Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

книги из ГПНТБ / Семенов Н.А. Техническая электродинамика учеб. пособие для электротехн. ин-тов связи

.pdf

Скачиваний:

302

Добавлен:

27.10.2023

Размер:

23.29 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 3132 / 4932 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 > Следующая >>>

где Ps = 0,5cu/cm(XanpA; А — толщина скин-слоя проводника. Составляющая коэффициента затухания

	a n o	= Sffi-	=	я %	.	(12.42)
	р	2Р	1 + 0	46 р" In (a/ft)
Коэффициент затухания линии				а = ад +сспр,	прежде	всего,	опре
деляется величиной х> =			РіІРг.
Если считать максимально допустимым значением						и = 0,2,	чему
соответствует	Ffa0,3,	то оптимальный диапазон линии				поверхност
ной волны Fопт	= 0,004-=-0,3.

Линия имеет удовлетворительные характеристики в очень ши рокой частотной полосе порядка 40—3000 МГц. Частотные харак теристики основных параметров приведены на рис. 12.10. Номи

нальная мощность	линии с полиэтиленовым покрытием	составляет
несколько десятков	киловатт при a fa I ом, а предельная	мощность
по пробою в воздухе примерно в 100 раз больше.

Рис. 12.10

р и с . 1 2 . п

ПРИМЕНЕНИЕ ЛПВ

Линию поверхностной волны можно использовать для передачи сигналов в метровом диапазоне (например, телевизионных про грамм в 6—-12 каналах) на значительные расстояния. При этом линию подвешивают к столбам проводной связи на нейлоновых шнурах (рис. 12.11) на расстоянии 0,8—1,0 м от столба и траверсы, что обеспечивает просвет, необходимый для распространения по верхностной волны. Можно полезно использовать наличие откры той поверхностной волны, передавая информацию на транспорт ные средства (автомобили, поезда), движущиеся вдоль линии, или принимая телевизионные передачи на индивидуальные приемники, находящиеся вблизи трассы. Во всем оптимальном диапазоне Fom = 0,0044-0,3 линии поверхностной волны могут также исполь зоваться в качестве антенных фидеров.

308

12.4. Волна	Зоммерфельда
Поверхносгная волна типа	£0 о образуется также на		неидеальном	проводнике
без диэлектрического покрытия за счет		его конечной	проводимости.	Эта волна
была изучена Г. Герцом;	достаточно	полное исследование провел		в 1899 г.

Зоммерфельд. Реальный проводник также является замедляющей системой, так как часть проникающей в него волны возвращается на поверхность с заметным запозданием, пройдя с очень малой скоростью расстояние порядка Д. Принци

пиальный

недостаток проводника

как замедлителя — значительные

тепловые

потери волны на этом пути.

при сильном

скин-эффекте

обладает

Известно,

что поверхность проводника

комплексным

импедансом

(6.25)

с положительной

мнимой

частью

Zg =

=i?s ( l + i ) .

где

/?8 = 1/сгД = соіііаД/2

(считаем

к ш = 1).

Очевидно,

на

такой по

верхности может возникнуть только затухающая волна класса Е.

Приравняем

имледансы

проводника при \ia-Wo и поверхностной

волны с

осесимметрвчным

полем (12.35),

перейдя

нормированному значению

£=£а:

-	1 123 klaA
p i n b p = - 2 _ ( l _ i ) .		(12.43)

Это дисперсионное уравнение для волны Зоммерфельда. Из-за того что поверхностный импеданс провода, кроме индуктивной составляющей имеет еще и активную, правая часть уравнения — комплексная, поэтому комплексным будет решение для нормированного поперечного коэффициента:

Заметим, что

Ш С = Ш І Є Ї + І п е - " * == in іЄГ— I 4>c •

Заменим теперь ур-ние (12.43) уравнениями для модулей и фаз комплекс ных величин [имея в виду, что г|Э(. •<ln(I,I23/|£|)]:

| ^ 1 п ( 1 , 1 2 3 / 1 Ш = ^ а Д / / 2 7

^ c = f [ l - 2 ] n

( l

] l

s m ] ~ l

•

( 1 2 - 4 4 >

Первое уравнение легко решается методом итераций. Второе дает фазовий

угол близкий к 23-f-25°.

распространения

y = a+i$

подставим в

Для

определения

коэффициента

ф-лу

(8.3) коэффициенты,

относящиеся

к воздуху.

Диэлектрические

потери в

нем

не

учитываем,

поэтому

к=—ik0.

По ф-ле (12.3)

заменим

х |

на —£2 .

Тогда

v 2 =

(&о^~^

Р а з Д е л я я

э т о

соотношение на

вещественную

мнимую

части и считая р 2 » а 2 ,

получаем коэффициенты фазы и затухания:

Р =

Vk20 + i 2

R e - i 2 m ;

a = C I m t R e / P .

(12.45)

Фазовая

скорость, как обычно, а =

сйо/Р-

Для определения коэффициента распространения в данном случае исполь

зован

метод комплексных

параметров. Суть этого метода

состоит

том, что

комплексные параметры сред, обусловленные потерями

в них, учитываются уже

при выводе характеристического

уравнения. Его решением является

комплексный

поперечный

коэффициент. Затем

по ф-лам '(12.45) определяются обе компоненты

коэффициента распространения. В данном случае решение энергетическим мето дом 'невозможно, так как само существование поверхностной волны обусловлено неидеальной проводимостью металла; предположение сг-»-оо приведет совсем к иной структуре поля.

IB качестве примера определим фазовую скорость, граничный радиус и коэф фициент затухания волны £оо, распространяющейся вдоль медного провода

о=58 МСм/м радиуса а=1мм при частоте /=1ГГц. В данном случае правая

часть	первой ф-лы		(12.44) k2QaA/	\'2=66,1 • Ю~8.	Приняв		первоначально
In (1,123/\|£\|) = 10,		получим в третьем		приближении \|£\| =2,80-10~4. Затем					опре
делим	гр,. =0,420 =24°;		^Re=.2,'56-10~4; £ i m =Л ,14 • Ю~4. Отсюда			граничный			радиус
поля ro=a/^Re=i3,9		м. По ф-лаїм (12.46) найдем
	о } / 1	Re ' •SiIm		»Re _T2	= k0	[l +	6,0-10~5 ] .
			(ah)	2 (ak0)*

Следовательно,		фазовая скорость		v = c(,l—6,0-Ю-5)	лишь	иа	0,006%		мень
ше с. 'Коэффициент затухания a=£im£Re/a2\|P=il,4-Ю-3					a°«il2,il			дБ/км не
очень	велик. Малое замедление и значительный граничный радиус поля							приведут
к тому, что на изгибах и неоднородностях провода в точках его крепления									волна

будет сильно излучаться. Уменьшение радуса провода или его проводимости уменьшают и граничный радиус, но одновременно увеличивается затухание. Самостоятельного значения для передачи сигналов волна Зоммерфельда не имеет.

Однако	уменьшение наиряженноста поля при удалении от оси проводника имеет
значение	для антенн типа «горизонтальный провод над землей». С повышением
частоты	за счет этого эффекта поле	все больше собирается	вокруг проводника
и дополнительное затухание за счет		утечки волны в землю	уменьшается. В ре

зультате частотная характеристика коэффициента затухания провода над землей имеет своеобразный вид: на низких частотах коэффициент затухания растет с частотой, в основном за счет потерь в почве; затем, когда граничный іраднус

поверхностной волны г0	становится соизмеримым с высотой подвеса провода 1г,
начинают уменьшаться	потери їв земле, так как поле у ее поверхности	ослаб
ляется; общее затухание падает. Далее коэффициент затухания снова		растет
уже в результате возрастания потерь в самом проводнике.

12.5.Плоская импедансная поверхность

П О В Е Р Х Н О С Т Н Ы Е Е - В О Л Н Ы

Рассмотрим поверхностные волны в воздухе, распространяющиеся вдоль оси z над импедансной поверхностью, лежащей в плоскости yOz. Ограничимся простейшим (Случаем, когда поле волны неизмен но вдоль оси у, т. е. производная d/dy от всех его составляющих равна нулю.

Продольная составляющая Ez в воздухе должна удовлетворять волновому ур-нию (12.2), которое в декартовой системе координат

при d/dy=0 принимает вид dzEz/dxz—£2£г=0,	т. е. становится обык
новенным дифференциальным уравнением с	решениями е и и е - и •

Первое решение соответствует полю, величина которого неограни ченно растет с увеличением расстояния х от плоскости S. Такое поле не может принадлежать, направляемой волне. Второе решение, на оборот, описывает поверхностную волну, поле которой практически равно нулю при £ х ^ 1 .

Запишем решение для Ег:

Ёг = Ё 0 е - : х .

(12.46)

Найдем поперечные составляющие поля волны по ф-лам (8.15), заменив х2 на —£2 и у на ір:

		дЕ,
	а	— -Л
	у	ду
і А	£ „ ( _ £ ) є " е * е	(12.47)
Н,	- ^ ( Е і Х е г ) = - і ^ £ 0 е - С ї	Є у
Итак, £-вйлна	имеет всего три .компоненты: Ёг,	Ёх и Ну, одинаковым

образом убывающие по оси х. Поверхностный импеданс поверх ностной £-волны

С0 8 п	•є	(12.48)

реактивный и положительный, т. е. носит индуктивный характер.

ПОВЕРХНОСТНЫЕ Я-ВОЛНЫ

При тех же предположениях, аналогично предыдущему найдем, что продольная составляющая Hz должна быть выражена в форме

Я г = Я 0 е _ с * .	(12.49)
Поперечные составляющие поля, согласно ф-лам	(8.17), имеют вид:

(12.50)

СО Цо ( Н х Х е 2 ) - і

Следовательно, поле волны содержит составляющие Hz, Нх и Еу. Поверхностный импеданс определяется по ф-лам (12.1) как от ношение (—Еу) к Hz, что соответствует направлению вектора Пойн-

тинга из второй среды (воздуха) в первую (замедлитель):

(12.51)

Для существования поверхностной Я-волны поверхностный им педанс должен быть емкостным, т. е. реактивным и отрицательным.

ГОФРИРОВАННАЯ МЕТАЛЛИЧЕСКАЯ ПОВЕРХНОСТЬ

Плоские либо слабоискривлениые замедляющие структуры значи тельной ширины используются преимущественно в качестве направ

ляющей	структуры в антеннах поверхностных волн.		Простейшей
из них является плоский диэлектрический		волновод—плоско-парал
лельная	пластина из диэлектрика (є(г>1),	граничащая	при	х=±а

.311

с воздухом-(рис. 12.12). Чаще применяют структуру в виде диэлек трического слоя над поверхностью проводника; ее легко предста вить себе, заменив на рис. 12.12 проводником среды, лежащие под плоскостью yOz (анализу этих двух структур посвящены задачи 12.4—12.6).

Наибольшее практическое значение имеет гофрированная струк тура (рис. 12.13). На поверхности металла создаются гофры; их

Рис. 12.12		Рис. 12.13
замедляющее	действие	объясняется	тем, что ниже	поверхности	S
волна движется только		в поперечном	направлении	(вдоль оси	х),
отражаясь от дна канавки гофра, и имеет нулевую				поступательную

скорость вдоль оси z. Степень замедления всей волны, очевидно, пропорциональна той доли ее энергии, которая попадает в гофры.

Рассмотрим свойства этой волны при следующих предположе ниях. Пусть ширина Ъ^>(к и для простейшей структуры поля можно в первом приближении считать d/dy-^-О. Период гофров d<^.X (это неравенство ниже 'будет уточнено). Предположим далее идеальную проводимость металла.

Граница S(x=0) между гофрами и свободным пространством обладает анизотропной проводимостью, токи могут течь только вдоль оси z, параллельной вертикальным перегородкам. Так как

d<g.X, для составляющей	Еу	поверхность S эквивалентна идеаль
ному проводнику; для Ег	эта же поверхность имеет				поверхностный
импеданс, определяемый полем в канавках. Следовательно,
4 s		= *\ E2\s^0.				(12.52)
Сопоставляя ф-лы (12.50)		и (12.52), находим, что существование
Я-волны над гофрированной поверхностью			невозможно.
Каждая канавка гофра		представляет	собой	короткозамкнутую
на конце ленточную линию. Так как по условию поле по оси у						неиз
менно, а расстояние между перегородками d—6<Х/2,					в такой	линии
может существовать только		волна типа ТЕМ с		компонентами Ez

и Ну, неизменными по сечению линии. Как и в плоской однородной волне, отношение Ez/Hy=ZB0. Входное сопротивление короткозамкнутого отрезка линии длиной а {по ф-ле (8.57)]: Z B X = i Z B o t g ha.

Это сопротивление определяет напряжение между краями ка навки UK = Ez(d—б) —ZBXHv(d—б). Сопротивление проводящего

312

зубца толщиной б равно нулю. Среднюю напряженность электри ческого поля в плоскости 5 определим, отнеся напряжение к пе риоду гофров d,

Следовательно, усредненный поверхностный импеданс гофров

ZES = ^ = i ( l - - ^ Z B O t g £ 0 a . ) -

(12.53)

При а<Я/4, т. е. /г0 а<л/2, этот импеданс индуктивен и возмож но существование поверхностной Е-вюлпы.

Из равенства импедансов (12.49) и (12.53) на поверхности най дем дисперсионное уравнение для £-волн:

	E a = ( 1 - - ^ ) * o f l t g f t e a .					(12.54)
Так	как	ko=<x>fc		определяется		частотой,
уравнение содержит только один неизвест
ный коэффициент £. Поверхностная							волна
существует лишь при 5>0, поэтому реше
ния этого уравнения возможны лишь в дис
кретных	частотных			интервалах,			когда
tg&od>0, т. е.			0 < & 0 а < 0 , 5 я ;		n<k0a<l,5n		и
т. д. На	рис. 12.14 показана				дисперсионная
характеристика			основной волны типа				£оо,	О	0,5
начинающаяся			в начале координат. Первый					Рис.	12.14
индекс — число полных стоячих полуволн								Рис.	12.14
индекс — число полных стоячих полуволн
внутри гофра по оси х, т = 0, второй индекс — число										вариаций	по
оси у, п=0.		Волны высших			порядков		практического			значения	не
имеют.

ДИСКРЕТНОСТЬ ЗАМЕДЛЯЮЩЕЙ СТРУКТУРЫ

Дисперсионное уравнение получено в предположении, что тан генциальные составляющие полей с обеих сторон поверхности S распределены вдоль оси z одинаково. Однако фаза поля поверх ностной волны меняется непрерывно, а фаза поля в ряде последова тельно расположенных канавок гофры — скачками, так как в пре делах каждой канавки она неизменна. Разность фаз между сосед ними канавками Дг|> = $d=2nd/A. Пока d<g.A скачки фазы малы и практически не играют роли. Однако с ростом частоты длина волны в системе A~v/<f уменьшается, что ведет к увеличению погрешности ур-ния .(12.54), не учитывающего дискретности гофрированной структуры.

Более строгий анализ [8] выявил необходимость следующих уточнений. Во-первых, при определении входного сопротивления

канавок в (12.53) в дисперсионном уравнении (12.54) и последую щих соотношениях следует вместо геометрической глубины а гоф ров подставлять эквивалентную глубину, равную в первом прибли жении аэта—0,14d. Уменьшение расчетной глубины является ре зультатом проникновения поля поверхностной волны в верхнюю часть канавок гофры.

Во-вторых, минимальная фазовая скорость волны, замедленной гофрированной поверхностью, ограничена дискретностью ее струк туры, так как разность фаз в соседних канавках не может превы

шать Д г \| З т а х = Я . ПОЭТОМУ	Атгп = 2 d И
	vmln	= Amtnf	= 2df.		(12.55)
Фазовую скорость волны вдоль гофрированной поверхности оп
ределим, подставив ур-ние		(12.54) в	(12.8):
г	1	- = Г	'	;	(12.56)
в частности, при 8<^.d D / C = C O S k0a3			(рис. 12.14).		верхнюю
Соотношение (12.55)	совместно		с (12.56)	определяет	верхнюю

частоту fB рабочего диапазона. На этой частоте направляющее дей ствие гофров прекращается, волна срывается, т. е. излучается в пространство непосредственно от возбудителя, не образуя поверх


ностной	волны.
При	малых аргументах (£oa<Cl)		характеристическое			ур-ние
(12.54) упрощается: £=(1—5/d)kla3 .			Тогда	фазовая		скорость
у = с,[1—0,5(1—6/d)2 (A0 a)2 ].
Нижняя		частота / н устанавливается	из следующих соображений
(см. параграф 12.2). Граничное расстояние *o=l/£'=a/£					не	должно
превышать		1000а, т . е . ( £ а ) н ^ 10~3, а	фазовая	скорость		должна
отличаться от с не менее, чем на 0,1 %.
Первому	критерию соответствуют & 2 аа э (1 — 8/d)^\0~ s ,				второму —
несколько большее значение [&оаэ (1—б/a1 )]2 ^2-10~3 .
Определяя частоту по второму критерию, получаем

/н = 2,14-10«/[(1 —

12.6.Гофрированный стержень

Стержень с периодически расположенными дисками (рис. 12.15) -.образует замедляющую структуру, вдоль которой могут распрост


раняться волны типов	Еоо и £ # 1 0 ,	близкие	по структуре			к волнам
ЕМф		в линии		поверхностной			вол
		ны.	Как и		в плоских		гоф
		рах,	поверхность			цилиндра
		S(r=a)		обладает		анизотроп
		ной	проводимостью.				Для
		Я-волны		с	составляющими
Рис. 12.15	•	Hz,	£ ф	и	кольцевыми		ли-
		ниями тока			гофрированный

314

цилиндр обладает высокой проводимостью и эквивалентен			метал
лическому проводу, на котором	волны класса Н не	существуют.
Для Ё-волп с касательными	к S составляющими	Ez и	Я ф су

ществен поверхностный импеданс, определяемый структурой элек тромагнитного поля в кольцевых канавках.

Как и в случае плоских гофров, при d = A/2 происходит срыв волны, поэтому минимальная фазовая скорость определяется соот


ношением		(12.55) и		частотный диапазон любой волны ограничен
частотой	/ в , которая			определяется совместным			решением		ур-ний
(12.8) и	(12.55).			Е00 в воздухе (f^a)
Поле волны типа						идентично полю в линии
поверхностной волны [ф-лы (12.34),					(12.35)]. В каждой				канавке
(г^Га)	поле		этой	волны представляет		собой	цилиндрическую
ТЕМ-волну		с составляющими Ez и Hv,			движущуюся			по радиусу и
отражающуюся			от стержня при г = Ь (проводимость					металла пола

гаем бесконечной). Поле в канавке описывается ф-лами (12.36) при


условии неизменности по оси 2 , что обеспечивается при р = 0 ; сле
довательно, Ег = 0 и, согласно (12.4), % = ki = k0,			так как в канавках
находится воздух ( є = 1 ) .	Толщина дисков б		учитывается,		как и
в ф-ле (12.53), умножением Z f (12.35) на (1—6/d).
Дисперсионное уравнение для волны Е0о гофрированного					стерж
ня получается при k0a^.0,5	из ф-лы	(12.37) как равенство			поверх
ностных импедансов с вышеуказанными заменами				величин:
(1 - - ja- X W l n - fb =		&af\nlj™ L,a .			(12.57)
Итак, вдоль гофрированного провода		с идеальной		проводимостью

распространяется замедленная поверхностная волна типа £оо, ко торая при 6-KZ превращается в волну ТЕМ.

Волна ЕНю имеет большее практическое значение, так как гоф рированный стержень с этой волной используется в антеннах осе вого излучения. В отличие от диэлектрического волновода, анизо тропно-проводящие гофры подавляют продольную магнитную со ставляющую # z этой волны, так что HZ<^EZ/ZB0 [19].

В остальном свойства волны ЕНІ0 для гофрированного стержня, диэлектрического волновода и линии поверхностной волны совпа дают. В частности, ее рабочий диапазон находится выше, чем у волны Е00, а поле близко к линейно поляризованному (рис. 12.4).

Строгое решение задач о волнах в периодических структурах можно найти в [8], [9].

12.7.Диафрагмированный волновод

Вкруглом волноводе с периодической .структурой в виде попереч ных диафрагм (рис. 12.16) поверхностная волна образуется в сече нии центральных отверстий. Такая система используется в элек тронных приборах свч с бегущей волной и линейных ускорителях, где медленная волна взаимодействует с пучком электронов.


В диафрагмированном			волноводе,	как и в гладком, могут 'су
ществовать так называемые быстрые				волны		с	фазовой		скоростью
1>>с. В частности, при радиусе а>0,6Я, в нем будет									распростра
няться	быстрая волна типа		Я 0 і с кольцевыми токами, поле							которой
			почти не проникает в канавки
			между		дисками. Необходимым
			условием			существования					мед
			ленных		волн			(v<c)		является
			проникновение поля в эти ка
			навки и создание в них стоя
			чих волн.
				Вследствие				анизотропной
Рис.	12.16		проводимости					граничной			по
			верхности			г = а		медленные вол
ны не могут иметь составляющую Еф				на этой поверхности. Этому
условию удовлетворяют		только волны		класса		Ё	с осевой			симмет
рией поля. Простейшей		из них Е00 соответствует глубина								канавок,
меньшая четверти длины волны, т. е.				b—с<Я/4.
Поле медленной волны в цилиндре О ^ г ^ а							должно		удовлетво

рять модифицированному уравнению Бесселя (12.12). Рассматри

ваемая	область включает			ось	волновода / = 0 , поэтому					функция
Ко(у),	принимающая на оси бесконечные значения, не может опи
сывать	искомое поле. Используем второе решение h(y),									конечное
при конечных значениях аргумента.
По	аналогии с (12.14) запишем выражение для продольного
поля в виде:
	Ёг(г)	= Ё010{1г)/10&а),						г^а.		(12.58)
По	ф-ле (12.15)	находим, что поле имеет							также составляющие
Ёг и Я ф	; в частности,
	Я ф (г) = і		со 8 0	д Ё г		= 1	СО 8л А		& Л )
	Я ф (г) = і			дг		= 1	с	£о	/о (С а)
Из рис. 12.2 видно, что функция h(y)								имеет минимум		при г = 0.

Следовательно, напряженность поля поверхностной волны умень

шается по направлению к центру					волновода.
Найдем импеданс поверхностной волны на цилиндрической по
верхности г = а:
				С /	0	(С а)	= 1		1	(12.59)
								ш е0	а ф0
		• Н<р		сое0 /0 (Са)						(С а)
знак	минус перед	Я ф	соответствует, направлению							вектора Пойн-
тинга	внутрь канавок,		в 'сторону			растущих г.			Здесь по аналогии
с (12.16) введена		новая	вспомогательная функция
		(£ А )	=	/р(Сд)			/ і (С а)			(12.60)
				С а / , ( С а )			Є а / 0 (С а)

При малых аргументах функции /	и -ф представляются первы
ми членами рядов:
Ш = і + ( f ) ' + i ( f ) ' + . . ,	Ш = у + - f ( f ) ' + . . ,
	16
При £ а = 1 'погрешность последнего	соотношения составляет око

ло 1%.

Поле между диафрагмами в довольно грубом приближении счи таем близким по структуре к плоской ТЕМ-волне между плоскими

проводниками.

Это приближение

тем точнее,

чем меньше глубина

канавок

(Ь—а)

.по сравнению

а.

При Ь = 1,5а

оно приводит к

ошибке

порядка

20%. Толщина

диафрагм

обычно

очень

мала

6<Cd, поэтому

формулу

вида (12.53)

можно

сокращенно записать

как Z | =

iZBotgk0(b—а).

Из этого равенства

и ф-лы

(12.59)

нахо

дим дисперсионное уравнение:

— a) =

(£ а)

(С а)*

(12.61)

k0tgk0(b

Поверхностная

волна

существует

при £ > 0 , 'следовательно,

ле

вая часть

уравнения

должна

быть

меньше

0,5.

Например,

при

Ь/а=1,5 необходимо, чтобы k0a>l,8.

Это условие

определяет

гра

ничную

частоту |/Гр поверхностной

волны.

Верхняя

граница

существования

замедленной волны £0 о опре

деляется

соотношением

(12.55)

для

минимальной

фазовой

скоро

сти, зависящей

от периода структуры d, и общим уравнением для v,

как функции £

(12.8). С ростом

частоты и коэффициента £,

кроме

скорости, уменьшается также напряженность поля на оси волно

вода. Действительно,

по

ф-ле

(12.58)

£ 2 ( 0 ) =£, о//о(£а), так

как

/о(0) = 1.

Поэтому

предел

замедления

может

опре

деляться

также

слишком

слабым

полем

Ez(0),

не

достаточным

для

эффек

тивного

взаимодействия с

электронным

потоком.

На рис. 12.17

показана

структура

электрического

Рве.

12.17

поля

диафрагмирован

ном

волноводе. В линейных

ускорителях

замедление невелико,

фа

зовая скорость и л; с. В лампах

бегущей

волны,

наоборот,

необхо

димо, чтобы

v « 0 , 1 с. Для получения больших замедлений

нужно

обеспечить

значительную

глубину канавки: b/a^i.

Расчет

волно

вода в таком режиме требует более точного описания поля в канав ках, чем это сделано при получении ф-лы (12.61).

<<< < Предыдущая 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 3132 / 4932 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ