FR 2542505 A1 19840914 FR 8304049 A 19830311 CAVITE RESONNANTE POUR HYPERFREQUENCES ET GENERATEUR D'ONDES RADIOELECTRIQUES UTILISANT UNE TELLE CAVITE La présente invention concerne une cavité résonnante pour hyperfréquences, plus particulièrement une cavité résonnante utilisée dans un générateur fonctionnant à plusieurs dizaines de gigahertz, c'est-à-dire en ondes millimétriques et submillimétriques. Parmi les générateurs destinés à cet usage, on connait en particulier des générateurs dans lesquels un faisccau d'électrons se propage selon des trajets hélicoldaux en étant guidé par un champ magnétique uniforme suivant l'axe de l'hélice. Le faisceau traverse une cavité résonnante dans laquelle les composantes de vitesse transversales des électrons interagissent avec une composantc de champ électrique transversale de l'onde de manière à l'amplifier. Dans les générateurs de ce type, pour obtenir une interaction entre le faisceau d'électrons et une composante de champ électrique transversale donnant l'amplification souhaitée, il est nécessaire d'utiliser un champ électrique de valeur élevée, ce qui entraine des pertes importantes dans la cavité résonnante. En effet ces pertes peuvent être calculées par la relation suivante: PJ Ro (H) 2 7 2 dans laquelle: - H est la valeur du champ magnétique au contact de la paroi métallique de la cavité résonnante P. S la puissance Joule dissipée par unité de surface; - Ro la résistance de surface du métal qui est donnée pour le cuivre en fonction de la fréquence par la relation dans laquelle: - f est la fréquence cn hertz. Or dans le cas d'un générateur à cavité électromagnétique cylindrique dc rayon a fonctionnant cn mode TE on et réalisée en cuivre, on démontre que la puissance maximale dissipée par unité de surface au niveau de la paroi métallique de la cavité s'exprime par l'équation: dans laquelle: - fG est la fréquence en gigahertz; - 30 est la fonction dc Bessel d'ordre O. Ainsi dans Ic cas d'un générateur fonctionnant en mode TEO2 et pour un champ électrique Eo = Eopt on obtint: wca = 7,0156 C d'où PJ = 0,036 (fG) 1/2 5/2 S G En conséquence, pour une fréquence de 60 GHz on obticnt une lKW/cm dissipation de lKW/cm ce qui nécessite un système de refroi- dissonent extérieur poussé et pour une fréquence dc 100 GHz on obtient une dissipation de 3,6 KW/cm, ce qui est difficilement supportable par la paroi de la cavité. Aussi diverses solutions ont donc été proposées pour diminucr les pertes aux parois. On a en particulier proposé de fonctionner en modes d'ordre plus élevés, cc qui permet ainsi d'augmenter le diamètrc de la cavité. En effet, les valeurs de 302 (Wca ) pour des modes plus élevés (wca)/c sont les suivantes: TE02 J0(7,0156)= 0,09 TE03 j0 (10,173) = 0,0623 TE04 j0 (13,32) = 0,0477 TEo5 302 (I 6,47) = 0,0386 Ainsi en passant du mode TE02 au mode TE05, on réduit la dissipation par unité de surface dans un rapport de 2,33. Toutefois, Iutilisation d'un mode d'ordre élevé, correspondant à une cavité de grandes dimensions se heurte à plusieurs difficultés dont la principale est que le nombre de modes qui peuvent coexister dans une cavité est proportionnel au volume de cette cavité, ce qui entraine une probabilité d'oscillation du générateur sur un mode non désiré proportionnelle au carré du rayon de la cavite. Pour éviter les inconvénients mentionnés ci-dessus, on a donc proposé d'utiliser des cavités construites avec des miroirs cylindriques. Toutefois ce type de miroirs ne permet pas de concentrer le champ électromagnétique le long de l'axe. Or Si l'on souhaite obtenir à la fois de la puissance et un rendement élevé, l'interaction des électrons avec le champ électromagnétique ne doit pas durer le long de l'axe plus de quelques longueurs d'onde sans quoi les électrons reprennent de l'énergie au champ électromagnétique. On a ainsi proposé d'utiliser des cavités construites avec - des miroirs sphériques. Cependant, comme expliqué ci-après, pour obtenir une densité acceptable sur les parois des miroirs, ceux-ci doivent etre très éloignés l'un de l'autre. La présente invention a donc pour but de remédier à ces inconvénients en fournissant une cavité électromagnétique résonnante présentant des dimensions comparables à celle d'une cavité cylindrique, qui permet de concentrer l'énergie le long de l'axe et de l'étaler sur les parois métalliques de ladite cavité pour diminuer la dissipation thermique par unité de surface. En conséquence, la présente invention a pour objet une cavité résonnante pour hyperfréquences caractérisée en ce que ladite cavité est en partie formée par une surface de révolution, le ou les rayons des sections en coupe perpendiculaires à l'axe de révolution présentant une longueur d'abord croissante puis décroissante. D'autres caractéristiques et avantages de la présente invention apparaitront à la lecture de la description faite ci-après dans laquelle: - la figure 1 est une vue en perspective schématique d'une cavité résonnante à miroirs sphériques de l'art antérieur 9 - la figure 2 est une vue en perspective perspective schématique d'une cavité résonnante conforme à la présente invention 9 - la figure 3 est une vue en coupe axiale schématique d'un générateur utilisant la cavité de la figure 2. Sur la figure 1, on a représenté très schématiquement la zone utile d'une cavité résonnante destinée plus particulièrement a un générateur d'ondes radioélectriques. La zone utile de cette cavité est constituée par dieux miroirs en calotte sphérique 1 positionnés face à face sur un axe XX' perpendiculaire à la direction ZZ' de propagation du faisceau d'électrons. La distance d entre les deux extrémités des miroirs 1 est choisie de telle sorte que R 2 Avec des cavités à miroirs sphériques telles que représentées a la figure.I, l'onde électromagnétique ne peut se propager que si d=n#/2, de dc ce fait seules les ondes se trouvant au niveau de la zone sphérique centrale peuvent se propager car au bord de la cavité, la distance entre les deux miroirs est différente de n#/2. D'autre part, dans ce type de cavités du fait de la diffraction, on obtient une tache focale dont le diamètre est fonction de la possibilité de propagation de l'onde mentionnée ci-dessus. Or dans le cas de cavités du type ci-dessus fonctionnant en mode Tòon, le champ est essentiellement parallèle sur un disque de diamètre 2 Wo qui est égal à plusieurs longueurs d'onde ce qui permet d'obtenir l'intéraction entre le faisceau d'électrons et le champ électromagnétique règnant dans la cavité. Le disque de diamètre 2 Wo est désigné par la référence 2 sur la figure I. D'autre part, cette surface d'égale phase rayonne perpendiculairement avec cli e-me me et également perpendiculairement au champ électrique, à savoir dans les directions X et X'.Les ondes ainsi propagées se réfléchissent sur les miroirs 1 dont le rayon de courbure R est calculé pour les reconcentrer sur le disque de diamètre 2 WO avec la bonne phase, ce qui est réalisé lorsque d#n#/2. Avec ce type de cavités, la propagation de l'énergie électromagnetique dans la cavité se fait donc, à la diffraction pres, dans une seule direction XX' et il est possible de la concentrer le long de l'axe de propagation sur une longueur 2 WO égale à quelques longueurs d'onde, la longueur WO définissant les points où la densité d'énergie électromagnétique est égale à une fraction déterminée de sa valeur maximale. Avec ce type de cavités et comme représenté sur la figure I, on obtient un épanouissement des ondes propagées, il en résulte que la densité d'énergie par unité de surface est plus faible avec ce type de cavités qu'avec les cavités cylindriques habituellement utilisées. Toutefois, comme démontré ci-après, l'épanouissement est tel que la distance d entre les deux miroirs doit être très importante pour obtenir une densité acceptable sur les parois de la cavité. Le calcul de cet épanouissement est effectué en utilisant les équations données pour les cavités optiques dans le livre de RAMO WHINNERY 1,Fields and waves in modem radio" edition 1967. Ainsi le faisceau s'étale selon la relation dans laquelle: lo est voisin dc la longueur de Rayleigh et défini par: étant la longueur d'onde. En conséquence pour les valcurs dc l/lo inférieures à 1, c'est- à-dire dans la zone dc Rayleigh, l'épanouissement par diffraction est insensible. Au delà dc cette zone on a: En consequence pour un WO donné, 1, à savoir la distancc entre le disque WO ct la paroi du miroir, doit être très importantc pour obtenir un épanouissement suffisant au niveau de la paroi. On décrira maintenant avec référence à la figure 2, un mode de réalisation d'une cavité résonnante conforme à la présente invention. La zone utile 3 de cette cavité est constituée par une surface de révolution d'axe ZZ'. La section en coupe de cette surface perpendiculaire à l'axe de révolution est de préférence un cercle ou une éllipse et le ou les rayons desdites surfaces en coupe varient de sorte que leur longueur soit d'abord croissante pus décroissante. De préférence, la cavité ci-dessus présente une forme en barillet et sera appelée ci-après cavité en barillet. La variation de la longueur est donc parabolique. Dans la cavité en barillet ci-dessus fonctionnant en mode Tenon, les modes sont excités avec une lente variation d'amplitude à phase constante dans la direction ZZ' sur une longueur 2 WO. Comme représenté sur la figure 2, les surfaces équiphases sont constituées par des cylindres concentriques 4. Ainsi, le champ est rayonné perpendiculairement aux surfaces équiphases et au champ électrique dans toutes les directions radiales, avec un étalement dans la direction ZZ', dû à la diffraction. La surface concave de la cavité en barillet reflèchit les ondes ainsi propagées vers le centre en les concentrant vers le plan équatorial, ce qui compense essentiellement la divergence par diffraction. En conséquence, I'épanouis serment sur la paroi de la cavité en barillet est obtenu principalement par divergence radiale. La diffraction étant négligeable dans ce cas, cette divergence radiale est donnée par la relation: W(r) = W(r ) r or dans laquelle rO représente le rayon moyen du faisceau d'électrons. Si l'on compare la divergence obtenue avec la cavité en barillet ei-dessus avec la diffraction obtenue avec la cavité à miroirs sphériques de la figure 1, on voit que la divergence est plus efficace dans Ic rapport Or Wo/# ?s est de l'ordre de de 2 à 3 et ro/# de l'ordre dc 1 à 2.En conséquence, la cavité en barillet permet de gagncr un rapport en dimensions transversales maximales de 6 à 25 par rapport à la cavité à miroirs de la figure 1, ce qui permet l'obtention, sur les parois dc la cavité, dc la densité d'énergie souhaitée tout en ayant une cavité de dimcnsions acceptables.Les dimensions dc la cavité en barillet à savoir son diamètre maximalc, la courburc de la partie concave ct sa longueur seront calculées à l'aide des équations ci-dessus cn fonction de la puissance maximale admissible sur la paroi de la cavité et en fonction de la longueur 2 Wo de la zone de concentration du champ électromagnétique qui est est de préférence égale à 4 à 6 longueurs d'onde pour obtenir la meilleure interaction possible. Un des problèmes rencontrés avec les générateurs à cavité résonnante objet de l'invention réside dans la possibilité d'exciter en même temps plusieurs modes. Dans une cavité à miroirs sphériqucs dans laquelle les dieux miroirs sont distants de la longueur 21, la séparation relative de fréquence entre deux modes voisins est donnée par la relation: d'autre part la surface S = 21ç(wo 1) ol ce qui donne totale des deux miroirs est: I 1 (2) f w w sachant que Si l'on considère une cavité en barillet dc rayon r, la surface est donnée par: S=2(r Wr/ro o W étant pris au rayon moyen du faisceau. En éliminant les modes longitudinaux, car ils présentent des pertes élevées par diffraction, la séparation de fréquence est donnée par Si l'on compare les équations (2) et (3), on voit que, à des fréquences très élevées, les cavités à miroirs sphériques présentent une meilleure séparation des modes. Toutefois à une fréquence de 100 GHz avec S/#2 = 100, WO/#= 2 et ro =,#, on obtient avec les o cavités en barillet et les cavités à miroirs sphériques, respee- tivement #f/f=0,010 et #f/f = 0,01% Toutefois, dans la cavité en barillet, le diamètre sera voisin de 6 /, alors que la distance d entre les miroirs sera de 70 #. .On voit donc que, dans ce cas, à dissipation égale dans le métal (même valeur de la surface), l'écoulement du barillet est très réduit, alors que la séparation en fréquence est peu diminuez. On remarquera d'autre part que, dans une cavité en barillet, on augmente la séparation des modes en augmentant la longueur WO. On décrira maintenant avec référence à la figure 3, un mode de réalisation d'un générateur d'ondes radioélectriques à cavité résonnante utilisant une cavité en barillet conforme à la présente invention. Ce générateur comporte de manière connue une cathode thermo-ionique de forme conique 10 et une anode creuse 11 qui accélère le faisceau 12. Le faisceau 12 se propage selon un axe ZZ'. Un champ magnétique H produit par des moyens non représentés, est dirigé longitudinalement selon ZZ'. Dans le mode de réalisation représenté, le faisceau 12 qui, de manière connue, est animé d'un mouvement hélicofdal, pénetre après avoir traversé un tube de propagation ou ouverture 13 dans une première cavité résonnante 14. Cette cavité 14 calculée pour entre électromagnétiquement résonnante dans un mode TE on peut etre constituée par une cavité cylindrique classique ou une cavité en barillet telle que celle représentée à la figure 2. Elle est utilisée principalement pour produire une prémodulation du faisceau ce qui augmente le rendement.Le faisceau d'électrons est ensuite envoyé à travcrs un tube de glissement 15 dans une seconde cavité 16 conforme à la présente invention résonnant à la fréquence de fonctionnement et constituée par une cavité dont la zone active 17 est en forme de barillet. Ccttc zone active se prolongc dc chaque coté par deux éléments cylindriques l8 absorbant le rayonnement électromagnétique, réalisés par exemple en "earberlox" ce qui permet d'éliminer les modes parasites et le champ diffracté par la cavité.Puis le faisceau d'électrons après avoir cédé son énergie rotationnelle au champ électrique est évacué de manière connue à travcrs un tube cylindrique cn métal 19 suivi d'un cône 20 fermé par une fenêtre 21 étanche et transparente au rayonnement. Le faisceau est envoyé sur la partie 20 du fait de l'utilisation dans cette partie d'un champ magnétique longitudinal décroissant. Dc plus, pour empêcher les rayonnements extérieurs, les cavités 13 et 16 sont placées à l'intérieur d'une enceinte métallique. En utilisant dans le générateur ci-dessus, une cavité résonnante en barillet, on obtient un générateur pouvant fonctionncr à très hautes fréquences, de l'ordre de 100 GHz tout en ayant des dimcnsions relativement réduite. REVENDICATiONS 1. Une cavité résonnante pour hyperfréquences caractérisée en ce que ladite cavité (16) est au moins en partie formée par une surface de révolution, le ou les rayons des sections en coupe perpendiculaires à lsaxe de révolution présentant une longueur croissante puis décroissante. 2. Une cavité résonnante selon la revendication 1 caractérisée en ce que la surface de révolution est entourée par des surfaces I) absorbant le rayonnement électromagnétique considéré. 3. Une cavité résonnante selon l'une quelconque des revendications 1 et 2 caractérisée en ce que la longueur du ou des rayons varie de manière parabolique. 4. Une cavité résonnante selon l'une quelconque des revendi cations 1 à 3 caractérisée en ce que la courbure axiale de la surface de révolution est calculée pour concentrer axialement l'énergie sur une longueur égale à quelques longueurs d'onde. 5. Une cavité résonnante selon l'une quelconque des revendi cations 1 à 4 caractérisée en ce que le rayon maximale de la surface de révolution est calculé en fonction de la puissance dissipée par 'unité de surface par effef Joule dans la paroi de la cavité admissible à l'aide de l'équation donnant la divergence radiale de l'onde électromagnétique W(r) = W(rO) r rO où rO est le rayon moyen du faisceau d'électrons entrant dans la cavité résonnante. 6. Un générateur d'ondes radioélectriques du type dans lequel un faisceau d'électrons se propageant dans un champ magnétique axial parallèle à la direction de propagation interagit avec le champ électrique d'au moins une cavité résonnante caractérisé en ce qu'il comporte au moins une cavité résonnante selon l'une quelconque des revendications 1 à 5.