Месяц Г.А. Импульсная энергетика и электроника

Подождите немного. Документ загружается.

630

Глава 29. Мощные импульсные

газовые лазеры

на фронте импульса тока. Длительность переднего фронта импульса тока опреде-

ляется индуктивностью разрядного контура и обычно превышает время быстрого

спада напряжения на промежутке (участок 2-5).

При использовании систем накачки на полосковых линиях в оптимальных ус-

ловиях для достижения максимальных кпд длительность импульса накачки необ-

ходимо делать не более времени спада напряжения на промежутке. Тогда длитель-

ность переднего фронта импульса тока оказывается меньше, чем длительность

стадии быстрого спада напряжения. Добавки к азоту различных газов оказывают

влияние на характеристики генерации за счет следующих факторов:

1. Увеличиваются время запаздывания пробоя лазерного промежутка (длитель-

ность участка 1-2) и соответственно пробивное напряжение, разрядный ток и

плотность мощности накачки. Этот эффект наиболее сильно проявляется при ма-

лых давлениях азота [11]. В качестве добавок можно применять гелий, неон [11,

58] и электроотрицательные газы 8Рб, №з, Р

. Влияние последних на пробивное

напряжение наиболее существенно.

2. Увеличивается величина параметра Е/р во время накачки, соответственно

увеличивается электронная температура как в стадии быстрого спада напряжения,

так и в квазистационарной стадии разряда, а также замедляется спад напряжения

на промежутке (увеличивается длительность участка 2-3) [11]. Изменение концен-

трации электронов в разряде определяется соотношением:

— = (а-л)1"*-Рл

, (29.17)

где а, г|, р - коэффициенты ионизации, прилипания и рекомбинации соответст-

венно; V- дрейфовая скорость электронов; I - время. Добавка электроотрицатель-

ного газа за счет высокого коэффициента прилипания приводит к уменьшению

скорости роста концентрации электронов, а уменьшение концентрации электронов

увеличивает значение параметра Е/р, что может привести к росту температуры

электронов.

Повышение энергии и длительности импульса излучения азотного лазера полу-

чено при добавках 8Р

, №3 и Р

[11] как при сохранении пробивного напряжения,

так и при его увеличении, в последнем случае играют роль оба фактора. Отметим,

что при длительности импульса накачки, соответствующей длительности стадии

быстрого спада напряжения (участок 2-3), добавки электроотрицательных газов

(8Рб, КР

и Р

) могут не давать увеличения энергии излучения, так как и без этих

добавок энергия электронов достаточна

для

накачки верхнего лазерного уровня.

3. Добавки взаимодействуют с нижним лазерным уровнем, обеспечивая его очи-

стку, и при сохранении скорости накачки верхнего лазерного уровня увеличивают

длительность импульса генерации. Отметим, что этот эффект удается пока исполь-

зовать только при накачке смесей Аг-К

с другими газами электронным пучком.

4. Добавки различных газов к азоту могут приводить к уменьшению энергии ге-

нерации за счет тушения верхнего лазерного уровня и (или) контракции разряда.

Так, при добавках ксенона и криптона наблюдается быстрое уменьшение энергии

генерации.

5. Аккумулируется энергия и передается затем на верхний лазерный уровень

азота. Наиболее подходящим для этих целей является аргон. Однако при накачке

Литература

главе

29 631

самостоятельным разрядом энергия излучения при добавках к азоту аргона умень-

шается и только при накачке электронным пучком в смеси Аг-М

наблюдается мощ-

ная генерация на нескольких линиях полосы

азота [59, 60].

Влияние состава смеси на длительность поддержания инверсии в смесях азота

с аргоном анализировалось в [11]. При накачке электронным пучком удается не-

сколько (примерно в 2 раза) повысить кпд лазера относительно вложенной энергии

на полосе С

-В

, увеличить длительность импульса генерации и получить

одновременную генерацию

на

нескольких линиях.

При накачке смеси

Аг->1

наибольшие энергии излучения реализуются на

= 358;

380,5 и 337,1 нм. Максимальные мощности излучения на X = 380,5 нм достигаются

при меньших давлениях и меньшем содержании азота, чем на других линиях, а для

получения максимальной мощности излучения на

= 337,1 нм и для снижения по-

рога генерации необходимо увеличивать содержание азота в смеси. Добавки гелия

и неона при накачке электронным пучком приводят к увеличению интенсивности

излучения на 2

-системе азота [11], а при добавлении гелия и неона или их смеси в

смесь Аг-М

увеличиваются энергия излучения, кпд и длительность импульса излуче-

ния азотного лазера [11, 61]. Так, в [11] при давлении 5 атм и содержании неона 30%

вложенная энергия уменьшилась по сравнению со смесью Аг-^ на 10%, а энергия

излучения увеличилась на 25%, что дало увеличение кпд лазера в 1,5 раза. В смесях

с гелием энергия излучения не увеличивалась, но кпд лазера возрастал за счет

уменьшения вложенной энергии. Увеличение кпд генерации можно связать с мень-

шим тушением Зр-уровней аргона (от них идет передача энергии на уровень С

азота) и рабочих состояний С

азота, а также участием гелия и неона в очистке

нижних лазерных уровней азота.

Литература к главе 29

1. Прохоров А.М. О молекулярном усилителе и генераторе на субмиллиметровых волнах

ЖЭТФ. 1958. Т. 34, вып. 6. С. 1658-1659.

Замап

А. РоззШПку оГРгоёисйоп

оГ

Ые^айуе

ТетрегаШге ш Саз В1зсЬаг§ез // РЬуз. Кеу.

Ье«. 1959. Уо1. 3, N 2. Р. 87-89.

3. РаШ С.К.И. 8е1есИуе Ехс11а1юп ТЬгои&Ь У1Ъга1юпа1 Епег§у Тгапз&г апё Ор1юа1 Мазег

Асйоп

Ые-С0

// 1Ыё.

1964. Уо1.

13,

N 21. Р.617-619.

4. МаМаз Ь.Е.8., Рагкег ЗТ. 8йти1а*её Егтззюп т 1Ье В апё 8ресй*ит оГЫкго^еп // Арр1.

РЬуз. Ье«. 1963. Уо1. 3, N 1. Р. 16.

5. НеаЫ КО. ХЛйа-УюЫ Саз Ьазег а! Коот ТетрегаШге // ЫаШге. 1963. УЫ. 200, N 4907.

Р. 667.

6. МсРаНапе

К.А.

ОЬзегуайоп оГа П-

!" ТгапзШоп т

*Ье Ы

Мо1еси1е // РЬуз. Кеу. А. 1965.

УЫ. 140, N А. Р. 1070-1071.

7. Ьеопагй

И.А.

8аШгаИоп

оГ *Ье

Мо1еси1аг

№*го§еп

8есопс1 РозШуе Ьазег ТгапзШоп

Арр1.

РЬуз. Ьей. 1965. Уо1. 7, N 1. Р. 4-6.

8. РаШ С.К.К, КеН

К.З.

Ьазег ОзсШаНоп оп Х

]

У1Ъга1юпа1-Яо1а1юпа1 ТгапзШопз

оГ СО

1Ыё. Ьей. 1964. Уо1. 5, N 4. Р. 81-83.

9. Ехс1шег

1азегз

Её. Ьу СЬ.К. КЬоёез. В.: 8рпп§ег, 1979.

10. Оаз Ьазегз

/ Уо1.

её. Ьу ЕЖ МсБате1 апё \У.Ь. №§Ьап. Ы.У., е!с.: Асаё. ргезз, 1982. (Риге

апё Арр1. РЬуз.: А 8ег.

оГ

Мопо&г.

апё Техйюокз; Уо1. 43: Арр1. А{огшс СоШзюп РЬузюз;

УЫ. 3).

11. Месяц

Г.А.,

Осипов В.В.,

Тарасенко

В.Ф.

Импульсные газовые лазеры. М.: Наука, 1991.

12. Мащапо ЗА.,

ЗасоЪ

З.Н.

Е1ес1гоп-Веат-Соп1то11её В1зсЬаг§е Ритрт§ о{

1Ье

КгР Ьазег //

Арр1. РЬуз. Ьей. 1975. Уо1. 27, N 9. Р. 495-498.

632 Глава

29.

Мощные

импульсные газовые

лазеры

13.

8еаг1ез

8.К., НаП О.А. 8йши1аЫ Епнззюп а! 281.8 пт &от ХеВг // 1ЬШ. 1975. Уо1. 27,

N 4. Р. 243-247.

14. Вгаи С.А., ЕшщЗ.З. 354-пт ЬазегАсйоп

оп

ХеР

// 1Ыс1.

N 8. Р. 435-437.

15. Елецкий

А.В.

Эксимерные лазеры. //УФН. 1978. Т. 125, вып. 2. С. 279-314.

16. Карлов

Н.В.

Лекции по квантовой электронике. М.: Наука, 1983.

17. ЗМртап З.В.,

Зг.

ТгауеНп§

>№ауе

Ехсп1а{юп оГНщЬ Ро^ег Оаз Ьазегз // Арр1. РЬуз. Ье«.

1967. Уо1. 10,

Р. 3.

18.

Ьа/1ате

А.К. БоиЫе В1зсЬаг§е Ехсйайоп

Гог

АйпозрЬепс Ргеззиге С0

-Ьазегз // Кеу. 8сь

1пз1гиш. 1970. Уо1. 41, N 11. Р. 1578.

19. Каз(8.3, Сазоп

СН.

РегГогшапсе Сотрапзоп оГ

Ри1зес1

П1зсЬаг§е апё Е-Веаш Соп1то11ес1

С0

-Ьазегз //1

Арр1.

РЬуз. 1973. Уо1.44, N 4. Р. 1631-1637.

20. Бычков Ю.И., Осипов В.В., Савин

В.В.

Электроразрядные

лазеры на двуокиси

углерода

Газовые лазеры: Сб. ст. / Под ред. Р.И. Солоухина и В.П. Чеботаева. Новосибирск:

Наука, 1977.

21.

Скап%

N.-С.,

Таугз М.Т.

Саш оГН1§Ь-Ргеззиге С0

Ьазегз // ШЕЕ I. С>иат. Е1ес*гоп. 1974.

Уо1.

10,

N3. Р. 372-375.

22. Вазоу N.0. Орешп§ Кешагкз: Роиг*Ь 1п1егпа{юпа1 (ЗиапШт Е1ес*гошсз Соп&гепсе // 1ЫЙ.

1964. Уо1. 2. Р. 354-357.

23. Но$тап 3. М, Науз А. К.,

Ггзопе

С.С. Ш§Ь-Ро>уег ЦУ ЫоЫе-Саз-НаИс1е Ьазегз // Арр1.

РЬуз. Ье«. 1976. Уо1. 28. N 9. Р. 538-539.

24. Инжекционная газовая электроника / Ю.И. Бычков, Ю.Д. Королев, Г.А. Месяц, В.В. Оси-

пов, В.В. Рыжов, В.Ф. Тарасенко; Отв. ред. О.Б. Евдокимов; Предисл. Г.А. Месяца. Ново-

сибирск: Наука, 1982.

25.

Вег%ег М.У., 8е1&ег

8.М. ТаЫез оГЕпег§у Ьоззез апс! Кап§ез оГЕ1ес!гопз апс! РозИгопз //

ЫА8А 8рес. РиЫ. 1964. N 3012.

26. Воробьев А.А., Кононов Б.А. Прохождение электронов через вещество. Томск: Изд-во

ТГУ, 1966.

27. Месяц Г.А. Электрополевые неустойчивости объемного газового разряда // Письма в

ЖТФ. 1975. Т. 1, вып. 14. С. 660-663.

28. СагШщЫ В. С. 1пеШа1 Сопйпетеп! Ризюп. Ьоз-А1атоз, 1989. Уо1. 1/2. Рго^гезз оп 1пегйа1

СопГтетеШ

Ризюп

зтсе 1985.

29. Месяц

Г.А., Ковальчук

Б.М.,

Поталицын Ю.Ф.

А. с. 356824 СССР. Способ осуществления

электрического разряда в газе. Заявл. 20.02.70; Опубл. 23.10.72 // Открытия, изобрет.,

пром. образцы, товар, знаки. 1972. № 32. С. 171. То же // Докл. АН СССР. 1970. Т. 191,

№ 1. С. 76-78.

30. Басов Н.Г., Беленое Э.М., Данилычев В.А., Сучков А.Ф. Импульсный С0

-лазер с высо-

ким давлением газовой смеси

Квантовая электрон. 1971.

№

3. С. 121.

31.

Вгапс1епЬег§

ЖМ,

ВаПеу М.Р., Техегга Р.И.

8ирегзошс Тгапзуегзе Е1ес1пса1 В1зсЬаг§е Ьа-

зег //

ШЕЕ

Д.

(Зиап1. Е1ес1гоп. 1972. Уо1. 8, N 4. Р. 414-418.

32. Зопез СК. ОрйсаПу

Ришрес! пй<1

1К Ьазегз

Ьазег Росиз. 1978. Уо1. 4, N 8. Р. 68-72.

33. Импульсные С0

-лазеры и их применение для разделения изотопов / Е.П. Велихов,

B.Ю. Баранов, В.С. Летохов и др. М.: Наука, 1983.

34. Павловский А.Н, Босамыкин В.С., Карелин В.И. Электроразрядный ОКГ с иницииро-

ванием в активном объеме

Квантовая электрон. 1976. Т. 3,

№

3. С. 601-604.

35. Аполлонов В.В., Байцур

Г.Г.,

Прохоров А.М. и др. Динамическое профилирование элек-

трического поля при формировании объемного самостоятельного разряда в условиях

интенсивной ионизации приэлектродных областей // Там же. 1987. Т. 14, № 11.

C. 2218-2220.

36.

НШзоп

В.З., Макюз V, Могпзоп

К. Ж

Тгапзуегзе С0

-Ьазег

Асйоп а* 8еуега1

АШюзрЬеге

РЬуз. Кеу. Ье«. А. 1972. Уо1.40, N 5. Р. 413-414.

37. А1соск А.З.,

ЬеороШ

К.,

ШсНаЫзоп

М.С. Соп1тиоиз1у ТипаЫе Н1§Ь-Ргеззиге С0

-Ьазег

\укЬ ЦУ РЬоЮргеюштаНоп

//Арр1.

РЬуз. Ье«. 1973. Уо1. 23, N 10. Р. 562-564.

38. Карлов Н.В., Кислецов А.В., Ковалев И.О. и др. Плавно перестраиваемый по частоте

С0

-лазер высокого давления с плазменным катодом // Квантовая электрон. 1987. Т. 14,

№1. С. 216-218.

Литература к главе 29 633

39.

Репз1етаскег

С.А., Шпег М.З, КткЗР., Воуег

К. Е1ес*гоп

Веат

1пШайоп

оГЬаг§е Уо1ите

Е1ес*пса101зсЬаг§ез т С0

Ьазег

МесНа // Ви11.

Атег. РЬуз. 8ос. 8ег. И. 1971. Уо1. 16, N 1.

Р.

42.

40. Бычков Ю.И., Карлова Е.К, Карлов

Н.В.

и др. Импульсный С0

лазер с энергией излу-

чения

кДж

Письма

ЖТФ. 1976. Т. 2, вып. 5. С. 212-216.

41.

Епт%ег З.Е. Вгоас!

Агеа Веат ТесЬпо1о§у Гог

Ри1зес1

Ш§Ь Ро\уег Оаз Ьазег

Ргос. I ШЕЕ

1п*егп.

Ри1зес1

Ро\уег СопГ. ЬиЬЬоск, 1976. Р. 499-503.

42. АгесЫ Я,

РщиХа

Я, Ыо

8. е* а1.

Ьазег

Ризюп

КезеагсЬ а! 1ЬР Озака

VIII 1п*егп. СопГ. оп

Р1азта РЬуз. апё Соп*го1. Ыис1.

Ризюп

Кез. Вшз8е1з. Ргерг. 1АЕА-СЫ-38/В-3.

43.

РегШпз

КВ. Рго^гезз т 1пеП1а1 КезеагсЬ а* Ьоз-А1атоз 8сь ЬаЬ. // 1Ыё. Ргерг. 1АЕА-СЫ-

38/В-2.

44.

Ва%гаХазЪ\Ш

УЖ, Кпуагеу 1.К,

ЬеХокИоу

К8. Оп 1Ье ТипаЫе 1п6-агеё Оаз Ьазегз // Ор1.

Соттип. 1971. Уо1. 4, N 2. Р. 154-156.

45. Шопе О.С., НаузА.К.,

НоДтап З.М.

100 М\У, 248.4 пт, КгР Ьазег ЕхсШ Ьу ап Е1ес*гоп

Веат

1Ыё. 1975. Уо1. 15, N 2. Р. 188-189.

46.

ЕсЬмаМз

С.В.,

О'ЫеШ

Е, 8кам

М.З.

«8РК1ТЕ» - а Ы§Ь ро^ег е-Ьеат ритреё Кг-Р 1азег

Ргос. СопГ. Ехстег Ьазегз. Ы.У.: Атег. 1пз*. РЬуз., 1983. Р. 59-65.

47.

КозосНа

Ь.А., ВогяИщ

Р.8.,

Виггош МД

еХ

а1. Ап Оуегае^

о!* Аигога:

а МиШ-кПо]ои1е

КгР Ьазег 8уз*ет &г 1пегйа1 СопГтетеп* Ризюп // Ьазег апё Рагйс1е Веатз. 1986. УЫ. 4,

рХ

1. Р. 55-70. (8е1ес*её рарегз Йот СЬЕО'85: XIII 1п*егп. СопГ. оп (Зиаптт Е1ес*готсз:

(Ьазег апё Е1есгго-Орйсз), Мау 1985, ВаШтоге).

48.

Шса

З.К.,

Тгзопе

О.С.,

РаХХегзоп

Е.Ь. ОзсШа1ог РегГогтапсе апё Епег§у Ех*гас*юп йот а

КгР Ьазег Ритреё Ьу а НщЬ 1п*епзку Ке1а*1у1зпс Е1ес*гоп Веат

ШЕЕ I. С^иап*. Е1ес*гоп.

1980. УЫ. 16, N 12. Р. 1315-1325.

49. Омадапо К,

Окис1а

/.,

ТаттоЮ М.

е*

а1.

Эеуе1ортеп1

оГ а

1 -к} КгР Ьазег 8у$1:ет Гог Ьазег

Ризюп КезеагсЬ

// Ризюп

ТесЬпо1. 1987. УЫ. И, N 3. Р. 486-491.

50.

Цес1а К.1.,

Такта К 8еаИп§

оГ а

Н^Ь-Ритртё-Яа^е 500 5 Кг-Р Ьазег // Ргос. СопГ. Ьазегз

апё Е1ес1го-Ор*юз. АппаЬет, 1988. УЫ. 7. Р. 2-4.

51. 8иШуап ЗА. Без^п оГ а 100 к1 КгР Ро^ег АтрИйег Моёи1е // Ризюп ТесЬпоЬ 1987.

УЫ.

11,

N3. Р. 684-704.

52. Мезуа1з О.А., ВусЬкоу Уи.Ь, Коуа1сЬик В.М. №§Ь-Ро^ег ХеС1 Ехс1шег Ьазегз // 1п*епзе

Ьазег Веатз.

Ьоз Ап§е1ез:

8Р1Е ргезз, 1992. Р. 70-80. (Ргос. 8Р1Е. УЫ. 1628).

53.

МезуаХз

С. А., Оз1роу К К, Тагазепко КЕ Ри1зеё Оаз Ьазегз. ВеШп§Ьат: 8Р1Е

ОрХ.

Еп§.

ргезз, 1995.

54. Электроразрядные эксимерные лазеры на галогенидах инертных газов / В.Ю. Баранов,

В.М. Борисов, Ю.Ю. Степанов. М.: Энергоатомиздат, 1988.

55. Ищенко В.Н., Лисицын В.Н., Ражее А.М. Мощная сверхсветимость эксимеров АгР, КгР,

ХеР в электрическом разряде

Письма

ЖТФ. 1976. Т. 2, вып. 18. С. 839-842.

56.

Смирнов Б.М.

Эксимерные молекулы //УФН. 1983. Т. 139, вып. 1. С. 53-81.

57.

Тарасенко

В.Ф., Бычков Ю.И. Инфракрасный азотный лазер с поперечным разрядом //

ЖТФ. 1974. Т. 44, вып. 5. С. 1100-1101.

58. Ищенко В.Н., Лисицын В.Н., Ражее А.М., Старинский В.Н Сверхизлучение на 2

и 1~

полосах азота

разряде

при

давлении свыше

атм

Письма

ЖЭТФ. 1974. Т. 19, вып.

7. С. 429-433.

59.

8еаг1ез

8.К., НаП

О.А.

Ьазег Епиззюп а! 3577 апё 3805 А т Е1ес*гоп-Веат-Ритреё Аг-Ы

М1хШге5

//Арр1. РЬуз. Ье«. 1974. Уо1. 25, N 10. Р. 624-626.

60. Бычков Ю.И., Лосев В.Ф., Месяц Г.А., Тарасенко В.Ф. Генерация на трех линиях в

-АГ

Квантовая электрон. 1977. Т. 4, № 6. С. 1385-1386.

61. Скоп М.8., Хамаггказ С. Ьоп§-Ри1зе Ы

ЬГУ Ьазегз а! 357.7, 380.5 апё 405.9 пт т

:Аг:Ые

М1х1иге //

ШЕЕ 5.

<3иап1.

Е1ес*гоп. 1981. Уо1. 17, N 1. Р. 77-81.

Глава 30

ГЕНЕРИРОВАНИЕ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ

СВЧ-ИЗЛУЧЕНИЯ

ЗОЛ

Общие сведения

Развитие многих отраслей науки и техники тесно связано с прогрессом в созда-

нии новых импульсных источников когерентных электромагнитных колебаний

различных длин волн. Особенно большие усилия ученых направлены на освоение

сверхвысокочастотного (СВЧ) диапазона, а именно его части, соответствующей

длинам волн от 10~

-И м. К СВЧ-приборам обычно предъявляется много требова-

ний, обусловленных их конкретным применением (экономичность, габариты, ши-

рокополосность, когерентность, длительность импульса и т.д.). Во многих облас-

тях применений, таких как радиолокация, физика плазмы, ускорительная техника,

решающее значение имеет уровень максимальной выходной мощности.

Обычно большую мощность излучения получают в течение короткого време-

ни, т.е. в импульсном режиме. Применение мощных импульсных электронных

пучков на базе взрывной эмиссии электронов позволило на многие порядки уве-

личить мощность СВЧ-излучения и довести ее до 10

Вт в импульсах длитель-

ностью порядка 10~

-И0~

с. Это был коренной переворот в представлениях о

возможностях импульсной СВЧ-электроники, который осуществился благодаря

исследованиям процессов взаимодействия мощных потоков заряженных частиц с

электромагнитными волнами. Одним из направлений этих исследований стало

изучение вынужденного (индуцированного, стимулированного) излучения, на

основе которого были созданы мощные источники когерентного электромагнит-

ного излучения в широком диапазоне длин волн и длительностей импульсов.

Уникальными возможностями с этой точки зрения обладают сильноточные им-

пульсные ускорители электронов, которые были рассмотрены нами выше. Для

целей СВЧ-электроники в таких ускорителях чаще всего используются коакси-

альные диоды с магнитной изоляцией (см. главу 25), реже - например в виркато-

рах - планарные диоды без магнитного поля.

Первая попытка генерирования мощных импульсов СВЧ-излучения была пред-

принята Нейшеном [1]. В то время системы формирования пучка и отбора энергии

30.1 Общие сведения

63 5

у электронов еще были несовершенны. Это обусловило низкую эффективность СВЧ-

генератора - менее одного процента. Первые значительные результаты были достиг-

нуты в работах ИПФ и ИОФАН [2]. На длине волны 3 см были получены импульсы

СВЧ-излучения с мощностью 3-10

Вт, длительностью 10~

с при кпд более 10%.

Следующим важным шагом стало создание группой Месяца в ИСЭ [3] генераторов

СВЧ-излучения, способных работать с большой частотой следования импульсов.

Наибольшая мощность излучения в сантиметровом диапазоне длин волн, полу-

ченная на основе сильноточных электронных пучков, приближается к величине

Вт. Для генерации применяются различные механизмы вынужденного излуче-

ния электромагнитных волн: черенковское, циклотронное, переходное и др. [4].

Наиболее известными мощными СВЧ-приборами с сильноточными пучками явля-

ются релятивистская лампа обратной волны (ЛОВ или карсинотрон [2, 3, 5-7]),

многоволновый черенковский генератор (МВЧГ) [8], релятивистский клистрон [9,

10], КЕЬТКХЖ [11], плазменный черенковский генератор [12], плазменный генера-

тор с замедленной волной (Р1а8та-А88181ес1 81ош-\Уауе ОзсШа*ог, РА80ТЖЖ [13]),

релятивистский гиротрон [14], релятивистский магнетрон [15], генератор на осно-

ве линии с магнитной изоляцией (Ма§пейса11у 1п8и1а*её 1лпе ОзсШа1ог, М1ЬО) [16],

а также генераторы с виртуальным катодом (виркаторы) [15, 17,18].

Механизмы вынужденного излучения электромагнитных волн сильноточными

пучками, а также результаты исследований мощных СВЧ-генераторов и ускорите-

лей для их питания описаны в сборниках статей [19, 20], а также в книгах [8, 15,

21-23]. Наибольшее распространение среди СВЧ-генераторов, упомянутых выше,

получил карсинотрон, в котором используется черенковское излучение. Именно

СВЧ-генераторам на основе карсинотронов мы и уделим наибольшее внимание.

Кроме того, мы кратко рассмотрим виркаторы, в которых не требуется сильного

магнитного поля для генерации излучения.

С точки зрения проблемы генерации когерентного электромагнитного излучения,

свободные электроны, по сравнению со связанными (в квантовом смысле) частицами

(электронами в атомах), обладают следующими очевидными достоинствами:

1) свободная частица при переходах между состояниями своего непрерывного

энергетического спектра излучает квант, величину (частоту) которого можно в

весьма широких пределах варьировать соответствующим подбором статического

поля и электродинамической системы,

2) способна отдать полю излучения весьма большое количество одинаковых

(или почти одинаковых) квантов.

Первое обстоятельство позволяет приборам, основанным на классических

принципах, перекрывать непрерывно весьма широкий диапазон частот, а второе -

генерировать излучение с высокой эффективностью.

Процесс вынужденного излучения в СВЧ-приборах включает возникновение в

электронном пучке высокочастотного тока вследствие обусловленной высокочас-

тотным полем группировки электронов и обратное воздействие этого тока на поле

излучения.

Коллективное, вынужденное излучение волн стационарными электронными

потоками изучалось начиная с 30-х годов XX в. в рамках нерелятивистской ваку-

умной электроники, а с конца 40-х годов - в рамках физики плазмы (пучково-

плазменные системы). В теории для широкого класса моделей электродинамических

636

Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения

систем, пронизываемых стационарными электронными потоками различных кон-

фигураций, на основании самосогласованной системы уравнений, описывающих

классическую динамику частиц и электромагнитного поля, исследовались устой-

чивость по отношению к высокочастотным электромагнитным возмущениям и ре-

жимы стационарного (нелинейного) усиления или генерации сигнала. Были разрабо-

таны экспериментально и нашли разнообразные применения (включая радиосвязь,

радиолокацию, ускорители заряженных частиц и т. п.) такие сверхвысокочасшшые

приборы, как клистрон, магнетрон, лампа с бегущей волной (ЛБВ), ЛОВ и др.

Непрерывный прогресс классической СВЧ-электроники позволил прогнозиро-

вать, что качественно новые возможности для повышения выходных характери-

стик СВЧ-приборов открываются при использовании электронных пучков с реля-

тивистской энергией частиц. Однако для реализации стимулированного излучения

токи электронных пучков, формируемых «обычными» ускорителями (например,

линейными) были явно недостаточны. Надежды на получение электронных пуч-

ков, в которых релятивистская энергия частиц сочеталась бы с высокой плотно-

стью, стали обоснованными лишь в конце 50-х годов XX в. благодаря прогрессу

высоковольтной импульсной техники больших мощностей и созданию уже в 60-е

годы сильноточных ускорителей электронов.

§ 30.2 Эффекты, лежащие в основе релятивистской

СВЧ-электроники

Исследование проблемы начнем с анализа условий, которые нужно обеспечить,

чтобы заставить излучать хотя бы один электрон. Основным условием для эффек-

тивного излучения является так называемый фазовый синхронизм. При синхро-

низме скорость частицы близка к фазовой скорости волны, поэтому частица (или

группа частиц), «помещенная» в тормозящую фазу поля, может оставаться в ней в

течение долгого времени и передать волне значительную долю своей кинетической

энергии.

Для реализации режима синхронизма можно использовать один из способов,

показанных на рис. 1 [4].

Во-первых, это замедление электромагнитной волны или ее пространственной

гармоники. В случае однородной или пространственно-периодической среды

(рис. 1, а и б)

возникающее излучение называется черенковским, а в случае неод-

нородной среды без определенного пространственного периода (в) - переходным.

Во-вторых, это сообщение электрону движения с переменной поперечной ско-

ростью (г). Особый интерес с точки зрения высокочастотной электроники пред-

ставляют случаи, когда электрон излучает как осциллятор при периодическом

движении в статическом поле - однородном магнитном (циклотронное или магни-

тотормозное излучение, д) или в пространственно-периодическом (ондуляторное

излучение, ж).

Возможно и сочетание обоих описанных выше способов. Принципиально но-

вое явление, возникающее при таком сочетании - аномальный эффект Доплера,

когда в процессе тормозного излучения электрон увеличивает свою осциллятор-

ную скорость, причем и осцилляторная энергия и энергия излучения черпаются из

энергии поступательного движения.

30.2 Эффекты, лежащие

в основе

релятивистской СВЧ-электроники

637

Черенковское

и переходное

излучения

(а)

У*/,,,,'/,'/'

/V/ // О//"

Черенковское

и переходное

излучения

(б)

Ш м № №

Ш Ш И ВЯ

Черенковское

и переходное

излучения

(в)

Тормозное

излучение

(г)

Тормозное

излучение

(д)

Тормозное

излучение

(е)

/ // Л /У//"

Тормозное

излучение

(ж)

Рассеяние

волн

(?)

Рис.

30.1.

Механизмы излучения электронов

Кроме перечисленных одноквантовых (относительно одного электрона) про-

цессов излучения, существуют многоквантовые (комбинационные) процессы рас-

сеяния, когда волна, падающая на движущийся электрон, переизлучается в дру-

гую

(з).

С практической точки зрения (уровень мощности, простота реализации)

приборы на основе рассеяния волн несколько уступают приборам с черенковским

и циклотронным излучением.

В условиях распределенного взаимодействия электромагнитной волны с элек-

тронным пучком, направляемым статическим - однородным или пространственно-

периодическим - магнитным полем, условие синхронизма можно записать единым

образом:

со = к^щ + пС1

(и

0,±1...) (30.1)

где со и - частота и постоянная распространения волны в волноводе, О и щ -

частота осцилляций и поступательная скорость электронов. Излучение электро-

нов качественным образом изменяется при переходе из нерелятивистской облас-

ти энергий в релятивистскую. Рассмотрим этот эффект на примере черенковского

механизма взаимодействия (вариант в на рис. 1). В этом случае в формуле (1)

п = 0; такое излучение используется, например, в лампе с бегущей волной.

Пусть электромагнитная волна с постоянными амплитудой и фазовой скоростью

взаимодействует на ограниченном отрезке с потоком электронов, стационарным и

638

Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения

моноэнергетическим на входе. При точном синхронизме между волной и потоком

интегральный энергетический баланс их взаимодействия, очевидно, равен нулю,

поскольку электроны симметрично смещаются

узлам переменного поля, вследст-

вие чего поглощение энергии ускоряемыми электронами и излучение энергии тор-

мозимыми электронами взаимно компенсируется. Если фазовая скорость волны

несколько превышает начальную скорость электронов, они группируются в уско-

ряющей фазе переменного поля. В таком режиме работают ускорители заряженных

частиц, используемые в ядерной физике. Если же, наоборот, волна «отстает» от

электронов, то в процессе группировки они смещаются в тормозящую фазу и от-

дают энергию волне - в таком режиме работают генераторы электромагнитного

излучения.

Для того чтобы обеспечить высокий кпд и большую мощность СВЧ-генератора,

должны соблюдаться четыре условия [4]:

1) Большая величина мощности, переносимой электронным пучком, т.е. высо-

кий ток и высокая энергия частиц в пучке.

2) Электроны в пучке должны собираться в компактные сгустки. Для этого их

динамическое, обусловленное воздействием волны на участке длиной Ь, смеще-

ние относительно друг друга должно быть порядка «замедленной» длины волны

А,

А,р:

8 уТ~Х

, (30.2)

где &у - изменение скорости электронов под действием волны, Т = Ыу, р = у!с,

= 2лс/со.

3) Сформированный сгусток должен перейти в центр тормозящей фазы волны,

для этого кинематический снос электронов, связанный с превышением Ау = у-у$

их начальной скорости у над фазовой скоростью волны

Уф,

должен быть соизме-

рим с длиной замедленной волны:

АУТ ~Х

. (30.3)

4) Наконец, энергия 8е ~ еЕЬ, отбираемая электрическим полем волны Е у

электронов, должна быть соизмерима с их исходной энергией е:

8е - е, (30.4)

или, что то же самое,

ЕЬ~1/, (30.5)

где V - ускоряющее напряжение инжектора электронов.

Различия между слаборелятивистским

= у

!с

1 и ультрарелятивистским

Р «1 случаями связаны с различием в зависимости скорости электронов от их

энергии:

8е 8у

1Ч

8е

8у

1Ч

(РI); у

— (Р = I). (30.6)

б V е У

Здесь у =

(I — р

1/2

е1Лтс

- релятивистский масс-фактор. С учетом (6) для

оптимальных значений длины пространства взаимодействия, расстройки синхро-

низма й амплитуды волны, связанной с так называемым ускорительным парамет-

ром а = еЕХ/тс

, из (2)-(4) следуют оценки:

30.2 Эффекты, лежащие

в основе

релятивистской СВЧ-электроники

639

при р«:1

7~Р, —<*~р; (30.7)

А V

при Р«1

^ 2

Д1;

1 1

/о л

оч

т~~У

г,

ос

—. (30.8)

Л V у

Таким образом, законы, которым подчиняются оптимальные параметры слабореля-

тивистских и ультрарелятивистских приборов, оказываются отличными друг от

друга. В первом случае длина прибора пропорциональна квадратному корню, а во

втором - квадрату величины рабочего напряжения. Законы же изменения амплиту-

ды волны Е (более точно, продольной, рабочей составляющей электрического по-

ля) в слаборелятивистской и ультрарелятивистской областях энергий даже прямо

противоположны друг другу - в первом случае Е пропорционально квадратному

корню из напряжения, во втором - обратно пропорционально напряжению. Суще-

ственное следствие приведенного анализа - это принципиальная возможность дос-

тижения высокого кпд при любых сколь угодно больших энергиях электронов.

Приведенные соотношения могут быть использованы для оценки оптимальной

области параметров СВЧ-приборов черенковского типа. Однако для расчета реаль-

ных моделей более надежны, конечно, уравнения строгой нелинейной теории.

Пусть стационарный моноэнергетический прямолинейный поток электронов, на-

правляемый «бесконечным» магнитным полем, подвергается на отрезке 0<г<Ь

действию бегущей электромагнитной волны Я = Ке[ (г) ехр (Ш -1^2)]. Тогда

энергия электрона е и его фаза относительно волны 0 = удовлетворяют

уравнениям:

^ = (30.9)

аг

Л ЫС

(30.10)

* ТГ

-2

а граничными условиями на входе в пространство взаимодействия (при 2 = 0) яв-

ляются совпадение энергий электронов е(0) = тс

и равномерное распределение

их по фазам 0(0) = 0

на отрезке [0, 2я].

Эффективность взаимодействия электронов с высокочастотным полем будем

характеризовать коэффициентом полезного действия (кпд)

л =

(30.11)

Уо-1

долей кинетической энергии, отбираемой полем у электронов. При переходе к

ультрарелятивистским энергиям электронов, когда появляется малый параметр

«1, уравнения (9), (10) существенно упрощаются. А именно, если в уравне-

нии для фазы (10) опустить члены высокого порядка малости по у

-2

, то после за-

мены переменных:

--V, " 6

2у*

тса> тс

у 2су§

(30.12)