Substratintegrerad vågledare

"SIW" omdirigerar hit. För annan användning, se SIW (disambiguation) .

Substratintegrerad vågledare. De fortplantande elektromagnetiska vågorna begränsas inuti substratet av metallskikten på var och en av de två ytorna av substratet och mellan två rader av metalliska vior som förbinder dem.

En substratintegrerad vågledare (SIW) (även känd som post-wall waveguide eller laminerad vågledare ) är en syntetisk rektangulär elektromagnetisk vågledare bildad i ett dielektriskt substrat genom tätt arrangerade metalliserade stolpar eller via hål som förbinder de övre och nedre metallplattorna på substratet . Vågledaren kan enkelt tillverkas med låg kostnad massproduktion med hjälp av genomhålsteknik, där stolpväggarna består av via staket . SIW är känt för att ha liknande styrda våg- och modegenskaper som konventionella rektangulära vågledare med ekvivalent styrvåglängd.

Sedan uppkomsten av ny kommunikationsteknik på 1990-talet har det funnits ett ökande behov av högpresterande millimetervågsystem. Dessa måste vara pålitliga, billiga, kompakta och kompatibla med höga frekvenser. Tyvärr, över 10 GHz, kan de välkända mikrostrip- och coplanar line- teknologierna inte användas eftersom de har höga insättnings- och strålningsförluster vid dessa frekvenser. Den rektangulära vågledartopologin kan övervinna dessa problem, eftersom den erbjuder en utmärkt immunitet mot strålningsförluster och ger låga insättningsförluster. Men i sin klassiska form är rektangulär vågledare inte kompatibel med den miniatyrisering som krävs av moderna applikationer.

Konceptet SIW utvecklades i början av 2000-talet av Ke Wu för att förena dessa krav. Författarna presenterade en plattform för att integrera alla komponenter i en mikrovågskrets inuti ett enda substrat, med ett rektangulärt tvärsnitt. Att använda ett enda substrat garanterar en begränsad volym och en enkel tillverkning, medan linjens rektangulära tvärsnitt ger fördelarna med vågledartopologin i form av förluster.

Principer för SIW

Horisontellt tvärsnitt av en substratintegrerad vågledare. Mitt-till-centrum-avståndet för två på varandra följande vias är $s$ , deras diameter är $d$ och mitt-till-centrum-avståndet mellan de två raderna av vias är $a$ . Den effektiva bredden $a_{e}$ , beräknad från $a$ , $d$ och $s$ visas också.

Geometri

En SIW består av ett tunt dielektriskt substrat täckt på båda sidorna av ett metallskikt. Substratet bäddar in två parallella rader av metalliska viahål som avgränsar vågutbredningsområdet. Organisationen av viorna och de geometriska parametrarna beskrivs i den bifogade bilden.

Bredden på en SIW är avståndet $a$ mellan dess två viasrader, som definieras från mitten till mitten. En effektiv bredd $a_{e}$ kan användas för att mer exakt karakterisera vågutbredningen. Avståndet mellan två på varandra följande viaor i samma rad är $s$ , och viasdiametern betecknas med $d$ .

Tvärgående magnetiska utbredningslägen

I klassisk solid-walled rektangulär vågledare, involverar den allmänna formuleringen av propagation en överlagring av transversella elektriska (TE) och transversella magnetiska (TM) moder. Var och en av dessa är associerad med särskilda fält och strömmar. I fallet med TM-lägen är strömmen i de vertikala väggarna longitudinell, dvs parallell med utbredningsaxeln, vanligtvis betecknad som $z$ . Sedan, med tanke på viaornas vertikala geometri, är det omöjligt för sådana lägen att dyka upp i SIW: den elektriska strömmen kan inte fortplanta sig från via till via. Endast TE-lägen kan spridas genom SIW.

Varje läge visas över en exakt gränsfrekvens som bestäms av vågledardimensionerna och fyllningsmediet. För TM-lägen, minskning av vågledartjockleken (vanligen betecknad som $b$ ) ökar gränsfrekvensen med $1/b$ . I fallet med SIW är tjockleken så låg att gränsfrekvensen för TM-lägen är mycket högre än den dominerande moden.

Effektiv bredd

Ett av syftena med SIW-geometrin är att reproducera de karakteristiska utbredningssätten för rektangulära vågledare inuti en tunn mall. Bredden $a$ på vågledaren är en viktig parameter för dessa lägen. I den typiska SIW-geometrin $a$ avståndet mellan de två viasraderna från mitten till mitten (se figur). På grund av vias geometri kan detta avstånd inte användas direkt; på grund av utrymmet mellan på varandra följande vior och deras cirkulära form, beter sig signalen inuti guiden inte exakt som den skulle göra i en perfekt rektangulär vågledare med samma bredd.

För att tillämpa vågledarteori på SIW kan en effektiv bredd $a_{\text{eff}}$ användas. Den tar hänsyn till formen på viorna och utrymmet däremellan. Dess värde ligger mellan $a+d$ och $\displaystyle ad}$ .

En vanlig enkel definition är

$a_{\text{eff}}=a-{\frac {d^{2}}{0.95s}},$

och en mer förfinad definition som används för stora värden på $d/a$ är

$a_{\text{eff}}=a-1.08{\frac {d^{2}}{s}}+0.1{\frac {d^{2}}{a}}.$

Med denna effektiva bredd liknar utbredningskonstanten för en SIW den för en klassisk rektangulär vågledare vars bredd är $a_{\text{eff}}$ . Formlerna som ges ovan är empiriska: de upprättades genom att jämföra dispersionsegenskaperna för olika SIW med de för rektangulära vågledare fyllda med samma dielektriska material.

Övergångar

SIWs är lovande strukturer som kan användas i komplexa mikrovågssystem som sammankopplingar, filter etc. Ett problem kan dock uppstå: SIW:s anslutning till andra typer av transmissionsledningar (TL), främst mikrostrip , coplanar och koaxialkabel . Målet med sådana övergångar mellan två olika topologier av TL är att excitera det korrekta överföringsläget i SIW-kaviteten med minimal effektförlust och på bredast möjliga frekvensområde.

Snabbt efter presentationen av konceptet SIW av Ke Wu , användes huvudsakligen två olika övergångar. För det första den avsmalnande övergången som tillåter omvandling av en mikrostriplinje till en SIW, och för det andra en övergång mellan en coplanar linje och en SIW (se bifogad figur). Den avsmalnande övergången från mikrostrip till SIW är användbar för tunna substrat. I detta fall är strålningsförlusterna förknippade med mikrostriplinjer inte alltför betydande. Denna övergång används flitigt och olika optimeringsprocesser har föreslagits. Men detta är inte tillämpligt på tjocka underlag, där läckage är viktiga. I den situationen rekommenderas en coplanar excitation av SIW. Nackdelen med den koplanära övergången är den smalare bandbredden.

Dessa två typer av övergångar involverar linjer som är inbäddade i samma substrat, vilket inte är fallet för koaxiallinjer . Det finns ingen direkt övergång mellan en koaxiallinje och en SIW: en annan plan linje måste användas för att korrekt omvandla de koaxiala TEM-utbredningsmoderna till TE-moderna i SIW.

Flera studier har genomförts för att optimera övergången mellan topologier utan att kunna bestämma en universell regel som gör det möjligt att rita den absoluta övergången. Arkitekturen, frekvensområdet, de använda materialen, etc. är exempel på parametrar som bestämmer designproceduren.

Övergång från mikrostrip till SIW

Övergång från en coplanar linje till en SIW

Exempel på övergångar från coplanar och microstrip linjer till SIW. Viaerna i rött, det översta metalliska lagret i grått.

Förluster i SIW

Utbredningskonstanten för en transmissionsledning sönderdelas ofta enligt följande :

$$\gamma =\alpha +j\beta ,$$

och de oscillerande elektriska och magnetiska fälten i guiden har formen

$${\begin{aligned}H_{x,y,z}(x,y,z)&=h_{x,y,z}e^{-\gamma z}=h_{x,y,z }e^{-\alpha z}e^{-j\beta z}.\\E_{x,y,z}(x,y,z)&=e_{x,y,z}e^{- \gamma z}=e_{x,y,z}e^{-\alpha z}e^{-j\beta z}.\end{aligned}}$$

Det är då tydligt att medan den imaginära delen av $\gamma$ står för fortplantningskomponenten, beskriver den reella komponenten $\alpha$ förlusten av intensitet under fortplantningen. Denna förlust genereras av olika fenomen, och vart och ett av dem representeras av en term $\alpha$ . De vanligaste termerna är följande:

$\alpha _{C}$ – förlusten på grund av den externa metallens konduktivitet,

$\alpha _{D}$ – förlusten på grund av förlusttangens av det dielektriska mediet som fyller vågledaren,

$\alpha _{G}$ – förlusten på grund av konduktivitet hos det dielektriska mediet som fyller vågledaren,

$\alpha _{R}$ – förlusten pga. strålning.

Denna nedbrytning gäller för alla typer av överföringsledningar . För rektangulära vågledare är dock dämpningen på grund av strålning och substratkonduktivitet försumbar . Vanligtvis är faktiskt substratet en isolator så att $\alpha _{G}\simeq 0$ . På samma sätt, om väggtjockleken är mycket tjockare än signalens huddjup , kommer ingen strålning att uppstå. Detta är faktiskt en av fördelarna med slutna vågledare jämfört med öppna linjer som mikrostrips.

SIW:erna visar jämförbara eller lägre förluster jämfört med andra traditionella plana strukturer som mikrostrip eller coplanar linjer, speciellt vid höga frekvenser. Om substratet är tillräckligt tjockt, domineras förlusterna av substratets dielektriska beteende.

Dämpning på grund av ledningsströmmar

En del av signaldämpningen beror på ytströmtätheten som flyter genom vågledarens metallväggar. Dessa strömmar induceras av de elektromagnetiska fälten som utbreder sig . Dessa förluster kan också benämnas ohmska förluster av uppenbara skäl. De är kopplade till metallernas ändliga ledningsförmåga: ju bättre ledning, desto lägre förluster. Den förlorade effekten per längdenhet $P_{l}$ kan beräknas genom att integrera strömtätheterna $J_{s}$ på en bana $C$ som omsluter vågledarväggarna:

$$P_{l}={\frac {1}{2}}R_{s}\int _{C}|J_{s}|^{2}\,dl.$$

Det kan visas att i en klassisk rektangulär vågledare ges dämpningen av den dominanta moden ${\text{TE}}_{10}$ på grund av ledningsströmmar, i nepers per meter , av

$$\alpha _{C}= {\frac {R_{s}}{a^{3}b\beta k\eta }}(2b\pi ^{2}+a^{3}k^{2})={\frac {R_{ s}}{\beta k\eta }}\left({\frac {2\pi ^{2}}{a^{3}}}+{\frac {k^{2}}{b}}\ höger),$$

där

$a$ är bredden på vågledaren,

$b$ dess höjd,

$\eta ={\sqrt {\mu /\epsilon }$ } vågimpedansen ,

= $}}$ vågvektorn ,

\ $\delta =1/{\sqrt {\pi f \mu \sigma }}$ skinndjupet i ledaren,

$sigma }}={\sqrt {\frac {\omega \mu }{2\sigma }}}}$ är arkresistansen (för ytimpedansen).

Det märks att $\alpha _{C}$ är direkt kopplad till substratets tjocklek $b$ : ju tunnare substratet är, desto högre ledningsförluster. Detta kan förklaras med tanke på att dessa ohmska förluster bestäms genom att integrera strömtätheten på en bana som omsluter vågledarväggarna.

På de övre och nedre horisontella metallplattorna skalas strömmen med ${\displaystyle 1/b} ,$ på grund av modifieringen av fältintensiteten på dessa plattor: när $b$ ökar, minskar fältintensiteten , liksom strömmarna. I de vertikala väggarna kompenseras denna variation av $J_{s}^{2}$ av förlängningen av integrationsvägen $C$ . Som ett resultat är bidraget från de vertikala viaorna till ledarförlusterna oförändrat med $b$ . Det är därför det finns två termer i uttrycket för $\alpha _{C}$ : den första är oberoende av $b$ , medan den andra varierar med $1/ b$ .

En annan nyckelpunkt i de ledningsförluster som SIW upplever är kopplad till ytornas grovhet som kan uppstå på grund av syntesprocesserna. Denna grovhet minskar den effektiva ledningsförmågan hos metallväggarna och ökar därefter förlusterna. Denna observation är av avgörande betydelse för utformningen av SIW, eftersom de är integrerade på mycket tunna substrat. I detta fall är bidraget från ledningsförlusterna till den globala dämpningen dominerande.

Dämpning på grund av dielektriskt substrat

Dämpningen på grund av det dielektriska beteendet hos fyllningsmediet kan bestämmas direkt från utbredningskonstanten . Det kan faktiskt bevisas att, genom att använda en Taylor-expansion av funktionen ${\sqrt {a^{2}+x^{2}}}$ för $x\ll a$ , utbredningskonstanten är

$$\gamma =\alpha _{D}+j\beta \simeq {\frac {k^{2}\tan \delta }{2\beta }}+j\beta ,$$

där $\tan \delta$ är förlusttangensen för det dielektriska substratet. Denna approximation är korrekt om $\tan \delta \ll 1$ , vilket vanligtvis är fallet i mikrovågselektronik (vid 10 GHz, $\tan \delta =0$ i luft, $1,5\times 10^{-4}$ i teflon och $1\times 10^{-4}$ i bulk aluminiumoxid). Då kan följande identifiering göras:

$$\alpha _{D}={\frac {k^{2}\tan \delta }{2\beta }}.$$

Detta förhållande är korrekt för både elektriska och magnetiska transversella moder.

De dielektriska förlusterna $\alpha _{D}$ beror bara på substratet och inte på geometrin: till skillnad från ledningsförlusterna påverkas inte $\alpha _{D}$ av substratets tjocklek . Det visar sig att det enda sättet att reducera $\alpha _{D}$ består i att välja en mall med bättre dielektriska egenskaper: ju lägre förlusttangent ${\displaystyle \tan \delta } ,$ desto lägre är försvagning.

Dämpning på grund av strålning

Eftersom de vertikala väggarna på SIW inte är kontinuerliga, kan strålningsläckage flöda mellan viorna. Dessa läckage kan avsevärt påverka den globala överföringskvaliteten om vias geometri inte väljs noggrant. Vissa studier har genomförts för att beskriva, förutsäga och minska strålningsförlusterna. De har resulterat i några enkla geometriska regler som måste uppfyllas för att minska strålningsförlusterna.

De geometriska parametrarna av intresse är diametern $d$ , bredden på SIW $a$ och mitt-till-centrum-avståndet mellan vias $s$ . De måste ställas in på ett sådant sätt att de approximerar beteendet hos en kontinuerlig metallisk vägg: avståndet mellan viorna måste förbli litet jämfört med deras diameter, medan diametern måste vara liten jämfört med den vågledarstyrda våglängden ( λ g $displaystyle \lambda _{g}}$ ). För att hålla strålförlusterna någorlunda små är de rekommenderade värdena

$$s\leq 2d\quad {\text{and}}\quad d\leq {\frac {\lambda _{g}}{5}}.$$

För ett specifikt färdläge minskar läckaget med ökande frekvens och är maximalt vid gränsfrekvensen för läget. Strålningsläckagefaktorn $\alpha _{R}$ är oberoende av substratets egenskaper och oberoende av styrningens höjd.

Se även

• Plan överföringsledning § Substratintegrerad vågledare också
  • Plan överföringsledning § Övergångar
  • Plan överföringsledning § Kretsgalleri

externa länkar

• Substrat Integrated Waveguide , på microwave101.com