![]() |
|
|
![]() |
||
![]() |
||
![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() |
§ 9. Влияние высших гармоник на режим работы ламп и к.п.д. УРУОстановимся теперь на вопросе о влиянии высших гармоник на работу УРУ на фильтрах нижних частот типа m. При этом рассмотрим отдельно работу усилителя во второй половине диапазона частот (f1 > 0,5fга) и в первой его половине (f1 < 0,5fгa). Вторая половина диапазона частот (f1 > 0,5fгa). Если частота напряжения возбуждения f1 (первой гармоники токов ламп) лежит в рассматриваемом участке диапазона, то все высшие гармонические лежат вне полосы прозрачности анодной линии. Следовательно, в этом случае анодная линия будет отфильтровывать высшие гармоники. Действительно, постоянная распространения анодной линии для частот высших гармоник (r ≥ 2) ![]() будет вещественным числом, поскольку rха1 > 1 и наличие экспоненциальных множителей вида ![]() ![]() в выражениях (40) и (42) будет приводить к тому, что высшие гармоники в напряжениях на анодах ламп окажутся весьма малыми. Как показывают расчеты по формулам (40) и (42) при f1 ≥ 0,55fгa, отношение амплитуды второй гармоники к амплитуде первой гармоники на анодах ламп и выходе УРУ при n > 4 удовлетворяет следующему неравенству [32]: ![]() Уровень третьей и других гармоник оказывается еще меньше. Поэтому при анализе режимов работы ламп всеми высшими гармоническими можно пренебречь и подобно тому, как это делается для резонансных усилителей, считать колебательное напряжение на анодах ламп и выходе УРУ синусоидальным. Величина этих напряжений будет определяться формулами, аналогичными (15) и (25). Первая половина диапазона частот (0 < f1 ≤ 0,5fга). На этом участке диапазона частота некоторых из высших гармоник лежит в полосе прозрачности анодной линии, а частота остальных гармоник - вне этой полосы. Напряжениями гармоник, лежащих вне полосы прозрачности, как и в предыдущем пункте, можно пренебречь. При этом номер наивысшей гармоники, лежащей в полосе УРУ, будет равняться отношению fгa/f1, округленному до ближайшего меньшего целого числа. Следовательно, в выражениях (43)-(45) за верхний индекс суммирования может быть принято округленное отношение fгa/f1. Будем сперва предполагать, что частоты основных гармоник лежат на участке диапазона, соответствующем 0 ≤ хar ≤ 0,85. В этом случае фазовая характеристика звеньев анодной линии для m = 1,4 оказывается весьма линейной (рис. 9, б), так что можно считать, что ![]() Кроме того, в этом случае можно пренебречь частотной зависимостью множителей А̇r и В̇r в (40)-(42) и считать, что для всех гармоник они одинаковы (А̇r = А̇1; В̇r = В̇1). С учетом этих допущений выражение (40) для выходного напряжения в первой половине диапазона частот можно подстановкой в него (46) привести к виду: ![]() Подставляя в последнюю формулу В1 ≈ 0,5ρа, получим для случая ġ1 = а̇1 при одинаковых углах отсечки θk, и одинаковых максимальных значениях тока ламп Imk следующее выражение для выходного напряжения: ![]() где ![]() Из сравнения последнего выражения с (32) и (36) видно, что форма выходного напряжения при fга/f1 >> 1 практически повторяет форму переменной составляющей импульсов анодного тока ламп с обратным знаком. Однако импульсы выходного напряжения смещены во времени относительно импульсов тока ламп. Переменное напряжение на аноде последней лампы un будет иметь такую же форму, как и выходное напряжение, так что результирующее напряжение на аноде последней лампы uаn с учетом постоянного напряжения питания Еа определится следующим образом: ![]() где ![]() На рис. 18, б представлен график зависимости uаn от ωt' для угла отсечки анодного тока θ = 90°. На этом же рисунке штриховой линией представлен график того же напряжения при учете только первой и второй гармоник, т. е. для fга/f1 = 2. Как видно из рис. 18, б, гармоники выше второй мало влияют на форму выходного напряжения. Поэтому при углах отсечки порядка 90° можно считать, что выходное напряжение и напряжение на аноде последней лампы повторяют форму импульсов анодного тока практически во всей первой половине диапазона частот. ![]() Рис. 18. Форма напряжения на аноде последней лампы УРУ в режиме колебаний второго рода: а - во второй половине диапазона частот; б - в первой половине диапазона для однотактной схемы; в - в первой половине диапазона (ха1 = 0,35) для двухтактной схемы Что касается напряжений на анодах остальных ламп, то они будут иметь достаточно сложную форму, определяемую относительными фазами и амплитудами гармоник в соответствии с выражениями (42) и (45). Не исследуя детально напряжение на анодах этих ламп, ограничимся следующим важным выводом, который можно сделать на основе выражения (42): уровень высших гармоник на анодах ламп не превышает уровня высших гармоник на аноде последней лампы. Справедливость этого утверждения вытекает из того, что обратные волны токов высших гармоник [второе слагаемое в квадратных скобках (42)], так же как и первых гармоник (см. § 7), складываются несинфазно. Сделанный вывод будет использован при расчете к. п. д. усилителя. Предположение о постоянстве коэффициентов В̇r и А̇r для всех гармоник и о линейности фазовой характеристики звеньев анодной линии справедливо только для диапазона, соответствующего 0 < xar ≤ 0,85. Если частота одной из гармоник fr лежит в пределах 0,85fгa < fr < fга, указанные допущения оказываются несправедливыми. При fr → fгa множители В̇r и А̇r резко возрастают, поскольку Zпar → ∞, и возникает возможность "подчеркивания" гармоники, что является нежелательным для работы УРУ. Наибольший интерес представляет случай, когда частота второй гармоники лежит в районе граничной частоты анодной линии (f2 → fга), поскольку из всех высших гармонических вторая обычно оказывается наиболее сильной и при "подчеркивании" она может оказаться соизмеримой с основной гармоникой или даже превосходить ее. Выражение для модуля амплитуды второй гармоники на выходе УРУ при θk = const и Imk = const можно записать на основе (40) в виде: ![]() где ![]() Подкоренное выражение знаменателя при х2 → 1 уменьшается, что приводит к увеличению U2н. Однако второй сомножитель (48) с возрастанием ха2 также уменьшается, поскольку за счет нелинейности фазовой характеристики (которой нельзя пренебрегать при х2 → 1) ġ1 ≠ 0,5ȧ2, даже если ġ1 = а̇1. Следовательно, в схеме УРУ вторые гармоники токов ламп складываются несинфазно при синфазном сложении первых гармоник тока. Таким образом, в режиме колебаний второго рода в УРУ автоматически реализуется способ коррекции частотной характеристики для второй гармоники, подобный описанному в § 5. Из выражения (48) видно, что несинфазность вторых гармоник токов будет проявляться тем сильнее, чем больше n, поскольку второй сомножитель (48) тем меньше при заданной разности (ġ1 - 0,5ȧ2), чем больше n. Как показывают расчеты [32], при n ≥ 10 возрастание первого сомножителя выражения (48) при xa2 → 1 компенсируется уменьшением второго сомножителя, так что амплитуда второй гармоники при 0,85 ≤ хa2 ≤ 1 оказывается даже меньше, чем для хa2 << 0,85. При п = 3÷6 первый сомножитель возрастает быстрее, чем уменьшается второй, в результате чего вторая гармоника напряжения для указанного числа ламп возрастает при xa2 → 1, что является нежелательным. Для уменьшения второй гармоники в этом случае целесообразно делать неравными граничные частоты анодной и сеточной линии, подобно тому, как это описано в § 5. Однако если коррекция частотной характеристики по первой гармонике возможна как в случае ![]() так и b0 > 1, то для уменьшения уровня второй гармоники обязательно, чтобы ![]() Последнее обусловлено тем, что для второй гармоники уже имеет место несинфазность сложения их токов (причем g1 < 0,5а2) и задача заключается лишь в увеличении степени этой несинфазности, что требует g1 < а1. Величину b0 можно выбирать такой же, как и для коррекции частотной характеристики УРУ по первой гармонике (при b0 < 1). При этом, если первая гармоника напряжения будет почти постоянна во всем диапазоне частот (рис. 12, а), то вторая будет уменьшаться при хa2 → 1, поскольку несинфазность сложения вторых гармоник токов будет проявляться сильнее, чем для первых, в силу нелинейности фазовой характеристики анодной линии. Таким образом, широкополосные свойства анодной линии УРУ приводят к тому, что в первой половине диапазона частот напряжение на выходе усилителя и на анодах ламп содержит неослабленные высшие гармонические. Мощность первой гармоники при критическом или недонапряженном режиме УРУ оказывается, как и в классе А, весьма постоянной в диапазоне частот, так что усилитель сохраняет свои широкополосные свойства. Величина мощности первой гармоники на выходе УРУ при одинаковых углах отсечки токов ламп составляет ![]() Найдем к. п. д. усилителя по первой гармонике, учитывая влияние высших гармонических. Постоянное анодное напряжение УРУ для обеспечения критического режима ![]() где un макс = uн.макс - максимальное мгновенное значение отрицательной полуволны переменного напряжения на аноде последней лампы (на нагрузке) - рис. 18. Для второй половины диапазона частот выходное напряжение гармоническое (рис. 18, а) и ![]() Для первой половины диапазона uн.макс можно найти, используя выражение (47) для t' = 0: ![]() Учитывая, что для коэффициентов разложения косинусоидального импульса выполняется равенство [4]: ![]() получим ![]() Поскольку (1 - α0) > α1, максимальное мгновенное значение выходного напряжения для первой половины диапазона частот за счет влияния высших гармоник больше, чем для второй половины диапазона. Следовательно, постоянное анодное напряжение для обеспечения критического режима УРУ ![]() При полученном анодном напряжении последняя лампа будет работать при f1 < 0,5fгa в критическом режиме, однако при f1 > 0,5fга режим этой лампы будет недонапряженным. К. п. д. усилителя в режиме колебаний второго рода найдем, используя выражения (49) и (50): ![]() где q = 0,5Sкpρа; Sкр = Im/eaмин; ξn = U1n/Ea - коэффициент использования анодного напряжения последней лампы УРУ по первой гармонике. Коэффициенты разложения α1 и α0 зависят от угла отсечки θ в соответствии с выражениями (37) и (38). Используя эти выражения, можно проанализировать зависимость η от угла отсечки. На рис. 19 построены графики зависимости η от θ, из которых видно, что при θ = 90÷110° к. п. д. достигает максимального значения, которое больше, чем к. п. д. в режиме колебаний первого рода (θ = 180°). Однако максимальное значение к. п. д. не превышает 0,3 и эффективность повышения к. п. д. оказывается весьма малой. Так, при qn → ∞ к. п. д. за счет работы с отсечкой анодного тока может быть увеличен по сравнению с режимом класса А всего лишь в 1,2 раза, в то время как для резонансного усилителя выигрыш в к. п. д. может быть достигнут значительно больше (в 1,5-1,7 раза). ![]() Рис. 19. Зависимость к. п. д. однотактного УРУ от угла отсечки анодного тока при различных значениях параметра qn Малая эффективность повышения к. п. д. обусловлена тем, что одновременно с ростом у в режиме колебаний второго рода из-за влияния высших гармоник уменьшается коэффициент использования анодного напряжения по первой гармонике n-й лампы, так что этот коэффициент оказывается меньше, чем в классе А, при том же уровне первой гармоники. Низкое значение предельного к. п. д. (η ≤ 0,3) объясняется, как и в режиме колебаний первого рода, плохим использованием анодного напряжения первых ламп УРУ по сравнению с последней, для которой ξn может быть достаточно высоким. Наличие неослабленных высших гармонических в первой половине диапазона частот ограничивает возможность применения режима колебаний второго рода для однотактного УРУ. Применяя двухтактную схему УРУ, можно значительно уменьшить уровень гармоник в выходном напряжении и в то же время существенно увеличить к. п. д. усилителя. Однако работа двухтактной схемы УРУ имеет существенные особенности по сравнению с двухтактными усилителями других типов, поэтому целесообразно посвятить двухтактной схеме УРУ специальный раздел. |
![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() ![]() |
![]() |
||
![]() |
© RATELI.RU, 2010-2020
При использовании материалов сайта активной гиперссылки обязательна: http://rateli.ru/ 'Радиотехника' |