Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - H. 23. 5 juni 1956 - Mikrovågsrör, av Sigvard Tomner
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
12 juni 1956
555
fördröjningsledning. Genom att utnyttja kretsar,
som visserligen icke är fullt så bredbandiga, men
som kan leda bort mera värme, torde man säkert
kunna nå betydligt högre.
En annan möjlighet för erhållande av höga
effekter är att använda vandringsvågrör av
mag-netrontyp, fig. 10 c. Även här sker en
växelverkan mellan en elektronstråle och en vandrande
våg. I övrigt är funktionssättet mycket snarlikt
magnetronens och man kan uppnå ungefär lika
goda verkningsgrader. Liksom vid magnetronen
kan man tala om att potentiell energi överföres
från elektronstrålen till högfrekvensfältet dvs.
elektronerna går från en lägre till en högre
potential utan att accelereras. I stället avger de energi
till fältet. I vanliga vandringsvågor föraccelereras
elektronerna till en hastighet som är något högre
än signalens fashastighet, vilket ger optimal
verkningsgrad. Efter hand som energi avgives
till högfrekvensfältet, bromsas elektronerna upp
— kinetisk energi avlämnas. När deras
hastighet sammanfaller med signalens kan icke längre
energi överföras.
Idén till vandringsvågrör av magnetrontyp är
en ganska gammal (1948) men de praktiska
svårigheterna har ännu icke kunnat övervinnas.
Backvågsoscillatorer — Carcinotroner
Dessa rör kännetecknas av att
högfrekvens-energin utbreder sig i en riktning som är
motsatt elektronrörelsen. Benämningen Carcinotron
(grekiska ordet för kräfta) har av Gompagnie
Generale de T.S.F. i Paris7 inregistrerats som
varumärke för av dem utvecklade och tillverkade
typer av backvågsoscillatorer. Någon principiell
skillnad ligger således icke till grund för de båda
benämningarna.
Vid jämförelse mellan vandringsvågrör och
backvågsrör typ O, fig 10 a och b, ser vi att i den
senare uttages en signal från den ända av
fördröjningsledningen, som ligger närmast
elektronkanonen samt att anordning för inkommande
signal saknas. Röret är således avsett att vara
en oscillator. Övriga olikheter med
vandringsvågrör är att dämpningen har flyttats till
fördröjningsledningens kollektorända (reflektionsfri
avslutning) samt att signalens grupphastighet har
motsatt riktning och icke är lika stor som dess
fashastighet.
En jämförelse mellan vandringsvågrör av
magnetrontyp och backvågsrör typ M, fig. c och d,
ger samma avvikelser. Skillnaden mellan de båda
grupperna är att magnetfältet i förra fallet är
riktat längs elektronstrålen men vinkelrätt
däremot i andra fallet. Vidare har vi i den första
gruppen en fördröjningsledning (t.ex. en spiral),
som omger elektronstrålen (cylindrisk symmetri
med avseende på denna) medan i den andra
fördröjningsledningen ligger på ena sidan. Det är
inte nödvändigt med cylindrisk symmetri för
Fig. ti. Principskiss
över en vågs utbred
ning längs en fördröj
ningsledning.
alternativen i grupp ett, men för alternativen i
grupp två kan cylindrisk symmetri icke
utnyttjas. Vid backvågsrör typ O liksom vid vanliga
vandringsvågrör är det kinetisk energi som
överföres från elektronstrålen till högfrekvensfältet.
Backvågsröret typ M jämställs i detta avseende
med magnetroner och vandringsvågrör av
magnetrontyp dvs. det är potentiell energi som
överföres.
För att kunna förklara återkopplings- och
svängningsvillkoren8 för ett backvågsrör antager vi att en signal
utbreder sig längs en fördröjningsledning, fig. 11. Denna är här
ritad som en struktur som närmast liknar en kam med
ett antal tänder. Vi betrakta endast det elektriska fältet i
z-riktningen (utbredningsriktningen). Detta kan skrivas
k—oo z
vt t\ ^ i? t \ ~ i — W + 2kn) jo t
Li[x y z t) = 2^hk[xy)e P • e
k= — cc
där k— 0, ±1, ±2 etc. Här har indikerats att Ez är
beroende av koordinaterna x och y men i det här
sammanhanget är det framför allt dess funktion av z som
intresserar oss. Om vi för ett ögonblick sätter k = 0 har vi
enbart grundtonen kvar och denna har en fasförskjutning
räknat från tand till tand. Liksom vid vanlig
Fourier-ana-lys, där man utöver grundtonen behöver övertoner för att
bygga upp t.ex. en fyrkantvåg, finnes även här ett
oändligt antal övertoner. Ur detta uttryck får vi fashastigheterna
för dessa.
(o p
vf =–-
’ v + 2 A- n
där p är tandavståndet. Vågkomponenterna utbreder sig
således med olika fashastigheter. Dessa komponenter kan
icke existera ensamma. Det är summan av dem som
satis-fierar randvillkoren för fördröjningsledningen. Praktiskt
spelar endast A-värdena 0, ± 1 och ± 2 någon egentlig
roll. Värdet på y är
— 7T-< T/; •< 3T
varför negativa A-värden ger en negativ fashastighet —
backvåg. Om elektronstrålen, fig. 11, ges en hastighet som
är lika med t.ex. vågkomponentens k = — 1 fashastighet,
får man en växelverkan och ett energiutbyte på samma sätt
som vid vandringsvågrören, men man får dessutom en
återkoppling. Signalen som utbreder sig mot katodändan,
fig. 10 b och d, hastighetsmodulerar elektronstrålen i
rörets början. Denna hastighetsmodulation övergår i
inten-sitetsmodulation strax före kollektorn. Genom denna
intensitetsvariation induceras här en signal på
fördröjningsledningen. Signalen utbreder sig mot rörets början
varigenom återkopplingsslingan slutes. Denna återkoppling
måste ske med tillräckligt stor amplitud och med rätt fas.
Amplituden regleras med strömmens storlek i
elektronstrålen (startström) och fasen bestämmes av
elektronhastigheten, dvs. potentialen på fördröjningsledningen. Vid
backvågsrören är fördröjningsledningen så dimensionerad
att den har dispersion dvs. fashastigheten — åtminstone
för den vågkomponent varmed växelverkan sker — är
beroende av frekvensen. Vid en viss likspänning på
fördröjningsledningen exciteras en bestämd frekvens och vid
ändring av denna spänning ändras frekvensen — frekvens-
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
