|
|
|
|
|
|
|
|
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков |
dz′ |
= v |
′ |
−u, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
dt |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
dv′ |
= − |
1 |
|
i |
ωLb2 |
|
γ ′−3 [ exp(−i∆1t |
+ i(k + χ)z′)−C.С.]− |
|
(52.19) |
dt |
2 |
(k + χ) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
e 2 |
2 |
|
−6 |
|
k |
χ |
|
′ |
)−C.С.]. |
|
− |
|
|
iE0 |
|
|
|
|
k sγ |
′ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 + |
2 |
|
4 |
|
|
|
|
[As exp(−i∆1t + i(k + χ)z |
|
|
|
|
|
|
m |
|
|
|
|
Ω0 |
∆0 |
|
|
|
Уравнения (52.13), (52.19) и соотношения (52.14), (52.17) являются основными для исследования вынужденного излучения в электростатическом ондуляторе и расчета лазеров на свободных электронах, основанных на этом излучении. Из (52.9) следуют начальные условия для уравнений движения электронов (52.19)
z′ |
|
t=0 = z0 , |
v′ |
|
t=0 = u . |
(52.20) |
|
|
|
|
|
В линейном приближении полагаем |
|
z′ = z0 +ξ, |
v′ = u +ξ&. |
(52.21) |
Малыми возмущениями, по которым уравнения ондуляторного излучения следует линеари-
|
зовать являются ξ, As , . При этом γ |
′ |
= γ , |
ˆ |
−3 |
, где γ - невозмущенный релятивист- |
|
|
= γ |
|
|
ский фактор пучка, а |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
z +L0 |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
= −i exp(i∆1t) |
∫(k + χ)ξ exp(−i(k + χ)z0 )dz0 . |
(52.22) |
|
L |
|
0 |
z −L |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
|
Подставляя (52.21) в линеаризованные уравнения (52.19), исключая из них ξ&, умножая далее уравнение для ξ на exp(i∆1t) exp(−i(k + χ)z0 ) и интегрируя его по z0 на отрезке длиной L0 ,
получим с учетом (52.22) следующее уравнение для амплитуды волны плотности заряда пучка :
|
∂ |
+ u |
∂ |
|
−i∆ |
2 |
= −ω |
2 |
γ |
−3 |
− |
1 |
E |
e |
2 |
k |
2 |
|
γ |
−6 |
ω2 |
|
A . |
|
|
|
|
|
|
|
(52.23) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Ω02 |
|
|
|
|
|
|
|
∂t |
∂z |
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
0 |
mu |
|
|
|
|
s |
|
|
|
s |
|
|
|
|
|
|
|
|
В (52.23) учтено, что согласно определению полной производной d dt = ∂ ∂t + u ∂ ∂z . |
Объединяя с уравнением (52.23) уравнение (52.13) для амплитуды As |
поля излучения, |
получим следующую систему линейного приближения: |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂A |
|
∂A |
|
c2ω |
2 γ −3 |
|
|
|
E |
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
s +V |
|
|
|
s = −i |
|
|
Lb |
|
|
G |
|
|
|
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
4ω |
|
|
s Ω02 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂t |
|
g ∂z |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(52.24) |
|
∂ |
|
∂ |
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
e |
2 |
|
|
|
|
|
|
ω2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
+ u |
|
−i∆ |
= −ω |
2 |
γ |
−3 |
− |
E |
k |
2 |
|
γ |
−6 |
|
A . |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Ω02 |
|
|
|
|
|
|
|
|
∂t |
∂z |
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
0 |
mu |
|
|
|
|
s |
|
|
|
s |
|
|
|
|
|
|
|
|
Последнее уравнение системы (52.24) можно расписать более подробно |
|
|
|
|
∂ |
|
∂ |
2 |
|
|
|
|
|
∂ |
|
|
|
|
∂ |
|
|
2 |
|
2 |
|
|
−3 |
|
|
|
|
1 |
|
|
e 2 |
|
2 |
|
−6 |
ω2 |
|
|
+ u |
|
|
|
− 2i∆ |
|
|
|
|
+ u |
|
|
|
− (∆ |
|
−ω |
|
γ |
|
|
) = − |
|
|
E |
|
|
|
k |
|
γ |
|
A . (52.25) |
∂t |
∂z |
|
|
|
∂t |
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
∂z |
|
|
|
1 |
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
|
0 |
mu |
|
s |
|
|
Ω02 s |
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
Очевидно, что аналогом первого уравнения системы (45.3) в случае ондуляторного излучения является ∆21 −ωLb2 γ −3 = (ω − ku − Ω0 )2 −ωLb2 γ −3 = 0 (второе уравнение (45.3) уже использо-
вано при получении уравнения для амплитуды As ). Поэтому окончательно систему (52.24)
можно записать в виде
|
∂ |
+ u |
∂ |
2 |
|
|
γ |
−3 2 |
|
∂ |
+ u |
∂ |
1 |
E |
|
e |
2 |
2 |
γ |
−6 |
ω2 |
, |
|
∂t |
|
m 2iω |
|
|
|
∂t |
= − |
2 |
|
k |
|
|
A |
|
|
∂z |
|
|
Lb |
|
|
|
|
|
∂z |
0 |
mu |
|
s |
|
|
Ω02 s |
(52.26) |
∂A |
|
∂A |
c2ω2 |
γ −3 |
|
|
|
E |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
G |
|
|
. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
s +V |
|
s = −i |
|
Lb |
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂t |
|
g ∂z |
|
4ω |
|
|
s Ω02 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Уравнения (52.26) по структуре в точности совпадают с системой (45.6). Поэтому результаты общего анализа, проведенного в главе IX без изменений переносятся на лазеры на свободных электронах, основанные на ондуляторном излучении релятивистского электронного пучка в электростатическом поле накачки. Сформулируем окончательные результаты.
Дисперсионное уравнение, которое следует из уравнений (52.26) при подстановке в них As , ~ exp(−iδω t + iδkz) , имеет вид
(δω −δkV |
|
)(δω −δku)[(δω −δku) ± 2ω |
|
γ |
− |
3 2 |
] = |
1 |
|
eE |
0 |
2 |
k 2 |
c2 |
ωω2 |
γ |
− |
3 . |
(52.27) |
g |
Lb |
|
|
G |
|
|
s |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
8 |
s |
2 |
γ |
2 |
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
χmu |
|
|
Ω0 |
|
|
|
|
|
Максимальные инкременты получаются из (52.27) при δk = 0 . При выполнении неравенства
ωLb2 γ −3 |
|
eE0 |
k 2sc2 |
|
ω2 |
<< |
χmu2γ 2 |
Gs Ω02 |
(52.28) |
имеет место пучковая неустойчивость, обусловленная одночастичным ондуляторным излучением, инкремент которой дается формулой
δω = |
−1+ i |
3 |
|
|
eE |
|
|
2 |
k 2 |
c2 |
ω2 |
γ |
−3 1 3 |
(52.29) |
|
|
G |
|
0 |
|
s |
2 |
Lb |
|
2 |
|
ω . |
|
4 |
|
|
s |
2 |
γ |
2 |
|
ω |
|
|
|
|
|
|
χmu |
|
|
Ω0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Если выполнено неравенство противоположное (52.28), то неустойчивость обусловлена коллективным ондуляторным излучением и имеет следующий инкремент развития:
|
1 |
eE0 |
|
2 |
2 |
ωLbγ |
−3 2 |
1 2 |
|
|
|
|
k sc |
|
|
|
ω . |
(52.30) |
δω = |
4 i |
χmu2γ 2 |
Gs |
Ω02 |
|
ω |
|
|
Применим формулы (52.29) и (52.30) для определения стартовых условий начала генерации в ондуляторе длины L . Учитывая связь Imω = a и используя формулу (52.30), найдем выражение для общего параметра (45.10) при коллективном ондуляторном излучении
|
1 |
eE0 |
|
2 |
2 |
ωLbγ |
−3 2 |
1 2 |
|
|
|
|
k sc |
|
|
|
ω . |
(52.31) |
a = |
4 |
χmu2γ 2 |
Gs |
Ω02 |
|
ω |
|
|
Аналогично, используя связь Imω = b 3 2 и формулу (52.29), для общего параметра (45.13) 262
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
имеем
b = |
1 |
|
|
eE |
|
|
2 |
k 2 |
c2 |
ω2 |
γ |
−3 1 3 |
(52.32) |
|
G |
|
0 |
|
s |
2 |
Lb |
|
2 |
|
ω . |
|
2 |
|
s |
2 |
γ |
2 |
|
ω |
|
|
|
|
|
χmu |
|
|
Ω0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Подставляя (52.31) в общие условия (46.11) и (47.27), найдем стартовые условия начала генерации в ондуляторе в условиях коллективного эффекта
eE |
0 |
|
k 2 |
c2 ω |
Lb |
γ −3 2 |
1 2 |
u |
arcch | κ κ |
|
|−1, |
ω = ω+ , |
|
|
|
s |
|
|
|
|
> 4 ωL |
|
1 2 |
|
1 |
|
χmu2γ 2 |
Gs |
Ω2 |
|
ω |
|
arccos | κ κ |
2 |
|−1, |
ω = ω+. . |
(52.33) |
|
|
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
1 |
|
2 |
|
Здесь ω+1 > 0 и ω+2 |
> 0 - частоты, определенные в (51.9). При ω = ω+1 |
генерация происходит |
на попутной волне (Vg |
~ c > 0 ), а при ω = ω+2 |
генерируется встречная волна (Vg ~ −c < 0 , см. |
Рис. 51.1).
Подставляя далее (52.32) в общие условия (48.16) и (49.6), получим стартовые условия начала генерации в ондуляторе в условиях одночастичного эффекта
|
|
eE |
|
|
2 |
k 2 |
c2 |
ω2 |
γ |
−3 1 3 |
G |
|
0 |
|
s |
2 |
Lb |
|
2 |
|
|
s |
2 |
γ |
2 |
|
ω |
|
|
χmu |
|
|
Ω0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
> |
u |
(4 3) ln 3 | κ κ |
|−1, ω = ω+ |
, |
. |
(52.34) |
|
|
2 p(| κ1κ2 |
1 2 |
1 |
|
|
ωL |
|), |
ω = ω2+. |
|
|
При получении (52.33) и (52.34) вместо групповой скорости излучаемой в ондуляторе волны
Vg в общие формулы была подставлена скорость света c , а при вычислении частот излуче-
ния отброшены поправки ~ ωLb , что справедливо при ω+1,2 >> ω , ωLbγ −3
2 .
§ 53. СВЧ генераторы на основе периодических волноводов
Излучение пучка электронов прямолинейно и равномерно движущихся в системе, параметры которой (диэлектрическая проницаемость, радиус и т.п.) являются периодическими функциями пространственных координат, аналогично ондуляторному излучению осциллирующих электронов. Формальная разница заключается в том, что в периодической системе осциллируют не сами электроны, а их изображения (т.е. заряды и токи, наведенные в системе движущимися электронами). В качестве примера рассмотрим излучение прямолинейного пучка электронов в гофрированном волноводе. Так называется симметричный металлический волновод кругового сечения, радиус которого периодически зависит от продольной ко-
ординаты z . В простейшем случае эта зависимость имеет следующий вид: |
|
r(z) = R + h cos χz . |
(53.1) |
Глубину гофрировки h считаем малой, т.е. |
|
h R <<1 , |
(53.2) |
и ограничимся исследованием возбуждения пучком азимутально симметричных волновод263
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
ных волн E -типа. Поляризационный потенциал электромагнитного поля таких волн удовле-
творяют системе уравнений (см. (37.1)) |
|
|
|
∂ |
|
1 |
|
|
∂ |
|
|
|
|
∂ |
|
|
|
|
∂ |
2 |
|
1 |
|
∂ |
2 |
|
|
|
|
|
r |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
r |
|
+ |
|
|
|
2 |
− |
|
2 |
|
|
|
2 |
|
|
= −4πPb (r ) jb , |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂r |
|
∂z |
c |
|
∂t |
|
ψ |
|
|
∂t r ∂r |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(53.3) |
|
∂ |
|
|
|
|
|
∂ |
2 |
|
|
|
|
|
ω2 γ −3 |
|
∂E |
|
|
|
|
|
|
+ u |
|
|
j |
|
= |
|
z . |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂t |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂z |
|
b |
|
|
|
|
4π ∂t |
|
|
|
|
|
|
|
Компоненты электрического поля волны вычисляются по формулам |
|
|
|
|
|
|
∂ |
2 |
|
|
1 |
|
∂ |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂ ψ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
− |
|
|
2 |
|
|
|
2 |
|
|
Er = |
|
|
|
. |
(53.4) |
|
Ez = |
∂z |
|
c |
|
∂t |
ψ , |
|
∂r∂z |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
На металлической границе волновода r = r(z) |
обращается в ноль тангенциальная со- |
ставляющая электрического поля Eτ . Пусть α - угол между осью z и касательной к функ-
′ |
|
ции r(z) , тогда tgα = r (z) . Из простого геометрического построения следует, что на метал- |
лической стенке волновода Eτ = Ez cosα + Er sin α . |
Следовательно, граничное условие для |
уравнений (53.3) записывается следующим образом: |
|
(Ez + Er r′(z))r=r(z) = 0 . |
(53.5) |
С учетом (53.1) и (53.4), с точностью до квадратичных по малому параметру (53.2) членов, граничное условие (53.5) преобразуется к виду
|
|
|
∂ |
|
1 |
2 2 |
∂ |
2 |
|
∂ |
2 |
|
1 |
|
|
∂ |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 + (cos χz)h |
|
+ |
|
(cos χz) h |
|
|
|
|
|
|
− |
|
|
|
|
|
|
|
|
ψ − |
|
∂r |
2 |
∂r2 |
∂z2 |
c2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂t2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(53.6) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂ |
∂2ψ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
− hχ(sin χz) 1 |
+ (cos χz)h |
|
|
|
|
|
|
|
|
= 0 . |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
∂r |
∂r∂z r=R |
|
Дифференциальное уравнение (53.3) для функции ψ (t, z, r) имеет постоянные коэф-
фициенты. Но из-за периодического по z характера граничного условия (53.6) это уравнение эквивалентно дифференциальному уравнению с коэффициентами, являющимися периодическими функциями z . Из теории дифференциальных уравнений с периодическими коэффициентами следует, что для функции ψ (t, z, r) имеет место следующее представление:
+∞ |
|
ψ (t, z, r) = exp(−iωt + ikz) ∑φn (r) exp(inχz) . |
(53.7) |
n=−∞
Подставляя решение (53.7) в систему уравнений (53.3), исключая из нее плотность тока пуч-
ка jb и используя ортогональность функций exp(inχz) , получим бесконечное множество обыкновенных дифференциальных уравнений для функций φn (r)
1 d |
r |
dφ |
n |
|
2 |
|
|
2 |
P (r) |
ω2 |
γ −3 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
−κ |
|
φ |
|
= −κ |
|
|
φ |
|
, |
(53.8) |
r dr |
dr |
|
|
|
|
|
|
|
n |
|
n |
|
n b |
∆2n |
n |
|
|
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
где κn2 = (k + nχ)2 −ω2
c2 , ∆n = ω − ku − nχu , а n = 0, ±1, ± 2,... .
Уравнения (53.8) зацеплены между собой через граничное условие (53.6). При подстановке решения (53.7) в граничное условие (53.6) будем, используя неравенство (53.2),
учитывать зацепление только трех ближайших функций φn (r) : φn−1 (r) , φn (r) , φn+1 (r) . При этом будут учтены все члены вплоть до квадратичных по малому параметру h
R . В резуль-
тате несложных вычислений получаем из (53.6) и (53.7) следующую систему зацепляющихся граничных условий:
|
|
h |
2 |
|
h |
|
|
|
|
|
|
φn (r) + |
|
φn′′(r) + |
(Kn,n−1φn′−1 |
(r) + Kn,n+1φn′+1 |
(r)) |
= 0 , |
(53.9) |
|
4 |
2 |
|
|
|
|
|
r=R |
|
|
где Kn,m =[(k + nχ)(k + mχ) −ω2
c2 ]κn−2 .
Прежде чем приступить к анализу общей и довольно сложной краевой задачи (53.8), (53.9) сделаем некоторые замечания о собственных электромагнитных волнах вакуумного гофрированного волновода. Полагая ωLb2 = 0 и учитывая ограниченность поля при r = 0 , за-
пишем общее решение уравнений (53.8) в виде
φn (r) = An J0 (iκnr), n = 0, ±1, ± 2,... . (53.10)
Подставляя (53.10) в условия (53.9) получим следующую бесконечную систему однородных линейных алгебраических уравнений относительно постоянных An :
|
h |
[Kn,n−1J0′(iκn−1R)]An−1 |
|
h |
2 |
|
h |
[Kn,n+1J0′(iκn+1R)]An+1 = 0 . (53.11) |
|
+ J0 (iκnr) + |
|
J0′′(iκnr) An + |
|
2 |
4 |
2 |
|
|
|
|
|
Бесконечный определитель системы (53.11) – он называется определителем Хилла – является
дисперсионным уравнением Dh (ω, k) = 0 |
для спектров частот ω(k) |
собственных электро- |
магнитных волнах вакуумного гофрированного волновода. |
|
|
|
|
|
При h = 0 дисперсионное уравнение оказывается очевидно следующим: |
|
|
|
+∞ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Dh=0 (ω, k) ≡ Π J0 (iκn R) = 0 . |
|
|
|
|
|
|
|
(53.12) |
|
|
n=−∞ |
|
|
|
|
|
|
|
|
Уравнение (53.12) удовлетворятся если, |
например, J0 (iκ0 R) = 0 , т.е. |
ω2 = k 2c2 +ω2 , где |
ω2 |
= k 2 |
c2 . Поскольку при этом J |
0 |
(iκ |
n≠0 |
R) ≠ 0 , то из (53.11) имеем |
A |
|
= 0 , а |
A - произ- |
|
m |
|
|
|
n≠0 |
|
0 |
вольная постоянная. Таким образом из (53.10) и (53.11) при h = 0 следуют собственные частоты и собственные функции обычного вакуумного волновода кругового сечения.
При h ≠ 0 все коэффициенты An ≠ 0 , причем, если выполнено неравенство (53.2), то
A |
= O(h R)n A +... . |
(53.13) |
±n |
|
0 |
|
В частности A |
= O(h R) A . Поправки к собственным частотам оказываются ~ (h R)2 и при |
|
±1 |
0 |
|
|
|
|
265 |
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
h
R <<1 не играют принципиальной роли (кроме сравнительно узких зон волновых чисел k
около точек ±(χ 2), ± 2(χ 2) и т.д., о чем см замечание ниже). Поэтому при малой глубине гофрировки, поскольку | ω
k | > u , обычное черенковское излучение прямолинейного пучка в волноводе невозможно. Однако, из-за наличия в потенциале (53.7) пространственных гармоник с n ≠ 0 возможно резонансное взаимодействие пучка и поля при ω − ku − nχu ≈ 0 . В силу
(53.13) наиболее эффективным излучение будет в условиях резонанса (см. (51.8))
ω − ku m χu = 0,
ω2 − k 2c2 −ω2 = 0,
(53.14)
рассмотрением которого мы здесь и ограничимся (в первом уравнении (53.14) условимся в дальнейшем брать знак минус).
Заметим, что при достаточной глубине гофрировки, из-за резонансного взаимодейст-
вия пространственных гармоник с разными n , при k ≈ ±(χ 2), ± 2(χ 2),K происходит значи-
тельное замедление электромагнитных волн периодического волновода. В связи с чем появляется возможность обычного черенковского излучения. Соответствующие СВЧ излучатели, называемые карсинотронами, здесь не рассматриваются.
Записывая условие резонанса в виде ω − ku − χu ≈ 0 (см. (53.14)) и ограничиваясь уче-
том в (53.7) только трех гармоник с n = 0, ±1 , сведем краевую задачу (53.8), (53.9) к сле-
дующей:
1 d |
r |
dφ−1 |
|
2 |
|
|
|
|
|
|
1 d |
r |
dφ0 |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
−κ |
|
φ |
−1 |
= 0, |
|
|
|
|
|
|
|
− |
κ |
0 |
φ |
0 |
= 0, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
r dr |
|
dr |
|
−1 |
|
|
|
r dr |
|
|
dr |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 d |
r |
dφ1 |
−κ φ |
|
= −κ |
2 |
P (r) |
|
|
ω2 γ |
−3 |
|
|
φ , |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
r dr dr |
|
1 1 |
|
|
1 b |
|
(ω − ku − χu)2 |
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
h |
2 |
|
|
|
h |
|
|
|
|
|
h |
2 |
|
h |
|
(53.15) |
φ−1 (r) + |
|
|
|
|
φ−′′1 (r) + |
K−1,0φ0′ |
(r) |
= 0, φ1 |
(r) + |
|
φ′′1 (r) + |
K1,0φ0′(r) |
= 0, |
4 |
|
|
|
|
4 |
2 |
|
|
|
|
2 |
|
r=R |
|
|
|
|
r=R |
|
|
h |
2 |
|
|
|
h |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
φ0 (r) + |
|
φ0′′(r) + |
(K0,−1φ−′1 |
(r) + K0, 1φ′1 |
(r)) |
= 0. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
4 |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
r=R |
|
|
|
|
|
|
Задача (53.15) все еще слишком сложна. Поэтому ограничимся ее решением только в предельном случае электронного пучка малой плотности.
Если плотность пучка мала, то дисперсионное уравнение можно получить методом последовательных приближений. В нулевом приближении по плотности пучка (т.е. при
ωLb2 = 0 ) имеем решения (53.10). Подставляя их в граничные условия задачи (53.15), получа-
ем дисперсионное уравнение нулевого приближения (оно определяет частоты вакуумного гофрированного волновода):
2 2 ~ |
(53.16) |
Dh (ω, k) ≡ J0 (iκ−1R)J0 (iκ0 R)J0 (iκ 1R) +κ0 h D(ω, k) = 0 , |
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
где D~(ω, k) ~1 – функция, явный вид которой не имеет для нас значения. В следующем при-
ближении |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
φ−1 (r) = A−1J0 (iκ−1r), |
φ0 (r) = A0 J0 (iκ0r), |
φ1 (r) = A1[J0 (iκ 1r) + Φ(r)], |
(53.17) |
а функция Φ(r) |
удовлетворяет неоднородному уравнению |
|
|
1 d |
r |
dΦ |
−κ2Φ = −κ2 P (r) |
ω2 γ −3 |
|
J |
|
(iκ |
|
r) . |
(53.18) |
|
|
|
|
|
Lb |
|
|
|
|
r dr |
dr |
(ω − ku − χu)2 |
|
|
|
|
1 |
1 b |
|
0 |
|
1 |
|
|
Определяя ограниченное в нуле решение уравнения (53.18), получаем следующее выражение для собственной функции первого по плотности электронного пучка приближения:
|
|
|
~ |
|
|
|
|
|
|
|
φ1 (r) = A1J0 (iκ 1r)[1− Φ(r)], |
|
|
|
|
|
|
~ |
2 ωLb2 γ −3 |
r |
′ 2 |
′ |
−1 r′ |
′′ ′′ |
2 |
′′ ′′ ′ |
(53.19) |
Φ(r) = κ 1 ∆2 |
∫(r J0 |
(iκ 1r )) |
∫r Pb (r )J0 |
(iκ 1r )dr dr |
. |
|
1 |
0 |
|
|
|
0 |
|
|
|
|
Подставляя функцию (53.19) и первые две функции (53.17) в граничные условия зада-
чи (53.15) и исключая постоянные A0, ±1 , приходим к дисперсионному уравнению первого приближения
Dh (ω, k) + |
|
h2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
′ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
~ ′ |
|
= 0 . |
|
|
(53.20) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
4 |
|
K0,1K1,0 J0 (iκ 1R)J0 (iκ−1R)J0 |
(iκ0 R)Φ (R) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Отбрасывая в выражении (53.16) для Dh (ω, k) |
|
|
несущественные поправки, пропорциональные |
h2κ02 , запишем дисперсионное уравнение (53.20) в более простом виде |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
2 |
|
−3 |
|
|
|
|
|
2 |
|
2 |
|
2 |
|
|
|
2 |
|
2 |
|
|
|
|
|
2 |
|
|
2 |
k mс |
|
|
|
|
|
|
|
ωLbγ |
|
|
|
|
|
|
ω |
|
− k |
|
с |
|
− k mс |
|
= |
|
|
(hχ) |
|
|
Gbmω |
1 − |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
. |
(53.21) |
|
|
|
|
2 |
|
|
|
χ |
2 |
|
|
2 |
γ |
2 |
|
|
(ω − ku − χu) |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
u |
|
|
|
|
|
|
|
|
Здесь введено обозначение для геометрического фактора электронного пучка |
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
R |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ω |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Gbm = |
|
|
|
|
|
|
|
∫0 |
rPb (r)I0 |
(xR)dr |
, x = |
|
|
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(53.22) |
R2 I02 (xR) |
|
uγ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
а I0 (xr) - функция Инфельда. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Будем искать решение уравнения (53.21) в виде ω = ω0 +δω , |
k = k0 +δk , где ω0 , k0 - |
решение системы (53.14). В переменных δω и δk |
|
уравнение (53.21) записывается следую- |
щим образом: |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
1 |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
с |
2 |
|
|
2 |
|
|
−3 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
k m |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(δω −δkVg )(δω −δku) |
|
= |
|
|
|
(hχ) |
|
Gbm 1 − |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ω0ωLbγ |
|
. |
|
|
(53.22) |
|
4 |
|
|
|
|
χ |
2 |
|
2 |
γ |
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
u |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
где Vg = k0c2
ω0 - групповая скорость излучаемой волны. Легко видеть, что между уравнени-
ем (53.22) и дисперсионным уравнением (52.27) ондуляторного излучения имеется сходство - дисперсионное уравнение (53.22) описывает пучковую неустойчивость, обусловленную од-
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
ночастичным вынужденным излучением прямолинейного пучка электронов в гофрированном волноводе. Заметим, что в рамках теории возмущений по плотности пучка, использованной при получении уравнения (53.22), коллективный режим излучения описан быть не может.
Полагая в (53.22) δk = 0 , найдем максимальный инкремент неустойчивости, обусловленной одночастичным излучением в гофрированном волноводе (сравни с (52.29))
|
−1 + i |
|
3 |
|
1 |
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
2 |
|
2 |
|
|
2 |
−3 1 3 |
|
δω = |
|
|
(hχ) |
|
|
|
|
− |
k mс |
|
|
|
ωLbγ |
ω0 . |
(53.23) |
|
2 |
|
|
4 |
|
Gbm 1 |
χ |
2 |
2 |
γ |
2 |
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
u |
|
|
ω0 |
|
|
Учитывая теперь связь Imω = b |
|
3 2 и формулу (53.23), для общего параметра (45.13) имеем |
|
1 |
|
2 |
|
|
|
|
|
|
2 |
|
2 |
|
|
2 |
|
−3 |
1 3 |
|
|
|
|
b = |
(hχ) |
|
|
|
|
− |
k mс |
|
|
ωLbγ |
|
|
|
ω0 . |
|
(53.24) |
4 |
|
Gbm 1 |
χ |
2 |
2 |
γ |
2 |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
u |
|
|
ω0 |
|
|
|
|
|
|
|
Подставляя далее (53.24) в общие условия (48.16) и (49.6), получим стартовые условия начала генерации в излучателях на прямолинейных электронных пучках в слабо гофрированных резонаторах на попутной и встречной волнах, работающих в одночастичном режиме
|
1 |
|
|
|
k |
2 |
с |
2 |
|
ω |
2 |
γ |
−3 1 3 |
3 u2 | V |
g |
| (2 |
3) ln 3 | κ κ |
|−1, V |
g |
> 0, |
|
|
|
(hχ)2 G |
1 |
− |
m |
|
|
Lb |
|
> |
|
|
|
|
|
1 2 |
|
|
. |
(53.25) |
4 |
|
|
|
|
|
ω |
L |
|
|
|
|
|), |
V |
|
< 0. |
|
bm |
|
χ2u2γ 2 |
|
|
ω2 |
|
|
|
p(| κ κ |
2 |
g |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0 |
|
0 |
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
Возможен конечно и коллективный режим генерации в гофрированных системах. Однако рассмотрение его связано с громоздкими математическими выкладками и поэтому здесь не проводится.
§U 54. Мазеры на циклотронном резонансе
В постоянном однородном внешнем магнитном поле B0 электрон движется по закону
(см. (3.6) и (3.8))
rr |
(t) = ρ |
e |
sin Ω |
t er |
+ ρ |
e |
cos Ω |
t er |
+ ut er |
, |
|
e |
r& |
e |
x |
|
e |
y |
z |
|
(54.1) |
r |
|
|
|
|
|
r |
|
r |
r |
ve (t) = re (t) = u cos Ωet ex −u sin |
Ωet ey |
+ u ez , |
|
Здесь Ωe = ωe
γ , ωe = eB0
mc - электронная циклотронная частота, ρe = u
Ωe - ларморов-
ский радиус, γ = (1 − u2 c2 − u2 c2 )−1 2 - релятивистский фактор электрона, u и u - состав-
ляющие скорости поперек и вдоль магнитного поля, а erx , ery , erz - единичные орты декартовой системы координат (внешнее магнитное поле направлено вдоль оси Z ). Вычислим работу
W , совершаемую в единицу времени полем E ={Ex , Ey , 0} монохроматической поперечной циркулярно поляризованной электромагнитной волны
Ex + iEy = E0 exp[mi(ωt − kz)] |
(54.2) |
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
над электроном, движущимся по закону (54.1): |
|
|
|
W (t) = evr |
(t)E(t, rr) |
|
r r |
= eu |
|
E |
|
cos[(ω − ku m Ω |
|
)t]. |
(54.3) |
|
|
|
|
|
e |
|
|
r =re (t ) |
|
|
|
|
0 |
|
e |
|
|
|
|
t |
|
|
|
|
|
|
Среднее за интервал времени |
значение работы W определяется выражением (сравни с |
(51.4)) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 t |
|
|
|
|
sin ∆±t |
|
|
|
|
W = |
|
∫0 W (t′)dt′ = eu E0 |
|
|
|
, |
|
|
(54.4) |
t |
|
∆±t |
|
|
|
где ∆± = ω − ku m Ωe . При t → ∞ средняя работа (54.4) отлична от нуля только при выполне-
нии одного из резонансных условий ∆± = ω − ku m Ωe = 0 . Возникающее при этом излучение называется магнитно циклотронным. Соотношения (сравни с (51.7) и (51.8))
|
ω − ku m Ωe = 0, |
|
(54.5) |
|
D (ω, k) ≡ ω2 |
− k 2c2 |
−ω2 |
|
= 0 |
|
w |
|
|
|
определяют частоту магнитно циклотронного излучения электрона в волноводе. СВЧ приборы, основанные на магнитно циклотронном излучении, получили название мазеров на циклотронном резонансе – МЦР.
Движение электрона в магнитном поле, описываемое формулами (54.1), в отличие от (51.1) не является плоским. Поэтому теория магнитно циклотронного излучения оказывается более сложной, чем теория ондуляторного излучения, изложенная в § 52. Тем не менее при определенных условиях описание мазеров на циклотронном резонансе возможно в рамках моделей, рассмотренных в главе IX. Рассмотрим пучок электронов, движущихся по винтовым траекториям в однородном внешнем магнитном поле. Невозмущенную функцию рас-
пределения пучка по импульсам зададим в виде |
|
|
|
f |
|
(rr , p |
|
, p ) = |
P |
(rr |
) |
n0b |
δ( p |
|
− p |
|
)δ( p − p ) . |
(54.6) |
|
|
|
2πp 0 |
|
|
|
|
0b |
|
|
|| |
b |
|
|
|
|
|
0 |
|| |
||0 |
|
Здесь |
P (rr ) - функция, задающая поперечное к направлению магнитного поля распределе- |
|
b |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ние плотности электронов, |
p и p|| - поперечная и продольная составляющие импульса элек- |
трона, |
p 0 = mu γ , p||0 |
= muγ , а u и u - величины, входящие в (54.1). |
|
Электронный пучок с распределением (54.6) в электродинамике плазмы называют потоком моноэнергетических осцилляторов. Используем известное из электродинамики плазмы выражение для тензора диэлектрической проницаемости потока осцилляторов. Напомним, что тензор диэлектрической проницаемости полностью описывает электромагнитные свойства любой плазмаподобной среды в линейном приближении. В цилиндрической систе-
ме координат ( rr ={r, ϕ}, rr ={r, ϕ, z} ) тензор диэлектрической проницаемости потока ос-
цилляторов является оператором и определяется следующими формулами: 269
ε(+)
ε(−)
ε|(| +)
ε|(| −)
= − ωLb2 γ −1
2ω2
= − ωLb2 γ −1
2ω2
= ω2
ωLb ω
2 2
= ω2
ωLb ω
2 2
Александров А.Ф., Кузелев М.В. Физика электронных пучков
|
|
ω − ku |
|
+ |
1 u2 (k 2 −ω2 c2 ) |
|
|
|
ω − ku − Ω |
|
2 (ω − ku − Ω |
)2 |
, |
|
|
|
e |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
e |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ω − ku |
|
+ |
1 u2 (k 2 −ω2 c2 ) |
|
|
|
ω − ku + Ω |
|
2 (ω − ku + Ω |
)2 |
, |
|
|
|
e |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
e |
|
|
|
|
|
|
+ u 2 |
(ω − Ωe ) |
|
−ω |
|
u2 |
|
|
, |
u ωe |
|
|
c |
|
|
2 |
−1 |
|
|
2 |
|
2 |
|
2 |
2 |
|
2 |
|
− ku − Ωe |
ω |
|
(ω − ku − Ωe ) |
|
|
|
|
2 |
−1 |
|
|
2 |
|
2 |
|
2 |
2 |
|
2 |
|
u |
ωe |
+ u 2 |
(ω + Ωe ) |
|
−ω |
|
u2 |
c |
|
, |
− ku + Ωe |
ω |
|
(ω − ku + Ωe ) |
|
|
|
εb = ε(+) +ε(−) , |
|
gb = ε(+) −ε(−) , |
ε|b| = ε|(|+) −ε|(|−) , |
ε |
rr |
= ε |
ϕϕ |
|
=1 +εb P (r), |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
b |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ε |
rϕ |
= −ε |
ϕr |
= −igb P |
(r), |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
b |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ε |
|
= − |
|
|
|
|
ugb |
|
|
P (r) |
d |
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
dr |
|
|
|
|
|
|
|
ϕz |
|
|
|
ω − ku b |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ε |
|
= |
|
|
ugb |
|
1 d |
rP (r), |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ω − ku r dr |
|
|
|
|
|
zϕ |
|
|
|
|
|
b |
|
|
|
|
|
|
|
|
ε |
rz |
= −i |
|
γu |
|
gb P (r) |
d |
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ωe |
|
|
|
|
|
b |
|
|
|
dr |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ε |
zr |
= −i |
γu |
gb |
1 |
|
d |
rP (r), |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ωe |
|
|
|
|
|
r dr |
|
b |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ε |
|
=1 − |
|
ω2 |
γ −3 |
|
+εb |
|
1 d |
rP |
(r) |
d |
. |
zz |
|
|
|
Lb |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(ω − ku)2 |
|
|
|
|
|
dr |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
| | |
|
|
r dr b |
|
|
При помощи тензора диэлектрической проницаемости вычисляются компоненты вектора
r
индукции электрического поля D : например, Dϕ = εrr Er +εrϕ Eϕ +εrz Ez .
Полная система уравнений Максвелла для возмущений f (r) exp(−iωt + ikz + ilϕ) в
среде с тензором диэлектрической проницаемости (54.7в) имеет вид:
(1)i rl Ez −ikz Eϕ = i ωc Br ,
(2)ikz Er − dEdrz = i ωc Bϕ ,
(3) |
|
1 d |
|
(rE |
)−i |
l |
E |
|
= i |
ω B |
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
r dr |
r |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ϕ |
|
|
r |
|
c |
|
z |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(54.8) |
|
|
l |
|
|
|
|
|
|
|
ω ε |
|
|
|
|
|
ω |
|
|
|
ω |
|
|
|
(4) |
i |
B |
|
− ik |
B = −i |
|
E |
|
−i |
ε |
E |
−i |
ε |
|
E |
, |
|
|
|
|
c |
c |
|
|
|
r |
z |
|
z ϕ |
|
|
c |
rr |
|
r |
|
|
|
rϕ ϕ |
|
|
rz |
z |
|
(5)ikz Br − dBdrz = −i ωc εϕr Er −i ωc εϕϕ Eϕ − i ωc εϕz Ez ,
(6)1r drd (rBϕ )−i rl Br = −i ωc εzr Er − i ωc εzϕ Eϕ − i ωc εzz Ez .
Если система (54.8) решается в круглом волноводе с радиусом R , то должны использоваться