Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - H. 18. 4 maj 1946 - Klystroner och magnetroner, av Gunnar Svala
<< 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.
11 maj 1946
451
Fig. 4. Grafisk modell, åskådliggörande strömmen som
funktion av tiden på olika avstånd S från styrsträckan
vid hastighetsmodulering.
elektrons bana, lutningen hos linjerna motsvarar
hastigheten. Linjerna skära axeln 1—1 med jämna
mellanrum, vilket svarar mot homogen ström,
men linjernas lutning varierar med sinuskurvan
nedanför axeln, som änger
modulationsspän-ningen. Följden är att linjerna skära varandra,
vilket innebär att motsvarande elektroner passera
varandra. Om man drar en horisontell linje i
diagrammet, kommer tätheten av kurvornas
skärningspunkter med denna att ånge
elektronströmmen som funktion av tiden just vid motsvarande
punkt i löptidssträckan. Man kan därav utläsa
lämplig löptidssträcka, som också angivits i
diagrammet, samt fasvinkeln mellan
belastningsspänningen och styrspänningen. Klungans
ankomsttid är tydligen lika med ankomsttiden för
den elektron i klungan, som startar när
modula-tionsspänningen går genom noll från negativ till
positiv spänning.
I den grafiska modellen i fig. 4 åskådliggöres
elektrontätheten och strömmen som funktion av
tiden på olika avstånd från styrsträckan. Liksom
av tidigare bild framgår hur klungorna äro mest
koncentrerade på ett visst avstånd för att därefter
åter upplösas. Längre bort finnas flera
mötesplatser men hopklungningen är där mindre
effektiv.
Analytiska uttryck
Man kan givetvis på analytisk väg och enligt en
mångfald publicerade metoder beräkna strömmen
i belastningssträckan. Under antagande av
idealiserade förhållanden, bl.a. V(1 < V0, skall här
endast anges slututtrycket utvecklat i en Fouriers
serie
/,2 <= /0{ 1 -f 2 • (x) eos wxt +
+ J2 (2 ar) eos 2 o)xt + J3 (3 x) eos 3 co1t,+ ...]} (3)
co11= styrfrekvensen.
Fi
x — ø
2V0
betecknar löpvinkeln, som beräknas ur
. / m scoi
ø
(4)
(5)
Index 0 anger likströmsvärden,
Index 1 änger värden vid styrsträckan,
Index 2 änger värden vid belastningssträckan.
För att ge en föreställning om de olika
strömkomponenternas beroende av argumentet x har i
fig. 5 funktionen Jn (nx) återgivits för grundtonen
och 2:a och 3:e övertonen. Av diagrammet
framgår att maximalström av grundtonen erhålles vid
x = 1,84. ökas styrspänningen så att detta värde
överskrides minskar tydligen strömmen för att
gå ned till noll vid æ >= 3,85. Absoluta beloppet av
Jx (x) har flera maxima vid högre x-värden men
utbytet blir där sämre. Såsom redan kunde
utläsas ur fig. 4 är strömmen mycket övertonsrik;
medan maximala koefficienten för grundtonen är
0,58 har man för 2:a och 3:e övertonen 0,48 resp.
0,43! En klystron kan sålunda med fördel
användas för frekvensmultiplikation, varvid t.o.m.
tio-dubbling ger gott resultat: /(lojmax = 0,30. Av
grundtonen uttagen effekt
P(i) = ^ Vzhcos(p = V2I0 Ji {x)cos<p (6)
<P = 0 + - — v
(7)
där <p är fasvinkeln mellan Va och I2 och yj
fasvinkeln mellan och VB. Vid optimal styrning
(2:1= 1,84) och fullständig utbromsning av
klungorna (V,2i= V0, tpt= 2 nn) övergår (6) i
P(l)wa* = 0,58 V O h
Villkoren äro tydligen
Vi = Vi = 1,84
Vo V2 <2>
= 2 *(n-\) +
V
(8)
(9)
(10)
Dessa senare uttryck ha sitt största intresse i det
fall, då klystronen kopplas som oscillator, dvs.
styrspänningen via en återkoppling tas från
belastningskretsen. Återkopplingens absoluta belopp
bestämmes av (9) och dess fasvridning y av (10).
Har man å andra sidan dessa storheter givna kan
i varje fall (10) satisfieras genom att variera
accelerationsspänningen och därmed &
(frekvensen antas i huvudsak konstant vilket överens-
0
Fig. 5. Funktionen Jn(nx) för n i= 1, 2 och 3.
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
