W波段宽带带状注行波管超短高频结构设计

郭铮，张长青，蔡军，冯进军; GUO Zheng; ZHANG Changqing; CAI Jun; FENG Jinjun

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郭铮 ^1,2
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张长青 ^1,2
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蔡军 ^1,2
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冯进军 ¹
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1. 中国电子科技集团公司，第十二研究所，北京 100015； 2. 中国电子科技集团公司，微波电真空器件国家重点实验室，北京 100015

中图分类号： TN752

最近更新：2025-05-07

DOI：10.11805/TKYDA2024147

摘要

基于超短H面耦合器和切断结构，将一个W波段周期会切磁场(PCM)聚焦的宽带带状注行波管的高频结构缩短了27.7 mm，使其在13 GHz带宽内(90~103 GHz)可以产生超过200 W的功率。并对超短切断结构中的注波互作用进行了研究。研究表明，在第一段慢波电路足够长时，超短切断结构可以缓解行波管切断处群聚电子的发散程度，从而大幅提升行波管的输出功率和带宽。因此，在设计大带宽行波管时，应当避免出现长切断结构、大输入信号电压和低电子枪电压。

关键词

带状注行波管; 切断结构; 耦合器; 注波互作用; W波段; 周期会切磁场

高分辨力雷达、电子对抗和高速率通信等先进应用需要大功率、紧凑和宽带的W波段放大器^[

1]，而带状注可以在电流密度一定的情况下显著增加工作电流，从而将真空电子器件的性能提升到更高水平^{[参考文献 2

百度学术}2-3]。除此之外，周期会切磁场(PCM)聚焦的带状注行波管由于不需要笨重的永磁体聚焦系统，因此还具有体积小，重量轻的优势^{[参考文献 4

百度学术}4]。这些特点都说明PCM聚焦的带状注行波管代表了未来W波段行波管的发展方向。但长期以来，PCM聚焦的带状注行波管的耦合器结构复杂且冗长^{[参考文献 4-9}4-9]。原因有以下两点，首先，带状注由于横向尺寸大，因此无法自然地完成微波和电子注的分离^{[参考文献 8

百度学术}8]，在耦合器的电子注通道一端需要增加带阻滤波器来隔离微波。其次，在输入/输出微波时，输入/输出端口和慢波结构之间需要一段渐变结构和一系列微波元件(如双脊波导^{[参考文献 5

百度学术}5]、级联波导^{[参考文献 8

百度学术}8]、圆形脊和孔^{[参考文献 2

百度学术}2]等)来进行阻抗变换，从而保证微波以较低的反射输入和输出。这些额外的需求使PCM聚焦的带状注行波管的耦合器长度超过3λ^{[参考文献 8

百度学术}8]。考虑到电路切断的需要，冗长的耦合器将在行波管高频结构中重复出现4次，这意味着高频结构约三分之一的长度被耦合器和切断结构占据，这无疑将会增加电路损耗，并对注波互作用产生不利影响，更重要的是这会进一步降低本就不高的带状注的流通率^{[参考文献 10

百度学术}10]。

为了缓解上述不利影响，本文基于新型超短耦合器对一款W波段PCM聚焦的带状注行波管的互作用电路进行了改进，在大幅提高了其输出功率与工作带宽的同时将电路长度缩短了27.7 mm，显著提升了流通率。对超短切断结构对注波互作用的影响进行了研究，给出了设计宽带行波管的建议。

1 互作用电路设计

图1给出了设计的超短行波管高频结构电路图，包括超短的H面耦合器、超短的切断结构以及交错双栅慢波结构，设计过程涉及了3个重要方面。

图1 超短的行波管高频结构电路图

Fig.1 Circuit diagram of ultrashort high frequency structure of TWT

1.1 慢波结构

图2(a)给出了交错双栅慢波结构的CST模型图，为了获得足够的流通率，电子注通道高度确定为0.3 mm，电子注通道与电子注横截面的对比图如图2(b)所示。

图2 交错双栅慢波结构示意图和电子注通道与带状注横截面对比图

Fig.2 Schematic diagram of staggered double-vane slow wave structure and comparison of beam tunnel and sheet-beam cross section

图3(a)展示了慢波结构的色散特性。其通带超过40 GHz，但由于该慢波结构的耦合阻抗本来就很低且随频率的提高快速减小，因此为了增加互作用阻抗和互作用效率，本文将工作点设计在接近下截止频率附近。耦合阻抗K_c如图3(b)所示，90 GHz时的耦合阻抗约为6 Ω，这保证了行波管的输出功率。

图3 慢波结构的色散曲线和耦合阻抗曲线

Fig.3 Dispersion curves and coupling impedance curve of SWS

1.2 耦合器和切断结构

图4给出了超短耦合器的CST模型图，该耦合器由于不需要渐变结构和单独的滤波器，因此长度从超过3λ缩短到0.75λ^[

10]，并在90~103 GHz范围内输入输出反射小于-15 dB。更短的长度也带来了更小的损耗，在90 GHz，50个周期电路的损耗从-3 dB降低到-2.5 dB(图5)，在太赫兹频段这一现象会将更加明显。

图4 超短的H面耦合器

Fig.4 Ultrashort H-plane coupler

图5 使用超短耦合器电路的损耗曲线

Fig.5 Loss curves of circuit using ultrashort H-plane coupler

基于超短的耦合器，本文设计了一个新型的超短切断结构，如图6所示。由于耦合器是一个近似的三角形，因此可以将切断处的两个耦合器交错排列，从而将切断结构的长度从最小16.9 mm减小到史无前例的2.99 mm，这提供了更大的设计空间。

图6 切断结构示意图

Fig.6 Schematic diagram of cut-off structure

1.3 Particle-In-Cell(PIC)仿真

本文利用PIC仿真对电路的放大性能进行了评估。仿真参数如表1所示。为了扩大工作带宽，根据高频点(100 GHz)的输出功率调整了电路的周期数量，最终第一段电路的周期数量确定为30个，第二段电路的周期数量确定为40个。

表1 PIC仿真参数

Table1 PIC simulation parameters

voltage/kV	current/mA	conductivity/(S/m)
24.5	150	3.4×10⁷

为了进一步提升输出功率和带宽，在电路末端增加了10个周期的相速跳变电路。由于该电路在100 GHz处输出功率最小，根据100 GHz处输出功率的增强效果，相速跳变电路的单周期长度被确定为1.105 mm。

为研究切断长度对行波管输出功率的影响，图7给出了在输入信号功率恒为0.45 W时，电路在102 GHz时的输出功率与切断长度的关系，并与使用传统长切断结构的行波管电路进行了对照。可见，随着行波管切断长度的减小，行波管的输出功率快速提高，从16.9 mm时的128 W提升到了2.99 mm时的213 W。可见，在第一段电路足够长时，超短的切断结构设计大幅提高了行波管的输出功率。

图7 行波管在102 GHz处的输出功率随切断长度的变化曲线图

Fig.7 The output power of TWT varies with the cut-off length at 102 GHz

图8给出了本文设计的W波段宽带行波管的输出功率、增益和电子效率曲线图，并与使用传统长耦合器的电路进行了对比。在周期数量相同的情况下，改进后的互作用电路的长度从128.7 mm缩短到101 mm，在90~103 GHz 的频率范围内可以产生超过200 W的输出功率，200 W带宽从6 GHz扩大到13 GHz，最大功率从225W提升到253 W，最高增益从27.5 dB提升到31 dB，最大电子效率从6.09%提升至6.87%。

图8 行波管的输出功率曲线、增益曲线和电子效率曲线

Fig.8 Output power curves, gain curves and electronic efficiency curves of TWT

2 注波互作用分析

图9给出了在输入信号为102 GHz时，分别使用短耦合器和长耦合器的电路的电子群聚状态图。可见，在切断结构较短时，群聚电子在切断处的发散会减弱，从而可以在第二段电路中快速地交出能量，这是提升行波管输出功率和带宽的关键。可利用单电子理论^[

11]对此现象进行解释。

图9 分别使用长耦合器和短耦合器的互作用电路在切断结构处的电子能量分布图

Fig.9 Electron energy distribution at the cut-off structure of the interacting circuit using a long coupler and a short coupler respectively

图10(a)给出了理论分析图，首先，电子注在进入第一段电路时，电子在传输方向上均匀分布在加速区和减速区。随后，它们在电场调制下向中间聚集。

图10 电子速度被电场调制的分析图

Fig.10 Analysis diagram of electron velocity modulated by electric field

设电子在进入切断结构时的时间为t₁，电子枪的电压为 $U_{0}$ ，输入信号的电压为 $U_{1}$ 。以 $z \in (z_{0}, z_{1})$ 的电子为例，根据能量守恒原理，电子在 $t = t_{1}$ 时的动能为：

\frac{1}{2} m v^{2} = e U_{0} - e \int_{z}^{z_{0}} U_{1} s i n z d z

(1)

解得

v = v_{0} {(1 - \frac{U_{1}}{U_{0}} \int_{z}^{z_{0}} s i n z d z)}^{2} = v_{0} {[1 - \frac{U_{1}}{U_{0}} (1 - c o s z)]}^{2} = v_{0} \{1 + \frac{1}{2} \times \frac{U_{1}}{U_{0}} (c o s z - 1) - \frac{1}{8} {[\frac{U_{1}}{U_{0}} (1 - c o s z)]}^{2} + \dots\}

(2)

式中 $v_{0}$ 是电子的出射速度。由于小信号假设， $\frac{U_{1}}{U_{0}} ≪ 1$ ，故

v \approx v_{0} (1 + \frac{1}{2} \times \frac{U_{1}}{U_{0}} (c o s z - 1))

(3)

由式(3)可知，处于不同空间位置的电子在到达群聚点后虽然完成了空间上的群聚，但是它们的速度是不同的。设切断结构长度为 $l$ ，电子在 $t = t_{2}$ 时到达第二段慢波结构，由于切断结构中没有纵向电场，电子将作漂移运动，即

t_{2} = t_{1} + \frac{l}{v (z)} = t_{1} + \frac{l}{v_{0} {[1 + \frac{U_{1}}{U_{0}} (c o s z - 1)]}^{\frac{1}{2}}} \approx t_{1} + \frac{l}{v_{0}} [1 - \frac{1}{2} \times \frac{U_{1}}{U_{0}} (c o s z - 1)]

(4)

可见 $t_{2}$ 只是关于 $z$ 的函数，即

t_{2} (z) = t_{1} + \frac{l}{v_{0}} - \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}} (c o s z - 1) = t_{1} + \frac{l}{v_{0}} + \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}} - \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}} c o s z = k_{1} c o s z + C_{1}

(5)

式中： $k_{1} = - \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}}$ ； $C_{1} = t_{1} + \frac{l}{v_{0}} + \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}}$ 。同理可以推导出 $z \in (2 z_{0} - z_{1}, z_{0})$ 中电子通过切断结构的时间表达式，进行整理，得

t_{2} (z) = \{\begin{matrix} k_{2} c o s z + C_{2}, z \in (2 z_{0} - z_{1}, z_{0}) \\ k_{1} c o s z + C_{1}, z \in (z_{0}, z_{1}) \end{matrix}

(6)

式中： $k_{2} = \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}}$ ； $C_{2} = t_{1} + \frac{l}{v_{0}} - \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}}$ 。

式(6)的函数图像如图10(b)所示。可见已经群聚的一个电子团在经过切断结构后将不再呈现群聚状态，而是在轴向上呈现分段余弦函数的分布。 $k$ 代表了电子以时间为标准的发散程度，从 $k$ 的表达式中可知发散程度和切断结构长度 $l$ 成正比。假设电子的发散程度不大，则电子在进入第二段之后进行二次群聚的过程是一个匀加速直线运动，那么其所需的时间 $t$ 将与 $l$ 成正比。同时 $k$ 与输入信号的电压 $U_{1}$ 成正比，也就是说输入信号越大，在经过切断结构后电子的发散程度也将越大。另外，将k展开，得

k = \pm \frac{l U_{1}}{2 v_{0} U_{0}} = \pm \frac{m l U_{1}}{2 \sqrt[]{2} {U_{0}}^{\frac{3}{2}}}

(7)

这表明 $k$ 与电子枪电压 $U_{0}$ 的3/2次方呈反比，说明工作电压越低的行波管这种发散现象越明显。

综上所述，在第一段慢波电路足够长的情况下，越是工作电压低，输入信号大，切断结构长的行波管，这种发散现象越显著，在其他因素相同的情况下，其带宽、输出功率和电子效率也将更小。

图11给出了切断结构附近电子速度分布图，可以看到在电子进入切断结构之前，其速度离散情况非常明显，当通过切断结构之后，原本已经完成群聚的电子重新发散，不同电子团的电子互相交融，这与本文的推导相吻合。

图11 切断结构附近电子的速度分布图

Fig.11 Velocity distribution of electrons near the cut-off structure

由于较高的频段的耦合阻抗远小于低频段，因此对于已经发散的电子，行波管在高频点工作时需要更长的电路来完成电子注的二次群聚，见图12，这是高频段输出功率提升更加明显的原因。

图12 输入信号分别为90 GHz和102 GHz时切断结构处的电子群聚状态图

Fig.12 Electron bunching state diagram at the cut-off structure when the input signals are 90 GHz and 102 GHz respectively

3 结论

本文设计了一个W波段PCM聚焦的宽带带状注行波管的高频结构，其在电压为24.5 kV，电流150 mA工作时，在90~103 GHz频率范围内可以产生超过200 W的输出功率。该行波管高频结构在长度上具有显著优势，这将有力提升带状注的流通率并降低损耗。单电子理论推导表明，在第一段慢波结构足够长时，超短切断结构的设计可以大幅提升行波管的输出功率和带宽。

参考文献

蔡军,冯进军. 太赫兹行波管及其通信应用进展[J]. 真空电子技术, 2021(3):10-18,40. [百度学术]

CAI Jun,FENG Jinjun. THz TWT and its application progress in communication[J]. Vacuum Electronics, 2021(3):10-18,40. DOI:10.16540/j.cnki.cn11-2485/tn.2021.03.02. [百度学术]

PERSHING D E,NGUYEN K T,ABE D K,et al. Demonstration of a wideband 10 kW Ka-band sheet beam TWT amplifier[J]. IEEE Transactions on Electron Devices, 2014,61(6):1637-1642. DOI:10.1109/TED.2014.2304473. [百度学术]

ZHANG Changqing,PAN Pan,CAI Jun,et al. Demonstration of a PCM-focused sheet beam TWT amplifier at G-band[J]. IEEE Transactions on Electron Devices, 2023,70(6):2798-2803. doi:10.1109/TED.2022.3233291. [百度学术]

LAI Jianqiang,GONG Yubin,XU Xiong,et al. W-band 1 kW staggered double-vane Traveling-Wave Tube[J]. IEEE Transactions on Electron Devices, 2012,59(2):496-503. doi:10.1109/TED.2011.2174458. [百度学术]

ZHENG Yuan,WANG Jianxun,LUO Yong. Extremely broad bandwidth input/output coupling structure design for a Q-band sheet-beam Traveling-Wave Tube[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2014,42(10):3339-3343. doi:10.1109/TPS. 2014.2356468. [百度学术]

YANG Liya,WANG Jianxun,SHU Guoxiang,et al. Design and measurement of a Nonlinear-Curve directional coupler for sheet beam traveling wave tube[J]. IEEE Transactions on Electron Devices, 2016,63(9):3733-3739. doi:10.1109/TED.2016.2593663. [百度学术]

WANG Jianxun,LIU Guo,SHU Guoxiang,et al. Design and microwave measurement of a broadband compact power coupler for sheet beam traveling wave tubes[J]. IEEE Transactions on Electron Devices, 2016,63(2):814-818. [百度学术]

SHU Guoxiang,LIAO Jiacai,HE Jingcong,et al. Demonstration of a wideband and compact input-output coupling structure for subterahertz sheet-beam traveling wave amplifiers[J]. IEEE Transactions on Terahertz Science and Technology, 2022,12(4): 401-408. doi:10.1109/TTHZ.2022.3168606. [百度学术]

GUO Zheng,ZHANG Changqing,CAI Jun,et al. Design of an ultrashort H-plane coupler without transition structure for sheet beam Traveling-Wave Tube amplifier at W-band[J]. Electronics Letters, 2023,59(18):12945. doi:10.1049/ell2.12945. [百度学术]

刘盛纲. 微波电子学导论[M]. 北京:国防工业出版社, 1985. [百度学术]

LIU Shenggang. Introduction to microwave electronics[M]. Beijing:National Defense University Press, 1985. [百度学术]