Tack för att du besöker Nature.com. Webbläsarversionen du använder har begränsat stöd för CSS. För bästa upplevelse rekommenderar vi att du använder en uppdaterad webbläsare (eller stänger av kompatibilitetsläget i Internet Explorer). Under tiden, för att säkerställa fortsatt support, kommer vi att visa webbplatsen utan stilar och JavaScript.
I denna artikel designas och verifieras ett 220GHz bredbandigt högeffekts interfolierat dubbelbladigt resande vågrör. För det första föreslås en plan dubbelstrålande sicksackad dubbelbladig långsamvågsstruktur. Genom att använda ett dual-mode operationsschema är överföringsprestanda och bandbredd nästan dubbelt så högt som för enkelläges. För det andra för att möta kraven på dubbla rörelseeffekter och för att förbättra stabiliteten i ett dubbelt rör. blyertsformat elektroniskt optiskt system är designat, drivspänningen är 20~21 kV, och strömmen är 2 × 80 mA. Designmål.Genom att använda maskdelen och kontrollelektroden i dubbelstrålepistolen kan de två pennstrålarna fokuseras längs sina respektive mittpunkter med ett kompressionsförhållande på 7, fokuseringsavståndet 1 har också varit likformigt med 1 mm fokus. .Det stabila överföringsavståndet för den plana dubbla elektronstrålen kan nå 45 mm, och det fokuserande magnetfältet är 0,6 T, vilket är tillräckligt för att täcka hela högfrekvenssystemet (HFS). Sedan, för att verifiera användbarheten av det elektronoptiska systemet och prestandan för den långsamma vågstrukturen, visade partikelcells- (PIC) simuleringar även på hela effekten av HFS-1-effekten. 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 cirka 70 GHz. Slutligen utförs högprecisionsmikrostrukturtillverkning för att verifiera prestandan för HFS och överföringsresultaten överensstämmer med de goda resultaten och överföringskaraktären. e, schemat som föreslås i detta dokument förväntas utveckla högeffekts, ultrabredbandiga terahertz-bandstrålningskällor med potential för framtida tillämpningar.
Som en traditionell vakuumelektronisk anordning spelar resande vågrör (TWT) en oersättlig roll i många applikationer såsom högupplöst radar, satellitkommunikationssystem och rymdutforskning1,2,3. Men när driftsfrekvensen går in i terahertzbandet har den traditionella kopplade håligheten TWT och spiralformade TWT och spiralformade TWT varit omöjliga för att möta människors relativt låga utgångseffektbehov, för att möta människors relativt låga och TWTs uteffektsbehov, tillverkningsprocesser. Därför har hur man kan förbättra prestandan hos THz-bandet blivit en mycket angelägen fråga för många vetenskapliga forskningsinstitutioner. Under de senaste åren har nya långsamma vågstrukturer (SWS), såsom förskjutna dubbelbladiga (SDV) strukturer och vikta vågledarstrukturer (FW) strukturer, fått den naturliga planen och inga SWS-strukturer, som har fått särskilt stor uppmärksamhet utan SDV-projekt. föreslogs av UC-Davis 20084. Den plana strukturen kan enkelt tillverkas med mikro-nano bearbetningstekniker såsom datornumerisk styrning (CNC) och UV-LIGA, paketstrukturen helt i metall kan ge större termisk kapacitet med högre uteffekt och förstärkning, och den vågledarliknande strukturen kan också generera en bredare arbetsbandbredd som UCC-0 kan ge en bredare arbetsbandbredd för 1 Davisurrent i STWV-0. högeffektseffekter som överstiger 100 W och nästan 14 GHz bandbreddssignaler i G-bandet5. Dessa resultat har dock fortfarande luckor som inte kan möta de relaterade kraven på hög effekt och bred bandbredd i terahertzbandet. För UC-Davis G-band SDV-TWT, har arkelektronstrålar använts avsevärt, men det här överföringsschemat är svårt att upprätthålla, men det är svårt att upprätthålla överföringskapaciteten. avstånd på grund av instabiliteten hos det elektroniska optiska systemet för arkstråle (EOS), och det finns en överlägesstråletunnel, som också kan få strålen att självreglera.– Excitation och oscillation 6,7.För att möta kraven på hög uteffekt, bred bandbredd och god stabilitet hos THz TWT, föreslås en dubbelstråle SDV-SWS med dubbellägesdrift i detta dokument. Det vill säga, för att öka driftsbandbredden, föreslås och introduceras dubbellägesdrift i denna struktur. cil beam-radioapparater 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 planar distribuerad multibeam EOS uppstått, som utnyttjar den laterala storleken på SWS. På grund av den oberoende stråltunneln kan den planar distribuerade multistråleeffekten upprätthålla en sammanlagd strömstyrka per stråle, som kan upprätthålla en hög ström per strålstrål. undvik övermode beam tunneling jämfört med sheet-beam enheter.Därför är det fördelaktigt att bibehålla stabiliteten hos det resande vågröret.På grundval av tidigare arbeten8,9 föreslår detta dokument ett G-band enhetligt magnetfält som fokuserar dubbel pennstråle EOS, vilket avsevärt kan förbättra det stabila överföringsavståndet för strålen och ytterligare öka stråleffektens interaktionsarea och därigenom öka stråleffekten.
Strukturen för detta papper är följande. Först beskrivs SWS-celldesignen med parametrar, analys av dispersionsegenskaper och högfrekvenssimuleringsresultat. Sedan, enligt strukturen av enhetscellen, designas en dubbel pennstråle EOS och ett strålinteraktionssystem i denna uppsats. Resultaten från intracellulära partikelsimulering presenteras också för att verifiera användbarheten av SDVOS-pappers-, t- och testresultaten i korthet och korthet. kontrollera att hela HFS är korrekt. Gör slutligen en sammanfattning.
Som en av de viktigaste komponenterna i TWT, indikerar de dispersiva egenskaperna hos den långsamma vågstrukturen huruvida elektronhastigheten matchar fashastigheten för SWS, och därmed har ett stort inflytande på strålvågsinteraktionen. För att förbättra prestandan för hela TWT, har en förbättrad interaktionsstruktur utformats. Strukturen av enhetscellen visas i figur 1, med tanke på gränsen för strålkraften och strålens styrka i den enstaka strålestrukturen. använder en dubbel pennstråle för att ytterligare förbättra uteffekten och driftsstabiliteten.Under tiden, för att öka arbetsbandbredden, har ett dubbelläge föreslagits för att SWS ska fungera. På grund av SDV-strukturens symmetri kan lösningen av ekvationen för elektromagnetiska fältspridning delas in i udda och jämna lägen. Samtidigt används det fundamentala udda läget för lågfrekvensbandet och det fundamentala jämna läget för det höga frekvensbandet för att realisera det breda frekvensbandet för att realisera det breda frekvensbandet för att realisera synkroniseringsläget för det breda frekvensbandet. roving arbetsbandbredden.
Enligt effektkraven är hela röret konstruerat med en drivspänning på 20 kV och en dubbelstråleström på 2 × 80 mA. För att matcha spänningen så nära som möjligt till driftbandbredden för SDV-SWS måste 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 spridningsegenskaperna för SWS-enhetscellen. 20 kV-strållinjen matchar den bimodala kurvan mycket väl. Matchande frekvensband i läget 52 odd GHz kan nå 540 GHz- och 520 GHz. –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 förekomma i driftsbandbredden.
(a) Dispersionsegenskaper hos en dubbelmods SDV-SWS med en 20 kV elektronstrållinje. (b) Interaktionsimpedans för SDV-långvågskretsen.
Det är dock viktigt att notera att det finns ett bandgap mellan det udda och det jämna läget, och vi brukar referera till detta bandgap som stoppbandet, som visas i figur 2a. Om TWT körs nära detta frekvensband kan stark strålkopplingsstyrka uppstå, vilket kommer att leda till oönskade svängningar. I praktiska tillämpningar undviker vi generellt att stoppa bandet i närheten av att bandet är i närheten av detta. endast 0,1 GHz. Det är svårt att avgöra om detta lilla bandgap orsakar svängningar. Därför kommer stabiliteten i driften runt stoppbandet att undersökas i följande PIC-simuleringsavsnitt för att analysera om oönskade svängningar kan inträffa.
Modellen av hela HFS visas i figur 3. Den består av två steg av SDV-SWS, sammankopplade med Bragg-reflektorer. Reflektorns funktion är att bryta signalöverföringen mellan de två stegen, undertrycka svängningen och reflektionen av icke-arbetande lägen, såsom högordningslägen som genereras mellan de övre och nedre klingorna, vilket avsevärt förbättrar stabiliteten för kopplingen av en extern ledning för att förbättra anslutningen av röret. används också för att ansluta SWS till en WR-4 standardvågledare. Överföringskoefficienten för tvånivåstrukturen mäts av en tidsdomänlösare i 3D-simuleringsmjukvaran. Med tanke på den faktiska effekten av terahertzbandet på materialet är materialet i vakuumhöljet initialt satt till koppar, och konduktiviteten reduceras till Sm5×127.
Figur 4 visar överföringsresultaten för HFS med och utan linjära koniska kopplare. Resultaten visar att kopplaren har liten effekt på överföringsprestandan för hela HFS. Returförlusten (S11 < − 10 dB) och insättningsförlusten (S21 > − 5 dB) för hela systemet i 207~280 GHz bredbandet har goda egenskaper för överföring av HFS.
Som strömförsörjning av vakuumelektroniska enheter bestämmer elektronpistolen direkt om enheten kan generera tillräckligt med uteffekt. I kombination med analysen av HFS i avsnitt II måste en dubbelstråle EOS designas för att ge tillräcklig effekt. I denna del, baserat på tidigare arbeten i W-band8,9, är en dubbel penna elektronpistol designad med hjälp av en plan maskdel och regleringskraven för SWSFi, enligt SWSFi, enligt elektroderna.2, är drivspänningen Ua för elektronstrålarna initialt inställd på 20 kV, strömmarna I för de två elektronstrålarna är båda 80 mA, och elektronstrålarnas stråldiameter dw är 0,13 mm. Samtidigt, för att säkerställa att strömtätheten för strömtätheten för strömmen hos de två elektronstrålarna, kan elektronstrålen ställas in så att elektronstrålens förhållande mellan katod och 7 kan ställas in så att elektronstrålens strömförhållande kan uppnås. elektronstrålens densitet är 603 A/cm2, och katodens strömtäthet 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-elektronpistol identifieras unikt.
Figur 5 visar pistolens horisontella respektive vertikala schematiska diagram. Det kan ses att elektronkanonens profil i x-riktningen är nästan identisk med den för en typisk arkliknande elektronkanon, medan i y-riktningen är de två elektronstrålarna delvis åtskilda av masken.Positionerna för de två katoderna = 5 mm 0 och x 5 mm 0 är = 5 mm 0 och x 5 mm. 5 mm, y = 0 mm, respektive. Enligt designkraven för kompressionsförhållande och elektroninsprutningsstorlek 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 sitt eget centrum, applicerar detta papper en kontrollelektrod på elektronkanonen. Genom att ställa in spänningen för fokuseringselektroden och kontrollelektroden till −20 kV, och anodens spänning till 0 V, kan vi erhålla banafördelningen för den,6 elektroden som visas i den,6 elektroden. ns har god kompressibilitet i y-riktningen, och varje elektronstråle konvergerar mot x-riktningen längs sitt eget symmetricentrum, vilket indikerar att kontrollelektroden balanserar det ojämna elektriska fältet som genereras av fokuseringselektroden.
Figur 7 visar strålhöljet i x- och y-riktningarna. Resultaten visar att elektronstrålens projiceringsavstånd i x-riktningen skiljer sig från det i y-riktningen. Kastavståndet i x-riktningen är ca 4 mm, och kastavståndet i y-riktningen är nära 7 mm. Därför bör det faktiska kastavståndet mellan elektrostrålen 4 och 8 mm väljas vid 4 mm tvärsnitt. 4,6 mm från katodytan. Vi kan se att formen på tvärsnittet är närmast en vanlig cirkulär elektronstråle. Avståndet mellan de två elektronstrålarna är nära de designade 0,31 mm, och radien är ca 0,13 mm, vilket uppfyller designkraven. Figur 9 visar simuleringsresultaten av strålströmmen som de två stämmer överens med 80 A ström. mA.
Med tanke på fluktuationerna i drivspänningen i praktiska tillämpningar är det nödvändigt att studera spänningskänsligheten för denna modell. I spänningsområdet 19,8 ~ 20,6 kV erhålls ström- och strålströmsenveloppen, som visas i figur 1 och figur 1.10 och 11. Av resultaten kan det ses att spänningsförändringen inte har någon effekt på elektronens drivspänning och envelop. strålströmmen ändras endast från 0,74 till 0,78 A. Därför kan det anses att elektronkanonen som designats i detta dokument har en god spänningskänslighet.
Effekten av drivspänningsfluktuationer på strålenveloppen i x- och y-riktningen.
Ett enhetligt magnetiskt fokuseringsfält är ett vanligt permanent magnetfokuseringssystem. På grund av den enhetliga magnetfältsfördelningen genom strålkanalen är det mycket lämpligt för axisymmetriska elektronstrålar. I det här avsnittet föreslås ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem för att upprätthålla långdistanstransmissionen av dubbla pennstrålar. Genom att analysera det genererade magnetfältet och strålsystemets envelope, är det föreslagna problemet med strålsystemets fokus och studiekänslighet. till den stabila överföringsteorin för en enkel pennstråle18,19, kan Brillouins magnetfältsvärde beräknas med ekvation (2).I denna uppsats använder vi också denna ekvivalens för att uppskatta magnetfältet för en lateralt fördelad dubbel pennstråle. I kombination med elektronkanonen designad i detta papper är det beräknade magnetfältsvärdet ca G Re.4000.20, 1,5-2 gånger det beräknade värdet väljs vanligtvis i praktiska utföranden.
Figur 12 visar strukturen av ett enhetligt magnetfältsfokuseringsfältsystem. Den blå delen är permanentmagneten magnetiserad i axiell riktning. Materialvalet är NdFeB eller FeCoNi. Remanensen Br-uppsättningen i simuleringsmodellen är 1,3 T och permeabiliteten är 1,05. För att säkerställa stabil överföring av strålen från strålen i magneten till den inställda kretsen, är den initiala längden av magneten 70 mm i magnetkretsen. x-riktningen bestämmer om det tvärgående magnetfältet i strålkanalen är enhetligt, vilket kräver att storleken i x-riktningen inte kan vara för liten. Samtidigt, med tanke på kostnaden och vikten av hela röret, bör storleken på magneten inte vara för stor. Därför är magneterna initialt inställda på 150 mm × 150 mm × 70 mm för att säkerställa att magneten kan fokuseras långsamt i kretssystemet mellan 70 mm. s är inställd på 20 mm.
2015 föreslog Purna Chandra Panda21 ett polstycke med ett nytt stegat hål i ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem, vilket ytterligare kan minska storleken på flödesläckaget till katoden och det tvärgående magnetfältet som genereras vid polstyckets hål. I detta papper lägger vi till en stegformig struktur till polstycket i det inledande fokuseringssystemets polstycke och tjockleken på det initiala fokuseringssystemet 1 mm. de tre stegen är 0,5 mm och avståndet mellan hålen i stolpstycket är 2 mm, som visas i figur 13.
Figur 14a visar den axiella magnetfältsfördelningen längs mittlinjerna för de två elektronstrålarna. Det kan ses att magnetfältskrafterna längs de två elektronstrålarna är lika. Det magnetiska fältvärdet är cirka 6000 Gs, vilket är 1,5 gånger det teoretiska Brillouinfältet för att öka överförings- och fokuseringsprestanda. Samtidigt har den polerande fälteffekten i det magnetiska fältet bra vid samma tidpunkt, 0 på att förhindra magnetiskt flödesläckage.Figur 14b visar den tvärgående magnetiska fältfördelningen By i z-riktningen vid den övre kanten av de två elektronstrålarna. Det kan ses att det tvärgående magnetiska fältet är mindre än 200 Gs endast vid polstyckets hål, medan i den långsamma vågkretsen, det tvärgående magnetiska fältet bevisar att det magnetiska fältets tvärgående inverkan är nästan noll. ic mättnad av polbitarna är det nödvändigt att studera magnetfältsstyrkan inuti polbitarna.Figur 14c visar det absoluta värdet av magnetfältsfördelningen inuti polstycket.Det kan ses att det absoluta värdet av magnetfältets styrka är mindre än 1,2T, vilket indikerar att den magnetiska mättnaden av polstycket inte kommer att inträffa.
Magnetisk fältstyrkefördelning för Br = 1,3 T.(a) Axialfältfördelning.(b) Lateral fältfördelning By i z-riktningen.(c) Absolutvärde för fältfördelning inom polstycket.
Baserat på CST PS-modulen optimeras den axiella relativa positionen för dubbelstrålepistolen och fokuseringssystemet. 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 1,3T, kunde transmittansen av elektronstrålen inte nå 99%. Genom att öka remanensen till 1,4 T, kommer det fokuserande magnetfältet att ökas till 6500 strålen på planen och oz. 15. Det kan ses att strålen har bra transmission, små fluktuationer och ett transmissionsavstånd större än 45 mm.
Banor av 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 är väl bibehållen, och sektionsdiametern ändras inte mycket. Figur 17 visar strålenveloppen i x- respektive y-riktningarna. Det kan ses att den mycket lilla fluktuationen av strålens 1 riktning visar strålens resultat i båda riktningarna av strålen. ström. 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 såsom monteringsfel, spänningsfluktuationer och förändringar i magnetfältstyrka i praktiska bearbetningsapplikationer, är det nödvändigt att analysera fokuseringssystemets känslighet. Eftersom det finns ett gap mellan anodstycket och polstycket i verklig bearbetning, måste detta gap ställas in i simuleringen. Spaltvärdet sattes till 02 mm strålriktningen och stråleriktningen på 12 mm strålen och strålriktningen. .Detta resultat visar att förändringen i strålenveloppen inte är signifikant och strålströmmen ändras knappast.Därför är systemet okänsligt för monteringsfel.För fluktuationen av drivspänningen sätts felomfånget till ±0,5 kV.Figur 19b visar jämförelseresultaten.Det kan ses att spänningsförändringen är inställd på -0 envel. 03 T för förändringar i magnetfältsstyrka. Jämförelseresultaten visas i figur 20. Man kan se att strålens envelopp knappast ändras, vilket gör att hela EOS är okänsligt för förändringar i magnetfältets styrka.
Strålenvelopp och ström resulterar under ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem.(a) Monteringstolerans är 0,2 mm.(b) Drivspänningsfluktuationen är ±0,5 kV.
Strålhölje under ett enhetligt magnetiskt fokuseringssystem med axiella magnetfältstyrkefluktuationer som sträcker sig från 0,63 till 0,68 T.
För att säkerställa att fokuseringssystemet som utformats i denna artikel kan matcha med HFS, är det nödvändigt att kombinera fokuseringssystemet och HFS för forskning.Figur 21 visar en jämförelse av strålkuvert med och utan HFS laddade. Resultaten visar att strålenveloppet inte förändras mycket när hela HFS laddas. Därför är fokuseringssystemet för HFS-rörets design lämpligt för HFS-konstruktionen ovan.
För att verifiera riktigheten av det EOS som föreslagits 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 elektronpistolen med en motsvarande yta på 3 mm i diameter mellan 1 mm yta och 3 mm. mm, samma parametrar som elektronkanonen som designats ovan. På grund av EOS okänslighet och goda stabilitet kan drivspänningen optimeras ordentligt för att uppnå bästa 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 × 26030 A m/m.
För att erhålla den bästa utsignalen behöver även antalet cykler optimeras. Den bästa uteffekten erhålls när antalet två steg är 42 + 48 cykler, som visas i figur 22a. En insignal på 0,05 W förstärks till 314 W med en förstärkning på 38 dB. Uteffektspektret erhålls av peak FT20ier (F Fast Fouring GHz). 2b visar den axiella positionsfördelningen av elektronenergi i SWS, där de flesta elektronerna förlorar energi. Detta resultat indikerar att SDV-SWS kan omvandla den kinetiska energin hos elektroner till RF-signaler och därigenom realisera 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 utgångseffektens bandbredd och förstärkning för en dual-mode dual-beam SDV-TWT. Utgångsprestanda kan förbättras ytterligare genom att svepa frekvenser från 200 till 275 GHz och optimera drivspänningen. Resultatet visar att 3-dB-bandbredden kan täcka 205 till 275 GHz, vilket innebär att driften kan bredda driften bra.
Enligt fig. 2a vet vi dock att det finns ett stoppband mellan udda och jämna lägen, vilket kan leda till oönskade svängningar. Därför måste arbetsstabiliteten kring hållplatserna studeras. Figurerna 24a-c är 20 ns simuleringsresultaten vid 265,3 GHz, 265,35 GHz, även om 265,35 GHz, och 265,35 GHz kan ha resp. luktuationer är uteffekten relativt stabil. Spektrumet visas också i respektive figur 24, spektrumet är rent. Dessa resultat indikerar att det inte finns någon självsvängning nära stoppbandet.
Tillverkning och mätning är nödvändiga för att verifiera korrektheten av hela HFS.I denna del är HFS tillverkad med hjälp av datornumerisk styrning (CNC)-teknik med en verktygsdiameter på 0,1 mm och en bearbetningsnoggrannhet på 10 μm. Materialet för högfrekvensstrukturen tillhandahålls av syrefri högkonduktivitetslängd (OFHC) har hela väven en kopparstruktur på 6a5a. 0,00 mm, en bredd på 20,00 mm och en höjd av 8,66 mm. Åtta stifthål är fördelade runt strukturen.Figur 25b visar strukturen genom svepelektronmikroskopi (SEM). Bladen i denna struktur är likformigt producerade och har god ytjämnhet. Efter exakt mätning är det totala bearbetningsfelet 0m och det totala bearbetningsfelet är ca 0m. strukturen uppfyller kraven på design och precision.
Figur 26 visar jämförelsen mellan faktiska testresultat och simuleringar av överföringsprestanda. Port 1 och Port 2 i Figur 26a motsvarar in- och utgångsportarna på HFS respektive, och är likvärdiga med Port 1 och Port 4 i Figur 3. De faktiska mätresultaten för S11 är något bättre än simuleringsresultaten. Samtidigt kan de uppmätta resultaten vara något sämre för simuleringen. är för hög och ytjämnheten efter den faktiska bearbetningen är dålig. Sammantaget överensstämmer de uppmätta resultaten bra med simuleringsresultaten, och överföringsbandbredden uppfyller kravet på 70 GHz, vilket verifierar genomförbarheten och riktigheten av den föreslagna dual-mode SDV-TWT. Därför, i kombination med den faktiska tillverkningsprocessen och testresultaten av den föreslagna tillverkningen av papper och testresultat, kan den här föreslagna pappersväven användas för den här föreslagna väven. och tillämpningar.
I detta papper presenteras en detaljerad design av en planfördelning 220 GHz dubbelstråle SDV-TWT. Kombinationen av dubbellägesdrift och dubbelstråleexcitering ökar driftbandbredden och uteffekten ytterligare. Tillverkningen och kalltestet utförs också för att verifiera riktigheten av hela HFS.De faktiska mätresultaten stämmer väl överens med simuleringsresultaten. För den designade tvåstrålade EOS har en masksektion och kontrollelektroder använts tillsammans för att producera en tvåstiftsstråle. Under det designade likformigt fokuserande magnetfältet kan elektronstrålen sändas stabilt över långa avstånd med god form. I framtiden kommer hela produktionen och testningen av EOS att genomföras i det föreslagna konstruktionstestet av SDT, och även det föreslagna schemat för SDT. denna uppsats kombinerar helt den nuvarande mogna planbearbetningstekniken och visar stor potential i prestandaindikatorer och bearbetning och montering. Därför anser denna uppsats att den plana strukturen med största sannolikhet kommer att bli utvecklingstrenden för vakuumelektronikenheter i terahertz-bandet.
De flesta rådata och analytiska modeller i denna studie har inkluderats i denna uppsats. Ytterligare relevant information kan erhållas från motsvarande författare på rimlig begäran.
Gamzina, D. et al.Nanoscale CNC-bearbetning av sub-terahertz vakuumelektronik.IEEE Trans.electronic devices.63, 4067–4073 (2016).
Malekabadi, A. och Paoloni, C. UV-LIGA mikrotillverkning av sub-terahertz 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 technology 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 Stark inneslutning av plasmonisk vågutbredning via ultrabredbandsförskjutna dubbelgaller waveguides.application.physics.Wright.93, 221504. https://doi.org/10.1063/1.30416846).
Baig, A. et al.Performance of a Nano CNC Machined 220-GHz Travelling Wave Tube Amplifier.IEEE Trans.electronic devices.64, 590–592 (2017).
Han, Y. & Ruan, CJ Undersöker diokotroninstabilitet hos oändligt breda arkelektronstrålar med hjälp av makroskopisk kallvätskemodellteori.Chin Phys B. 20, 104101. https://doi.org/10.1088/1674-1056/20/10/1204101 ().
Galdetskiy, AV om möjligheten att öka bandbredden genom den plana layouten av strålen i en multibeam klystron.I 12th IEEE International Conference on Vacuum Electronics, Bangalore, Indien, 5747003, 317–318 https://doi.org/10.1109/IVEC.201011.57).
Nguyen, CJ et al. Design av trestrålade elektronkanoner med snäv spridningsplanfördelning i W-band förskjutet dubbelbladigt vandringsvågrör[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 tre-stråle elektronoptiskt system med smal strålseparation för W-band fundamental mode TWT.IEEE Trans.electronic devices.68, 5215–5219 (2021).
Zhan, M. Research on Interleaved Double-Blade Travelling Wave Tube with 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 traveling wave tube.2018 43rd International Conference on Infrared Millimeter and Terahertz Waves, Nagoya.8510263, https://doi.81.8TH.z.2018. 0263 (2018).