SWS med en 20 kV elektronstråleledning. (b) Interaktionsimpedans hos SDV-långvågskretsen.
Det är dock viktigt att notera att det finns ett bandgap mellan udda och jämna lägen, och vi brukar kalla detta bandgap för stoppbandet, som visas i figur 2a. Om TWT:n används nära detta frekvensband kan stark strålkopplingsstyrka uppstå, vilket leder till oönskade oscillationer. I praktiska tillämpningar undviker vi i allmänhet att använda TWT nära stoppbandet. Det kan dock ses att bandgapet för denna långsamma vågstruktur endast är 0,1 GHz. Det är svårt att avgöra om detta lilla bandgap orsakar oscillationer. Därför kommer stabiliteten i driften runt stoppbandet att undersökas i följande PIC-simuleringsavsnitt för att analysera om oönskade oscillationer kan uppstå.
Modellen av hela HFS visas i figur 3. Den består av två steg av SDV-SWS, sammankopplade med Bragg-reflektorer. Reflektorns funktion är att avbryta signalöverföringen mellan de två stegen, undertrycka oscillationen och reflektionen av icke-fungerande lägen, såsom högordningslägen som genereras mellan de övre och nedre bladen, och därigenom avsevärt förbättra stabiliteten hos hela röret. För anslutning till den yttre miljön används också en linjär konisk kopplare för att ansluta SWS till en WR-4 standardvågledare. Transmissionskoefficienten för tvånivåstrukturen mäts med en tidsdomänlösare i 3D-simuleringsprogramvaran. Med hänsyn till terahertzbandets faktiska effekt på materialet ställs materialet i vakuumhöljet initialt in på koppar, och konduktiviteten reduceras till 2,25 × 107 S/m12.
Figur 4 visar överföringsresultaten för HFS med och utan linjära koniska kopplare. Resultaten visar att kopplaren har liten effekt på överföringsprestandan för hela HFS:en. Returförlusten (S11 < −10 dB) och insättningsförlusten (S21 > −5 dB) för hela systemet i 207~280 GHz bredband visar att HFS har goda överföringsegenskaper.
Som strömförsörjning för elektroniska vakuumenheter avgör elektronkanonen direkt om enheten kan generera tillräckligt med uteffekt. Kombinerat med analysen av HFS i avsnitt II måste en dubbelstråle-EOS utformas för att ge tillräcklig effekt. I denna del, baserat på tidigare arbete i W-band8,9, utformas en dubbel pennelektronkanon med hjälp av en plan maskdel och styrelektroder. Först, enligt designkraven för SWS i avsnitt. Som visas i FIG. 2, drivspänningen Ua för elektronstrålarna är initialt inställd på 20 kV, strömmarna I för de två elektronstrålarna är båda 80 mA, och stråldiametern dw för elektronstrålarna är 0,13 mm. Samtidigt, för att säkerställa att strömtätheten för elektronstrålen och katoden kan uppnås, är kompressionsförhållandet för elektronstrålen inställt på 7, så strömtätheten för elektronstrålen är 603 A/cm2, och strömtätheten för katoden är 86 A/cm2, vilket kan uppnås genom Detta uppnås med hjälp av nya katodmaterial. Enligt designteori 14, 15, 16, 17 kan en typisk Pierce-elektronkanon identifieras unikt.
Figur 5 visar de horisontella respektive vertikala schematiska diagrammen för elektronkanonen. Det framgår att profilen för elektronkanonen i x-riktningen är nästan identisk med den för en typisk arkliknande elektronkanon, medan de två elektronstrålarna i y-riktningen är delvis separerade av masken. Positionerna för de två katoderna är vid x = – 0,155 mm, y = 0 mm respektive x = 0,155 mm, y = 0 mm. Enligt konstruktionskraven för kompressionsförhållande och elektroninjektionsstorlek bestäms dimensionerna för de två katodytorna till 0,91 mm × 0,13 mm.
För att göra det fokuserade elektriska fältet som tas emot av varje elektronstråle i x-riktningen symmetriskt kring dess eget centrum, applicerar denna artikel en styrelektrod på elektronkanonen. Genom att ställa in spänningen för fokuseringselektroden och styrelektroden till −20 kV, och anodens spänning till 0 V, kan vi erhålla banfördelningen för dubbelstrålekanonen, som visas i figur 6. Det kan ses att de emitterade elektronerna har god kompressibilitet i y-riktningen, och varje elektronstråle konvergerar mot x-riktningen längs sitt eget symmetricentrum, vilket indikerar att styrelektroden balanserar det ojämna elektriska fältet som genereras av fokuseringselektroden.
Figur 7 visar strålhöljet i x- och y-riktningarna. Resultaten visar att elektronstrålens projektionsavstånd i x-riktningen skiljer sig från det i y-riktningen. Kastavståndet i x-riktningen är cirka 4 mm, och kastavståndet i y-riktningen är nära 7 mm. Därför bör det faktiska kastavståndet väljas mellan 4 och 7 mm. Figur 8 visar elektronstrålens tvärsnitt 4,6 mm från katodytan. Vi kan se att tvärsnittets form är närmast en vanlig cirkulär elektronstråle. Avståndet mellan de två elektronstrålarna är nära de konstruerade 0,31 mm, och radien är cirka 0,13 mm, vilket uppfyller konstruktionskraven. Figur 9 visar simuleringsresultaten för strålströmmen. Det kan ses att de två strålströmmarna är 76 mA, vilket stämmer väl överens med de konstruerade 80 mA.
Med tanke på fluktuationerna i drivspänningen i praktiska tillämpningar är det nödvändigt att studera spänningskänsligheten hos denna modell. I spänningsområdet 19,8 ~ 20,6 kV erhålls ström- och strålströmshöljena, såsom visas i figur 1 och figur 1.10 och 11. Av resultaten kan man se att förändringen i drivspänningen inte har någon effekt på elektronstrålehöljet, och elektronstråleströmmen ändras endast från 0,74 till 0,78 A. Därför kan man anse att elektronkanonen som utformats i denna artikel har en god spänningskänslighet.
Effekten av drivspänningsfluktuationer på strålhöljena i x- och y-riktning.
Ett enhetligt magnetiskt fokuseringsfält är ett vanligt permanentmagnetfokuseringssystem. På grund av den enhetliga magnetfältsfördelningen i hela strålkanalen är det mycket lämpligt för axialsymmetriska elektronstrålar. I detta avsnitt föreslås ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem för att upprätthålla långdistansöverföringen av dubbla pennstrålar. Genom att analysera det genererade magnetfältet och strålhöljet föreslås designschemat för fokuseringssystemet och känslighetsproblemet studeras. Enligt den stabila transmissionsteorin för en enkel pennstråle18,19 kan Brillouins magnetfältvärde beräknas med ekvation (2). I denna artikel använder vi också denna ekvivalens för att uppskatta magnetfältet för en lateralt fördelad dubbel pennstråle. Kombinerat med elektronkanonen som utformats i denna artikel är det beräknade magnetfältvärdet cirka 4000 Gs. Enligt Ref. 20 väljs vanligtvis 1,5-2 gånger det beräknade värdet i praktiska konstruktioner.
Figur 12 visar strukturen hos ett enhetligt magnetfältsfokuseringssystem. Den blå delen är permanentmagneten magnetiserad i axiell riktning. Materialvalet är NdFeB eller FeCoNi. Remanensen Br som ställts in i simuleringsmodellen är 1,3 T och permeabiliteten är 1,05. För att säkerställa stabil strålöverföring i hela kretsen är magnetens längd initialt inställd på 70 mm. Dessutom avgör magnetens storlek i x-riktningen om det transversella magnetfältet i strålkanalen är enhetligt, vilket kräver att storleken i x-riktningen inte får vara för liten. Samtidigt, med tanke på kostnaden och vikten på hela röret, bör magnetens storlek inte vara för stor. Därför är magneterna initialt inställda på 150 mm × 150 mm × 70 mm. Samtidigt, för att säkerställa att hela långsamvågskretsen kan placeras i fokuseringssystemet, är avståndet mellan magneterna inställt på 20 mm.
År 2015 föreslog Purna Chandra Panda21 en polstycke med ett nytt stegformat hål i ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem, vilket ytterligare kan minska storleken på flödesläckaget till katoden och det transversella magnetfältet som genereras vid polstyckets hål. I denna artikel lägger vi till en stegformat struktur till fokuseringssystemets polstycke. Polstyckets tjocklek är initialt inställd på 1,5 mm, höjden och bredden på de tre stegen är 0,5 mm och avståndet mellan polstyckets hål är 2 mm, såsom visas i figur 13.
Figur 14a visar den axiella magnetfältsfördelningen längs mittlinjerna för de två elektronstrålarna. Det kan ses att magnetfältkrafterna längs de två elektronstrålarna är lika. Magnetfältsvärdet är cirka 6000 Gs, vilket är 1,5 gånger det teoretiska Brillouinfältet för att öka transmissions- och fokuseringsprestanda. Samtidigt är magnetfältet vid katoden nästan 0, vilket indikerar att polstycket har en god effekt på att förhindra magnetiskt flödesläckage. Figur 14b visar den transversella magnetfältsfördelningen By i z-riktningen vid den övre kanten av de två elektronstrålarna. Det kan ses att det transversella magnetfältet är mindre än 200 Gs endast vid polstyckets hål, medan det transversella magnetfältet i långsamvågskretsen är nästan noll, vilket bevisar att det transversella magnetfältets inverkan på elektronstrålen är försumbar. För att förhindra magnetisk mättning av polstyckena är det nödvändigt att studera magnetfältstyrkan inuti polstyckena. Figur 14c visar det absoluta värdet av magnetfältsfördelningen inuti polstycket. Det kan ses att det absoluta värdet av magnetfältstyrkan är mindre än 1,2 T, vilket indikerar att magnetisk mättning av polstycket inte kommer att inträffa.
Magnetisk fältstyrkefördelning för Br = 1,3 T. (a) Axiell fältfördelning. (b) Lateral fältfördelning By i z-riktningen. (c) Absolutvärde av fältfördelningen inom polstycket.
Baserat på CST PS-modulen är den axiella relativa positionen för dubbelstrålekanonen och fokuseringssystemet optimerad. Enligt Ref. 9 och simuleringar är den optimala platsen där anodstycket överlappar polstycket bort från magneten. Det visade sig dock att om remanensen sattes till 1,3 T, kunde elektronstrålens transmittans inte nå 99 %. Genom att öka remanensen till 1,4 T kommer det fokuserande magnetfältet att ökas till 6500 Gs. Strålbanorna på xoz- och yoz-planen visas i figur 15. Det framgår att strålen har god transmission, liten fluktuation och ett transmissionsavstånd större än 45 mm.
Banor för dubbla pennstrålar under ett homogent magnetiskt system med Br = 1,4 T. (a) xoz-plan. (b) yoz-flygplan.
Figur 16 visar strålens tvärsnitt vid olika positioner bort från katoden. Det kan ses att formen på strålsektionen i fokuseringssystemet bibehålls väl, och sektionsdiametern ändras inte mycket. Figur 17 visar strålhöljena i x- respektive y-riktningarna. Det kan ses att strålens fluktuation i båda riktningarna är mycket liten. Figur 18 visar simuleringsresultaten för strålströmmen. Resultaten visar att strömmen är cirka 2 × 80 mA, vilket överensstämmer med det beräknade värdet i elektronkanonkonstruktionen.
Elektronstrålens tvärsnitt (med fokuseringssystem) vid olika positioner bort från katoden.
Med tanke på en rad problem som monteringsfel, spänningsfluktuationer och förändringar i magnetfältstyrka i praktiska bearbetningstillämpningar är det nödvändigt att analysera fokuseringssystemets känslighet. Eftersom det finns ett mellanrum mellan anodstycket och polstycket under faktisk bearbetning måste detta mellanrum ställas in i simuleringen. Mellanrumsvärdet ställdes in på 0,2 mm och figur 19a visar strålhöljet och strålströmmen i y-riktningen. Detta resultat visar att förändringen i strålhöljet inte är signifikant och att strålströmmen knappast förändras. Därför är systemet okänsligt för monteringsfel. För fluktuationer i drivspänningen är felområdet inställt på ±0,5 kV. Figur 19b visar jämförelseresultaten. Det kan ses att spänningsförändringen har liten effekt på strålhöljet. Felområdet är inställt från -0,02 till +0,03 T för förändringar i magnetfältstyrka. Jämförelseresultaten visas i figur 20. Det kan ses att strålhöljet knappast förändras, vilket innebär att hela EOS är okänsligt för förändringar i magnetfältstyrkan.
Strålens envelopp och strömresultat under ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem. (a) Monteringstoleransen är 0,2 mm. (b) Drivspänningsfluktuationen är ±0,5 kV.
Strålhölje under ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem med axiella magnetfältstyrkefluktuationer från 0,63 till 0,68 T.
För att säkerställa att fokuseringssystemet som utformats i denna artikel kan matcha HFS är det nödvändigt att kombinera fokuseringssystemet och HFS för forskning. Figur 21 visar en jämförelse av strålhöljen med och utan HFS laddad. Resultaten visar att strålhöljet inte förändras mycket när hela HFS laddas. Därför är fokuseringssystemet lämpligt för vandringsvågsrörs-HFS av ovanstående design.
För att verifiera riktigheten hos den EOS som föreslås i avsnitt III och undersöka prestandan hos 220 GHz SDV-TWT utförs en 3D-PIC-simulering av strålvågsinteraktion. På grund av begränsningar i simuleringsprogramvaran kunde vi inte lägga till hela EOS till HFS. Därför ersattes elektronkanonen med en ekvivalent emitterande yta med en diameter på 0,13 mm och ett avstånd mellan de två ytorna på 0,31 mm, samma parametrar som elektronkanonen som konstruerats ovan. På grund av EOS:s okänslighet och goda stabilitet kan drivspänningen optimeras korrekt för att uppnå bästa möjliga uteffekt i PIC-simuleringen. Simuleringsresultaten visar att den mättade uteffekten och förstärkningen kan erhållas vid en drivspänning på 20,6 kV, en strålström på 2 × 80 mA (603 A/cm2) och en ineffekt på 0,05 W.
För att få bästa möjliga utsignal måste även antalet cykler optimeras. Den bästa uteffekten erhålls när antalet två steg är 42 + 48 cykler, såsom visas i figur 22a. En ingångssignal på 0,05 W förstärks till 314 W med en förstärkning på 38 dB. Uteffektspektrumet som erhålls med Fast Fourier Transform (FFT) är rent och når sin topp vid 220 GHz. Figur 22b visar den axiella positionsfördelningen av elektronenergi i SWS, där de flesta elektronerna förlorar energi. Detta resultat indikerar att SDV-SWS kan omvandla elektronernas kinetiska energi till RF-signaler och därigenom uppnå signalförstärkning.
SDV-SWS-utsignal vid 220 GHz. (a) Uteffekt med inkluderat spektrum. (b) Energifördelning av elektroner med elektronstrålen i slutet av SWS-insatsen.
Figur 23 visar utgångseffektbandbredden och förstärkningen för en dual-mode dual-beam SDV-TWT. Utgångsprestandan kan förbättras ytterligare genom att svepa frekvenserna från 200 till 275 GHz och optimera drivspänningen. Detta resultat visar att 3-dB-bandbredden kan täcka 205 till 275 GHz, vilket innebär att dual-mode-drift kan bredda driftsbandbredden avsevärt.
Enligt figur 2a vet vi dock att det finns ett stoppband mellan udda och jämna lägen, vilket kan leda till oönskade oscillationer. Därför behöver arbetsstabiliteten runt stoppen studeras. Figurerna 24a-c är 20 ns simuleringsresultat vid 265,3 GHz, 265,35 GHz respektive 265,4 GHz. Det kan ses att även om simuleringsresultaten har vissa fluktuationer, är uteffekten relativt stabil. Spektrumet visas också i figur 24, spektrumet är rent. Dessa resultat indikerar att det inte finns någon självoscillation nära stoppbandet.
Tillverkning och mätning är nödvändiga för att verifiera riktigheten av hela HFS. I denna del tillverkas HFS med hjälp av CNC-teknik (computer numeric control) med en verktygsdiameter på 0,1 mm och en bearbetningsnoggrannhet på 10 μm. Materialet för högfrekvensstrukturen är tillverkat av syrefri högledande (OFHC) koppar. Figur 25a visar den tillverkade strukturen. Hela strukturen har en längd på 66,00 mm, en bredd på 20,00 mm och en höjd på 8,66 mm. Åtta stifthål är fördelade runt strukturen. Figur 25b visar strukturen med svepelektronmikroskopi (SEM). Bladen i denna struktur är enhetligt producerade och har god ytjämnhet. Efter exakt mätning är det totala bearbetningsfelet mindre än 5 % och ytjämnheten är cirka 0,4 μm. Bearbetningsstrukturen uppfyller design- och precisionskraven.
Figur 26 visar jämförelsen mellan faktiska testresultat och simuleringar av överföringsprestanda. Port 1 och port 2 i figur 26a motsvarar ingångs- respektive utgångsportarna för HFS och motsvarar port 1 och port 4 i figur 3. De faktiska mätresultaten för S11 är något bättre än simuleringsresultaten. Samtidigt är de uppmätta resultaten för S21 något sämre. Anledningen kan vara att materialets konduktivitet som ställts in i simuleringen är för hög och ytjämnheten efter faktisk bearbetning är dålig. Sammantaget överensstämmer de uppmätta resultaten väl med simuleringsresultaten, och överföringsbandbredden uppfyller kravet på 70 GHz, vilket verifierar genomförbarheten och korrektheten hos den föreslagna dual-mode SDV-TWT. Därför, i kombination med den faktiska tillverkningsprocessen och testresultaten, kan den ultrabredbandiga dual-beam SDV-TWT-designen som föreslås i denna artikel användas för efterföljande tillverkning och tillämpningar.
I denna artikel presenteras en detaljerad design av en planfördelningsbaserad 220 GHz dubbelstrålande SDV-TWT. Kombinationen av dubbellägesdrift och dubbelstrålningsexcitation ökar ytterligare driftsbandbredden och uteffekten. Tillverkning och kalltestning utförs också för att verifiera riktigheten av hela HFS. De faktiska mätresultaten överensstämmer väl med simuleringsresultaten. För den designade tvåstrålande EOS har en masksektion och kontrollelektroder använts tillsammans för att producera en tvåpennstråle. Under det designade enhetligt fokuserande magnetfältet kan elektronstrålen stabilt överföras över långa avstånd med god form. I framtiden kommer produktion och testning av EOS att utföras, och det termiska testet av hela TWT kommer också att utföras. Detta SDV-TWT-designschema som föreslås i denna artikel kombinerar helt den nuvarande mogna planbearbetningstekniken och visar stor potential inom prestandaindikatorer samt bearbetning och montering. Därför anser denna artikel att den plana strukturen sannolikt kommer att bli utvecklingstrenden för vakuumelektroniska enheter i terahertzbandet.
Merparten av rådata och analytiska modeller i denna studie har inkluderats i denna artikel. Ytterligare relevant information kan erhållas från motsvarande författare på rimlig begäran.
Gamzina, D. et al. CNC-bearbetning i nanoskala av vakuumelektronik på subterahertz. IEEE Trans.electronic devices. 63, 4067–4073 (2016).
Malekabadi, A. och Paoloni, C. UV-LIGA-mikrotillverkning av subterahertz-vågledare med användning av flerskikts SU-8 fotoresist. J. Micromechanics.Microelectronics.26, 095010. https://doi.org/10.1088/0960-1317/26/9/095010 (2016).
Dhillon, SS et al. 2017 THz-teknikfärdplan. 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 Stark inneslutning av plasmonisk vågutbredning via ultrabredbandiga, förskjutna dubbelgittervågledare.application.physics.Wright.93, 221504. https://doi.org/10.1063/1.3041646 (2008).
Baig, A. et al. Prestanda hos en nano-CNC-fräst 220-GHz rörförstärkare med vandringsvåg. IEEE Trans.electronic devices. 64, 590–592 (2017).
Han, Y. & Ruan, CJ Undersökning av diokotroninstabilitet hos oändligt breda elektronstrålar med hjälp av makroskopisk kallvätskemodellteori. Chin Phys B. 20, 104101. https://doi.org/10.1088/1674-1056/20/10/104101 (2011).
Galdetskiy, AV om möjligheten att öka bandbredden genom den plana layouten av strålen i en flerstrålsklystron. I 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. Design av trestrålande elektronkanoner med smal stråldelningsplanfördelning i W-bands förskjutet dubbelbladigt vandringsvågsrör [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 distribuerat trestrålande elektronoptiskt system med smal strålseparation för W-bands grundläges-TWT.IEEE Trans.electronic devices.68, 5215–5219 (2021).
Zhan, M. Forskning om sammanflätade dubbelbladiga vandringsvågsrör med millimetervågiga arkbalkar 20-22 (doktorsexamen, Beihang University, 2018).
Ruan, CJ, Zhang, HF, Tao, J. & He, Y. Studie av strålvågsinteraktionsstabilitet hos ett G-bands sammanflätat dubbelbladigt vandringsvågsrör. 2018 43:e internationella konferensen om infraröda millimeter- och terahertzvågor, Nagoya. 8510263, https://doi.org/10.1109/IRMMW-THz.2018.8510263 (2018).