Dogłębne omówienie
Przyjrzyjmy się dokładniej pracy APTS2 w kontekście lampowego wzmacniacza małej częstotliwości.
W układzie tym $R_\text{g}$ jest rezystancją wewnętrzną lampy głośnikowej, często oznaczaną przez $\varrho$. W przypadku triody $R_\text{g}$ wynosi kilka $\text{kΩ}$ będąc w przybliżeniu równą jej optymalnej rezystancji obciążenia. W przypadku pentody $R_\text{g}$ jest bardzo duża, rzędu setek $\text{kΩ}$ i więcej, co czyni tę lampę niemal idealnym źródłem prądowym. Z punktu widzenia każdego transformatora głośnikowego, w tym APTS, wartość $R_\text{g}$ pentody jest praktycznie nieskończenie duża. Jednak pobierając ujemne sprzężenie zwrotne (USZ) z anody tej lampy można znacznie zmniejszyć jej $R_\text{g}$ np. do poziomu $R$. Rezystancja $R_\text{o}$ jest natomiast rezystancją głośnika. Oczywiście jest to spore uproszczenie, gdyż rzadko w którym punkcie częstotliwości głośnik reprezentuje sobą na wejściu czystą rezystancję.
W dalszym ciągu jako znamionowe przyjmujemy: $\boldsymbol{R_\textbf{g}=R=5\textbf{ kΩ}}$ i $\boldsymbol{R_\textbf{o}=8\textbf{ Ω}}$. Daje nam to przekładnię APTS wynoszącą $\boldsymbol{n=1/25}$.
Wszechprzepustowy transformator szeregowy APTS2, jako będący filtrem APF1 wprowadza zniekształcenia fazy (rys. 2) tzn. bardzo łagodne przejście od $0^\circ$ do $−180^\circ$. Spowodowane jest to odwróconym połączeniem uzwojeń wtórnych transformatorów składowych. Pociąga to za sobą niemożność załączenia USZ z wyjścia APTS. Takie połączenie tych uzwojeń jest jednak konieczne w celu eliminacji niekorzystnych skutków rezonansu szeregowego uzwojenia pierwotnego TrW i pojemności $C_1$ (i transformowanej $C_2$). Rezonans ten powodował powstawanie dużej doliny w okolicy częstotliwości podziału $f_\text{p}$.
W najprostszym modelu zastępczym możemy sobie bowiem wyobrazić sytuację równoległego połączenia najprostszego filtra dolnoprzepustowego L-R z najprostszym filtrem górnoprzepustowym C-R. W rezultacie otrzymamy filtr LC-R będący równoległym obwodem rezonansowym (pułapką częstotliwości) zasilającym rezystor obciążenia $R/2$. Odwrócenie fazy jednego z tych filtrów pozwala w prosty sposób rozwiązać ten problem. W przypadku APTS2 trzeba ponadto rozsunąć zakresy pracy obu transformatorów składowych, aby zlikwidować szczyt na wykresie. To wszystko odbywa się jednak kosztem stałości fazy.
Jak wspomniałem, APTS2 jest wszechprzepustowym filtrem APF1 (pomijając ograniczone pasmo częstotliwości rzeczywistego APTS), którego transmitancja niestety nie jest odwracalna (nie jest możliwe "wyprostowanie" fazy) przy pomocy jakiegokolwiek przyczynowego obiektu dołączonego na wyjście układu. Do takich przyczynowych obiektów zaliczamy wszelaką elektronikę analogową np. obwody pasywne RLC, czy filtry aktywne.
Warunkiem poprawnej pracy APTS2 jest bardzo mała indukcyjność rozproszenia TrN, co niejako koliduje z głównym założeniem zastosowania tanich transformatorów (rys. 3). Indukcyjność ta wraz z $C_2$ tworzy pasożytniczy szeregowy obwód rezonansowy, który pośrednio wpływa na charakterystykę częstotliwościową układu.
Rezystancja drutu nawojowego ma istotny wpływ na wielkość "szkody" wyrządzonej przez indukcyjność rozproszenia TrN. Większa wartość tej rezystancji osłabia niekorzystne oddziaływanie tej indukcyjności. Oczywiście zwiększają się wtedy straty mocy, ale inna symulacja komputerowa pokazuje, że istnieje optymalna wartość rezystancji drutu, przy której "korzyść znacznie przewyższa straty" – mniej więcej pokrywa się ona z rzeczywistą rezystancją drutu nawojowego.
Warto też zwrócić uwagę na fakt, że mogące wystąpić z tytułu indukcyjności rozproszenia TrN zafalowania charakterystyki są względnie wąskopasmowe i w praktyce mogą okazać się mało istotne lub po prostu zostać "rozmyte" w rzeczywistych transformatorach, gdzie indukcyjności i pojemności są bardziej rozłożone niż w analizowanym modelu.
Jeśli nie zaznaczę inaczej, będę pomijał wpływ indukcyjności rozproszenia TrN.
Rozdział częstotliwości w APTS2 następuje na uzwojeniach TrW (indukcyjności ściśle określone) oraz pojemnościach $\boldsymbol{C_1}$ i $\boldsymbol{C_2}$ (również określone). Jak dalej pokażę, z ich wartościami jest związana rezystancja charakterystyczna $\boldsymbol{R}$ transformatora APTS, której sens jest podobny do impedancji falowej filtru. Jeśli przynajmniej jedna z wielkości: $\boldsymbol{R_\textbf{g}}$ lub $\boldsymbol{R_\textbf{o}}$ (przetransformowana) jest równa $\boldsymbol{R}$, otrzymujemy liniowy przebieg charakterystyki przenoszenia w okolicy $\boldsymbol{f_\textbf{p}}$.
Poniżej przedstawiam tę sytuację (rys. 4, 5 i 6). Każdy wykres pokazuje przebieg $\boldsymbol{U_\textbf{wy}(f)}$ całości APTS2 w zależności od $\boldsymbol{R_\textbf{g}}$. Istotny jest tu tylko fragment w okolicy $\boldsymbol{f_\textbf{p}=1\textbf{ kHz}}$. Mamy źródło prądowe $I$ (lampa głośnikowa) o wartości $20\text{ mA}$ i zwieramy je kolejno rezystancjami $1\text{ kΩ}$, $3\text{ kΩ}$, $5\text{ kΩ}$, ..., $25\text{ kΩ}$ z krokiem $2\text{ kΩ}$ (kolejne krzywe od dołu), co ma symulować różne $R_\text{g}$. Załączając te rezystancje na wyjście źródła $I$ powodujemy oczywiście zmianę wartości napięcia wyjściowego lampy i dalej APTS2, ale wydaje się to akurat tutaj nie przeszkadzać.
Transformatory składowe APTS2 przekładają znamionową rezystancję głośnika $R_\text{o}$ z $\boldsymbol{8\textbf{ Ω na }5\textbf{ kΩ}}$. Trzeci przebieg od dołu przedstawia sytuację przy $R_\text{g}=R$.
Na rys. 4, ze względu na równość ${R_\text{o} \over n^2}=R$, nawet przy $R_\text{g}\to\infty$ (sytuacja podobna do pentody, nie uwidoczniona na rysunku) uzyskujemy równomierny przebieg.
Kolejne rys. 5 i 6 pokazują przebiegi przy innych rezystancjach głośnika $R_\text{o}$: $16$ i $4\text{ Ω}$. Widać, że tylko przy $\boldsymbol{R_\textbf{g}=R}$ (3-ci przebieg od dołu) mamy całkowitą niezależność charakterystyki w pobliżu $f_\text{p}$ od rezystancji głośnika.
To dziwne zachowanie się transformatora APTS2 wynika ze wspomnianego na początku rezonansu szeregowego $L_\text{w}C$.
Na rys. 7 widać kolejną dziwną rzecz – im mniejsza rezystancja głośnika, tym mniejszy spadek $\boldsymbol{U_\textbf{we}}$ transformatora APTS2 przy $\boldsymbol{f=f_\textbf{p}}$. Wytłumaczenie jest proste – niska rezystancja głośnika bardziej przytłumia szeregowy obwód rezonansowy $L_\text{w}C$, nie pozwalając mu tym samym na osiągnięcie w "pełni" rezonansu (dużej dobroci $Q$), czyli zera omów na wejściu APTS2. Wykres ten, ale dla $U_\text{wy}$, przedstawiałby oczywiście 3 linie proste (patrz poprzednie wykresy).
Ostatecznie wg. rysunków 4–7, zalecam zachowanie warunku
$$\boldsymbol{R_\textbf{g} = R = {R_\textbf{o} \over n^2}}$$
Najodpowiedniejsza wydaje się więc tutaj trioda mająca $R_\text{g}$ porównywalną z optymalną rezystancją obciążenia tej lampy. Oczywiście można zastosować z takim samym skutkiem pentodę + USZ (pobrane np. z anody), które to sprzężenie pozwoli jej osiągnąć niższą (docelową) $R_\text{g}$.
Na rys. 8 widzimy, że modelowy rezonans szeregowy $L_\text{w}C$ nie powoduje żadnych przepięć na składowych transformatorach. Dalej pokażę, że rezonans ten ma miejsce przy małej dobroci i nie powoduje żadnych oscylacji w APTS2.
Przyjmując dla każdego składowego transformatora $f_\text{g}/f_\text{d}=100$ ($-3\text{ dB}$), można by w APTS2 z łatwością osiągnąć pasmo $\boldsymbol{10\textbf{ Hz – }100\textbf{ kHz}}$. Ale transformator APTS2 zapewnia dużo szersze pasmo, niż suma pasm transformatorów składowych! (wszystko to przy założeniu małej indukcyjności rozproszenia TrN). Wynika to z możliwości większego niż mogłoby się wydawać rozstawienia pasm obu transformatorów, gdyż w okolicy $f_\text{p}$ niejako "wspomagają" się nawzajem (sumowanie w fazie) za sprawą wspomnianego szeregowego obwodu rezonansowego ($L_\text{w}$ i pojemności uzwojeń TrN reprezentowanych przez $C$). Obwód ten nie wprowadza jednak żadnych oscylacji (potencjalnie na $f_\text{p}$), gdyż pracuje w warunkach małej dobroci (rys. 9 i 10).
W zamian braku możliwości objęcia przez USZ transformatora APTS2, jest korzyść podziału całego pasma na podzakresy, co z pewnością przyczyni się do zmniejszenia zniekształceń nieliniowych wnoszonych przez transformatory składowe.