Takk for at du besøker Nature.com. Nettleserversjonen du bruker har begrenset støtte for CSS. For best mulig opplevelse 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 designes og verifiseres et 220 GHz bredbånds høyeffekts sammenflettet dobbeltbladet vandrebølgerør. Først foreslås en plan dobbeltstråleforskjøvet dobbeltbladet langsombølgestruktur. Ved å bruke et dobbeltmodus-driftsskjema er overføringsytelsen og båndbredden nesten dobbelt så høy som for enkeltmodus. For det andre, for å oppfylle kravene til høy utgangseffekt og forbedre stabiliteten til vandrebølgerøret, designes et dobbelt blyantformet elektronisk optisk system, drivspenningen er 20~21 kV, og strømmen er 2 × 80 mA. Designmål. Ved å bruke maskedelen og kontrollelektroden i dobbeltstrålepistolen kan de to blyantstrålene fokuseres langs sine respektive sentre med et kompresjonsforhold på 7, fokuseringsavstanden er omtrent 0,18 mm, og stabiliteten er god. Det ensartede magnetiske fokuseringssystemet er også optimalisert. Den stabile overføringsavstanden til den plane dobbeltelektronstrålen kan nå 45 mm, og fokuseringsmagnetfeltet er 0,6 T, som er tilstrekkelig til å dekke hele høyfrekvenssystemet (HFS). Deretter, for å For å verifisere brukervennligheten til det elektronoptiske systemet og ytelsen til den langsomme bølgestrukturen, ble det også utført partikkelcelle- (PIC) simuleringer på hele HFS. Resultatene viser at stråleinteraksjonssystemet kan oppnå en topp utgangseffekt på nesten 310 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 ved omtrent 70 GHz. Til slutt utføres høypresisjons mikrostrukturfabrikasjon for å verifisere ytelsen til HFS, og resultatene viser at båndbredden og transmisjonsegenskapene er i god overensstemmelse med simuleringsresultatene. Derfor forventes det at skjemaet som foreslås i denne artikkelen vil utvikle kraftige, ultrabredbånds terahertz-båndstrålingskilder med potensial for fremtidige applikasjoner.
Som en tradisjonell vakuumelektronisk enhet spiller vandrebølgerør (TWT) en uerstattelig rolle i mange applikasjoner som høyoppløselig radar, satellittkommunikasjonssystemer og romutforskning1,2,3. Men etter hvert som driftsfrekvensen går inn i terahertz-båndet, har den tradisjonelle koblede hulroms-TWT og spiralformede TWT ikke vært i stand til å møte folks behov på grunn av relativt lav utgangseffekt, smal båndbredde og vanskelige produksjonsprosesser. Derfor har det blitt et svært bekymret spørsmål for mange vitenskapelige forskningsinstitusjoner hvordan man kan forbedre ytelsen til THz-båndet på en omfattende måte. I de senere år har nye langsombølgestrukturer (SWS), som forskjøvede dobbeltbladstrukturer (SDV) og foldede bølgelederstrukturer (FW), fått omfattende oppmerksomhet på grunn av deres naturlige plane strukturer, spesielt de nye SDV-SWS-ene med lovende potensial. Denne strukturen ble foreslått av UC-Davis i 20084. Den plane strukturen kan enkelt fremstilles ved hjelp av mikro-nano-prosesseringsteknikker som datamaskinnumerisk kontroll (CNC) og UV-LIGA, og helmetallpakkestrukturen kan gi større termisk kapasitet med høyere ytelse. effekt og forsterkning, og den bølgelederlignende strukturen kan også gi en bredere arbeidsbåndbredde. For tiden demonstrerte UC Davis for første gang i 2017 at SDV-TWT kan generere høyeffektsutganger på over 100 W og nesten 14 GHz båndbreddesignaler i G-båndet5. Imidlertid har disse resultatene fortsatt hull som ikke kan oppfylle de relaterte kravene til høy effekt og bred båndbredde i terahertz-båndet. For UC-Davis' G-bånd SDV-TWT har plateelektronstråler blitt brukt. Selv om denne ordningen kan forbedre strålens strømbærende kapasitet betydelig, er det vanskelig å opprettholde en lang overføringsavstand på grunn av ustabiliteten til platestråleelektronoptiske systemet (EOS), og det er en overmodusstråletunnel, som også kan føre til at strålen selvregulerer. – Eksitasjon og oscillasjon 6,7. For å oppfylle kravene til høy utgangseffekt, bred båndbredde og god stabilitet for THz TWT, foreslås en dobbeltstråle SDV-SWS med dobbeltmodusdrift i denne artikkelen. Det vil si at for å øke driftsbåndbredden foreslås og introduseres dobbeltmodusdrift i denne strukturen. Og for å øke utgangseffekten brukes også en plan fordeling av doble blyantstråler. Enkeltstråleradioer 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 plan distribuert flerstråle-EOS dukket opp, som utnytter den laterale størrelsen til SWS. På grunn av den uavhengige stråletunneleringen kan den plane distribuerte flerstrålen oppnå høy utgangseffekt ved å opprettholde en høy total strålestrøm og en liten strøm per stråle, noe som kan unngå overmodusstråletunnelering sammenlignet med platestråleenheter. Derfor er det fordelaktig å opprettholde stabiliteten til det vandrende bølgerøret. På grunnlag av tidligere arbeid 8,9 foreslår denne artikkelen et G-bånd ensartet magnetfeltfokuserende dobbel blyantstråle EOS, noe som kan forbedre strålens stabile overføringsavstand betraktelig og ytterligere øke strålens interaksjonsareal, og dermed forbedre utgangseffekten betraktelig.
Strukturen i denne artikkelen er som følger. Først beskrives SWS-celledesignet med parametere, analyse av dispersjonskarakteristikker og resultater fra høyfrekvenssimulering. Deretter, i henhold til enhetscellens struktur, designes en dobbel blyantstråle-EOS og et stråleinteraksjonssystem i denne artikkelen. Resultater fra intracellulære partikkelsimuleringer presenteres også for å verifisere brukervennligheten til EOS og ytelsen til SDV-TWT. I tillegg presenterer artikkelen kort fabrikasjons- og kaldtestresultatene for å verifisere riktigheten av hele HFS. Til slutt lages et sammendrag.
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 en forbedret interaksjonsstruktur designet. Strukturen til enhetscellen er vist i figur 1. Med tanke på ustabiliteten til platestrålen og effektbegrensningen til den enkle pennestrålen, bruker strukturen en dobbel pennestråle for ytterligere å forbedre utgangseffekten og driftsstabiliteten. Samtidig, for å øke arbeidsbåndbredden, er en dobbel modus foreslått for SWS-drift. På grunn av symmetrien i SDV-strukturen, kan løsningen av den elektromagnetiske feltdispersjonsligningen deles inn i odde- og likemoduser. Samtidig brukes den grunnleggende oddemodusen til lavfrekvensbåndet og den grunnleggende likemodusen til høyfrekvensbåndet for å realisere bredbåndssynkroniseringen av stråleinteraksjonen, og dermed forbedre arbeidsbåndbredden ytterligere.
I henhold til effektkravene er hele røret konstruert med en drivspenning på 20 kV og en dobbel strålestrøm på 2 × 80 mA. For å tilpasse spenningen så tett 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 å være 0,46 mm. Figur 2a viser dispersjonsegenskapene til SWS-enhetscellen. 20 kV-strålelinjen samsvarer veldig godt med den bimodale kurven. Matchende frekvensbånd kan nå rundt 70 GHz i områdene 210–265,3 GHz (oddetallsmodus) og 265,4–280 GHz (likemodus). Figur 2b viser den gjennomsnittlige koblingsimpedansen, som er større enn 0,6 Ω fra 210 til 290 GHz, noe som indikerer at sterke interaksjoner kan forekomme i driftsbåndbredden.
(a) Dispersjonskarakteristikker for en dual-mode SDV-SWS med en 20 kV elektronstrålelinje. (b) Interaksjonsimpedans for SDV-slow-wave-kretsen.
Det er imidlertid viktig å merke seg at det er et båndgap mellom odde- og likemodus, 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 oscillasjoner. I praktiske anvendelser unngår vi vanligvis å bruke TWT nær stoppbåndet. Det kan imidlertid sees at båndgapet til denne langsommebølgestrukturen bare er 0,1 GHz. Det er vanskelig å avgjøre om dette lille båndgapet forårsaker oscillasjoner. Derfor vil stabiliteten i driften rundt stoppbåndet bli undersøkt i den følgende PIC-simuleringsdelen for å analysere om uønskede oscillasjoner kan oppstå.
Modellen av hele HFS er vist i figur 3. Den består av to trinn med SDV-SWS, koblet sammen med Bragg-reflektorer. Reflektorens funksjon er å kutte signaloverføringen mellom de to trinnene, undertrykke oscillasjonen og refleksjonen av ikke-fungerende moduser, for eksempel høyere ordens moduser generert mellom øvre og nedre blader, og dermed forbedre stabiliteten til hele røret betraktelig. For tilkobling til det ytre miljøet brukes også en lineær konisk kobler for å koble SWS til en WR-4 standard bølgeleder. Transmisjonskoeffisienten til den to-nivåstrukturen måles med en tidsdomeneløser i 3D-simuleringsprogramvaren. Med tanke på den faktiske effekten av terahertzbåndet på materialet, settes materialet i vakuumhylsteret i utgangspunktet til kobber, og konduktiviteten reduseres til 2,25 × 107 S/m12.
Figur 4 viser transmisjonsresultatene for HFS med og uten lineære, koniske koblere. Resultatene viser at kobleren har liten effekt på transmisjonsytelsen til hele HFS-en. Returtapet (S11 < −10 dB) og innsettingstapet (S21 > −5 dB) for hele systemet i 207~280 GHz bredbånd viser at HFS har gode transmisjonsegenskaper.
Som strømforsyning til elektroniske vakuumenheter bestemmer elektronkanonen direkte om enheten kan generere nok utgangseffekt. Kombinert med analysen av HFS i seksjon II, må en dobbeltstråle-EOS designes for å gi tilstrekkelig effekt. I denne delen, basert på tidligere arbeid i W-bånd8,9, designes en dobbel blyantelektronkanon ved hjelp av en plan maskedel og kontrollelektroder. Først, i henhold til designkravene til SWS i seksjon. Som vist i FIG. 2, drivspenningen Ua for elektronstrålene er initialt satt til 20 kV, strømmene I for de to elektronstrålene er begge 80 mA, og strålediameteren dw for elektronstrålene er 0,13 mm. Samtidig, for å sikre at strømtettheten til elektronstrålen og katoden kan oppnås, er kompresjonsforholdet til elektronstrålen satt til 7, slik at strømtettheten til elektronstrålen er 603 A/cm2, og strømtettheten til katoden er 86 A/cm2, noe som kan oppnås ved å bruke nye katodematerialer. I henhold til designteori 14, 15, 16, 17 kan en typisk Pierce-elektronkanon identifiseres unikt.
Figur 5 viser henholdsvis horisontale og vertikale skjematiske diagrammer av elektronkanonen. Det kan sees at profilen til elektronkanonen i x-retningen er nesten identisk med profilen til en typisk platelignende elektronkanon, mens de to elektronstrålene i y-retningen er delvis atskilt av masken. Posisjonene til de to katodene er henholdsvis x = – 0,155 mm, y = 0 mm og x = 0,155 mm, y = 0 mm. 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 sentrum, bruker 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 oppnå banefordelingen til dobbeltstrålekanonen, som vist i figur 6. Det kan sees at de utsendte elektronene har god kompressibilitet i y-retningen, og hver elektronstråle konvergerer mot x-retningen langs sitt eget symmetrisenter, noe som indikerer at kontrollelektroden balanserer det ujevne 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 omtrent 4 mm, og kasteavstanden i y-retningen er nær 7 mm. Derfor bør den faktiske kasteavstanden velges mellom 4 og 7 mm. Figur 8 viser tverrsnittet av elektronstrålen 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 designede 0,31 mm, og radiusen er omtrent 0,13 mm, noe som oppfyller designkravene. Figur 9 viser simuleringsresultatene av strålestrømmen. Det kan sees at de to strålestrømmene er 76 mA, noe som stemmer godt overens med de designede 80 mA.
Med tanke på fluktuasjonene i drivspenningen i praktiske anvendelser, er det nødvendig å studere spenningsfølsomheten til denne modellen. I spenningsområdet 19,8 ~ 20,6 kV oppnås strøm- og strålestrømskonvoluttene, som vist i figur 1 og figur 1.10 og 11. Fra resultatene kan det sees at endringen i drivspenningen ikke har noen effekt på elektronstrålekonvolutten, og elektronstrålestrømmen endres bare fra 0,74 til 0,78 A. Derfor kan det anses at elektronkanonen som er designet i denne artikkelen har god spenningsfølsomhet.
Effekten av drivspenningsfluktuasjoner på strålekonvoluttene i x- og y-retning.
Et ensartet magnetisk fokuseringsfelt er et vanlig permanentmagnetfokuseringssystem. På grunn av den ensartede magnetfeltfordelingen gjennom strålekanalen, er det svært egnet for aksesymmetriske elektronstråler. I denne delen foreslås et ensartet magnetisk fokuseringssystem for å opprettholde langdistanseoverføringen av doble blyantstråler. Ved å analysere det genererte magnetfeltet og strålekonvolutten foreslås designskjemaet for fokuseringssystemet, og følsomhetsproblemet studeres. I henhold til den stabile transmisjonsteorien for en enkelt blyantstråle18,19 kan Brillouins magnetfeltverdi beregnes ved hjelp av ligning (2). I denne artikkelen bruker vi også denne ekvivalensen til å estimere magnetfeltet til en lateralt fordelt dobbel blyantstråle. Kombinert med elektronkanonen designet i denne artikkelen er den beregnede magnetfeltverdien omtrent 4000 Gs. I henhold til Ref. 20 velges vanligvis 1,5–2 ganger den beregnede verdien i praktiske design.
Figur 12 viser strukturen til et enhetlig magnetfeltfokuseringssystem. Den blå delen er permanentmagneten magnetisert i aksial retning. Materialvalget er NdFeB eller FeCoNi. Remanensen Br som er satt i simuleringsmodellen er 1,3 T og permeabiliteten er 1,05. For å sikre stabil overføring av strålen i hele kretsen, er magnetens lengde initialt satt til 70 mm. I tillegg bestemmer magnetens størrelse i x-retningen om det tverrgående magnetfeltet i strålekanalen er enhetlig, noe som krever at størrelsen i x-retningen ikke kan være for liten. Samtidig, med tanke på kostnaden og vekten av hele røret, bør ikke magnetens størrelse være for stor. Derfor er magnetene initialt satt til 150 mm × 150 mm × 70 mm. I mellomtiden, for å sikre at hele langsombølgekretsen kan plasseres i fokuseringssystemet, er avstanden mellom magnetene satt til 20 mm.
I 2015 foreslo Purna Chandra Panda21 et polstykke med et nytt trinnvis hull i et uniformt magnetisk fokuseringssystem, som ytterligere kan redusere størrelsen på flukslekkasje til katoden og det transversale magnetfeltet som genereres ved polstykkehullet. I denne artikkelen legger vi til en trinnvis struktur til polstykket i fokuseringssystemet. Tykkelsen på polstykket er opprinnelig satt til 1,5 mm, høyden og bredden på de tre trinnene er 0,5 mm, og avstanden mellom polstykkehullene er 2 mm, som vist i figur 13.
Figur 14a viser den aksiale magnetfeltfordelingen langs senterlinjene til de to elektronstrålene. Det kan sees at magnetfeltkreftene langs de to elektronstrålene er like. Magnetfeltverdien er omtrent 6000 Gs, som er 1,5 ganger det teoretiske Brillouin-feltet for å øke transmisjons- og fokuseringsytelsen. Samtidig er magnetfeltet ved katoden nesten 0, noe som indikerer at polstykket har en god effekt på å forhindre magnetisk flukslekkasje. Figur 14b viser den tverrgående magnetfeltfordelingen By i z-retningen ved den øvre kanten av de to elektronstrålene. Det kan sees at det tverrgående magnetfeltet er mindre enn 200 Gs bare ved polstykkehullet, mens det tverrgående magnetfeltet i langsombølgekretsen er nesten null, noe som beviser at påvirkningen fra det tverrgående magnetfeltet på elektronstrålen er ubetydelig. For å forhindre magnetisk metning av polstykkene er det nødvendig å studere magnetfeltstyrken inne i polstykkene. Figur 14c viser absoluttverdien av magnetfeltfordelingen inne i polstykket. Det kan sees at absoluttverdien av magnetfeltstyrken er mindre enn 1,2 T, noe som indikerer at magnetisk metning av polstykket ikke vil oppstå.
Magnetisk feltstyrkefordeling for Br = 1,3 T. (a) Aksial feltfordeling. (b) Lateral feltfordeling By i z-retningen. (c) Absoluttverdi av feltfordelingen i polstykket.
Basert på CST PS-modulen er den aksiale relative posisjonen til dobbeltstrålekanonen og fokuseringssystemet optimalisert. I følge Ref. 9 og simuleringer er den optimale plasseringen der anodestykket overlapper polstykket vekk fra magneten. Det ble imidlertid funnet at hvis remanensen ble satt til 1,3 T, kunne ikke transmittansen til elektronstrålen nå 99 %. Ved å øke remanensen til 1,4 T vil det fokuserende magnetfeltet økes til 6500 Gs. Strålebanene på xoz- og yoz-planene er vist i figur 15. Det kan sees at strålen har god transmisjon, liten fluktuasjon og en transmisjonsavstand større enn 45 mm.
Baner for doble blyantstråler under et homogent magnetisk system med Br = 1,4 T. (a) xoz-plan. (b) yoz-fly.
Figur 16 viser tverrsnittet av strålen på forskjellige posisjoner bort fra katoden. Det kan sees at formen på stråleseksjonen i fokuseringssystemet er godt vedlikeholdt, og seksjonsdiameteren endres ikke mye. Figur 17 viser stråleomfanget i henholdsvis x- og y-retningen. Det kan sees at strålens fluktuasjon i begge retninger er svært liten. Figur 18 viser simuleringsresultatene av strålestrømmen. Resultatene viser at strømmen er omtrent 2 × 80 mA, noe som er i samsvar med den beregnede verdien i elektronkanondesignet.
Elektronstråletverrsnitt (med fokuseringssystem) på forskjellige posisjoner bort fra katoden.
Med tanke på en rekke problemer som monteringsfeil, spenningsfluktuasjoner og endringer i magnetfeltstyrke 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. Gapsverdien ble satt til 0,2 mm, og figur 19a viser stråleomfanget og strålestrømmen i y-retningen. Dette resultatet viser at endringen i stråleomfanget ikke er signifikant, og strålestrømmen endres knapt. Derfor er systemet ufølsomt for monteringsfeil. For fluktuasjonen i drivspenningen er feilområdet satt til ±0,5 kV. Figur 19b viser sammenligningsresultatene. Det kan sees at spenningsendringen har liten effekt på stråleomfanget. Feilområdet er satt fra -0,02 til +0,03 T for endringer i magnetfeltstyrke. Sammenligningsresultatene er vist i figur 20. Det kan sees at stråleomfanget knapt endres, noe som betyr at hele EOS er ufølsom for endringer i magnetfeltstyrken.
Stråleomfang og strømresultater under et uniformt magnetisk fokuseringssystem. (a) Monteringstoleransen er 0,2 mm. (b) Drivspenningsfluktuasjonen er ±0,5 kV.
Strålekonvolutt under et uniformt magnetisk fokuseringssystem med aksiale magnetiske feltstyrkesvingninger fra 0,63 til 0,68 T.
For å sikre at fokuseringssystemet som er designet i denne artikkelen kan samsvare med HFS, er det nødvendig å kombinere fokuseringssystemet og HFS for forskning. Figur 21 viser en sammenligning av stråleomhyllingen med og uten HFS lastet. Resultatene viser at stråleomhyllingen ikke endres mye når hele HFS er lastet. Derfor er fokuseringssystemet egnet for HFS med vandrebølgerør i designet ovenfor.
For å bekrefte 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 simuleringsprogramvaren kunne vi ikke legge til hele EOS til HFS. Derfor ble elektronkanonen erstattet med en ekvivalent emitterende overflate med en diameter på 0,13 mm og en avstand mellom de to overflatene på 0,31 mm, de samme parametrene som elektronkanonen designet ovenfor. På grunn av EOS' ufølsomhet og gode stabilitet kan drivspenningen optimaliseres riktig for å oppnå best mulig utgangseffekt i PIC-simuleringen. Simuleringsresultatene viser at den mettede utgangseffekten og forsterkningen kan oppnås ved en drivspenning på 20,6 kV, en strålestrøm på 2 × 80 mA (603 A/cm2) og en inngangseffekt på 0,05 W.
For å oppnå det beste utgangssignalet må også antallet sykluser optimaliseres. Den beste utgangseffekten oppnås når antallet to trinn er 42 + 48 sykluser, som vist i figur 22a. Et inngangssignal på 0,05 W forsterkes til 314 W med en forsterkning på 38 dB. Utgangseffektspekteret oppnådd ved Fast Fourier Transform (FFT) er rent og når en topp på 220 GHz. Figur 22b viser den aksiale posisjonsfordelingen av elektronenergi i SWS, der de fleste elektronene mister energi. Dette resultatet indikerer at SDV-SWS kan konvertere den kinetiske energien til elektroner til RF-signaler, og dermed realisere signalforsterkning.
SDV-SWS-utgangssignal ved 220 GHz. (a) Utgangseffekt med inkludert spektrum. (b) Energifordeling av elektroner med elektronstrålen på enden av SWS-innsatsen.
Figur 23 viser utgangseffektbåndbredden og forsterkningen til en dual-mode dual-beam SDV-TWT. Utgangsytelsen kan forbedres ytterligere ved å sveipe frekvensene 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 dual-mode-drift kan utvide driftsbåndbredden betraktelig.
I følge figur 2a vet vi imidlertid at det er et stoppbånd mellom odde- og likemodus, noe som kan føre til uønskede svingninger. Derfor må arbeidsstabilitet rundt stoppene studeres. Figur 24a-c er 20 ns simuleringsresultater ved henholdsvis 265,3 GHz, 265,35 GHz og 265,4 GHz. Det kan sees at selv om simuleringsresultatene har noen svingninger, er utgangseffekten relativt stabil. Spekteret er også vist i figur 24, spekteret er rent. Disse resultatene indikerer at det ikke er noen selvsvingninger i nærheten av stoppbåndet.
Fabrikasjon og måling er nødvendig for å bekrefte riktigheten av hele HFS-en. I denne delen er HFS-en produsert ved hjelp av CNC-teknologi (computer numeric control) med en verktøydiameter på 0,1 mm og en maskineringsnøyaktighet på 10 μm. Materialet til høyfrekvensstrukturen er laget av oksygenfritt høykonduktivt (OFHC) kobber. Figur 25a viser den produserte strukturen. Hele strukturen har en lengde på 66,00 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 i denne strukturen er jevnt produsert og har god overflateruhet. Etter presis måling er den totale maskineringsfeilen mindre enn 5 %, og overflateruheten er omtrent 0,4 μm. Maskineringsstrukturen oppfyller design- og presisjonskravene.
Figur 26 viser sammenligningen mellom faktiske testresultater og simuleringer av overføringsytelse. Port 1 og port 2 i figur 26a korresponderer med henholdsvis inngangs- og utgangsportene til HFS, og tilsvarer port 1 og port 4 i figur 3. De faktiske måleresultatene for S11 er litt bedre enn simuleringsresultatene. Samtidig er de målte resultatene for S21 litt dårligere. Årsaken kan være at materialledningsevnen som er satt i simuleringen er for høy, og overflateruheten etter faktisk maskinering er dårlig. Totalt sett er de målte resultatene i god overensstemmelse med simuleringsresultatene, og overføringsbåndbredden oppfyller kravet på 70 GHz, noe som bekrefter gjennomførbarheten og korrektheten til den foreslåtte dual-mode SDV-TWT. Derfor, kombinert med den faktiske fabrikasjonsprosessen og testresultatene, kan ultrabredbånds-dual-beam SDV-TWT-designet som er foreslått i denne artikkelen, brukes til senere fabrikasjon og applikasjoner.
I denne artikkelen presenteres en detaljert design av en planfordelings 220 GHz dobbeltstråle SDV-TWT. Kombinasjonen av dobbeltmodusdrift og dobbeltstråleeksitasjon øker driftsbåndbredden og utgangseffekten ytterligere. Fabrikasjon og kaldtesting utføres også for å bekrefte riktigheten av hele HFS. De faktiske måleresultatene stemmer godt overens med simuleringsresultatene. For den designede tostrålede EOS-en har en maskeseksjon og kontrollelektroder blitt brukt sammen for å produsere en toblyantstråle. Under det designede, uniforme fokuserende magnetfeltet kan elektronstrålen overføres stabilt over lange avstander med god form. I fremtiden vil produksjon og testing av EOS bli utført, og den termiske testen av hele TWT-en vil også bli utført. Dette SDV-TWT-designskjemaet som foreslås i denne artikkelen, kombinerer fullt ut den nåværende modne planprosesseringsteknologien, og viser stort potensial innen ytelsesindikatorer og prosessering og montering. Derfor mener denne artikkelen at den plane strukturen mest sannsynlig vil bli utviklingstrenden for vakuumelektroniske enheter i terahertz-båndet.
De fleste rådataene og analytiske modellene i denne studien er inkludert i denne artikkelen. Ytterligere relevant informasjon kan innhentes fra den korresponderende forfatteren på rimelig forespørsel.
Gamzina, D. et al. Nanoskala CNC-maskinering av subterahertz 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-teknologiveikart. J. Physics. D to apply.physics.50, 043001. https://doi.org/10.1088/1361-6463/50/4/043001 (2017).
Shin, YM, Barnett, LR og Luhmann, NC Sterk inneslutning av plasmonisk bølgeforplantning via ultrabredbåndsforskjøvede dobbeltgitterbølgeledere.application.physics.Wright.93, 221504. https://doi.org/10.1063/1.3041646 (2008).
Baig, A. et al. Ytelse til en nano-CNC-maskinert 220-GHz vandrebølgerørforsterker. IEEE Trans.electronic devices. 64, 590–592 (2017).
Han, Y. & Ruan, CJ Undersøkelse av diokotroninstabilitet i elektronstråler med uendelig brede ark ved bruk av makroskopisk kaldvæskemodellteori. Chin Phys B. 20, 104101. https://doi.org/10.1088/1674-1056/20/10/104101 (2011).
Galdetskiy, AV om muligheten til å øke båndbredden ved hjelp av planar utforming av strålen i en flerstråleklystron. I 12th IEEE International Conference on Vacuum Electronics, Bangalore, India, 5747003, 317–318 https://doi.org/10.1109/IVEC.2011.5747003 (2011).
Nguyen, CJ et al. Design av trestrålede elektronkanoner med smal stråledelingsplanfordeling i W-bånd forskjøvet dobbeltbladet vandrebølgerør [J]. Science.Rep. 11, 940. https://doi.org/10.1038/s41598-020-80276-3 (2021).
Wang, PP, Su, YY, Zhang, Z., Wang, WB og Ruan, CJ Planar distribuert trestrålet elektronoptisk system med smal stråleseparasjon for W-bånd fundamentalmodus TWT.IEEE Trans.electronic devices.68, 5215–5219 (2021).
Zhan, M. Forskning på sammenflettede dobbeltbladede vandrebølgerør med millimeterbølgeplatebjelker 20-22 (PhD, Beihang University, 2018).
Ruan, CJ, Zhang, HF, Tao, J. og He, Y. Studie av stråle-bølge-interaksjonsstabilitet i et G-bånd sammenflettet dobbeltbladet vandrebølgerør. 2018 43. internasjonale konferanse om infrarøde millimeter- og terahertzbølger, Nagoya. 8510263, https://doi.org/10.1109/IRMMW-THz.2018.8510263 (2018).