UNIVERZITA JANA EVANGELISTY PURKYNĚ fakulta přírodovědecká MIKROVLNNÉ PRAKTIKUM Antonín TÁLSKÝ BRNO 1984 Univerzita J.E. PurkynS v Brno Přírodovědecká fakulta MXKROVUWÉ PRAKTIKUM Antonín Tálský B r n o 1984 V učebním plánu studentů specializace fyzikální elektronika je obsažena přednáška pro 4. ročník s názvem "Vysokofrekvenční elektronika". Na přednáaku navazuje speciální praktikum, pro něž jsou určena skripta "Mikrovlnné praktikum*. Skripta obsahuji teoretický popis a praktický návod pro 12 měříoioh úloh, která jsou voleny tak, aby se studenti seznámili s činností speciálních vakuových elektronek i polovodičových'diod, používaných pro ge-neraoi, zesíleni a násobeni frekvence v mikrovlnném pásmu, prohloubili si znalosti o těchto elektronkách, získané v přednášce, a naučili se využívat jejich charakteristických vlastností v různých aplikacích mikrovlnné i měřicí techniky. i V každé úloze je zadán konkrétní měřící úkol a uvedena doplnková studijní literatura. 1. TäÍDY KMIT&tf KĽ-FLUCNÍIÍO KLTSTRONU 1.1. Úvod Reflexní klystron slouží jsko generátor mikrovln malého výkonu. Používá bq jako taístní oscilátor v přijímacích, zdroj elektromagnetických vln v mikrovlnných meřících aparaturách, přístrojích pro studiu* elektronová pan:'magnetická resonance a pod. Jeho činnost je xaloŽoifc* na rychlostní modulaci elektronového paprskuj Sohára reflexního klystroau jo na obr. 1. Obr. 1. Schéma reflexního klystronn Elektronový paprsek vystupuje 2 katody, Jo urychlen potencidlen Uq a proeháaí raeai mřížkami ex a «2f k nimi je připojen dutinový renenáter. Střídavá napětí vysoká frekvenoe U^ln co t^ nesl mřížkami spôsobí rychlostní modulaci elektronového paprsku. Elektrony vystupují ■ mřížky «2 s ryoh-los tmi v ( 0o + Ux sin o> tx) , 1,1 kdo o a m je náboj a hmotnost elektronu, Ux jo amplituda vyeokofrekTenôního napatí mezi mřížkami a t^ jo okamžik vstupu elektronu mesi mřížky. Protože U- <$C U » 1»9 P«»* přibližné pro rychlost vystupujíoiho elektronu v s v ( 1 +/á mŠMUJt.) lt2 o Zde koefioient /á* sahnmja vlir průletové doby elektronů mezi mřížkami a nazývá se koeficient vazby e Lektrónováno paprsku s resoaátorem, je vždy /5 <ľ 1- V závislosti na okamžiku vstupu elektronu de rezonátoru t^ Je tedy přírůstek rychlosti Jednotlivých elektronů kladný nebe sáporný. Takto rychlostně modulovaný elektronový paprsek vstupuje do bradného elektrického pele mezi mřížkou s2 R reflektore* R. Za předpokladu, že elektrické po* le zde Je konstantní a homogenní, pohybuji se elektrony ve směru k reflektoru pohybem rovnoměrně zpožděným a po úplném zabrzděni se pecnem vracet I ——-- — k mřížkám. Průletová doba elektronu brzdným polem závisí na Jeho rychlosti a Je dána výrazem r - —- • r . i,3 kde X Je vzdálenost mezi refloktovém a mřížkou ez a u0 J° uryohlujloi napět! a Ur Je reflektrorové napětí. Průletová doba elektronů urychlených vysokofrekvenčním polom Je dslěi než průletová doba elektronů zbrzděných. V brzdnom poli doohází proto k přeměně rychlostní modulaoe na hustotní medulaol elektronového paprsku, vznikají shluky e-oktronů, která se vracejí zpět do prostoru mřížek. Prochází-11 tyto shluky mezi mřížkami v okamžiku, kdy vysokofrekvenční napětí mezi mřížkami jejich pohyb brzdí, dodávají elektrony energii vysokofrekvenčnímu poli v resonátoru a klystron kmitá. Proces přeměny rychlostní modulaoe na hustotní lze znázornit Apple-gatéovým diagramem obr. 2. Ha obraze Je znázorněna časová závislost vzdálenosti elektronu od druhé mřížky směrem k reflektoru, Vzhledem k rovnoměrně zpožděnému pohybu Jsou dráhy elektronu parabolické. Pro vhodně zvolená napětí U0 a Ur může nastat případ zobrazený na grafu, kdy shluky se vracejí do rezonátoru v optimální fázi vysokofrekvenčního napětí a předávají energii. Pro průletovou dobu středních elektronů, tj. elektronů neurychlených vysokofrekvenčním polem musí pak platit < a + -j- ) T , . l,k kde n je přirozené číslo a značí třídu kmitání a T Je perioda vf pole. Ha obr. 2 je n a 0. KLyatrony v Sak obyčejně pracují ve vyěěioh třídách. Obr. 2. Shlukováni elektronů v brzdném poli Pro proud hustotně modulovaného elektronového paprsku procházejioího od reflektoru mří žitami re sonát oru naladeného na frekvenci Ui lze odvodit vztah ío i (t) = j- I 1-r ooa oj tx] kde r je shlukováoí parametr. Tento průběh proudu obsahuje mnoho vyšších harmoniokýoh složek. Základni harmonická složka e frekvencí CO indukuje v rezonátoru proudy, z nichž lze vypočítat i výkon dodávaný elektronovým paprskem vf poli v rezonátoru. P. " " Jo Uo m *fl- * Ä" ^o * V í 1'6 •o " "l zde J^ír) je Oesselova funkoe prvního druhu prvního řádu argumentu r, 9Q je průletový úhel elektronů brzdným polem a «L je průletový úhel mezi mřížkami, XQ a U0 je katodový proud elektronového paprsku a urychlujíoi napětí. Dodávaný výkon má mmimw pro sin (dQ + «x) ■ «1. Odtud dostáváme pro optimálni průletovou dobu a optimální průletový úhel vztah - 6 - 1.2 Krivky rozmĺsténí tŕid Pnlletová doba T od stredu mŕížek a g2 do brzdného polo a zpfit Je dána aouätem prúletovó doby neži mŕĺžkami a praletove doby brzdným po- 1 lem T- 2 » £_ d - • vo + — 1.8 • ' (Wo - Ur> o Zde vQ Je rychlost středních elektronů vQ f4 o Po úpravě dostávame 7" ■ II-° - (4 £ P° + d) X,9 2 e U U - U o or Aby klystron kmital s maximálním výkonemt musí platit, Se T (n + —*-) . T m II—E- . ( 4 f JÍ2- + d ) 1(10 Průletová doba Je závislá oa napětí UQ a U^. Pro každou třídu kmitání n bude existovat množina dvojic Uo a TJr takových, pro něž bude splněna rovni o e 1.10. Závislost U s f {U ) pro ©„ m konstanta daná rovnici 1.10 oka- r o* n rakterlzuje rozmístění n—té třídy kmitání reflexního klystrónu. Úpravou rovnioe 1.10 dostáváme Ur m Uq (1 - ■ ■■ - &—■ ' — ■ "-"- ) 1-11 T(n* . U^S2o- - d Naměříme-11 závislost Ur m f(u0) Pro n, dostáváme »íí křivek, z nichž lze určit hodnotu n příslušnou Jednotlivým křivkám. Určeni hodnoty n provádíme grafickou metodou. Protneme síí křivek Ur = f(Il0)naiConst. Dřimkou J<*o*»oí počátkem Ur u k U0 pro sousední průsečíky pak platí V. 4 Í i- =. k 1 - 1E Ur T(n + —2- ) ^2o Uop - d s 1 ^ 1 . 1,12 T V „ Odtud L. ITo n+1 - J_ n a f o n í o n r 1.13 o n+1 Zde Uon a Uon+1 Jsou hodnoty urychlujío£ho napětí odečtená v průsečících přímky a krivkami rozmístění n-té a n+1 třídy. Jak ja znázorněno na obr. 3. "r í V} = kUr UníVj Obr. 3 Rozmístění tříd kmitaní reflexního klystrónu Stanoveni tříd kmitání můžeme taká prováet za sítě přímek Y a k(X) ♦ q, _Uo kde Y a X U - U tJprarou rovni o e 1,10 totiž dostáváme U - U o r 3 n + y 4 l £ 1,14 Zvolíme.11 v síti těchto přímek libovolnou přímku Y a konst. , pak pro sousední průsečíky s přímkami Y a k(X) + mi. t platí opět vztah Ředěním táto rovnice dostáváme pro třídu n opět vztah 1,13* - 8 - Studium tříd kmitáni lze též provést osoilografloky. Přivedeme-ll na reflektor pilové napětí z oaoilografu, lze dosáhnout vhodnou volbou amplitudy pilového napětí toho, že výsledné reflektorové napětí se mění v oblasti několika tříd. Při konstantním urychlujícím napět! a olea m žitých hodnotách takovýchf že Je splněna rovnice 1,10, klystron kmitá. Přivedeme-li signál z diodové hlavice na osoilograf, objev! se v misteoh, odpovídajících hodnotám Q výchylka, úměrná výkonu klystronu v- dané třídě. 1.3 Měření XI; 3troa 27SR5I, pracující v 3 oa pásmu, zapojíme podle Obr. k* Obr. 4. Schéma zapojení pro měření třid kmitání 1,2 - stabilizovaný zdroj ss napětí Ur a U^, 3 - osoilograf, k - vlnovod, 5 - útlumový člen, 6 - vyvažovači člen pro vlno-něr, 7 - držák diody, 8 - vlnoměr, 9 - indikátor. Měření rozmístěni tříd provádíme tak, Žě pro pevnou hodnotu UQ odečteme všechny hodnoty D , odpovídající maximálnímu výkonu klystronu. (MastavuJeme vždy střed třídy kmitáni i) Uryohlujíoí napětí měníme po 10 V v intervalu 150 T až 300 V. Naměřené hodnoty sestavíme do tabulky a sestrojíme siř charakteristik Ur a f (VQ) a Y st F(X). Z obou grafů stanovíme Jednotlivé třídy kmitání n. Výpočet provádíme ze vSeoh průsečíků pro 3 libovolně zvolená pomocná přímky. Třídy kmitání vyznačíme v grafech. Osoilografickó studium provádíme tak, že mezi reflektor a katodu přivedeme JeStě modulační pilové napětí z osoilografu. Napětí z detektoru přivedeme na vertikální zesilovač osoilografn. Na obrazovce se objeví výkonové křivky Jednotlivých tříd kmitání. Měňte postupně amplitudu pilového na. - 9 - pěti přiváděného na reflektor, pak UQ a a vysvětlete odpovídá J loi změny obrazu. Modulační citlivost můžeme stanovit tak, že stanovíme vlnomě-rem rozdíl frekvenol mezi dvěma body A a B, vis Obr. 5., stejně vzdálenými od středu třídy a příslušnou změnu reflektorového napětí určíme při posunuti křivky o vzdálenost bodů A a B voltmetrem, zapojeným mezi reflektor a katodu. Obr. 5. Osoilografioké stanovení modulační citlivosti Modulační citlivost určíme podle vztahu So = Af AU 1,15 l.k tikol t 1) Stanovte charakteristiky rozmístění tříd kmitání reflexního klystronu 27SR51. Z těchto křivek a z přímek Y st P(X) určete jednotlivá třídy. 2) Proveáte oaoilografloká studium tříd kmitání a stanovte modulační citlivost S . o Literatura t 1 Gaponov V. I. i Elektronika II. , Moskva 1960 2 Bartoš t SI.O. l6t 6-12 (.1955) I SI.O. 17, 6.2. (1956) - 10 - Z. MODULAČNÍ CHARAKTERISTIKA REFLEXNÍHO KLYSTRONU 2.1 Úvod Reflexní klystron může bodl t vysokofrekvenční výkon v různých tři-dáoh kmitáni. Jednotlivá třidy Jsou charakterizovány velikosti průletového úhlu ve shlukovaoím prostoru 9- Průletový úhel měříme od středu mřížek k reflektroru a zpět do středu mřížek. Nějvětši výkon v daná třída n dává klystron pro optimální průletový úhel pro neJi platí 2 T { n + 0» 1, 2.1 MônÍBie-li průletový úhel v mezíoh Jedná třídy, mění se výkon buzených oscilaci i Jejich frekvence. Tento fakt lze objasnit vlivem elektronového paprsku na vlastnosti praoovnlho rezonátoru. Náhradní schéma reflexního klystronu lze uvažovat ve tvaru, uvedeném na Obr. 6. I 3R Obr. 6 . Náhradní schéma pracovního rezonátoru klystronu s elektronovým paprskem a zátěží. ♦ Zde Tas + ib Je celková vodivost elektronové zátěže rezonátoru, e e e * SB Její reálná část b Její imaginární část o gz Je vodivost ztrát rezonátoru eR 30 vodivost zátěže . Elektronový paprsek tedy ovlivňuje Jak ztráty energie v rezonátoru, tak i Jeho rezonanční frekvenci. Pro složky vodivosti elektronové zátěže ft? a b lze odvodit vztahy 2 fi I0 \ (r J . • «e a - v OO*A0 - 11 - 2 ô I Jfm (r) be = -Ä—•*- sin-ú@ 2,2 Ul lede /3 Je koeficient vazby elektronového paprsku s rezonátorem Io proud elektronového paprsku J^(r) Besselova funkce prvního řádu argumentu r r shlukováoí parametr A S změna průletového úhlu vzhledem k optimálnímu průletovému úhlu V rezonanci musí být celková vodivost mezi body A a B nulová, tedy reálná 1 imaginární část této vodivosti musí být rovny nule. Celková vodivost Je dána součtem vodivosti elektronového paprsku Y a vodivosti f tvořené paralelním zapojením prvků C, 1«, gLa gR Pro okolí rezonance lze psát Y • *z* «r ♦ * <^oQ » M* Hf UC Celková vodivost tedy bude T+Y.ck + cá*e„ + i< OJ.G + b#) ztk Po dosazení a oddělení reálné a Imaginární části dostáváme z rezonanční podmínky žáít! ^C + -° V ai*A0 m O 1 2,5 2 /? X J. (r) . g + g - *r oosA& ■ O Z R U, 1 Podelíne-li prvmí rovnici rovnioi druhou, --- m _ tgňS) 2,6 sz * *R Výraz VC-C— 3 o je kvalita zatíženého rezonátoru. Pro změnu rezonanční frekvence, způsobenou elektronovým paprskem, tedy dostáváme m tg^ 2.7 R - 12 - Změna frekvence kmite, generovaných klyatronem v o okna ti Jedné třídy kmitání je určována změnou průletového úhlu 4 6 vzhledem k optimálnímu průletovému uhlu «Q . 2,8 Pro průletovou dobu elektronu od středu mřížek k reflektoru a zpět platí r- \|—<»*' \ +«> ! 2- «0 Do- *r Průletový úhel je dán vztahem 6 ■ utT Pro změnu průletového úhlu při změně reflektorového napětí a e = o - o n 4e - w |P- ( i> | —ľa— «. d _ k/--i— - d ) a dále po úpravě A9 a J—S— 0» i» J U 2eUc ° (U^) (uo- Ur) 2,10 V případě, že průletový uhel je optimální BQ, odpovídá mu optimem reflektorové napětí O__a s použitím vztahu 1,1 můžeme psát rn U - U co » I P0 2?{n + -*-) - ©t Zde 0- je průletový úhel mezi mřížkami a T * o Po dosazeni do 2,10 dostáváme 2T (n + -4-) - á% s 4Ur -2-*— • **• 4Ur - Um * Ur 2,17 U - U ♦ áU o rn r Elektronická přeladitelnoet reflexního klystronu Je tedy dána vztahes £ÄL a - —*- t« L U -Í_<» ♦ -JM - * I W 2 QR T' U0 - t ^ J 2,1 který získáme po dosazeni 2,11 do 2,7. - 13 se nazývá modualční charakteristika reflexního Závislost klystronu. Strmost modulační charakteristiky ve středu třídy keltání se nazývá modulační citlivost. Derivací vztahu 2,12 dostáváme pro U = 0 S = - 2 Q H U - U 2,13 m Kromě velká modulační oltlivosti vyžadujeme někdy i velkou Šířku elektronického ladění, t j. změnu frekvence klystronu, způsobenou eloktroniokým laděním, pro pokles výkonu na poloviční hodnotu vzhledem k výkonu ve str*, du třídy. 2.2 Měření modulační charakteristiky Pro měřeni modulační charakteristiky zapojíme klystron podle Obr. 7. Obr. 7- 6.3V Zapojení pro mčŕení modulační charakteristiky 1 - stabilizovaný zdroj pro klystron, 2 - zatéžovaoí odpor rezonátoru, 3 — vyvazovaoí člen pro vlnomer, 4 - hybridní vlnomer, 5 - koaxiálni átlumový člen, 6 - laditelný držák termistoru, 7 — termlstorový most. Měření provádíme v pásmu S ( TV. = 10 om ) s klystronem 20SR53. Tento klystron má vněJ5i rezonanční dutinu. Přelaďování dutiny se provádí pomoci několika ladicích šroubů. Místo jednoho ladícího Šroubu je zavedena do rezonanční dutiny vazební smyčka zakončená zatěžovaolm odporem. Otáčením vazební smyčky je možné měnit kvalitu Qfi pracovní rezonanční dutiny klystronu a tím i modulační strmost. Při vkládání klystronu do rezonanční dutiny je nutné dbát na přesné umístění vývodů mřížek, jinak při dotažení Šroubů může dojít ke zničení klystronu. Urychlující napětí U0 zůstává při měření charakteristik konstantní, měníme pouze reflektorové napětí v rozmezí 50 - 200 T a měříme - IV- Je přesně přídavným voltmetrem. Měření modulační charakteristiky provádíme tak, že postupně zvyšujeme reflektorové napětí a odečítáme současně výkon klystronu a frekvenci buzených kmitů v rozmezí jedné třídy kmitaní. Ha měřené hodnoty sestavíme do tabulky a do grafu vyneseme závislost výkonu a ěny frekvence na reflektorovém napětí, jak Je znázorněno na Obr. 8 N, max N=F1(Ur) ^ŔUrJ 'o fo Obr. 8. Výkonová a modulační charakteristika reflexního kly str onu ň f m f2 (Ur) , kde df * f - fa 2,lk f0 Je frekvence odpovídající středu třídy kmitání, tj. maximálnímu výkonu. Z grafu určíme Sirku elektronického laděni a modulační citlivost S. Měřeni provádíme pro k polohy vazební zatěžovaoí smyčky (la O0, 30°, 60° a 90° ). Mechanickou přeladítelnost klystronu stanovíme tak, Se určíme frekvenci buzených kmitů při zcela za Šroubovaném Ladícím šroubu a frekvenci při šroubu vyšroubovaném fmia- Přeladítelnost Jediným Šroubem Je pak dána vztahem A j t 2*fmax~ fmin) + f. 2,15 min tfkolt 1) Naměřte modulační a výkonovou charakteristiku reflexního klystronu pro h hodnoty a vypočtěte modulační citlivost a Sirku elektronického laděni. - 15 - 2) Stanovte mechanickou přeladítelnost reflexního klystrónu. Literatura : 1 Vlasov T.F. : Slektronuyje 1 ionnyje pribori, Moskva, 196O 2 Kovaienkov L. X* t Wedenle v elektroniku sverohvysokloh čas to t. 3. STUDIUM ČINNOSTI MAGNETRONU 3.X. tívod Haohází-li se elektron ve válcovém systému s radiálním elektrickým polem a axiálním magnetickým polem, vykonává v blízkosti anody pohyb po troohoidě. Periodický pohyb v radiálním směru se děje s cyklotronovou frekvenci a tangenciální pohyb kolem anody je určován intensitou elektrio-kého a magnetického pole u anody. Periodický pohyb elektronů v radiálním směru dává za určitých podmínek vznik tzv. elektronickým osoilaoím. Tangenciální pohyb elektronů kolem anody je určující pro vznik oscilaci točivého pole. Typy oscilaci Je možno určit ze závislosti vlnové délky buzených kmitů na anodovém napětí, magnetické indukci a vlivu ladění rezo-nátoru na frekvenci buzených kmitů. 3.2. Elektronické oscilace Elektronické oscilace vznikají v magnetronech s nedělenou váloovou anodou, připojíme-li rezonanční okruh mezi anodu a katodu. Magnetická indukce v interakčním prostoru magnetronu musí být přibližně rovna kritické hodnotě B^, při níž dráhy elektronů se podobají kardioldě - viz Obr. 9* Pro buzení osolXaoi se v tomto případě využívá radiálního pohybu elektronů. Doba oběhu elektronů po kardioldě Je dána cyklotronovou frekvenci <*><> = ^S2- 3,1 kde e je náboj a m hmotnost elektronů. Cyklotronová frekvence určuje tedy vlnovou délku buzených elektromagnetických vln a) b) c) Obr. 9 . Dráhy elektronu v magnetronu a) dráhy elektronu tvaru kardloldy při B = B^ b) dráhy elektronu tvaru troohoidy při B > B^. o) shluky elektronů ve víoerezonátorovém magnetronu Vzhledem k tomu, Se elektron!oká osoilaoe vznikají při kritická hodnoto intenzity magnetického pole, můžeme z paraboly kritického režimu magnetronu vyjádřit též závislost vlnové délky buzených oscilaoí na anodovém napětí U \ = ľ=ľ- • I— Ua kde r. a r je poloměr katody a poloměr anody. Rezonanční okruh připojený mezi anodu a katodu zajiStuje zrázováni elektronů a musí být naladěn na vlnovou délku danou vztahem 3,2 a 3,3- Elektrony, která kmitají v radiálním směru ve vhodné fázi, dodávají do rezonančního okruhu energii a po dokmi t dní musí být z interakčního prostoru magnetronu odstraněny. Dosáhneme toho tím, že osu magnetronu odkloníme od směru magnetické indukce o úhel 3° až 5°. Tím získají elektrony složku rychlosti v axiálním směru, pohybuji se k čelu válcové anody a jsou zde zachyceny boční elektrodou. 3*3* Osollaoe točivého pole Osollaoe točivého pole vznikají v magnetronech e delenou anodou a v magnetronech s dutinovými rezonátory. Tento typ osoilaoi má nejvetši praktický význam vzhledem k vysoká účinnosti a velkým vysokofrekvenčním výkonom. Je-li amplituda střídavého napětí v rezonátoreoh dostatečně velká a magnetická indukce B > B^, elektrony, které se dostávají do blízkosti anody, se pohybuji po křivkách podobných troohoidě (viz obr. 9.) Radiálni složka vysokofrekvenčního pole způsobí zfrazováni a shlukování elektronů. Shluky se pohybuji kolem dělené anody s takovou fázi, Že jsou tečnou složkou vysokofrekvenčního pole mezi segmenty brzděny. Tím předávají část své kinetické energie vf poli v dutinovém rezonátoru. Elektronové shluky, kterých je v interakčním prostoru magnetronu vždy poloviční počet než segmentů, případně rezonátoru, musí obíhat kolem anody s takovou rychlostí, aby byl splněn princip synchronizace. V případě osollaoí typu T musí za dobu oběhu elektronového shluku pod jedním segmentem dojit ke změně fáze Vf napětí o T - Vyjdeme-li z tohoto principu, můžeme vypočítat minimální anodové napětí, které může elektronu udělit tuto rychlost, tzv. potenciál synchronizace. 2 2 8 T o*m rfi 2 Uo = -1- • <—> 3,4 Pro efektivní provoz magnetronu však musí být anodové napětí větší, alespoň takové, aby radiální složka rychlosti elektronu u anody byla kladná, a tudíž mohl téci anodový proud. Rozbořen pohybu elektronu v magnetronu dojdeme k tzv. prahovému napětí, od něhož začíná magnetron pracovat 2 2 B "o ,2 2 % m ^o ra , _ V uvedeném vzoroi je coQ kruhová frekvenoe elektronových shluků obíhajících kolem anody a splňujících princip synchronizace U}° " A N kde 27 je počet štěrbin. Předpokládáme-11, že práce elektronů, vykonaná působením odstředivé síly, je mnohem menší, nož práce elektronů v magnetickém poli, můžeme zanedbat v rovnici 3,5 druhý člen. Za předpokladu, že poloměr katody Je zanedbatelný vůči poloměru anody, dostáváme pro prahové napětí zjednodušený vztah - 18 - 2 T o r2 B U = -^ - 3ř6 P N X Odtud můžeme vypočítat vlnovou dálku buzených osollací točivého pole 2To r2 B 3.V. Moření Studium elektronických oeollaoi provádíme s magnetronem a nedělenou válcovou anodou v zapojení vyznačeném na obr. 10. Obr. 10. Zapojení magnetronu s nedělenou anodou pro studium elektronických osollací 1 - cívka elektromagnetu, 2 - rezonanční okruh, 3 - indikátor vf výkonu, Z - charakteristická Impedance vedení. Nejprve naměříme statickou charakteristiku Ia a f (B) při konstantním anodovém napětí. Prudký pokles anodového proudu I odpovídá kritická hod-notě magnetické indukce B^. Za kritickou hodnotu B^ budeme brát tu hodnotu, při níž anodový proud klesne na 80 £ maximální hodnoty. Statickou oha r litoristiku vyneseme do grafu. Dále naměříme parabolu kritického režimu magnetronu B^ s f(Ua), kterou rovněž zpracujeme graficky. Studium oscilaci provádíme tak, že pro přísluSné hodnoty Uft a B^ z paraboly kritického režimu dolaďujeme rezonanční okruh tak, až nastanou oscili.ee a magnetron dává maximální výkon. Pak odečteme frekvenci buzenýoh kmitů. Měřeni provádíme pro různé dvojioe Ua a B^ a vyneseme do grafů závislost 7L-ÍÍ-J-) 3,8 k Tato závislost by měla být lineárni. Z grafu stanovině smernici přímky a porovnáme ji s teoretiokou hodnotou. Studium osoilaoí točivého pole v připadá čtyřsegmentového magnetronu provádíme v zapojení podle obr. 11. Obr. 11. Zapojení čtyřsegmentového magnetronu 1 - elektromagnet, 2 - rezonanční okruh, 3 - indikátor vf výkonu. Magnetické pole vytváříme elektromagnetom. Hodnotu magnetické indukce mezi pólovými nástavol pro procházející magnetizační proud odečteme z gra-duačního grafu. Anodové napětí odebíráme ze stabilizovaného stejnosměrného zdroje. Anoda magnetronu je uzemnená katoda je na vysokém záporném potenciálu 1 I Anodový proud měříme miliampérmetrem. Žhavíof napětí udržujeme konstantní, neboř jeho kolísáni způsobuje velké změny anodového prou du. Výkon buzenýoh oscilaci určujeme relativně pomooí vazební smyčky s diodovým detektorem v místě posuvného zkratu. Frekvenoi buzenýoh osoilaoí určujeme absorpčním vlnoměrem. Měření provádíme tak, že nustavlme hodnotu anodového napětí v intervalu ^00 až 1000 voltů a zvyšujeme magnetizační proud- Jakmile dosáhne magnetická, indukce B hodnoty vyšší než Je kritická hodnota B^, hledáme pro různé hodnoty B doladěním resonančního okruhu nasazení osoilixoí. Oscilace zjistíme z výchylky na měřiči výkonu. Jakmile se oscilace objeví, doladíme resonančni okruh na maximální výkon. Pak odečteme vlnovou délku buzených kmitů. Měření provádíme pro několik hodnot magnetické indukce B v rozmezí B^ < B < 1,8 B^.. Naměřenou závislost J\ s f (B^.) vyneseme do grafu pro 2 hodnoty anodového napětí Uft V intervalu [500 V, 1000 V.J Z naměřených závislostí stanovíme konstantu úměrnosti K ve vzorci 3,7 a porovnáme ji s teoretickou hodnotou. Závislost prahového napětí na magnetické indukci se nazývá Hartree-ho přímka. V dalSÍ části provedete měření těchto přímek *p = * O^^konst. při konstantním naladění rezonančního okruhu. S uvážením možných vidů n oscilaci magnetronu a činnosti magnetronu na p-té prostorové harmonioe dostáváme pro prahové napětí vztah / 2 2v ■ „ oJn*ra- rk' mr* cju .* U . - B - —— ( -— ) P 2(n ♦ PN) 2 • n + pN kde U>n je kruhová frekvence buzených kmitů, n 3 0, 1, 2, ... je vid osoilaoi a p = 0, -1, -2, ... je číslo prostorové harmoniky. (Obvykle bývá p s 0 a pro čtyř segmentový magnetron pro vid T Je n ss 2 ). Při měřeni postupujeme tak, že pro danou hodnotu magnetické indukce B najdeme minimální hodnotu XIp, příslušnou n-tému vidu, při niž oscilace právě vznikají . Do Efcrtreeho grafu vyneseme naměřenou Hartreeho přímku spolu s vypočtenou hodnotou potenciálu synohronizaoe U a vypočtenou pa- o rabolou kritického režimu. Naměří t e-li při konstantní magnetické indukci několik hodnot Up, při niohž vznikají oscilace, znamená to, že magnetron může kmitat v různýoh videch. K&rtreeho přímky pak naměříte pro každý vid oscilaci. ťSkol t 1. Proveďte studium elektronických oscilaci magnetronu. Vyneste do grefu závislost A ■ k a stanovte konstantu k a porovnejte ji s teoretiokou hodnotou. 2. Numořte závislost vlnové délky elektromagnetických vln, buzených čtyřsegmentovým magnetronem na magnetické indukci pro 2 hodnoty anodového napětí. Vyneste do grafu o výsledek porovnejte s teorii. 3. Naměřte závislosti TJp ss £'íB)n_koilst. pr° zjištěné vidy osoilaoí čtyřsegtaentovéao magnetronu, sestrojte Hartreeho gruf a určete vid buzených, osoilaoí. Literatura ; 1. A.Vfebei i Velmi krátké vlny, Praha 1957* 2. Eovalenlcov : Vvedenie v elektroniku SYČ. , Moskva, 1956. 3. H. I. Sarbacher, W.A.Edson t Hyper and Ultrahigh Frequency Enginering, N.York, X9k6 h, I.V.Lebedev : Teohnika i pribori SYČ, Moskva 1961 - 22 - k. PRACOVNI CHARAKTERISTIKY MAGNETRONU 4.1. Úrod Přímý výpočet vysokofrekvenčního výkonu, předávaného elektronovým paprskem vf poli v interakčním prostoru mnohorezonátorového magnetronu, je velmi obtížný vzhledem k složitým drahám elektronů. Určení výkonu magnetronu a elektronové účinnosti se provádí proto tak, že určíme příkon magnetronu a anodovou ztrátu. Podle Slatera energie, kterou elektron předává anodě, Je dána Jeho cyklotronovým pohybem. Pro,rovinné uspořádání magnetronu dostáváme pro poloměr vytvářecí kružnice R s m E e B 4,1 e B kde d je vzdálenost anody a katody. Ryohlost, se kterou dopadá elektron na anodu, závisí na jeho fázi, maximálně může být m 6J, 2 R 2 U_ B d 4,2 Odtud maximální energie, předaná elektronem anodě bude ta v_ 2 m U2 m m am 2 2 B d 4,3 Průchodem potenoiálového rozdílu U mezi anodou a katodou získal elektron a celkovou energii V = eU . Pro účinnost tedy dostáváme s použitím zákona zaohování energie V - ¥ a m U = 1 - a B 2 P .2 ed 4,4 Rovnici můžeme upravit použitím vztahu mezi U . a B^. z paraboly kritického režimu na tvar U_ = 1 - U ak B 4,5 Tato rovnice vyjadřuje skutečnost, že pro hodnoty anodového napětí a mag-tické indukce rovné kritickým hodnotám nastávají osoilaoe a účinnost je nulová, čím jsme dále od paraboly kritického režimu, účinnost vzrůstá. Pro magnetron s válcovou anodou a katodou můžeme v prvním přiblížení nahradit d = ra - r^. Pak máme 7. i - U B* e (r - rk)' k,6 Použijeme-li vztahu pro prahová napětí, mažeme psát, zanedbáme-li práoi elektronu v důsledku odstředivé sily, B 2(n + pN ) 4,7 Pro účinnost dostáváme pro p a O 1 - r - r, a k n B 4,8 Pro daný magnetron a konstantní frekvenoi oj tedy účinnost vzrňs- n * tá s rostouoím n a rostouoí magnetickou indukcí B. Pro posouzeni použitelnosti magnetronu pro praktioké účely nám slouží tzv. praoovní charakteristiky magnetronu. Je to závislost U s f(l ), měřená při připojené přizpůsobené zátěži magnetronu. Prámetřem slouží magnetická indukoe, buzený vf výkon a účinnost. Siř těchto oharakteristik je vyznačena na obr. 12 IalAJ Obr. 12. Praoovní charakteristiky impulzního megnetronu praoujíoího na frekvenoi 3 GHz. Použití těchto oharakteristik je zřejmé z následujícího příkladu. Při anodovém napětí U s 20 kV potřebujeme generovat s uvedeným magnetro. nera výkon N = 400 ktf. Tyto údaje definuji bod C v síti pracovních oharek-teristlk. V bodě C tedy musí být magnetická indukce B = 0,194 T, účinnost bude <*) s 37 % a anodový proud v impulzu X a 47 A. 4,2. Měřeni pracovních charakteristik Provedete měření pracovních charakteristik \JQ s f (la)B=koast a u"a =j f (Ia)ga5iconst. Pro magnetron 30SA51, který praouje v trvalém režimu! na frekvenoi 2450 MHz, Zapojeni magnetronu a měřloí aparatury je uvedeno na obr. 13 H2O J Obr.13 Zapojení magnetronu pro měření pracovníoh charakteristik 1 - magnetronový generátor MG 200, 2 - útlumový člen, 3 - směrová odboónioe s detektory postupujícího výkonu A a odrazeného výkonu B, 4 - kalorimetrický vodní klín, 5 - vodní nádrž se stabilizaci hladiny, 6 - průtokoměr, 7 - termočlánek, 8 — zapisovací mikrovoltmetr. I Pro moření používáme magnetronový generátor, osazený magnetronem 30SA51. Změnu anodového napětí provádíme regulací na primáru vysokonapäťového transformátoru. Magnetron zapínáme vždy s nulovým anodovým napätia, které pak postupně zvaäujeme. Anodové napětí a anodový proud odečítáme na měřících přístrojích na panelu generátoru. Magnetické pole je vytvářeno permanentním magnetem s prestavitelnými pólovými nástavol. Změnou vzdálenosti pólových nástavoů měníme magnetiokou indukci B, Hodnotu magneti ok á indukce odečítáme z graduačního grafu, udávající závislost B na vzdálenosti pólových nástavoů. Měřeni výkonu magnetronu provádíme kalorimetrickou metodou. Kalorimetrický wattmetr se skládá ze dvou hlavníoh části a) zatěžovaoího odporu dokonale přizpůsobeného, v němž doohází k absorpoi veSkeré přiváděné vf energie a b) zařízení na měřeni tepelné energie v zátěži Zatěžovaoí odpor je tvořen klínem z plexiskla, jimž protéká voda. Průtok vody klínem měříme průtokoměrem. Rozdíl teplot vtékajloí a vytékají oí vody určujeme termočlánkem Cu-konstantan» umístěným přímo u vtoku a výtoku vody do klinu. Napětí termočlánku měříme zapisovacím mikrovolt-aetrem. Cejchovni křivka termočlánku udává přímo rozdíl teplot vtékajloí a vytékájíoí vody pro naměřené napětí. Známe-li rychlost protékajíc! vody v zátěži v [on^ a rozdíl teplot vody A t vypočteme výkon, dodávaný do zátěže dle vztahu P = v . a t . U,18 [ V ] 4,9 Při měření je nutno vyčkat, až se teplota vody ustálí a napětí na zapisovači se dále nemění. Rychlost ustálení závisí na průtoku v a trvá i několik minut. Ve vlnovodové trase Je umístěn reflektometr, který měří výkon postupující vlny ve větvi A a odražené vlny ve větvi B. Vzhledem k tomu, že vlnovodová trasa je ukončena přizpůsobenou zátěži , musí být údaj ve větvi B nulový. Postup měření : Nejprve provedeme ooejchováni detektoru ve větvi A reflektometru. Magnetickou indukol nastavíme na maximální hodnotu, zvyšujeme postupně výkon magnetronu zvySováním anodového napětí Ua, měříme proud magnetronu Ift a kalorimetrickou metodou výkon. Při měření odečítáme též příslušné hodnoty proudu IA detektoru ve větvi A. Do grafu vyneseme závislost P s f (lA)-Při tomto měření získáme současně jednu pracovní charakteristiku U a ŕ (I )ti o- -v dalěí části měření snižujeme hodnoty B a pro kaž-a a HanBnT dou hodnotu B naměříme charakteristiku V = / (i )R Tyto oharakte- Tconst. ristiky vyneseme do grafu. Dále naměříme křivky konstantního výkonu V& s f (la)Ps]£()Mt# Měření provádíme tak, že pro zvolenou hodnotu výkonu P » konst měníme magnetickou indukci B a anodové napětí U , Měření výkonu provádíme tentokrát - 26 - pomocí ocejchovaného reflektometru pro pět hodnot nastaveného výkonu. Síi křivek konstantního výkonu Uft s f (Ia-)psw>IIjt vyznačíme ve stejném grafu spolu s křivkami konstantní magnetické indukce. Úkol ; i. Proveďte ocejchování detektoru ve větvi A reflektometru. 2. Naměřte sil praoovníoh charakteristik magnetronu U& s = f ^Bakonst. a Ua s f (la)p=konst. a J« Literatura t I.V. Lebeděv : Technika i prlbori SVČ, Moskva 1964 5. STUDIUM ČINNOSTI ELEKTRONKY SE ZPĚTNOU VLNOU Elektronka se zpětnou vlnou - karclnotron - se používá jako zdroj elektromagnetických vln v centimetrovém a milimetrovém oboru. Činnost té-, to elektronky je založena na interakci elektronového paprsku s elektromagnetickou vlnou, šířící se po zpožďujícím vedení. Je-li fázová rychlosti vln, Šířících se po zpožďujícím vedení vf,rovna rychlosti elektronů v o a má-Li elektromagnetická vlna v místě, kde prochází elektronový paprsek, složku intenzity elektrického pole ve směru rychlosti vq, dochází během celého průchodu elektronového paprsku kolem zpožďující struktury k vzájemnému působení elektronů s vlnou, jehož důsledkem je shlukování elektronů a předávání energie elektronů vlně. Princip vzájemného působení lze objasnit analýzou drah elektronů v souřadném systému, pohybujícím se stejnou rychlostí, jako je fázová ryohlost vlny - obr. lk. vo"vf Vi / \ J 1 y/' B i f V 1 I 'A ! / / Al i * / / I / A / / / / // / \! z t / / // 1 v h // U li \3 z Obr. 14. Shlukování elektronů při interakoi elektronového paprsku s elektromagnetickou vlnou Dráhy elektronů 1, pohybujících se s rychlostí vQ » vf v místě vlny, kde Ez = O, se pohybuji stále stejnou rychlostí, elektrony 2, které se na o házely na počátku své dráhy ve zpožďujícím vedení v místě, kde složka pole vlny Ez má urychlujíoí směr, získávají přírůstek rychlosti, elektrony 3 jsou naopak zbrzděny. V důsledku toho vznikají po určité době průohodu elektronů zpožďujícím vedeném v místě A shluky ~ elektronů, v místě B pak zředění. Je-li rychlost elektronů v paprsku vQ málo větší než fázová rychlost, přesouvají se shluky A do míst brzdného pole E^ f jak Je - 28 - vyznačeno Šipkou v Obr. 14, a předávají tudíž část svó kinetické energie brzdnému vf poli E^. činnost karoinotronu je umožněna interakcí mezi elektronovým paprskem a první zpětnou prostorovou harmonikou zpožděné vlny v periodiokém zpožďujícím vedeni. Schéma karoinotronu s vyznačenou rychlostí vlny a elektronů je na obr. 15. K JI vo „ ^ v g JfcL Zo ZV --Kol. o * Obr. 15. Sohematický nákres karoinotronu v - rychlost elektronů, v - grupová ryohlost elmg.vlny, v£ 2. ~ fázová rychlost první zpětné harmoniky, K - katoda, Kol - kole] mový člen. Kol - kolektor, ZV - zpožďující periodické vedení, ZQ - útlu nou, Grupová ryohlost elektromagnetické vlny, a tedy i přenos energie vije ve směru od kolektoru ke katodě, rychlost elektronů vq a fázová ryohlost prvé zpětné harmoniky v^.^ míří v opačném směru, od katody ke ko. lektoru. rf-l « Vo ' Je-li splněna synchronizační podmínka a platí přibližně vf dochází k interakci elektronů S vlnou a Její amplituda vzrůstá od kolektoru směrem ke katodě, kde je výstup vf energie. Karoinotron pracuje Jako generátor elektromagnetických vln. Elektromagnetickou vlnu, Sířící se po periodickém zpožďujícím vedení, lze považovat za superpozici nekonečně mnoha vln - prostorových harmonik p Fázová konstanta jednotlivýoh vln je dána vztahem 2TP L 5,1 kde p a 0, íl, +2, .... je číslo prostorové harmoniky a L je periodicita zpožďující struktury. - 29 - Pro generaoi elektromagnetických Tin v karoinotronu se využívá první zpětná harmonika p s -1, Fázová ryohlost táto harmoniky je OJ vf-l 3 5,2 L Jak Je zřejmá ze vzoroe 5,3 , Jsou prostorová harmoniky vlny disperzní, to znamená, že fázová ryohlost je funkcí frekvence. T důsledku toho daná rychlosti elektronů vQ odpovídá Jen jedna frekvence OJ , při niž Je splněna podmínka synchronizace vf-l = vo 5,* Změnou urychlujícího napětí měníme vq, a tím měníme i frekvenoi generovaných vln. Disperzní charakteristika vf-l ■ F Ep. Z toho plyne, že frekvenoe Je v určitém rozmezí určována laděním rezonátoru. Teoretioká účinnost je větší než v prvém případě^ ^ s 20 jí, c) Vid s potlačenou doménou ZvýSit účinnost lze podle Copelanda tak, že necháme doménu rozplynout dříve, než dosáhne anody. Podmínkou pro potlačení domény je, aby pole kleslo pod hodnotu E I Dosahujeme toho tím, že zvýšíme amplitudu kmitů rezonátoru tak, že v záporné půlperiodě E < Eu. Obr. 20 o. Aby doména nemohla dojít v čase <0; tj> k anodě, musí průletová doba T > T, tedy buzená frekvenoe f > fy . Frekvenoe buzených kmitů se dá v určitém rozmezí ovlivňovat vlastní frekvenci rezonátoru. - 37 d) Vid s omezením akumulace prostorového náboje - LSA Volíme dobu kmitu rezonátoru menší , jako je doba průletu T domény. Při dostatečné velké amplitúde vf kmitů v rezonátoru a vhodném napětí U^, bude se v záporné půlperlodě snižovat pole v diodě pod hodnotu Eu, jak je znázorněno na Obr. 20 d. Časový úsek O až t^ nepostačuje na vznik domény/ případný náboj, který vznikl, se rozpadne v intervalu <*^í " se náboj mohl v tomto intervalu rozpadnout, nemůže být tento interval libovolně malý. Tím je dáno horní omezení buzená frekvenoe. Označení LSA je zkratka anglického Limited Spaoe - chargé Aoouaulatlon. Elektrony se pohybují od katody k anodě vzorkem s negativní vodivosti a homogenním polem v převážné části cyklu, s výjimkou intervalu t^ - t£. Impulzy proudu vůbec nevznikají. Dioda svým záporným odporem způsobuje odtlumení připojeného rezonátoru. Pracovní frekvenoe je určena prakticky Jen rezonátorem a může být značně větší než frekvenoe průletu domény v předchozích videch. Oscilátory tohoto typu dosahují frekvenoe kolem 100 GHz s výkonem desítky' mV. Vzhledem k jednoduchosti, účinnosti a vysoké frekvenci se tento vid nejvíce rozšířil. Obr. 21 Zapojení oscilátoru ve vidu LSA - 38 - 6.3 Měření | Studium Činnosti Gunnovy diody jako osoilátoru pracujícího a videm ISA provádíme v pásmu X, v zapojení vyznačeném na obr. 22. ^—(3—^—© 5 Obr, 22 Schéma zapojeni pro studium oscilací Gunnovy diody v pásmu X 1 - zdroj ss napětí, 2 - oscilátor s Gunnovou diodou, 3 - útlumový člen, k — směrová odbočnioe, 5 - vlnoměr, 6 - indikátor výkonu, 7 - držák termistoru, 8 - měřič výkonu. Nejprve nastavíme předepsané hodnoty napětí U0 > a proudu 1^ diodou, odpovídající činnosti GD v oblasti klesájíoí voltampérová charakteristiky. Přelaďujeme rezonátor a hledáme oscilace podle výchylky indikátoru výkonu. Při nasazení oscilací odečteme jejich výkon a frekvenci. Při odečítání výkonu je nutno provést při každém měření doladěni držáku termistoru, neboř frekvence kmitů se mění. Při každém měření zaznamenáváme hodnoty proudu Gunnovou diodou a hodnotu pracovního napětí. Do grafu vyneseme závislost N = F^(f) a pro maximální hodnotu výkonu vypočteme účinnost. Měření provedeme pro 3 hodnoty pracovního napětí Gunnovy diody UQ = 10 V, 9 v» 8 V. Dále provedeme měření závislosti výkonu buzených oscilaci P na pracovním napětí GD pro stálou hodnotu vyladění rezonátoru. P = F,,(U0). Napětí UQ snižujeme, až oscilace zaniknou. Současně měříme proud GD. 1^ = Obě závislosti vyneseme do grafu. 6.k Úkol: 1) Naměřte závislost výkonu oscilátoru s Gunnovou diodou na frekvenci pro 3 hodnoty napájejíoího napětí, . 2) Pro konstantní frekvenci naměřte závislost výkonu a proudu Id na napájecím napětí. Litera turat 1 L.Eokertová: Elektronika polovodičů, Skripta UK-Praha 1978. 2 P.Mihálka: Polovodičové súčiastky, Bratislava 1975. 3 J.Pokorný, F.Jelínek, K.Kleslioh: Gunnovy diody a lavinové diody, Praha 1974. 4 J.Pinot Přeladítelny mikrovlnný oscilátor s Gunnovou diodou, S1.0,_42_ (l98ljNo 3, 115 - 120. - ko - 7. polovodičoví dioda jako násobič frekvence 7.1 Úvod Velmi vysoké frekvence získáváme Často násobením základní frekvence vf napětí použitím prvku s nelineární voltampérovou charakteristikou. Ty-pickým prvkem s nelineární charakteristikou je polovodičová dioda. Náhradní schéma násobiče frekvence je vyznačeno na obr. 23. a) 4 nx u) "0? b) I R 1 Obr. 23 Náhradní schéma diodového násobiče frekvence a) s pomooným zdrojem předpětí Us, b) s automatickým vytváře- nim předpětí. 1 - zdroj střídavého napětí základní frekvence, 2 - pomocný zdroj závěrného napětí, 3 - dioda, k - vyvazovaoí obvod n-té harmonické. Vysokofrekvenční napětí u"0 sin oj t se přivádí na diodu, jejíž úhel otevřeni • Je určován stejnosměrným napětím Ug. Pulzujíoí proud obsahující vyš Si harmonická složky prochází obvodem pro vyvázání požadované harmonické složky, na niž Je obvod naladěn. Pro tuto složku představuje vyvazovaoí obvod reálný odpor, na němž vzniká úbytek napětí. Pro ostatní harmonické složky představuje vyvazovaoí obvod zkrat. VySetřeme násobeni frekvence na druhou harmonickou 2U> . Napětí této frekvence, vznikající na vyvazovaoim obvodu, bude tím vySSÍ, čím vySSÍ bude druhá harmonická složka v proudu tekoucím diodou. i*to amplituda závisí jednak na tvaru VA charakteristiky diody, Jednak na praoovním bodě diody, tj. na úhlu otevření diody 9. Předpokládejme, že VA charakteristika diody jo kvadratické - kl - X s k 7,1 Zde k je konstanta závislá na typu diody. Praoovnl bod, a tedy i úhel otevřeni diody nastavíme napětím V , jak je patrno z obrazu Zk. cof. 26 cjU cof Obr. Zk Usměrněni střídavého proudu diodou s kvadratickou chara. kteristikon Amplitudu druhé harmonické složky pulzujícího proudu určíme z Fourierova rozvoje. Napětí, přiváděné na diodu v době otevření diody, je dáno vztahem U = Uo(oos 6J t - cos •) 7,2 Pro proud tekoucí diodou dostáváme dosazením do 7»! 2 2 I a k V (oos (J t - oos •) o 7,3 Velikost stejnosměrné složky proudu j.q a amplitudu druhé harmonické I2 určíme užitím vztahů - r" I 7,4 I2 = I • ooa 2 a> t d U t -T Dosadime-li do těchto rovnic za proud X(t) s rovnice 7,3, dostaneme po provedeni integrace pro stejnosměrnou složku Io = T 9 © - -j*- sin 2 9 + — pro amplitudu druhé harmonické k U2 _O I- = -i- z - sin 2 • + -1— sin 4 • 1 7,6 2 T L 2 3 24 J nň r I2 Průběhyy —= f, (z) a -= f. (•) určené teoreticky k U* 1 k U~ . '—- o o jsou znázorněny na grafu - Obr. 25. Ve stejném grafu Je vyznačen i podíl I2 — s f, (©) , který charakterizuje činnost diody ve funkci násobiče v závislosti na úhlu otevření diody. Obr. 25 Teoretioký průběh stejnosměrné složky I0, amplitudy druhé harmonické I, a jejich podílu * v závislosti na úhlu otevřeni Q* o - 43 - 7.2 Násobeni frekvence v pásma X ! i Závislost fx (6), f2(®) a fjí0) ureíme experimentálně měřením stejnosměrné složky I0 a amplitudy drahé harmonické I2 při násobeni základní frekvence fx = 10 GHz na frekvenci f2 = 20 GHz. Měřeni provádíme v zapojení podle Obr. 26 a - hk - 41U 7 ■ O ,3 Obr. 26 Schema zapojeni pro násobeni frekvence v páamu X 1 - zdroj pro klystron, 2 — reflexní klystron, 3 - směrová odbočnlce, 4 — vlnoměr, 5 — útlumový člen, 6.- přechod vlnovôc/- koaxial, 7 - násobící dioda, 8 - vlnoměr, 9 - detektor druhé harmonické, 10 - měření složky I0 a zdroj Ug. Vysokofrekvenční výkon z klystronu přivádíme přes útlumový člen a přechod vlnovod-koaxiál na násobící diodu, umístěnou v ladítelném vlnovodovém držáku diody, určeném pro frekvenční pásmo (fg = 20 GHz). Frekvenci v pásmu X měříme dutinovým vlnoměrem QHV 22211. Proud tekoucí násobící diodou IQ měříme ^uA-metrem, pracovní bod a úhel otevření nastavujeme pomocným obvodem A. Vysokofrekvenční signál druhé harmonické vedeme vlnovodem přes vyvažovači člen pro vlnoměr do laditelného držáku diody, kde usměrněný proud T1 je úměrný výkonu na frekvenci 20 GHz. Amplituda budícího proudu druhé harmonické I2 bude úměrná I- = k 7,7 Při měření udržujeme mikrovlnný výkon v pásmu X konstantní, tzn. UQ ve vzorci 7,5 a 7,6 je konstantní. Měříme závislost proudů IQ a 1^ na stej- v případě, že I do- nos měrném napětí U Prouď IQ klesá s rostouoím Us, sáhne nulové hodnoty, je U = U. - k5 - Úhel otevření diody určíme ze vztahu U oos 9 a " 7,8 Do grafu vynáSíue závislosti IQ = f1 [&), = f2(0) a a porovnáváme s teoretickými proběhy. 7.3 Ověření činnosti diody ve funkci násobiče pomocí frekvenčního analyzátoru Násobení frekvenoe pomooí diody můžeme ověřit na modelovém zapojení - Obr. 27. „1kHz o ANALYZÁTOR Obr. 27 Zapojeni pro frekvenční analýzu proudovýoh pulzů diody Měření provádíme tak, že nejprve na3tavíne potenciometre* napětí Ug na hodnotu 0,5 V, Potě zvyšujeme amplitudu signálu na frekvenci 1 kHz, až se objeví minimální hodnota proudu diodou I. Amplitudu střídavého napětí pak neměníme a proměřujeme pouze amplitudy harmoniokýoh složek proudu 1^, I2, Xy 1^ v závislosti na úhlu otevření diody, který je dán vztahem 7,8* Závislosti Ij, 1^ na 0 vyneseme do Jednoho grafu. - 1*6 - 7.k Použiti varaktoru pro násobeni frekvence Varaktor je jedním druhem kapacitní diody s hyperstrmým přechodem P+N. Protože konoentraoe nečistot v typu P+ Je mnohonásobně vetäí než v ty pu N, oblast prostorového náboje je situovaná prakticky Jen v typu N. Ka-paoita diody vzniká ze dvou příčin a) z hromaděni nosičá náboje b) z kapacity přeohodu OPN Když dioda tohoto typu pracuje jako vf usměrňovač, nadbytečný náboj v typu N, nahromaděný v kladné půlperiodě napětí, potřebuje Jistý krátký čas na rozptýlení po vypnutí zdroje. Tento čas Je určován dobou života děr v polovodiči typu N. V důsledku toho na mikrovlnnýoh frekvenoích pokračuje vodivost určitou dobu i po obráceni polarity vf napětí. V průtoku usměrněného proudu diodou t>e pak objeví i píky opačné polarity s velmi strmým poklesem, jak je znázorněno na obr. 28. Obr. 28 Tvar proudu varaktorem při usměrnění mikrovlnného napětí Tento průběh proudu s ostrými píky má bohatý obsah vyšěíoh harmonických, takže dokonce i 25 harmonická složka má upotřebitelnou amplitudu z hlediska násobení frekvenoe. Je-li připojen k varaktoru ostře laděný rezonátor, je účinnost ještjj na 8 harmonice <*. = 30 Í>. S rostoucím činitelem násobení n účinnost ^ s 'p"P klesá. Zde P^ Je výkon základní frekvence a Pn výkon n-té harmonické. ^ Varaktory praoují bez stejnosměrné polarisaoe a Je nutno je při provozu velmi dobře ohladit. D V zapojení podle obrazu 29* provedete měření účinnosti *y = 11 p ■ násobiče s varaktorem na k harmonioké v závislosti na výkonu P^. Obr. 29 Schéma zapojení pro násobení frekvenoe s varaktorem 1 - zdroj pro klystron, 2 - klystron, 3 - směrová odboôuioe, k - vlnomôr, 5 - útlumový člen, 6 - přechod vlnovod-koaxiál, 7 - držák varaktoru, 8 - vlnoměr v pásmu K, 9 - držák termistoru, 10 - měřič výkonu - k7 - 6 I 'K 7 0 H-hÔ-^h Obr. 29 7-5 Úkol: 1) Naměřte závislost stejnosměrná složky IQ a amplitudy 2 harmonicko I2 na úhlu otevření diody 6. Do grafu vyneste průběh funkoí ■ U (e) 2) Pomocí frekvenčního analyzátoru stanovte závislost prvníoh k harmonických složek proudového pulzu diodou na úhlu otevření I = ř(e) pro i m 1, 2, 3, h. P 3) Stanovte účinnost násobiče na h harmonická s p** pro různé hodnoty vstupního mikrovlnného výkonu P^. * Sestrojte graf /jp = /(P^. Literatura; 1 P. Mihálka : Polovodičové súčiastky, Bratislava 1975- - 48 - 8. HÉÄENÍ VYSOKOFREKVENČNÍHO výkonu 8.1 Úvod Při měroní vysokofrekvenčního výkonu je nutné nejprve přeměnit energii elektromagnetického pole na jiný druh energie, přímo měřitelné, např. na energii tepelnou. Při této přeměně musíme dbát na to, aby veškerá energie elektromagnetické vlny se absorbovala v měřicím prvku. Dále je nutné přesně měřit energii absorbovanou v měřícím prvku. Další problém, který je nutno řešit v souvislosti s měřením vysokofrekvenčních výkonů různých úrovni je problém děličů výkonů a odbočnlc se známým průchozím útlumem. Jednotlivé měřicí metody se liší řešením uvedených problémů. Podle účelu a metody měření dělíme wattmetry na pohlcovaoi a průohozi. Jejich konstrukce se liší podle velikosti měřeného výkonu i podle frekvenčního pásma. Pro měření v pásmu centimetrových vln se nejčastěji používá měřič výkonu s můstkovým zapojením termistoru, v němž doohází k absorpoi vysokofrekvenčního výkonu. Využívá se zde negativní závislosti odporu termistoru na teplote. 8.2 Přenos vysokofrekvenční energie ze zdroje do zátěže Vyšetřeme nejprve podmínky optimálního přenosu energie z vf generáto ru do zátěže. Náhradní schéma generátoru s obecnou vnitřní -impedanoí Z , g zatíženého impedancí ZZf je uvedeno na Obr, 30. H-h-r—i Zg=Rg+íXg H X 9 U Uz Zz=Rz+iXg J Obr. 30 Náhradní schema generátoru se zátěží Z Pro výkon střídavého proudu v zátěži platí 1 — —M P = R U .1 z 2 e z z 8,1 Zde U2 a I je komplexní amplituda napětí a proudu zátěží, symbol oznn čuje komplexně sdruženou veličinu. Po dosazení dostáváme TJ, o R, 'Z 8,2 - k9 - Výkon, absorbovaný v zátěži, Je jak funkci R^, tak i X . Za předpokladu, že Z je konstantní, dostáváme pro maximální výkon podmínku 8 *S = -Xz a Rg = Rz 8.3 Pro maximální výkon, dodávaný ze zdroje do zátěže, není podmínka rovnosti reálných částí impedance zátěže a generátoru dostačující* Je-li výstupní impedance indukční povahy, musí být zatěžovaoi impedance stejně velká,ale kapacitního charakteru, to znamená, že reaktančni složky musí být v sériové rezonanci. Za těchto podmínek je přizpůsobení generátorů závislá na frekvenci a je nutno ho při změně frekvence obnovit. V případě, že generátor Je přizpůsobený na použité přenosové vedení, je = 0 a a ZQ, a tudíž pozadu j eme-li maximum přeneseného výkonu do zátěže, musí R = Z . To znamená, že vedeni je zakončeno oharakteristio-* z o kou impedancí vedení ZQi nedochází k odrazům vf energie a na vedení nevznikají stojaté vlny. Tento případ se většinou v praxi vyžaduje. 8.3 Měřič výkonu s termistorem Měřič sestává v podstatě ze dvou čáutí. První je držák termistoru, který se připojuje na mikrovlnnou trasu. Tento prvek musí zaručit, že veškerá dopadající energie je v termistoru absorbována a změní se na tepelnou energii. Držák musí obsahovat mikrovlnné prvky, jimiž je možné provést přizpůsobení odporu termistoru charakteristické impedanci vedení. V našem případě je přizpůsobení prováděno paralelním reaktačním vedením, které můžeme připojovat v proměnné vzdálenosti od termistoru, umístěného na konoi vedeni. Přizpůsobení lze sledovat pomoci Smithova polárního diagramu. Neohř y^ a g^. + ib^ je obecná normovaná admitance termistoru. Transformací vedením délky 12 dostaneme v místě A vedení hodnotu yt2 = 1 + ibt2« Připojíme-ii v místě A k této transformovaná admitanoi reaktační vedení s admi tanci yR a - ibt2» ^e výsledn^- admitanoe v místě A dána součtem y = Yt2 + TR ■ 1 8'/* Dosáhli jsme tedy přizpůsobení* Druhou částí měřiče výkonu Je odporový můstek, do jehož jedné větve je termistor umístěný v držáku připojen. Tímto můstkem můžeme kontrolovat hodnotu odporu termistoru. Vzhledem k tomu, že odpor termistoru se při absorpoi vf energie nesmí měnit, aby se neměnilo impedanční přizpůsobeni v mikrovlnná trase, používáme můstkovou metodu měření výkonu se stejnosměrnou nebo střídavou kompenzaci. Objasněme činnost můstku se stejnosměrnou kompenzací, používaný ve ovičeni. - 50 - Schéma můstku je vyznačeno na obr. 31 Obr. 31 Termistorový můstek se stejnosměrnou kompenzací Abychom dosáhli nejvyšší citlivosti můstku, volíme = a přibližně R^ = R^. Můstek vyrovnáme ve stavu, kdy můstkem teče proud IQ, který současně předehřivá termistor. Za uvedených předpokladů se proud rovnoměrně děli do obou větví mostu, X& - O. Pak výkon, dodaný stejnosměrným proudem do termistoru, bude I- o v 2 8,5 Přivedem-li nyní vf výkon P^ do termistoru, vzroste v důsledku toho jeho teplota a klesne odpor - rovnováha mostu se poruší. Obnoveni rovnováhy mostu dosáhneme změnou stejnosmí hodnotu 1^ takovou, aby platilo mostu dosáhneme změnou stejnosměrného proudu IQ, který musíme snížit na P„ + P, = P v 1 o kde P^ je výkon dodávaný nyní stejnosměrným proudem ^ 1^. Pro vysokofrekvenční výkon tedy dostáváme 8,6 Pv " ŕ-< < - 4> Přesnost měření závisí na přesnosti stanoveni rozdílu proudů I 8,7 I, - 8.4 Měření Měření výkonu dm generátoru provádíme v zapojení podle obr. 32 —{ r 1 4 2 Obr. 32 Schéma zapojení bovacím! prvky 1 - vf generátor, 2 - měříoí vedení , 3 - přizpůsobovací člen, k - můstek Nejprve vyrovnáme můstek s předepsanou hodnotou odporu termistoru R^ změnou napájecího proudu IQ. Hodnotu proudu IQ odečteme. Pak provedeme přizpůsobení termistoru v mikrovlnné trase. Zapneme vf generátor a měníme délky vedení lx a l2 tak, až absorbovaný výkon v termistoru Je maximální, V tom případě na měřícím vedení zjistíme PSVN rovný 1. Před přizpůsobením si ještě zjistíme ze vzdálenosti minim stojatých vln na vedení frekvenci elektromagnetických vln. Máme-li přizpůsobení provedeno, odečteme hodnotu stejnosměrného proudu při zapojeném vf generátoru a vypočteme vysokofrekvenční výkon F podle vzoroe 8,7* Měření výkonu provedeme pro 5 hodnot anodového proudu vysílací elektronky v generátoru. Odečteme délky přizpůsobovacího vedení 1^ a 1£ a porovnáme je s teoretickými hodnotami, získanými pomcoí Smithova impedančního diagramu za předpokladu, že impedance termistoru Je čistě reálná R^. 8.5 ukol t 1) Změřte závislost výkonu vf generátoru na proudu IR vysílací elektronky, vyznačte graficky P s / 2) Naměřte délky 1, a 1„ přizpůsobovacího vedení a porovnejte Je s teoretickými hodnotami. Literatura : 1 Valitov, SretenskiJ : Radioteohnioká měření, Praha 1957 9. VYZAŘOVACÍ a polarizační diagram směrových antén 9.1 Úvod : Směrovou anténou rozumíme takové uspořádání jednoho nebo několika činných antenníoh vodičů, vyzařující energii převážně v jednom směru. S výhodou používáme těohto antén při radiových spojíoh mezi dvěma účastníky. Směrového účinku dosahujeme u lineárních antén tak, že použijeme víoe Jednoduchých dílčích antén, napájených vhodně velkými proudy s vhodnou fází. Některé dílčí antény nemusí být vůbec napájeny, působí pak jako reflektory nebo direktory. V praxi nepoužíváme obvykle zoela obecného uspořádání antenníoh prvků, anténa se skládá z určitého počtu dílčích antén, geometrioky shodných. V pásmu centimetrových vln se používá jako směrových antén trychtýřových antén, případně dielektrických antén. Maximální ostrosti svazku elektromagnetických vln dosahujeme kombinací trychtýřových antén s parabolickými reflektory. Záření antény charakterizujeme buďto intenzitou elektrické složky pole v konstantní vzdálenosti od antény v závislosti na směru záření, nebo pomocí vf výkonu, vyzařovaného do různých směrů. V prvém případě vyjadřujeme intenzitu elektrické složky pole na kouli, opsané kolem antény jako bodového zdroje, pomocí poměrové charakteristické funkoe záření r,* ) * Bo-«tf< f. v*) 9ti E0 je amplituda intenzity elektrického pole v obeoném směru, Eomaj pak ve směru maximálního vyzařování. (f, & ) Je poměrová charakter! s t loká funkoe záření. Vyneseme-li tuto závislost v polárnioh souřadnicích, dostáváme polární diagram záření antény. Je-li (? ( ^ , v* ) funkol obou proměnných, sestrojujeme obvykle dva diagramy. Horizontálni dx( f0i v*) a vertikální d2( f t $*0) ■ Vyneserae-li v polárních souřadnicích závislost vyzařovacího výkonu na směru záření, dostáváme výkonový diagram záření. Tento diagram se často používá v oboru cm vln. 9.2 Zisk antény Předpokládejme, že v anténě nedochází ke ztrátám energie, pak poměr výkonu, vyzářeného isotropiokou anténou V± k výkonu, vyzářenému směrovou anténou Vg za předpokladu, že v libovolném bodě ve směru maximálního vyzařování směrové antény je intenzita elektromagnetického pole obou antén stejná, nazýváia zisk směrové antény 53 - Vypočtené výkon, vyzářený isotropickou a směrovou anténou, jejíž charakteristickou funkci záření (ý , $*)známe. Celkový výkon, vyzářený anténou* je dán integrací Poyntingová vektoru P přes kulovou plochu, opsanou kolem antény jako bodového zdroje ¥ P* ( f, v") dT 9t3 S Elektromagnetickou vlnu u povrchu koule, jejíž poloměr je dosti velký, můžeme považovat za rovinnou. Pak platí e = H . Zp 9,4 kde Zp je vlnový odpor volného prostoru. V soustavě SI je Z s 120 T . V oblasti záření je E J_ H a tedy e2 Po dosazení do 9,3 dostáváme ¥ = ^i- ] e2 d s 9,6 p S Integraoí po kulové ploše i o poloměru R dostáváme pro vyzářený výkon 9,7 | E2 sin fdfdí 120 r I Pro izotropní anténu ( E = konst. ) dostáváme Vi ■ 9,8 Použitím vzoroe 9,1 provedeme výpočet výkonu vyzařovaného směrovou anténou pro známou charakteristickou funkoi záření d ( f, v*) charakterizující rozdělení intenzity elektrického pole na kouli opsané kolem antény a hodnotu E intenzity pole ve směru maximálního vyzařování antény. max Dostáváme r 2T 2 2 - EmaxR ¥- a ~ s 120 ó2(i>,$) sin v* d f dv" 9,9 0 0 Pro zisk antény máme po použití vztahu 9,2 - 5^ - . H2 E2 G a —22-___ 9,10 T20T h2e-x J j d2 if'*r***r*n 0 0 - Za předpokladu , že vyzařovací funkoe nezávisí na úhlu f , anténa záři souměrně kolem osy anténního vodiče umístěného v ose Z, dostáváme 9,11 0 Provedem-li výpočet pro elementárni dipól, pro nějž (3 [ty) = sin \ľ dostáváme G = ^ Zisk můžeme určit graf loky z naměřeného vyzařovacího diagramu (S1)' Sestrojíme funkoi H(9* ) = £ (v*) • M*&* 9 a vyneseme ji v polárních souřadnicích. Piooha A omezená křivkou M je dána integrálem A . f j éZ (?) sinvW 9,12 0 Porovnáme-li tento výraz se vzorcem 9,11, vidíme, že zisk je dán vztahem G - -i- 9,13 Při stanovení plochy A a určení funkoe M(i^ ) nesmime zapomenout, že é (v") má maximálni hodnotu ve směru maximálního "vyzařováni (2 max ■ ** v téohie jednotkách, v nichž zobrazujeme (a , počítame 1 M a A. Orientaci antény v souřadném systému musíme volit tak, aby osou symetrie vyzařovacího diagramu byla osa z, tj. oharakteristioká funkoe záření nezávislá na azimutu f . V případě antén, zářících symetricky kolem anténního vodiče (dipól), umisťujeme vodič v ose z. V případě, že anténa září jen v jediném směru, umísťujeme osu z do tohoto směru. Orientace antén 1 vyzařovacího diagramuVjsou vyznačeny na obr. 33 Další veličinou, charakterizující směrovost antény, je směrový úhel. Je definovaný jako úhel, který svírá směr maximálního vyzařování se směrem, v němž vyzařovaný výkon klesne na polovinu. - 55 - Obr. 33 vyzařovaoí diagram směrových, antén 9.3 Polarizační diagram Některé antény mohou vytvářet elektromagneti oké vlny eliptioky nebo kruhově polarizované, jiné vytvářejí vlny lineárně polarizované. Leží-li vektor intenzity elektrického pole v rovině kolmé k povrohu zemskému, hovoříme o svislé polarizaci. Eliptickou polarizaci si lze představit jako eliptickou Sroubovioi, jejíž osa splývá se směrem Síření vln. Vektor intenzity elektrického pole má počátek na ose Sroubovioe a koncový bod se pohybuje po Sroubovioi. Polarizaci elektromagnetickýoh vln můžeme určit pomoci lineárně polarizované antény, která Je otáčivá v rovině kolmé na směr Síření vlny. Otáčením přijímaoí antény k této rovině zaznamenáme polarizační diagram - obr. Jk. Polarizační elipsa Je tomuto diagramu vepsaná. a) b) Obr. 3** Polarizační diagram - 56 - 9.k Měřeni Měřeni vyzařovacího diagramu dipólu, Yagi-antény a šroubovioové antény provádíme v pásmu dm vln. Vf výkon odebíráme z generátoru LMS 522. Jako vysilači antény používáme půlvlnhý dipól, který napájíme přes měřici vedeni,pomocí něhož kontrolujeme přizpůsobeni dipólu. Schéma zapojeni je vyznačeno na Obr. 35« Obr. 35 Schéma zapojení pro měření vyzařovaoí charakteristiky Měřenou anténu nastavíme do směru maximálního příjmu."Pak otáčíme anténou v horizontální rovině a zaznamenáváme výchylky detektoru v závislosti na úhlu otáčeni \P . V detektoru používáme polovodičovou diodu s kvadratickou charakteristikou. Údaj detektoru Je tedy úměrný kvadrátu intenzity elektrického pole. Charakteristickou funkoi záření proto získáme jako odmocninu měřených údajů. •i kde f(v*) 9,14 max Do diagramu vyneseme závislost f (v"), ď (T) a MÍČ*) a stanovíme plochu A, jak je vyznačeno na obr. 36- Zisk určíme pomocí vztahu 9,13« Z diagramu určíme rovněž směrový úhel fy . Měření provedeme nejprve pro půlvlnný di-pól, pak pro Yagi-antenu a nakonec pro anténu šroubovioovou. Sroubovioová anténa je zdrojem kruhově polarizovanýoh vln. Uspořádání antény je vyzná, čeno na Obr. 37a. Sroubovioová anténa je napájena koaxiálním vodičem, jehož vnější plášť končí na vodivé odrazové desce, která zaostřuje záření ve směru šroubovlce. Sroubovioe může vyzařovat energii třemi různými způsoby v závislosti na průměru D, rozteči S a počtu závitů N. Způsoby záření Jsou vyznačeny na Obr. 37 b, o, d. - 57 - Obr. 37 šroubovioová anténa a) konstrukce, b) osový způsob zářeni, o) způsob „v d) normální způsob záření - 58 - Pro normální způsob záření platí D = přičemž musí být splně- na podmínka D <0,l5;v a S <0,1A , tedy vlnová délka musí být větší než rozměry spirály. Je-li použito příliš vysokého kmitočtu, září tato anténa j ve tvaru Nejdůležitější je osové zářeni. Aby šroubovioe zářila tímto způsobem, musí obvod smyčky O i A , stoupáni závitů 5°< oC < 20° a maximální rozměry D a S dané vztahem D = ^2yt^ . V těohto vztazíoh se D a S vyjadřuje ve vlnových délkách, činná složka vstupní impedance Je přibližně 150/2 . 9-5 Měření vyzařovacího diagramu dielektrické antény Předpokládáme-li kruhový průřez dielektrického válce, můžeme si představit, že elektromagnetická vlna je vytvořena superpozicí rovinných vln, postupujioíoh normální rychlosti šikmo na osu váloe a odrážejíoíoh se částečně zpět od rozhranní do dielektrika, částečně pak procházejících mimo dielektrikum do vnějšího prostoru - viz obr. 38 n -ij-. a) B b) Obr. 38 Schéma drah jednotlivých rovinných vln v dielektriokém válci Jedná se tedy o typ vedení, které ne pájí anténní řadu bodových zdrojů s podélným vyzařováním. Dielektrická anténa dává úzký svazek elektromagnetických vln, s rostoucí délkou anténního váloe se zužuje hlavní paprsek. Průměr antény se voli přibližně 0,5 7v , zisk antény je dán přibližným vzorcem O s 8 -J~- Oi 60 a šířka paprsku pro poloviční výkon a*— dielektrického válce můžeme také použít dielektrické Optimální průměr trubice D = 7k. a tloušťka stěny b = Místo plného trubioe kde £ je dielektrioká konstanta materiálu antény. 10 1^ 9.6 Měření polarizačního diagramu Šroubovicovou anténu a dipól, jejichž polarizační diagram měříme, zapojíme postupně jako vysílací antény. Signál vysílaný přijímáme anténou s lineární polarizací - půlvlnným dipólem. Otáčíme-li přijímaoím dipólem 59 - v rovině kolmá na amor siření, je napStí na anténě úměrné složce intenzity elektrického pole, rovnoběžné právě s dipólem. Jako detektoru používáme polovodičové diody. Polarizační diagram vysílací antény získáme tak, že vyneseme v polárních souřadnicích závislost F(ý>) ■ Id(<ý>) , kde £0( £o . i) e 10,5 Srovnáním vztahů 10,2 a 10,5 dostáváme pro £ vztah o " fc u»£T0 10,6 Pro reálnou a imaginární složku dostáváme £r =t » £l " oj€o 10,7 Ztrátový úhel je definován vztahem dielektrika V optice se používá pro charakteristlkuYkoeficient odrazu r a fázový posuv y vektoru intenzity elektrického pole rovinné vlny dopadající kolmo na povrch dielektrika, Užijeme-li Fresnelovýoh vzorců, můžeme psát e - - e r e1? e * - "t1 ' - ■ 10,9 Ä ° 1 + n(l - ik) ° V tomto vzorci n je index lomu a k koefioient absorpoe. Ze vztahu 10,9 dostáváme r2 - (n - l)2 +, nV- 10^10 (n + l)2 + nV a pro úh-il 2 n k tg U/ = -5-5- T n2(l - k2) - 1 10,11 2 Analogicky jako komplexní dielektrickou konstantu zavádíme komplexní index lomu nc ■ n - i k. Z tohoto vztahu užitím Maxwellovy realoe £Q = (no) můžeme vypočítat vztah mezi £r, £^ a n, k 2 - k2 , £L = 2 n k 10,12 - 62 - 10.2 Hozoná torová metoda Jednou z často používaných metod měření dielektrické konstanty a ztrátového úhlu pevných i kapalných dielektrik v mikrovlnné oblasti je rezo-nátorová metoda. Spočívá v tom, že při zaplnění vnitřní dutiny rezonátoru, ať Již částečně nebo zcela, dojde ke změně rezonanční frekvenoe a ke změně kvality rezonátoru. Tyto změny jsou určeny vlastnostmi dielektrika, jeho objemem a polohou v rezonátoru. Z naměřených změn lze určit reálnou i imaginární část komplexní dielektrická konstanty. Zcela přesné řeSení uvedeného problému spočívá v řeSenl MaxwoÍlových rovnic v dutině bez dielektrika a s dielektrikem. Toto řešení je značně obtížné a vede na trnsoendentni rovnice a dá se řešit pouze grafickými metodami ji I Nejčastěji se používá přibližné řešeni pomooí poruchové teorie, vypracované Slatérem | 2 j . Podle této teorie pro změnu rezonanční frekvence a změnu kvality částečně zaplněného rezonátoru platí v prvním přiblížení 4 dV za oj r ■*■' 10,13 OJ y. f o dV J < a -i- = £ v_ 10,14 Q '* 2 ■ dV Zde Efctx* y» z, t) značí prostorové rozložení inzenzity elektrického pole k-tóho vidu uvnitř rezonátoru, V» Je objem rezonátoru zaplněný dielektrikem, V Je objem rezonátoru, OJ^ je rezonanční frekvenoe k-tého vidu, AOj^ = C*Ja - 0Jo Je změna rezonanční frekvenoe způsobená dielektrikem. Použijeme váloový rezonátor, pracujíoí s videm TEoll a dielektrikum, ve formě váloové tyčinky o poloměru b umístíme v ose rezonátoru. Rozloženi pole uvažovaného vidu v dutino je dáno vztahem E y (r, z) = A sin ^ (3,832 f) 10,15 Elektrické pole má pouze složku E ý* , X J© výška rezonátoru, a je polomer rezonátoru, J1 Je Besselova funkce l.řádu. Zavedeme-li váloové souřadnice a dosadíme-li do rovnic 10,13 a 10,14 za E^ s E^, můžeme vypoČÍ- - 63 - tat integrály a určit £ a €^• Po úpravě dostáváme ■ / b = (fr -1) pJ, °J/--- 10.« A2 fsin2^ dz fjj(3,832 . r . Vzhledem k tomu, že dielektrioký váleček má délku větěí než výská rezoná-toru, jsou integrační meze v prvním integrálu v čitateli i jmenovateli výrazu 10,16 stejné. Výraz se zjednoduší na tvar b [JÍ(3,832 fj.r.dr a f E% 2 Jjí(3,832 |).r,dr £__ „£_ 10,17 o 1 2 a o Použijeme rekurentního vzorce jjj(kx) i dx a \ x2 [jj(kx) - J0(kx) J2(kx)] 10,18 Pro změnu rezonanční frekvence dostáváme - £r - 1 ,b^2 [4<3>832 a> - Jp(3,832 |) j2<3.832 £)] [^(3,832) - Jc(3,832) j2(3,832)J 10,19 Z tabulek vyhledáme hodnoty Besselových funkcí příslušného argumentu JL(3,832) = 0, J0(3,832) = - 0,4028, J2(3,832) = 0,4028 Označíme-li dále B = [j2(3,832 |) - J0(3,832 |) J2(3,832 £)] 10,20 - 64 - dostáváme Af = €r - 1 0,325 ky2 - B a odtud řo B 10,21 Obdobně dostáváme pro Imaginární část dielektrické konstanty a odtud B vb' Q 10,22 10.3 Maření Měření budeme provádět v pásmu 3 om vln . Sohema měříoi aparatury je vyznačeno na obr. 39 í / —(&y r. f/, ô Obr. 39 Aparatura pro měření dielektrioké konstanty rezonátorovou metodou 1 - zdroj pro klystron, 2 - reflexní klystron, 3 - směrová od-bočnioe, 4 - dutinový vlnoměr, 5 - držák diody, 6 - proměnný útlum, 7 - měřici rezonátor, 8 - diferenciální zesilovač, 9 " osciloskop - 65 - Zdrojem elektromagnetických vln je reflexní klystron 28SR53, který je napájen ze stabilizovaného zdroje a frekvenčně modulován pilovým napětím z osciloskopu. Signál z klystronu postupuje přes směrovou odbočnioi do dutinového vlnoměru qhv 22211. Signál procházející rezonátorem je detekován křemíkovou diodou a přiveden na vstup deferenoiálního zesilovače osciloskopu. Při vhodném naladění dostaneme na obrazovce zobrazení rezonanční křivky vlnoměru. Druhá část mikrovlnného signálu proohází přes atenuátor do měřícího rezonátoru s dielektrikem. Signál, prošlý měříolm rezonátorem je opět usměrněn a přiveden na druhý vstup vertikálního diferenciálního zesilovače. Na obrazovce dostaneme takto i obraz rezonanční křivky měřícího rezonátoru. Při vhodné polaritě diod dostáváme zobrazení obou křivek s opačnou polaritou. Dolaďováním vlnoměru můžeme dosáhnout koinoidence rezonančních křivek, a tak přesně zjistit rezonanční frekvenci měřícího rezonátoru. Nastaveni vlnoměru v případě rovnosti rezonančních frekvenci obou rezonátoru je zobrazeno na obr. kO. Obr. kO Stanovení rezonanční frekvence a kvality dutinového rezonátoru a) nastavení koinoidence rezonanční křivky vlnoměru 2 a měřícího rezonátoru 1 b) určení kvality měřícího rezonátoru, f^ a f2 jsou frekvenoe odpovídajíc! poloviční výěoe rezonanční křivky 1 Dynamickou metodou můžeme stanovit i kvalitu dutinového rezonátoru. Za předpokladu, že zobrazená rezonanční křivka měříoího rezonátoru Je výkonová rezonanč.ií křivka, tj- je-li detektor kvadratický, dostáváme pro kvalitu dutinového rezonátoru vztah q = df 10,23 1/2 Zde ^^1/2 = f z ~ ^1 ^e s^^ka rezonanční křivky v poloviční výšoe. Signál, prošlý dutinovým vlnoměrem, zvolíme tak, aby jeho výška při rezonanční frekvenci měřícího rezonátoru ř byla rovna poloviční výšoe rezonanční křivky měřícího rezonátoru, jak je zobrazeno na Obr. 40b. Pak nastavíme frekvenci vlnoměru tak, aby rezonanční křivka vlnoměru dosahovala nejprve vlevo, pak vpravo od rezonanční frekvenoe f nulová hodnoty. Tím stanovíme bez ohledu na výkon klystronu ve třídě kmitání přesné hodnoty šířky rezonanční křivky ilf^. Vlastni měření provádíme tak, že nejprve stanovíme rezonanční frekvenoi f a kvalitu Q dutinového rezonátoru bez di- o t elektrika. Pak umístíme přesně v ose rezonátoru Jednotlivé dielektrické válečky, jejichž průměr 2b jsme přesně naměřili. Určíme rezonanční frekvenci fd a kvalitu qd s dielektrikem. Užitím vztahů 10,21 a 10,22 pak určíme reálnou i imaginární složku dielektrické konstanty a tg tf. 10.k Ukol : 1. Proveďte měření dielektrické konstanty a ztrátového úhlu tg cf čtyř dielektrických vzorků 1 Literatura : 1 S.C. Browna dr. I J.Appl. Phys. (1954) 25, »0 3, 302 - 30? 2 J.C. Slater : Rev. Mod. Phys., 18 (1946), 44l." 3 A.A. Brandt : Issledovanie dielektrikov ..., Moskva 19^3 Příloha : Tabulka Besselovýoh funkcí - 67 - 11. STANOVANÍ IMPEDANCÍ CLON MŽÄfcÍM VEDENÍM 11,1 Úvod 5íří-li se elektromagnetická vlna po vedeni ve směru osy y, lze charakterizovat tuto vlnu v každém mleté normovaným proudem X a napětím V j lj Pišme pro dopadající vlnu v (i(wt - /Žy) a x ei( Wt - fiy) ".1 X X I a odraženou vlnu Vs ei( U>t + fiy) ft Iz el( Ut + /y) OJ Fázová rychlost -^r je kladná pro postupnou vlnu, záporná pro vlnu odraženou . Proud můžeme vyjádřit pomocí napětí a charakteristické impedanoe vedení Z . o Dos táváme O 2 Z o . ' . . Poměr výsledného napětí k výslednému proudu určuje impedanci v daném místě vedeni L + li- • e12A Z = Z -i- 11.ír O x. Ji. • a«Ä Je-li v místě y s f na vedení zátěž Z = Z^, dostáváme V_ i2ytf/ i + -i- e Vl Zjj 3 Zo -*- llt5 vi Z poslední rovnice můžeme vypočítat koeficient odrazu - 68 - ZT - Z -21/3/ o = —i-a— o llp6 *L * Zo Dosadíme-li do vztahu 11,4 za koeficient odrazu z 11,6, dostávám* ZL + iZ ts/# (1 - y) Z ■ Z - 11,7 ° zo + izLte4(i - y) Tato rovnioe udává vztah mezi impedancí zapojenou na vedení v místě ^ a impedancí , kterou vedeni vykazuje v libovolném místě y. i Rovnioe 11,7 můžeme použít ke stanovení impsdanoe, připojené k vedení', naměříme-li rozloženi stojatých vln na vedení. V důsledku odrazu od této impedance vznikají stojaté vlny, jejichž maximum je dáno součtem napětí postupujíoí a odražené vlny, minimum pak jejioh rozdílem . Poměr maxima a minima udává poměr stojatých vln napětí - PSVN označovaný písmenem r. max r b ————— V . min Je to reálná veličina. Vyjádříme-11 Ji pomocí dopadájíoí a odražené vlny, máme r = |Vl|-|v2| i-lol 11,8 Koeficient odrazu G můžeme vyjádřit v exponenciálním tvaru G = ZL " 2o 2L + Zo -Í2(/5A^) 11,9 kde *f je úhel vektorové veličiny v závorkách absolutní hodnoty Po dosazení do 11,8 máme lZL + Zol * lZL - Zo' r = K + Zol - lZL- ZJ 11,10 V minimu nebo maximu stojatýoh vln je poměr napětí v proudu reálná veličina. Naohází-li se tedy Z^ v minimu, pak Z^ Je čistě reálné a v rovnici můžeme odstranit znaménka absolutní hodnoty, neboť ZQ Je také reálná veličina. - 6y - Z, Z Pro ZL> ZD dostávame r = 5« a pro ZL ZQ r = r4- 11,11 o li Impedance ZL připojená na kone o vedení vyvoláváme deni stojaté vlny s po- měrem stojatých vln r. V minimu těchto vln vzdáleném o d od konce vedení Je tato impedanoe pretransformovaná na čistě reálnou hodnotu —- . Použi- * r Jeme-li nyní vztahu 11,7, dostáváme r 0 zo + iZ^tg/&^ zo kde Z ■ —p- a d a ,/ - y Je vzdálenost minima od konoe vedení, v němž Je umístěna impedanoe Z^, Přejdeme-li k normovaným hodnotám impedanol z - J~" L Zq , dostáváme po úpravě 1 - ir tg /3 d z n--- 11,12 U r - i tS/^d Poaooí tohoto vztahu můžeme stanovit neznámou impedanoi připojenou na konec vedení zL, určíme-li poměr stojatých vln r a vzdálenost minima od konce vedení* Řešení rovnice 11,7 se často provádí pomooí impedančníoh diagramů - 11.2 Pravoúhlý impedanční diagram Známe-li impedanci v určitém místě vedeni, můžeme podle vzorce 11,7 vypočíst impedanci v libovolném místě. Máme-11 vedení zakončeno nějakou Impedancí Z., můžeme naměřit poměr stojatých vln r a známe tedy impedanoi y Zry v minimu, nebot impedanoe v minimu je rovna podle 11,11 reálné hodnotě PoužiJeme-li vzorec 11,7 pro tento případ, dostáváme pro impedanoi v libovolném místě y vztah + i Z0 tg/3 1 + i r /S s po úpravě máme r + i tg/g 11,13 V tomto vzoroi /tQ je souřadnice minima a jt>0 - y x s je vzdálenost uvažovaného bodu od minima. Redukovanou impedanoi z můžeme zobrazit v Gaussově rovině. Po úpravě má tvar z s R + i X - 70 - dostáváme z r (l + tg2/gs) itg/?s r,».^ r2 ♦ tg2/^ r + tg2/# Zavedeme-li r = ^ a q 3 tg/^s, máme Ks •> p 1 + p*q X - q (1 - » > 1 ♦ p2 q2 11,14 11,15 Sešenlm těchto rovnic dojdeme ke vztahům R + (X — 2 q - 1 2q q + 1 2 — > 11,16 ( R ♦ p* + 1 2 2p ) ♦ xÄ = ( p* - 1 2 2p ) 11,17 Tyto rovnioe nám určuji sít křivek konstantního q a konstantního p. Rovnice lljló^je rovnicí kružnice konstantního q, má střed na ose X ve vzdálenosti ^q1) 00, P°s^*ku a poloměr (A 2q^^ * Ro^ioe i1,*? podobně určuje kružnice konstantního p - viz obr. 41. Obr. 41 Pravoúhlý a polární impedanční diagram - 71 - 11.3 Polární impedanční diagram Vyjédříme-li impedanol z ve vzdálenosti s od minima pomooi koeficientu odrazu, dostáváme pro normovanou hodnotu * - - 11,18 1 - GT e"2 t Zde Gj^ je koeficient odrazu na konoi vedeni, kde Je umístěna impedanoe ZL, tj. v místě / = 0. GL můžeme vyjádřit v exponenciálním tvaru G. = 'L " 1. » e-2<ťo + iuo> 11,19 ZL + 1 V exponenciálním tvaru charakterizuje t velikost GT a u Jeho fázi, Do-sadíme-li dále za konstantu Siření |j = oí + , můžeme psát x . e-2(t0 - *») - 2i(u0 - /#s) Z s 1 - a-2(to + - 2ituo - Označíme-11 dále t = t, + s ausu + a, dostáváme o o ' * -2(t + iu) 1 + e z B - 11,20 -2(t +iu) 1 - e Zaveďme dále nové proměnné b a o vztahem -2(t + iu) „ e ' = b + io 11,21 Dosazením do vztahu 11,20 dostáváme normovanou impedanci z ve vzdálenosti s od minima na vedení zakončeném impedancí Z^ vyjádřenou pomooi novýoh proměnných z = R + i X = * + b t lo 11,22 1 - b - io Znázorníme-11 b + io v Gaussově rovino, můžeme podle vzoroe 11,21 stanovit v této rovino křivky konstantního t a n a podle 11,22 pak křivky konstantního R a X. Tím dostáváme Smithův neboli polární impedanční diagram. Každý bod tohoto diagramu definuje pak tři čísla t R + IX, t + iu 72 - a b + i o. Hodnoty b a o nás obvykle po konstrukci diagramu nesa jíme j i. Křivkami konstantního R, X a t jsou kružnice a geometrickým místem konstantního u jsou přímky, procházející počátkem, jak Je znázorněno na obr. 41. 11.4 Měřeni Měření impedancí clon provádíme v pásmu X v zapojení vyznačeném na Obr. 42 Obr. 42 Aparatura pro měření impedancí clon 1 - zdroj pro karoinotron, 2 - karoinotron, 3 - feritový izo látor, 4 - proměnný atenuátor, 5 - měřící vedení, 6 - charakteristická impedance vlnovodu, A - vlnovodové olonky Abychom mohli naměřit impedanci vlnovodové olonky, je nutné zakončit vlnovod za clonkou charakteristickou impedancí Z . V tomto případě máme v místě A paralelní zapojeni impedance olonky Zq a charakteristické impedance ZQ. Vzhledem k paralelnímu zapojení přejdeme k admitanoím. Admitance v místě A tedy bude *A = Yc + Yo X1'23 Y» _Io přejdeme-li k normovaným hodnotám y^ a —■^f* # y o Y_ o yA a yo + 1 11,23 Vztahy, odvozené dříve pro transformaci impedanoí podél vedení a výpočet připojené impedance lze použit i pro admitanoe. V platnosti zástá- vaji i impedanční digramy, pouze místo komplexního čísla charakterizují-oiho impedanci hledáme komplexní číslo charakterizujíoí admitanoi. Tak např. vzorec 11,7 psaný v normovaných hodnotáoh dá zL + ±te/$ (Í-y) l + ±z tg /3 U-y) i ♦ izL ts/tf tf-y) zl * * t»^ 10, můžeme určit r metodou dvojnásobného minima, jak je patrno z obr. 43. Pak r a ^Wy^' Při měření postupujeme tak, že nejprve připojíme na koneo vedení rezonanční okénko a oharakteristiokou impedanci ZQ a nastavíme frekvenoi karcinotronu tak, až na vedení bude r s 1. Odečteme hodnotu frekvence f^. Poté nahradíme clonu zkratem. Frekvenoi f^ neměníme J Na vedení vzniknou stojaté vlny, z niohž určíme vlnovou délku ž\v, charakteristiku diody m a polohu minima Ľ. Pak provádíme měření admitanoe induktivní olonky Yci a kapacitní clon-ky Yq^.Z naměřených hodnot rad určíme J^^* Yoic užitím vztahů 11,24 a 11,23. a pomocí Smithova polárního diagramu. Naměřené hodnoty admitanoe olon YqL a Y^ porovnáte s teoretickými hodnotami, danými vztahy kde 11,27 Bk= yo m esc (f - Ä') - 75 - Na obr. kk jsou zobrazeny oba typy vlnovodových olonek. Rozměry a, aj b, b_ určité měřením. Obr. kk Induktivní a kapacitní olona 11.5 tJkolí 1. Naměřte charakteristiku diody a stanovte vlnovou délku J\.v a pracovni frekvenci rezonanční olonky 2. Naměřte adnitance kapacitní a induktivní olonky a porovnejte Je s teoretickou hodnotou určenou z rozměrů. Induktivní Kapacitní Literatura : B.L. Ginzton: Miorowave Measurements, London 1957 I.V. Lebedev: Technika i pribori SVČ", Moskva l?6l - 76 - 12. DIODA JAKO SMÉSOVAČ NA CM VLNÁCH 12.1 Úvod Křemíkové hrotové diody se mohou používat jako heterodynní. meniče frekvence - směšovače, v případě, Že se na diodu současně s mikrovlnným signálem přivádí vf napětí místního osoilátoru. Výstupní napětí rozdílového kmitočtu bude přímo úměrné vstupnímu napětí, poku vstupní signál bude mnohem menší než napětí místního osoilátoru. Výhody přijímačů mikrovlnných signálů s heterodynním směšovačem spočívají ve větší linearitě a větší ciltivosti ve srovnáni s kvadratickými detektory a není nutné znát charakteristiku použitých diod. Heterodynní aparatura pro registraci mikrovlnných signálů je sohema-tioky znázorněna na Obr. k$ Ujshojit 1 3 4 5 t > ? CJ2~0J1 Obr. k5 aonema heterodynniho mikrovlnného přijímače 1 - držák diody, 2 - místní oscilátor, 3 - mř zesilovač, k - detektor, 5 - indikátor Držák diody je konstruován tak, aby mikrovlnný signál mohl přicházet současně se signálem z místního oscilátoru f 2 na diodu. Při tom se musí převážně absorbovat v diodě a nepronikat do okruhu osoilátoru. Oscilátor musí mít výkon několikrát vyšší, než Je optimální výkon pro směěování, který bývá obvykle 1 mV, aby mohla být mezi ním a diodou slabá vazba. Rozdíl frekvencí fx - f2 bývá několik MHz a zesiluje se mezifrekven-čním zesilovačem. Po zesíleni a detekci je pak signál registrován indikátorem. Činnost diody v heterodynním měniči frekvence je patrna z obr. k6 - 77 - Obr, k6 Vznik střídavé složky proudu diodou o rozdílové frekvenci íf2 " fl> Na diodu přichází současné signál oos OJ^t ze vstupu a signál Ug cos í*>0t z místního oscilátoru. Na diodě dostáváme součet obou napětí U = cos oj ^t + U2 oos ť*>2* 12,1 Úpravou pravé strany rovnice dostáváme U = fui + + a uiu2 oos ( W2 - wx)t . oos ( fŕt) + Oij^t) 12,2 Tento vztah můžeme zjednodušit za předpokladu, že platí OJ^ > **>1* U2 5-* 0"^ na tvar U " U2 t1 + OOS < W2- " ^Jt J OOS 6J2 t 12,3 Na diodě se tedy objeví napětí o frekvenci Cl>2, jehož amplituda U2 je modulována s frekvencí ( C*> 2 - í*J ^), hloubka modulace je Uj/tJ^. Výstupní okruh pro rozdílovou frekvenci z držáku diody musí dovolovat průchod této rozdílové frekvence a potlačovat základní frekvenci u>2« - 78 Jak je patrno s obr. k6, U£ musí být dostaté čně veliké, aby oblast modulace spadala do lineárni části VA charakteristiky diody. Pak dostaneme 1 lineárni závislost mezi amplitudou vstupního napětí a amplitudou mezifrekvenčního napětí U^- Obvykle se volí úroveň signálu z místního oscilátoru taková, aby proud diodou byl I = 0,6 mA 12.2 Měřeni Mezi nejdůležitějši charakteristiky diody jako směšovače patři směšo-vaol ztráta, hladina Sumu, vstupní impedance a impedance mezifrekvenční. Směšovaoí ztráta je definována jako poměr výkonu mezifrekvenčního sig nálu na vstupu do mf zesilovače k výkonu mikrovlnného signálu na vstupu přijímače K s 10 log N [-] mf 12,4 Směšovací ztrátu budeme měřit v zapojení podle obr. k7- 12 * -0 Obr. kl Schéma zapojení pro měření směšovaoloh ztrát I - zdroj pro klystron, 2 - klystron, 3 - proměnný útlum, k - směrová odbočnioe, 5 - držák termistoru, 6 - měřič výkonu, 7 - přechod vlnovod-koaxiál, 8 - držák směšovací diody, 9 - místní oscilátor, 10 - mezifrekvenční zesilovač (30 MHz) II - detektor, 12 - indikátor proudu směšovací diodou a detektorem - 79 - Měřeni provádíme v pásmu S { J{ = 10 ora). Signál z klystronu přichází přes proměnný útlum, jímž můžeme nastavovat požadovanou velikost vstupního signálu do směrové odbočnice s průchozím útlumem 30 dB a dále pak do měřiče výkonu. Zeslabený signál z odbočnice je přiváděn na vstup směSovaoi diody. Velikost signálu z místního oscilátoru, přiváděného na směšovací diodu, nastavujeme změnou vazebního prvku. Proud směšovací diodou, který Je mírou signálu f"2, odečítáme-indikátoru. Tentýž přístroj slouží po přepnutí k naměření proudu detekční diodou. Tento proud je mírou reálného mf signálu. Nejprve nastavíme proud směšovaoí diodou na 0,6 mA a po přepnutí indikátoru doladíme místní oscilátor při zapojeném vstupním signálu na frekvenci, odpovídající ladění mf zesilovače f _ - t , s 30 MHz. Vyladění poznáme podle maximální výchylky indikátoru. Další měřeni pak provádíme při nezměněné frekvenci. Proměříme závislost proudu detektoru lHm s f (N,) na vstupním výkonu N^ pro tři hodnoty proudu směšovaoí diodou X^ = (0,1; 0,6; 1,0) mA. Měřeni provádíme při konstantním zesílení mf zesilovače. Z grafů závislosti 1^ s f (U^) pro zvolenou hodnotu přepínače zesílení určíme z naměřených hodnot hodnoty mezifrekvenčního napětí ze směšovací diody v závislosti na vstupním vf výkonu 0^ s f (N^). Výpočet vyznačíme v tabulce měření. Ze známého vstupního odporu mezifrekvenčního zesilovače vypočteme výkon mezifrekvenčního signálu z diody 2 Umf Nmf s. ff---- 12,5 vm N „ Závislosti Idm = / (Nx) a K^) = 10 log -jj?35- Vyneseme do grafu pro 3 hodnoty proudu X^. Dále provedeme měření závislosti K = / (i^) pro konstantní vstupní mikrovlnný signál N1 u konst. a konstantní nastavení mezifrekvenčního zesilovače. Tuto závislost rovněž vyznačíme graficky. Měření koeficientu šumu mikrovlnného přijímače Koeficient Sumu je definován jako poměr výkonu Pn^n vstupního signálu, dávajíoího na výstupu výchylku stejnou jako je šum přijímače, k výkonu, který můžeme detekovat ideálním přijímačem P^ a k T d f P . p a _EiS_ 12,6 kTA f Měřeni F provedeme tak, že signál z výstupu mf zesilovače přivedeme na osoilograf a nastavíme výkon vstupního mikrovlnného signálu v pulznim provozu tak, až úroveň výstupního signálu v pulzu Je dvojnásobná Jak - 80 - úroveň šumů. 12-3 Úkol : 1. Naměřte závislost 1^ ■ f O^) a K = f (JXj) pro tři proudy směšovací diodou 2. Naměřte závislost K = f (ldJ 3. Pro Id = 0,6 mA stanovte koeficient šumu F přijímače Literatura : E.L. Ginzton: Uzmerenije na santimetrovyoh volnaoh, překl.z angl., Moskva 196O - 81 - PŘÍLOHA I. Smithův Impedanční diagram - 82 - PŘÍLOHA II Tabulky Besselových. funkcí. X 1 J0 1 JICx) i J2Cx> 1 B ů. 00 1 1. 0000000 1 0. 0000C00 t 0. 0000000 1 0. 0880800 0. 01 1 0. 9999750 t 0. 0Ö49999 1 0 0000125 1 0. 0080125 0. 02 1 0. 9999000 1 0. 0099995 1 0. 0008500 1 0. 0898500 0. 02 i 0. 9997750 1 0. 0149933 1 0. 0001125 1 0. 0001125 0. 04 * t 0. 9996000 1 0. 0199960 1 0. 0882800 1 0 0001999 8. 05 1 0. 9993751 1 0. 0249922 1 6. 0083124 l 0. 0003124 0. 06 1 0. 9991002 1 0. 0299865 1 0. 0884499 1 0. 0804497 0. 07 1 0. 9987754 1 0. 0349736 1 0.0006122 l 0. 0006120 0. 03 1 0. 9984006 1 0. 0399630 1 0.' 0807996 1 0 0007991 0. 09 1 0. 9979760 1 0. 0449545 1 0. 0010118 1 0. 0010111 0. 10 1 0. 9975016 1 0. 0499375 1 8. 0012490 t 0. 0012479 0. 11 l 0. 9969773 1 0. 0549169 1 0. 0015110 1 0. 0015095 0. 12 1 0. 9964032 1 0. 0598921 1 0.0017978 1 0. 8617957 0. 13 1 0. 9957795 1 0. 0648623 1 0. 0021095 1 0. 0021066 0. 14 l 0. 9951060 1 0- 0693286 1 0. 0024460 1 8. 0024428 0. 15 1 0. 9943329 t 0. 0747893 1 0. 0023072 1 0. 0028028 0. 16 1 0. 9936102 1 0. 0797443 1 0. 0031932 1 0. 0031864 0. 17 l 0. 9927830 1 0. 0846933 1 0. 0836038 1 0. 8035951 8. 18 1 0. 9919164 1 0. 0896360 t 0. 0840391 1 0. 0040282 0. 19 1 0. 9909953 1 0. 09457*20 1 0. 0044989 1 0. 0044854 0. 20 1 0. 9903250 1 0. 099S008 1 0. 8049334 1 0. 8849668 0. 21 1 0. 9890054 1 0. 1044223 1 0. 0054923 1 0. 8054721 0. 22 1 0. 9379366 1 0. 1093353 1 0. 0860256 1 0. 0060014 0 23 1 0. 9863137 1 0. 1142412 1 0. 0065834 1 0. 0065544 0 24 1 0. 9856518 1 0. 1191331 1 0. 0071655 1 0. 0971312 0. 25 1 0. 9S44359 1 0. 1240260 1 0. 0077719 1 0. 0077315 0. 26 I 0. 9S31713 1 0. 1289046 1 0. 0034025 1 0. 0083553 0. 27 1 0. 9313579 1 0. 1337735 1 0. 0090573 1 0. 0890024 O. 23 1 0. 9304958 1 0. 1386325 1 0. 009736Í 1 0. 8096727 Ů. 29 1 0. 9790853 l 0. 1434810 1 0 0104398 1 0. 8103661 0. 30 1 0. 9776262 t 0. 1483ie3 1 0. 0111659 1 0. 0118824 0 31 1 0. 9761189 1 8. 1531455 1 0.0119166 1 0. 0118215 0 32 1 0 9745634 I 0. 1579607 " 1 0. 0126911 1 0. 0125833 0. 33 1 0. 9729597 1 0. 1627641 1 0. 0134894 1 0. 8133675 Ů. 34 1 0. 9713081 1 0. 1675553 1 0. 8143113 1 0. 8141741 8 35 1 0. 9696087 1 8. 1723340 1 0. 0151568 1 0. 8150028 0. 36 1 0. 9S73615 1 0. 17?0997 1 0. 0160257 l 0. 015S536 Ü. 37 1 0. 9&60SS? 1 0. 1818522 1 0. 0169181 1 0. 8167262 0. 33 1 0 9642245 1 0. 1865911 1 8. 0178333 1 0. 0176285 0 39 1 0. 9623350 1 8. 1913160 1 8. 0187727 1 8. 0185362 0. 40 1 0. 9603982 1 0. 1960266 1 0. 0197347 1 8. 01947'33 0. 41 1 0. 9584145 1 0. 2807225 1 8. 8287197 1 0. 0204315 0. 42 1 0. 9563838 1 8. 2854034 1 0. 0217276 1 0. 0214106 0 43 1 0. 9543865 1 8. 2100689 1 0. 0227534 1 0. 0224105 0. 44 1 0. 9521825 1 8. 2147183 1 0. 0238119 1 0. 02343O9 0. 45 1 0. 9500121 1 8. 2193525 1 0 0248380 1 0. 0244716 0. 46 1 0 9477955 1 0. 2239699 1 0. 0259367 1 0. 0255323 0. 47 1 0. 9455323 1 0. 2285705 1 &. 0271077 1 0. 826*3133 0. 43 1 0. 9432242 1 0. 2331540 1 0. 0282510 1 0. 0277138 0. 49 1 0. 9408698 1 0. 2377201 1 0. 0294165 1 0. 0288338 0. 50 1 0. 9334693 1 0. 2422635 1 0. 030684O 1 0. 8299731 - 83 - Obsah 1. Třídy kmitání reflexního klystronu ........................... 3 2. Modulační charakteristika reflexního klystronu...............10 3. Studium činnosti magnetronu................................. 15 k. Pracovní charakteristiky magnetronu......................... 22 5. Studium činnosti elektronky se zpětnou vlnou................ 27 6. Generátor mikrovln s Gunnovou diodou................... 32 7. Polovodičová dioda jako násobič frekvence................... kO 8. Měřeni vysokofrekvenčního výkonu............................ 48 9. Vyzařovací a polarizační diagram směrových antén..........52 10. Měření dielektrické konstanty rezonátorovou metodou......... 60 11. Stanovení impedancí clon měřícím vedením.................... 67 12. Dioda jako směšovač na cm vlnách..........................76 Název: Autor: Ved .katedry: Vydavatel: Určeno: Povoleno: Počet stran; AA v VA: Vydáni: Náklad: Tisk: Poř. číslo: Tém. ak«: Číslo: Cena: Mikrovlnné praktikum FNDr. Antonín Tálský, CSc. doc. RNDr. Vratislav Kapička, CSc. rektorát UJEP Brno, A. Nováka 1 - vlastním nákladem pro posluchače iakulty přírodovědecké vydavatelské oprávnění min. kultury č. 21 514/79 33 5,91 - 6,05 první 150 výtisků výrobna skript rektorátu UJEP 'Brno, Jaselská 25 ofsetový tisk 1100 17/32 55-977-84 5,50 Kčs