Takk for at du besøker Nature.com. Nettleserversjonen du bruker har begrenset støtte for CSS. For den beste opplevelsen anbefaler vi at du bruker en oppdatert nettleser (eller slår av kompatibilitetsmodus i Internet Explorer). I mellomtiden, for å sikre fortsatt støtte, vil vi vise nettstedet uten stiler og JavaScript.
I denne artikkelen er et 220 GHz bredbånds høyeffekt interleaved dobbeltblads bølgerør designet og verifisert. For det første foreslås en plan dobbelstråle forskjøvet dobbelblads saktebølgestruktur. Ved å bruke et dual-mode operasjonsskjema er overføringsytelsen og båndbredden nesten det dobbelte av enkeltmodus. For det andre for å møte kravene til effekt og stabilitet i et dobbeltrør, blyantformet elektronisk optisk system er designet, drivspenningen er 20~21 kV, og strømmen er 2 × 80 mA. Designmål.Ved å bruke maskedelen og kontrollelektroden i dobbeltstrålekanonen, kan de to blyantstrålene fokuseres langs sine respektive senter med et kompresjonsforhold på 7, fokuseringsavstanden 1 har også vært optimal,0 har magnetisk fokus vært ca. 8 mm. .Den stabile overføringsavstanden til den plane doble elektronstrålen kan nå 45 mm, og det fokuserende magnetiske feltet er 0,6 T, noe som er tilstrekkelig til å dekke hele høyfrekvenssystemet (HFS). Deretter, for å verifisere brukbarheten til det elektron-optiske systemet og ytelsen til den langsomme bølgestrukturen, ble simuleringer av partikkelcelle (PIC) også utført på hele 3-effekt-effektsystemet, og resultatene av HFS-1-effekten kan også oppnå nær en 3-effekt. W ved 220 GHz, den optimaliserte strålespenningen er 20,6 kV, strålestrømmen er 2 × 80 mA, forsterkningen er 38 dB, og 3-dB-båndbredden overstiger 35 dB ca. 70 GHz. Til slutt utføres høypresisjons mikrostruktur-fabrikasjon for å verifisere ytelsen til HFS-en og overføringskarakteren viser at resultatene er gode og samsvarer med overføringskarakterene. e, ordningen foreslått i denne artikkelen forventes å utvikle høyeffekts, ultrabredbånds terahertz-bånd strålingskilder med potensial for fremtidige bruksområder.
Som en tradisjonell vakuumelektronisk enhet spiller reisebølgerør (TWT) en uerstattelig rolle i mange applikasjoner som høyoppløselig radar, satellittkommunikasjonssystemer og romutforskning1,2,3. Men ettersom driftsfrekvensen går inn i terahertz-båndet, har den tradisjonelle koblede hulroms-TWT-en og spiralformede TWT-en ikke vært i stand til å møte menneskers relativt lave utgangseffektbehov, for å møte menneskers relativt lave båndbredde. fabrikasjonsprosesser.Derfor har hvordan man omfattende forbedre ytelsen til THz-båndet har blitt et svært bekymret tema for mange vitenskapelige forskningsinstitusjoner.I de senere årene har nye slow-wave-strukturer (SWS), som forskjøvet dual-blade (SDV) strukturer og folded waveguide (FW) strukturer, fått den naturlige oppmerksomheten uten SWS-strukturer, spesielt med stor potensial for SDV-strukturer. ble foreslått av UC-Davis i 20084. Den plane strukturen kan enkelt fremstilles ved hjelp av mikro-nano prosesseringsteknikker som datamaskin numerisk kontroll (CNC) og UV-LIGA, pakkestrukturen i helmetall kan gi større termisk kapasitet med høyere utgangseffekt og forsterkning, og den bølgelederlignende strukturen kan også gi en bredere arbeidsbåndbredde som den første 1 Davis-0 tiden kan demonstrere i STWV-0. høye utgangseffekter på over 100 W og nesten 14 GHz båndbreddesignaler i G-båndet5. Disse resultatene har imidlertid fortsatt hull som ikke kan møte de relaterte kravene til høy effekt og bred båndbredde i terahertz-båndet. For UC-Davis sin G-bånd SDV-TWT, har arkelektronstråler blitt brukt betydelig, men det er vanskelig å opprettholde overføringskapasiteten til denne ordningen, men det er vanskelig å opprettholde den nåværende kapasiteten. avstand på grunn av ustabiliteten til det elektroniske optiske systemet (EOS), og det er en overmodus-stråletunnel, som også kan føre til at strålen selvregulerer seg.– Eksitering og oscillasjon 6,7.For å møte kravene til høy utgangseffekt, bred båndbredde og god stabilitet til THz TWT, foreslås en dobbelstråle SDV-SWS med dual-mode drift i denne artikkelen. Det vil si, for å øke driftsbåndbredden, er dual-mode drift foreslått og introdusert i denne strukturen. cil beam radioer er relativt små på grunn av vertikale størrelsesbegrensninger. Hvis strømtettheten er for høy, må strålestrømmen reduseres, noe som resulterer i en relativt lav utgangseffekt. For å forbedre strålestrømmen har det dukket opp planar distribuert multibeam EOS, som utnytter den laterale størrelsen til SWS. På grunn av den uavhengige strålen tunneling, kan den planare distribuerte strømstyrken oppnå en høy totalstrøm per stråle, og som kan opprettholde en høy utgangsstrøm per stråle, unngå overmode stråletunnelering sammenlignet med arkstråleenheter.Derfor er det fordelaktig å opprettholde stabiliteten til det bevegelige bølgerøret.På grunnlag av tidligere arbeid8,9, foreslår denne artikkelen et G-bånds ensartet magnetfelt med fokus på dobbel blyantstråle EOS, som i stor grad kan forbedre den stabile overføringsavstanden til strålen og ytterligere øke stråleeffekten og dermed øke utgangseffekten.
Strukturen til denne artikkelen er som følger. Først beskrives SWS-celledesignet med parametere, analyse av spredningskarakteristikk og høyfrekvente simuleringsresultater. Deretter, i henhold til strukturen til enhetscellen, er en dobbel blyantstråle EOS og stråleinteraksjonssystem utformet i denne artikkelen. Intracellulære partikkelsimuleringsresultater presenteres også for å verifisere brukbarheten av i tillegg til SDVOS-, stoff- og tekstresultatene i tillegg til stoffet og stoffet. ify riktigheten av hele HFS. Lag til slutt en oppsummering.
Som en av de viktigste komponentene i TWT, indikerer de dispersive egenskapene til den langsomme bølgestrukturen om elektronhastigheten samsvarer med fasehastigheten til SWS, og dermed har stor innflytelse på stråle-bølge-interaksjonen. For å forbedre ytelsen til hele TWT, er det designet en forbedret interaksjonsstruktur. Strukturen til enhetscellen er vist i figur 1. bruker en dobbel pennstråle for å forbedre utgangseffekten og driftsstabiliteten ytterligere.I mellomtiden, for å øke arbeidsbåndbredden, har en dobbel modus blitt foreslått for SWS-drift. På grunn av symmetrien til SDV-strukturen kan løsningen av ligningen for elektromagnetisk feltspredning deles inn i odde- og partall-moduser. Samtidig brukes den fundamentale odde-modusen til lavfrekvensbåndet og den fundamentale jevne modusen til det høye frekvensbåndet til å realisere det videre synkroniseringsmodusen til det høye frekvensbåndet, for å realisere interstrålen for det høye frekvensbåndet. roving arbeidsbåndbredden.
I henhold til strømkravene er hele røret designet med en drivspenning på 20 kV og en dobbeltstrålestrøm på 2 × 80 mA. For å matche spenningen så nært som mulig til driftsbåndbredden til SDV-SWS, må vi beregne lengden på perioden p. Forholdet mellom strålespenning og periode er vist i ligning (1)10:
Ved å sette faseforskyvningen til 2,5π ved senterfrekvensen på 220 GHz, kan perioden p beregnes til 0,46 mm. Figur 2a viser spredningsegenskapene til SWS-enhetscellen. 20 kV-strålelinjen samsvarer veldig godt med den bimodale kurven. Matchende frekvensbånd i modusen 52 odd GHz kan nå rundt 520 GHz og 520 GHz. –280 GHz (jevn modus) områder. Figur 2b viser gjennomsnittlig koblingsimpedans, som er større enn 0,6 Ω fra 210 til 290 GHz, noe som indikerer at sterke interaksjoner kan forekomme i driftsbåndbredden.
(a) Spredningskarakteristikk for en dual-mode SDV-SWS med en 20 kV elektronstrålelinje. (b) Interaksjonsimpedans til SDV saktebølgekretsen.
Det er imidlertid viktig å merke seg at det er et båndgap mellom oddetalls- og partallsmodus, og vi refererer vanligvis til dette båndgapet som stoppbåndet, som vist i figur 2a. Hvis TWT-en opereres nær dette frekvensbåndet, kan det oppstå sterk strålekoblingsstyrke, noe som vil føre til uønskede svingninger. I praktiske applikasjoner unngår vi vanligvis at båndet stopper i nærheten av at båndet er i nærheten av denne båndstrukturen. bare 0,1 GHz. Det er vanskelig å avgjøre om dette lille båndgapet forårsaker svingninger. Derfor vil stabiliteten til operasjonen rundt stoppbåndet bli undersøkt i følgende PIC-simuleringsseksjon for å analysere om uønskede svingninger kan oppstå.
Modellen av hele HFS er vist i figur 3. Den består av to trinn av SDV-SWS, koblet sammen med Bragg-reflektorer. Funksjonen til reflektoren er å kutte av signaloverføringen mellom de to trinnene, undertrykke oscillasjonen og refleksjonen av ikke-fungerende moduser som høyordensmoduser generert mellom de øvre og nedre bladene, og derved forbedre stabiliteten til hele koblingsrøret, og dermed forbedre stabiliteten til hele koblingsrøret. brukes også til å koble SWS til en WR-4 standard bølgeleder. Overføringskoeffisienten til tonivåstrukturen måles av en tidsdomeneløser i 3D-simuleringsprogramvaren. Tatt i betraktning den faktiske effekten av terahertzbåndet på materialet, er materialet i vakuumkonvolutten i utgangspunktet satt til kobber, og konduktiviteten reduseres til Sm/5×127.
Figur 4 viser overføringsresultatene for HFS med og uten lineære koniske koblere. Resultatene viser at kobleren har liten effekt på overføringsytelsen til hele HFS. Returtapet (S11 < − 10 dB) og innsettingstapet (S21 > − 5 dB) for hele systemet i 207~280 GHz bredbåndet har god overføringskarakteristika.
Som strømforsyning til vakuum elektroniske enheter, bestemmer elektronkanonen direkte om enheten kan generere nok utgangseffekt. Kombinert med analysen av HFS i seksjon II, må en dobbelstråle EOS utformes for å gi tilstrekkelig kraft.I denne delen, basert på tidligere arbeid i W-band8,9, er en dobbel blyantelektronpistol designet ved hjelp av en plan maskedesigndel og kontroll i SWSFi-kravene til elektroder.Som vist i SWSFi.2, er drivspenningen Ua til elektronstrålene innledningsvis satt til 20 kV, strømmene I til de to elektronstrålene er begge 80 mA, og strålediameteren dw til elektronstrålene er 0,13 mm. Samtidig, for å sikre at strømtettheten til elektronstrålen, er innstilt slik at elektronstrålens forhold mellom katodestrålen og elektronstrålen kan oppnås slik at elektronstrålen kan oppnås i forhold til katoden. tettheten til elektronstrålen er 603 A/cm2, og strømtettheten til katoden er 86 A/cm2, som kan oppnås ved Dette oppnås ved bruk av nye katodematerialer.I henhold til designteori 14, 15, 16, 17 kan en typisk Pierce-elektronpistol identifiseres unikt.
Figur 5 viser henholdsvis horisontale og vertikale skjematiske diagrammer av pistolen. Det kan sees at profilen til elektronkanonen i x-retningen er nesten identisk med den til en typisk arklignende elektronkanon, mens i y-retningen er de to elektronstrålene delvis atskilt av masken.Posisjonene til de to katodene er = 5 mm 0 og x 5 mm 0 og x 5 mm 0 og x 1 mm0. 5 mm, y = 0 mm, henholdsvis.I henhold til designkravene til kompresjonsforhold og elektroninjeksjonsstørrelse, er dimensjonene til de to katodeoverflatene bestemt til å være 0,91 mm × 0,13 mm.
For å gjøre det fokuserte elektriske feltet som mottas av hver elektronstråle i x-retningen symmetrisk om sitt eget senter, påfører denne artikkelen en kontrollelektrode på elektronkanonen. Ved å sette spenningen til fokuseringselektroden og kontrollelektroden til −20 kV, og spenningen til anoden til 0 V, kan vi få banefordelingen til den duale elektroden, som vist i fig. ns har god komprimerbarhet i y-retningen, og hver elektronstråle konvergerer mot x-retningen langs sitt eget symmetrisenter, noe som indikerer at kontrollelektroden balanserer det ulikt elektriske feltet som genereres av fokuseringselektroden.
Figur 7 viser stråleomhyllingen i x- og y-retningene. Resultatene viser at projeksjonsavstanden til elektronstrålen i x-retningen er forskjellig fra den i y-retningen. Kasteavstanden i x-retningen er ca. 4 mm, og kasteavstanden i y-retningen er nær 7 mm. Derfor bør den faktiske kasteavstanden til 4-8 mm velges mellom elektrostrålen og 7 mm. 4,6 mm fra katodeoverflaten. Vi kan se at formen på tverrsnittet er nærmest en standard sirkulær elektronstråle. Avstanden mellom de to elektronstrålene er nær de utformede 0,31 mm, og radiusen er ca. 0,13 mm, noe som oppfyller designkravene. Figur 9 viser simuleringsresultatene av strålestrømmen. mA.
Tatt i betraktning svingningene i drivspenningen i praktiske applikasjoner, er det nødvendig å studere spenningsfølsomheten til denne modellen. I spenningsområdet 19,8 ~ 20,6 kV oppnås strøm- og strålestrømkonvoluttene, som vist i figur 1 og figur 1.10 og 11. Fra resultatene kan det ses at det ikke har noen effekt på elektronen, og at det ikke har noen effekt på elektronen, strålestrømmen endres bare fra 0,74 til 0,78 A. Derfor kan det betraktes at elektronkanonen designet i denne artikkelen har en god følsomhet for spenning.
Effekten av drivspenningsfluktuasjoner på stråleomhyllingene i x- og y-retningen.
Et ensartet magnetisk fokuseringsfelt er et vanlig permanent magnetfokuseringssystem. På grunn av den jevne magnetiske feltfordelingen gjennom strålekanalen er det svært egnet for aksesymmetriske elektronstråler. I denne seksjonen foreslås et ensartet magnetisk fokuseringssystem for å opprettholde langdistanseoverføringen av doble blyantstråler. Ved å analysere det genererte magnetfeltet og stråleutformingen er det foreslåtte fokuset og studiet av strålesystemets konvolutt, og studiet av strålesystemet. til den stabile overføringsteorien til en enkelt blyantstråle18,19, kan Brillouins magnetfeltverdi beregnes ved ligning (2).I denne oppgaven bruker vi også denne ekvivalensen til å estimere magnetfeltet til en lateralt distribuert dobbel blyantstråle.Kombinert med elektronkanonen designet i denne artikkelen, er den beregnede magnetiske feltverdien til G Ref.4000.20, 1,5-2 ganger den beregnede verdien velges vanligvis i praktiske utførelser.
Figur 12 viser strukturen til et enhetlig magnetfeltfokuseringsfeltsystem. Den blå delen er den permanente magneten magnetisert i aksial retning. Materialvalg er NdFeB eller FeCoNi. Remanensen Br-settet i simuleringsmodellen er 1,3 T og permeabiliteten er 1,05. For å sikre stabil overføring av strålen til strålen i hele magneten, er den innstilte lengden på hele magneten 70 mm initiallengden av magneten. x-retningen avgjør om det tverrgående magnetiske feltet i strålekanalen er ensartet, noe som krever at størrelsen i x-retningen ikke kan være for liten. Samtidig, med tanke på kostnadene og vekten av hele røret, bør størrelsen på magneten ikke være for stor. Derfor settes magnetene i utgangspunktet til 150 mm × 150 mm × 70 mm for å sikre at magneten kan fokuseres tregt, mellom 70 mm. s er satt til 20 mm.
I 2015 foreslo Purna Chandra Panda21 et polstykke med et nytt trinnhull i et ensartet magnetisk fokuseringssystem, som ytterligere kan redusere størrelsen på flukslekkasjen til katoden og det tverrgående magnetiske feltet som genereres ved hullet i polstykket. I denne artikkelen legger vi til en trinnformet struktur til polstykket til polstykket til det opprinnelige fokuseringssystemet, og tykkelsen på den første polbredden til 5 mm. de tre trinnene er 0,5 mm, og avstanden mellom hullene i stangstykket er 2 mm, som vist i figur 13.
Figur 14a viser den aksiale magnetiske feltfordelingen langs senterlinjene til de to elektronstrålene. Det kan sees at magnetfeltkreftene langs de to elektronstrålene er like. Magnetfeltverdien er ca. 6000 Gs, som er 1,5 ganger det teoretiske Brillouin-feltet for å øke overføringen og fokuseringsytelsen. Samtidig har den magnetiske feltet en god katodeeffekt på samme tid. på å hindre magnetisk flukslekkasje.Figur 14b viser den tverrgående magnetiske feltfordelingen By i z-retningen ved den øvre kanten av de to elektronstrålene. Det kan sees at det tverrgående magnetiske feltet er mindre enn 200 Gs kun ved polstykkehullet, mens i saktebølgekretsen, det tverrgående magnetfeltet beviser at magnetfeltets innflytelse på det tverrgående magnetfeltet er tilnærmet null. ic metning av polstykkene, er det nødvendig å studere magnetfeltstyrken inne i polstykkene.Figur 14c viser den absolutte verdien av magnetfeltfordelingen inne i polstykket.Det kan sees at den absolutte verdien av magnetfeltstyrken er mindre enn 1,2T, noe som indikerer at den magnetiske metningen til polstykket ikke vil forekomme.
Magnetisk feltstyrkefordeling for Br = 1,3 T.(a) Aksialfeltfordeling.(b) Lateral feltfordeling By i z-retningen.(c) Absolutt verdi av feltfordeling innenfor polstykket.
Basert på CST PS-modulen er den aksiale relative posisjonen til dobbeltstrålekanonen og fokuseringssystemet optimalisert. I henhold til Ref.9 og simuleringer, er den optimale plasseringen der anodestykket overlapper polstykket bort fra magneten. Det ble imidlertid funnet at hvis remanensen ble satt til 1,3T, kunne transmittansen til elektronstrålen ikke nå 99%.Ved å øke remanensen til 1,4 T, vil det fokuserende magnetfeltet økes til 650 oz og oz. 15. Det kan sees at strålen har god transmisjon, små svingninger og en transmisjonsavstand større enn 45 mm.
Baner av doble blyantstråler under et homogent magnetisk system med Br = 1,4 T.(a) xoz-plan.(b) yoz-fly.
Figur 16 viser tverrsnittet av strålen i forskjellige posisjoner vekk fra katoden. Det kan sees at formen på bjelkeseksjonen i fokuseringssystemet er godt vedlikeholdt, og snittdiameteren endres ikke mye. Figur 17 viser stråleomhyllingene i henholdsvis x- og y-retningene. Det kan sees at den svært lille svingningen i strålen 8 viser både retningen av strålen og simuleringen. strøm. Resultatene viser at strømmen er ca. 2 × 80 mA, noe som stemmer overens med den beregnede verdien i elektronkanondesignet.
Elektronstråletverrsnitt (med fokuseringssystem) i forskjellige posisjoner vekk fra katoden.
Tatt i betraktning en rekke problemer som monteringsfeil, spenningsfluktuasjoner og endringer i magnetisk feltstyrke i praktiske prosesseringsapplikasjoner, er det nødvendig å analysere følsomheten til fokuseringssystemet. Fordi det er et gap mellom anodestykket og polstykket i faktisk prosessering, må dette gapet settes i simuleringen. Gapetverdien ble satt til 02 mm stråleretningen og figuren stråleretningen 12 mm stråle og figuren. .Dette resultatet viser at endringen i stråleomhyllingen ikke er signifikant og strålestrømmen endres nesten ikke.Derfor er systemet ufølsomt for monteringsfeil.For svingningen i drivspenningen settes feilområdet til ±0,5 kV.Figur 19b viser sammenligningsresultatene.Det kan sees liten effekt på spenningsforandringen fra -0 envel. 03 T for endringer i magnetfeltstyrke. Sammenligningsresultatene er vist i figur 20. Det kan sees at stråleomhyllingen nesten ikke endres, noe som betyr at hele EOS er ufølsom for endringer i magnetfeltstyrken.
Stråleomhylling og strøm resulterer under et jevnt magnetisk fokuseringssystem.(a) Monteringstoleranse er 0,2 mm.(b) Drivspenningsfluktuasjonen er ±0,5 kV.
Strålekonvolutt under et ensartet magnetisk fokuseringssystem med svingninger i aksial magnetfeltstyrke fra 0,63 til 0,68 T.
For å sikre at fokuseringssystemet som er designet i denne artikkelen kan matche med HFS, er det nødvendig å kombinere fokuseringssystemet og HFS for forskning.Figur 21 viser en sammenligning av strålekonvolutter med og uten HFS lastet. Resultatene viser at strålekonvolutten ikke endres mye når hele HFS er lastet.Derfor er fokuseringssystemet til HFS-designet egnet ovenfor.
For å verifisere riktigheten av EOS foreslått i seksjon III og undersøke ytelsen til 220 GHz SDV-TWT, utføres en 3D-PIC-simulering av stråle-bølge-interaksjon. På grunn av begrensninger i simuleringsprogramvare, var vi ikke i stand til å legge til hele EOS til HFS. Derfor ble elektronkanonen erstattet med en ekvivalent overflate på 3 mm overflate på 3 mm avstand på 3 mm. mm, de samme parametrene som elektronkanonen designet ovenfor. På grunn av ufølsomheten og den gode stabiliteten til EOS kan drivspenningen optimaliseres riktig for å oppnå den beste utgangseffekten i PIC-simuleringen. Simuleringsresultatene viser at den mettede utgangseffekten og forsterkningen kan oppnås ved en drivspenning på 20,6 kV, en strålestrøm på 2 × 26030 A cm (), en inngangseffekt på 2 × 26030 A m. W.
For å oppnå det beste utgangssignalet, må også antall sykluser optimaliseres. Den beste utgangseffekten oppnås når antall to trinn er 42 + 48 sykluser, som vist i figur 22a.Et 0,05 W inngangssignal forsterkes til 314 W med en forsterkning på 38 dB. Utgangseffektspekteret oppnås ved peak 220 GHz ved peak, FT20ier. 2b viser den aksiale posisjonsfordelingen av elektronenergi i SWS, hvor de fleste elektronene mister energi. Dette resultatet indikerer at SDV-SWS kan konvertere den kinetiske energien til elektroner til RF-signaler, og derved realisere signalforsterkning.
SDV-SWS utgangssignal ved 220 GHz.(a) Utgangseffekt med inkludert spektrum.(b) Energifordeling av elektroner med elektronstrålen i enden av SWS-innsatsen.
Figur 23 viser utgangseffektens båndbredde og forsterkning av en dual-mode dual-beam SDV-TWT. Utgangsytelsen kan forbedres ytterligere ved å sveipe frekvenser fra 200 til 275 GHz og optimalisere drivspenningen. Dette resultatet viser at 3-dB båndbredden kan dekke 205 til 275 GHz, noe som betyr at driften kan dualbåndbredde.
I følge Fig. 2a vet vi imidlertid at det er et stoppbånd mellom oddetalls- og partallsmodusene, noe som kan føre til uønskede svingninger. Derfor må arbeidsstabiliteten rundt holdeplassene studeres. Figurene 24a-c er 20 ns simuleringsresultatene ved 265,3 GHz, 265,35 GHz, selv om det kan ha noen simulering av henholdsvis 6 GHz og f. svingninger er utgangseffekten relativt stabil. Spekteret er også vist i henholdsvis figur 24, spekteret er rent. Disse resultatene indikerer at det ikke er noen selvsvingning nær stoppbåndet.
Fabrikasjon og måling er nødvendig for å verifisere riktigheten av hele HFS.I denne delen er HFS produsert ved hjelp av computer numerical control (CNC) teknologi med en verktøydiameter på 0,1 mm og en bearbeidingsnøyaktighet på 10 μm. Materialet for høyfrekvensstrukturen er levert av oksygenfri høyledningsevne med en lengde på stoffet 26a 6a figur 6. ,00 mm, en bredde på 20,00 mm og en høyde på 8,66 mm.Åtte pinnehull er fordelt rundt strukturen.Figur 25b viser strukturen ved skanningselektronmikroskopi (SEM). Bladene til denne strukturen er jevnt produsert og har god overflateruhet.Etter presis måling er den totale maskineringsfeilen ca 0m, og μm maskineringsfeilen er ca. 0m. strukturen oppfyller kravene til design og presisjon.
Figur 26 viser sammenligningen mellom faktiske testresultater og simuleringer av overføringsytelse.Port 1 og Port 2 i Figur 26a tilsvarer henholdsvis inngangs- og utgangsportene til HFS, og er ekvivalent med Port 1 og Port 4 i Figur 3. De faktiske måleresultatene til S11 er litt bedre enn simuleringsresultatene. Samtidig kan de målte resultatene være litt dårligere for simuleringen. er for høy og overflateruheten etter faktisk bearbeiding er dårlig. Samlet sett er de målte resultatene i god overensstemmelse med simuleringsresultatene, og overføringsbåndbredden oppfyller kravet på 70 GHz, som verifiserer gjennomførbarheten og korrektheten til den foreslåtte dual-mode SDV-TWT. Derfor, kombinert med den faktiske fabrikasjonsprosessen og testresultatene, kan dette brukes i sub-T-broad-t-papiret for dette papiret. asjon og applikasjoner.
I denne artikkelen presenteres en detaljert design av en planfordeling 220 GHz dual-beam SDV-TWT. Kombinasjonen av dual-mode drift og dual-beam eksitasjon øker driftsbåndbredden og utgangseffekten ytterligere. Fabrikasjonen og kaldtesten er også utført for å verifisere riktigheten av hele HFS.De faktiske måleresultatene stemmer godt overens med simuleringsresultatene. For den designet to-stråle EOS har en maskedel og kontrollelektroder blitt brukt sammen for å produsere en to-blyantstråle. Under det konstruerte ensartede fokuserende magnetiske feltet kan elektronstrålen overføres stabilt over lange avstander med god form. I fremtiden vil hele produksjonen og testingen av EOS bli utført i den foreslåtte designen av SDT-skjemaet, og også den foreslåtte utformingen av SDT-skjemaet. dette papiret kombinerer den nåværende modne planprosesseringsteknologien fullt ut, og viser et stort potensial innen ytelsesindikatorer og prosessering og montering. Derfor mener denne artikkelen at den plane strukturen mest sannsynlig vil bli utviklingstrenden for vakuum elektroniske enheter i terahertz-båndet.
De fleste rådataene og analytiske modellene i denne studien er inkludert i denne artikkelen. Ytterligere relevant informasjon kan fås fra den tilsvarende forfatteren ved rimelig forespørsel.
Gamzina, D. et al.Nanoscale CNC-maskinering av sub-terahertz vakuumelektronikk.IEEE Trans.electronic devices.63, 4067–4073 (2016).
Malekabadi, A. og Paoloni, C. UV-LIGA mikrofabrikasjon av sub-terahertz bølgeledere ved bruk av flerlags 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 teknologi roadmap.J.Physics.D to application.physics.50, 043001. https://doi.org/10.1088/1361-6463/50/4/043001 (2017).
Shin, YM, Barnett, LR & Luhmann, NC Sterk innesperring av plasmonisk bølgeutbredelse via ultrabredbånd forskjøvet dobbelrist waveguides.application.physics.Wright.93, 221504. https://doi.org/10.1063/1.30416846 (22).
Baig, A. et al. Ytelse av en Nano CNC-maskinbearbeidet 220 GHz Travelling Wave Tube Amplifier. IEEE Trans.electronic devices.64, 590–592 (2017).
Han, Y. & Ruan, CJ Undersøker diokotron-ustabilitet til uendelig brede ark-elektronstråler ved bruk av makroskopisk kaldfluidmodellteori.Chin Phys B. 20, 104101. https://doi.org/10.1088/1674-1056/20/10/1204101 ().
Galdetskiy, AV om muligheten til å øke båndbredden ved den plane utformingen av strålen i en multibeam klystron.I 12th IEEE International Conference on Vacuum Electronics, Bangalore, India, 5747003, 317–318 https://doi.org/10.1109/IVEC.2010101.57).
Nguyen, CJ et al. Design av tre-stråle elektronkanoner med smal stråle splittende planfordeling i W-bånd forskjøvet dobbeltblads vandrebølgerør[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 distribuert tre-stråle elektronoptisk system med smal stråleseparasjon for W-bånd fundamental modus TWT.IEEE Trans.electronic devices.68, 5215–5219 (2021).
Zhan, M. Forskning på Interleaved Double-Blade Travelling Wave Tube med Millimeter-Wave Sheet Beams 20-22 (PhD, Beihang University, 2018).
Ruan, CJ, Zhang, HF, Tao, J. & He, Y. Study on beam-wave interaction stability of a G-band interleaved dual-blade travelling wave tube.2018 43rd International Conference on Infrared Millimeter and Terahertz Waves, Nagoya.8510263, https://doi.81.8TH.z.9/5IR1MM.8TH.z. 0263 (2018).