王新波 白鶴 孫勤奮 殷新社 張洪太 崔萬(wàn)照

(西安空間無(wú)線(xiàn)電技術(shù)研究所, 空間微波技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 西安 710100)

1 引 言

在過(guò)去的幾十年, 微放電在航天器有效載荷[1-3]、高功率微波[4-6]和高能加速器[7,8]等領(lǐng)域得到廣泛關(guān)注, 而介質(zhì)表面微波擊穿是高功率微波產(chǎn)生和傳輸最為薄弱的瓶頸因素, 為了克服這一問(wèn)題, 人們對(duì)其擊穿的機(jī)理和過(guò)程開(kāi)展了深入研究[4-6,9-11].理論和實(shí)驗(yàn)研究表明, 介質(zhì)表面微波擊穿是由介質(zhì)表面的單邊微放電效應(yīng)觸發(fā)的, 在電子碰撞下介質(zhì)表面解析或蒸發(fā)形成氣體層, 在微波場(chǎng)的作用下發(fā)生氣體電離放電并最終演化為介質(zhì)表面的等離子體擊穿, 從而使得高功率微波信號(hào)無(wú)法有效傳輸[6].

隨著航天器有效載荷射頻功率逐漸增加, 對(duì)地面環(huán)境模擬試驗(yàn)用真空罐穿艙法蘭的功率容量提出了更高要求, 而穿艙法蘭的真空一側(cè)介質(zhì)表面會(huì)發(fā)生單邊微放電效應(yīng), 嚴(yán)重制約了地面環(huán)境模擬試驗(yàn)功率容量的提升, 成為制約航天器有效載荷研制的瓶頸之一.而已有的關(guān)于介質(zhì)表面微波擊穿的研究表明, 為了實(shí)現(xiàn)波導(dǎo)穿艙法蘭的穩(wěn)定可靠工作,關(guān)鍵是要避免介質(zhì)表面發(fā)生單邊微放電, 從而去除對(duì)最終介質(zhì)表面微波擊穿的觸發(fā).這其中的物理問(wèn)題之一是介質(zhì)表面單邊微放電效應(yīng).

在介質(zhì)單表面微放電實(shí)驗(yàn)方面, Neuber等[12]探測(cè)到氫原子和碳離子的光譜發(fā)射, 證明了介質(zhì)表面擊穿是微放電過(guò)程中電子撞擊介質(zhì)表面導(dǎo)致出氣、從而形成等離子放電引起的.Anderson等[13]采用頻率為2.4 GHz, 脈寬為50 μs, 峰值功率為2 kW的脈沖信號(hào)產(chǎn)生1 kV/cm的平行于介質(zhì)表面的電場(chǎng)開(kāi)展介質(zhì)表面微放電實(shí)驗(yàn)研究, 采用探針進(jìn)行電子電流檢測(cè), 通過(guò)介質(zhì)表面所涂覆熒光體的光電發(fā)射來(lái)探測(cè)微放電中電子的空間分布.Chang等[6,10]構(gòu)建了S, C, X頻段的高功率微波實(shí)驗(yàn)系統(tǒng), 采用電荷耦合器件相機(jī)重點(diǎn)研究了微放電誘導(dǎo)的等離子體放電的光學(xué)特性, 并對(duì)采用表面刻槽方法抑制介質(zhì)擊穿的效果進(jìn)行了評(píng)價(jià).以上研究重點(diǎn)關(guān)注單個(gè)脈沖作用下的微放電特性, 目前仍缺乏對(duì)多脈沖激勵(lì)條件下介質(zhì)表面單邊微放電特性的實(shí)驗(yàn)研究.

在介質(zhì)單表面微放電理論方面, Kishek和Lau[5]首次提出了介質(zhì)單表面微放電的理論, 采用蒙特卡羅(Monte Carlo, MC)仿真方法給出了以直流電場(chǎng)和外加射頻電場(chǎng)為參考的介質(zhì)微放電敏感曲線(xiàn); Ang等[14]在Kishek理論的基礎(chǔ)上進(jìn)行了改進(jìn), 計(jì)入了表面累積電荷產(chǎn)生的類(lèi)直流電場(chǎng)的動(dòng)態(tài)變化特性, 并考慮了微放電加載效應(yīng)對(duì)射頻場(chǎng)的影響, 指出介質(zhì)微放電飽和效應(yīng)是由介質(zhì)窗表面累積電荷的持續(xù)增加引起的; Kim和Verboncoeur[15]采用一維粒子模擬(particle-in-Cell, PIC)和蒙特卡羅方法研究了介質(zhì)單表面微放電隨時(shí)間的演變特性, 指出了電子數(shù)目和類(lèi)直流電場(chǎng)以?xún)杀兜纳漕l頻率振蕩的特性; Sazontov等[16]提出了介質(zhì)表面單邊微放電的穩(wěn)態(tài)統(tǒng)計(jì)模型, 考慮了類(lèi)直流電場(chǎng)的影響, 但是該統(tǒng)計(jì)模型只針對(duì)微放電的起始階段,并且只能給出微放電敏感曲線(xiàn), 無(wú)法給出電子數(shù)目隨時(shí)間的變化曲線(xiàn); Shen等[17]對(duì)穩(wěn)態(tài)模型進(jìn)行了改進(jìn), 提出了非穩(wěn)態(tài)介質(zhì)微放電統(tǒng)計(jì)模型, 給出了介質(zhì)單表面微放電隨時(shí)間的演化過(guò)程; Zhang等[18]提出了同時(shí)考慮平行和垂直于介質(zhì)表面的射頻電場(chǎng)作用下介質(zhì)微放電的解析模型, 并考慮了氣體解吸附的影響; 董燁等[19]利用自編的P3D3V PIC程序研究了BJ32矩形波導(dǎo)傳輸TE10模式高功率微波在介質(zhì)窗內(nèi)、外表面引發(fā)的次級(jí)電子倍增過(guò)程;張雪等[20]對(duì)盒形窗內(nèi)圓窗片表面次級(jí)電子倍增效應(yīng)進(jìn)行了蒙特卡羅模擬, 研究了次級(jí)電子在不同傳輸功率下的倍增發(fā)展趨勢(shì), 獲得了TE11模非均勻分布電場(chǎng)作用下次級(jí)電子倍增的規(guī)律.但截至目前仍缺乏對(duì)介質(zhì)單表面微放電從起始到飽和過(guò)程的三維仿真, 對(duì)介質(zhì)微放電尤其是介質(zhì)表面累積電荷及所產(chǎn)生的類(lèi)直流電場(chǎng)特性缺乏直觀認(rèn)識(shí).

本文以航天器環(huán)境模擬試驗(yàn)用真空罐穿艙法蘭為對(duì)象進(jìn)行介質(zhì)微放電實(shí)驗(yàn)研究, 以周期性多脈沖進(jìn)行持續(xù)激勵(lì), 采用高靈敏度調(diào)零檢測(cè)法進(jìn)行反射信號(hào)檢測(cè), 獲得了周期性多脈沖激勵(lì)下微放電發(fā)生時(shí)調(diào)零信號(hào)的動(dòng)態(tài)變化曲線(xiàn), 在此基礎(chǔ)上采用商業(yè)仿真軟件CST的Particle Studio模塊[21]進(jìn)行穿艙法蘭介質(zhì)微放電演化過(guò)程的三維數(shù)值模擬, 對(duì)實(shí)驗(yàn)和仿真結(jié)果進(jìn)行了討論, 給出了實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象的物理解釋, 該研究工作對(duì)真空罐穿艙法蘭和高功率微波介質(zhì)窗的設(shè)計(jì)具有指導(dǎo)意義.

2 穿艙法蘭微放電實(shí)驗(yàn)研究

為了考核穿艙法蘭的功率容量特性, 加工了實(shí)物并進(jìn)行微放電實(shí)驗(yàn).圖1(a)為穿艙法蘭仿真模型, 插圖是加工的實(shí)物, 采用矩形波導(dǎo)轉(zhuǎn)圓波導(dǎo)再轉(zhuǎn)矩形波導(dǎo)的結(jié)構(gòu)實(shí)現(xiàn), 在圓波導(dǎo)縱向中間處采用燒結(jié)工藝制備陶瓷介質(zhì)層, 實(shí)現(xiàn)密封.端口1工作在常壓狀態(tài), 端口2與真空罐相連, 工作在真空狀態(tài), 中間的圓形介質(zhì)板為燒結(jié)的Al2O3, 保證電磁波傳輸?shù)耐瑫r(shí)實(shí)現(xiàn)真空罐內(nèi)外氣壓隔離, 在真空罐內(nèi)構(gòu)造高真空環(huán)境以開(kāi)展大功率真空環(huán)境模擬試驗(yàn).除介質(zhì)表面外的其他金屬內(nèi)壁采用鍍銀表面處理工藝.介質(zhì)厚度為9 mm, 直徑為144 mm, 在真空一側(cè)介質(zhì)與對(duì)面金屬壁之間的距離為19.8 mm,輸入和輸出的矩形波導(dǎo)端口尺寸為165.1 mm ×41.275 mm.穿艙法蘭的S參數(shù)如圖1(b)所示, 可見(jiàn)在1.1—1.4 GHz頻段內(nèi)均具有良好的傳輸特性.

實(shí)驗(yàn)原理框圖如圖2所示.每次實(shí)驗(yàn)采用兩個(gè)相同的穿艙法蘭, 分別作為輸入和輸出, 在真空罐內(nèi)采用波導(dǎo)進(jìn)行連接.信號(hào)源產(chǎn)生的脈沖信號(hào)經(jīng)過(guò)功率放大器放大后, 通過(guò)輸入法蘭饋入真空罐,并經(jīng)過(guò)輸出法蘭穿出真空罐后被大功率負(fù)載吸收.在大功率信號(hào)饋入真空罐之前采用雙定向耦合器對(duì)正向和反向信號(hào)進(jìn)行耦合, 分別進(jìn)行正反向功率和正反向調(diào)零信號(hào)監(jiān)測(cè).通過(guò)高靈敏度的調(diào)零裝置, 可以將正反向信號(hào)抵消到—60 dBm量級(jí)的殘差電平, 能夠?qū)崿F(xiàn)對(duì)微放電引起反射變化的高靈敏度檢測(cè).

圖2 穿艙法蘭微放電實(shí)驗(yàn)原理框圖Fig.2.Block diagram of the experimental setup.

實(shí)驗(yàn)之前進(jìn)行抽真空并保持12 h以上, 真空罐內(nèi)氣壓小于1.5 × 10—5Pa.實(shí)驗(yàn)頻率為1.2 GHz,信號(hào)的脈沖寬度為500 μs, 占空比為3%, 采用銫137源進(jìn)行初始種子電子加載, 同時(shí)采用正反向功率和正反向調(diào)零兩種方法進(jìn)行高靈敏度微放電檢測(cè).圖3為微放電實(shí)驗(yàn)過(guò)程中調(diào)零信號(hào)的波形.通常采用分析帶寬設(shè)置為零的頻譜儀來(lái)進(jìn)行正反向調(diào)零脈沖信號(hào)的監(jiān)測(cè).圖3(a)為未發(fā)生微放電時(shí)調(diào)零信號(hào)殘差電平, 可以看出其調(diào)零深度小于—60 dBm, 圖3(b)—(d)分別為不同脈沖激發(fā)微放電時(shí)調(diào)零信號(hào)的跳變情況, 多個(gè)脈沖激勵(lì)下穿艙法蘭發(fā)生微放電時(shí)調(diào)零信號(hào)波形在無(wú)跳變(圖3(a))和有跳變(圖3(b)—(d))之間間隔出現(xiàn), 并且無(wú)法形成穩(wěn)定的跳變波形.這與文獻(xiàn)[22]報(bào)道的單個(gè)脈沖作用下反射功率的變化存在顯著差異.

圖3 微放電引起的調(diào)零信號(hào)跳變 (a)未發(fā)生微放電; (b)放電1; (c)放電2; (d)放電3Fig.3.Jumps of nulling signals resulted by multipactors: (a) No multipacotr; (b) multipactor 1; (c) multipactor 2; (d) multipactor 3.

未發(fā)生微放電和發(fā)生微放電后的穿艙法蘭對(duì)比如圖4所示, 與未發(fā)生微放電的穿艙法蘭(右側(cè))進(jìn)行比較可以看出, 發(fā)生微放電后的穿艙法蘭(左側(cè))的介質(zhì)表面呈現(xiàn)出淡的黃褐色, 可以初步推斷在實(shí)驗(yàn)過(guò)程中只發(fā)生了微放電而未發(fā)生顯著的氣體電離放電.

圖4 微放電實(shí)驗(yàn)前后介質(zhì)表面對(duì)比Fig.4.Dielectric surfaces before and after a dielectric multipactor.

3 穿艙法蘭的介質(zhì)微放電數(shù)值模擬

為了有效解釋實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象, 本節(jié)對(duì)穿艙法蘭進(jìn)行微放電粒子模擬, 采用文獻(xiàn)報(bào)道的Al2O3的二次電子發(fā)射系數(shù)的數(shù)據(jù)[5], 為了獲得最為保守可靠的預(yù)測(cè)閾值, 二次電子發(fā)射系數(shù)取最大值9, 相對(duì)應(yīng)的電子能量取350 eV, 采用Vaughan模型進(jìn)行二次電子發(fā)射系數(shù)擬合[23], 擬合曲線(xiàn)如圖5所示.

圖5 介質(zhì)Al2O3的二次電子發(fā)射系數(shù)Fig.5.Secondary emission yield of dielectric Al2O3.

粒子模擬中信號(hào)的頻率為1.2 GHz, 與實(shí)驗(yàn)保持一致, 端口激勵(lì)功率為4000 W, 初始電子數(shù)目在2 ns內(nèi)均勻加載, 為了能夠模擬到飽和狀態(tài), 每個(gè)宏粒子包含105個(gè)電子.初始宏粒子數(shù)目為1.7 ×105個(gè).圖6(a)和圖6(b)給出了微放電過(guò)程中宏粒子數(shù)目隨時(shí)間的變化曲線(xiàn)(其中左圖縱軸為線(xiàn)性坐標(biāo); 右圖縱軸為對(duì)數(shù)坐標(biāo)).從圖6(a)可以看出,電子數(shù)目時(shí)變曲線(xiàn)中疊加著雙重振蕩, 經(jīng)過(guò)觀察可以發(fā)現(xiàn), 微小振蕩的頻率是射頻信號(hào)頻率的兩倍,這與文獻(xiàn)[15]基于一維PIC模擬的結(jié)果一致, 但在微小振蕩的基礎(chǔ)上, 電子數(shù)目時(shí)變曲線(xiàn)還存在一個(gè)周期更長(zhǎng)、幅度更大的振蕩, 與后面將要介紹的介質(zhì)表面累積電荷產(chǎn)生的類(lèi)直流電場(chǎng)時(shí)變曲線(xiàn)相比可以看出, 該振蕩頻率與類(lèi)直流電場(chǎng)的振蕩頻率一致.因此可以得出, 電子數(shù)目的漲落以射頻信號(hào)頻率的兩倍以及類(lèi)直流電場(chǎng)的頻率相疊加呈雙重振蕩, 在雙重振蕩的共同作用下, 電子數(shù)目逐漸趨近于飽和, 需要說(shuō)明的是, 本文進(jìn)行了仿真時(shí)長(zhǎng)達(dá)293 ns的粒子模擬, 宏粒子數(shù)目在50 ns以后趨于飽和狀態(tài), 達(dá)到4 × 106個(gè), 這從圖6(b)中可以清楚地看出.

圖6 微放電過(guò)程中宏粒子數(shù)量隨時(shí)間的變化 (a)縱軸為線(xiàn)性坐標(biāo); (b)縱軸為對(duì)數(shù)坐標(biāo)Fig.6.Accumulation of electrons during multipactions: (a) Vertical axis is linear; (b) vertical axis is logarithmic.

圖7給出了t= 2, 20, 30和293 ns時(shí)刻的電子空間分布的側(cè)視圖(右側(cè)的顏色標(biāo)尺表示空間電子的能量分布, 單位為eV, 圖8同).可以看出, 當(dāng)t= 2 ns時(shí)初始種子電子從介質(zhì)表面發(fā)射到穿艙法蘭真空一側(cè)的內(nèi)部空間, 隨著仿真時(shí)長(zhǎng)的增加,穿艙法蘭內(nèi)的電子數(shù)目顯著增加, 同時(shí)介質(zhì)表面附近的電子數(shù)目顯著高于其他區(qū)域.當(dāng)仿真時(shí)長(zhǎng)t=293 ns時(shí), 電子在靠近介質(zhì)表面很近的區(qū)域內(nèi)形成了電子薄層, 如圖7(d)所示.通過(guò)圖7的電子空間分布演化過(guò)程可以明顯地看出, 穿艙法蘭發(fā)生了介質(zhì)表面單邊微放電.

圖7 微放電過(guò)程中宏粒子的空間分布(側(cè)視圖) (a) 2 ns; (b) 20 ns; (c) 30 ns; (d) 293 nsFig.7.Distribution of space electrons accumulated at different times during a multipactor (side view): (a) 2 ns; (b) 20 ns; (c) 30 ns;(d) 293 ns.

圖8給出了對(duì)應(yīng)時(shí)刻電子空間分布的正視圖,可以看出, 在均勻加載初始種子電子后, 二次電子率先在介質(zhì)表面上下對(duì)稱(chēng)的兩個(gè)區(qū)域大量增加, 一個(gè)區(qū)域接近圓波導(dǎo)上端, 另一個(gè)區(qū)域接近圓波導(dǎo)下端, 兩個(gè)區(qū)域呈“8”形, 這是由激勵(lì)信號(hào)產(chǎn)生的電場(chǎng)切向分量在上下對(duì)稱(chēng)的位置處最大導(dǎo)致的.當(dāng)仿真時(shí)長(zhǎng)為293 ns時(shí), 電子幾乎充滿(mǎn)除左右邊緣以外的整個(gè)介質(zhì)表面, 結(jié)合側(cè)視圖可以看出, 電子在介質(zhì)表面附近的極窄區(qū)域內(nèi)形成了電子薄層.根據(jù)文獻(xiàn)[24]的結(jié)論, 當(dāng)電子分布在一定厚度的區(qū)域時(shí), 電子薄層可視為具有一定介電常數(shù)的媒質(zhì), 在電子密度顯著增加時(shí), 即可引起能夠被調(diào)零系統(tǒng)檢測(cè)到的反射系數(shù)的變化, 從而激發(fā)微放電.

圖8 微放電過(guò)程中宏粒子的空間分布(正視圖) (a) 2 ns; (b) 20 ns; (c) 30 ns; (d) 293 nsFig.8.Distribution of space electrons accumulated at different times during a multipactor (front view): (a) 2 ns; (b) 20 ns;(c) 30 ns; (d) 293 ns.

圖9 給出了介質(zhì)表面累積電荷分布隨時(shí)間的變化過(guò)程(右側(cè)的顏色標(biāo)尺表示電荷密度, 單位為C/m3).可以看出, 在初始時(shí)刻介質(zhì)表面電荷有正有負(fù), 并且電荷密度較小.隨著微放電的演化, 與電子數(shù)目顯著增加的位置相對(duì)應(yīng), 介質(zhì)表面在上下對(duì)稱(chēng)的兩個(gè)位置處持續(xù)累積正電荷, 電荷密度顯著增強(qiáng), 這是由于當(dāng)電子與介質(zhì)表面碰撞時(shí), 在這些區(qū)域二次電子發(fā)射系數(shù)大于1, 從而在介質(zhì)表面留下空穴, 并最終在整個(gè)介質(zhì)表面累積了大量的正電荷.可以看出, 微放電飽和時(shí), 介質(zhì)表面電荷密度達(dá)到0.00249 C/m3.

圖9 微放電過(guò)程中介質(zhì)表面累積電荷密度的變化(顏色標(biāo)尺是對(duì)數(shù)顯示) (a) 2 ns; (b) 20 ns; (c) 30 ns; (d) 293 nsFig.9.Distribution of surface charge density accumulated during the multipactor (the color scaling is in logarithmic): (a) 2 ns;(b) 20 ns; (c) 30 ns; (d) 293 ns.

圖10給出了穿艙法蘭介質(zhì)表面中心點(diǎn)處固有的和發(fā)生微放電時(shí)電場(chǎng)強(qiáng)度的對(duì)比, 可以看出, 在不考慮微放電時(shí), 介質(zhì)表面中心點(diǎn)處固有的射頻電場(chǎng)只有平行于介質(zhì)表面的y分量, 而微放電發(fā)生后, 由介質(zhì)表面累積電荷產(chǎn)生的垂直于介質(zhì)表面的類(lèi)直流電場(chǎng)顯著增強(qiáng).觀察圖10(c)可以看出, 介質(zhì)表面累積電荷產(chǎn)生的類(lèi)直流電場(chǎng)在30 ns以后出現(xiàn)了振蕩特性, 振蕩周期約為3 ns, 顯著大于兩倍射頻頻率對(duì)應(yīng)的周期, 與電子數(shù)目漲落相似, 類(lèi)直流電場(chǎng)也呈現(xiàn)雙振蕩特性.從圖10(d)的總電場(chǎng)強(qiáng)度可以看出, 當(dāng)介質(zhì)單邊微放電達(dá)到飽和狀態(tài)后, 類(lèi)直流電場(chǎng)的電場(chǎng)強(qiáng)度平均值約為外加射頻激勵(lì)電場(chǎng)強(qiáng)度的2.5倍, 顯著大于射頻電場(chǎng)強(qiáng)度.可以看出, 介質(zhì)表面累積電荷所產(chǎn)生的類(lèi)直流電場(chǎng)在介質(zhì)單表面微放電過(guò)程中發(fā)揮著重要作用.

圖10 微放電過(guò)程中介質(zhì)表面電場(chǎng)強(qiáng)度的變化 (a) Ex; (b) Ey; (c) Ez; (d) |E |Fig.10.Variation of the surface electric field intensity during the multipaction: (a) Ex; (b) Ey; (c) Ez; (d) |E |.

圖11給出了介質(zhì)表面中心點(diǎn)處電壓隨時(shí)間的變化曲線(xiàn), 這里選擇空氣一側(cè)介質(zhì)表面中心點(diǎn)作為零參考電位, 可以看出在20—30 ns之間, 電壓快速振蕩增加至10—15 V之間, 之后又振蕩降低至平均值約為5 V.這說(shuō)明介質(zhì)表面單邊微放電使得介質(zhì)表面存在一定的電壓, 這在微波部件設(shè)計(jì)時(shí)需重點(diǎn)考慮, 同時(shí)可以看出, 表面電壓的振蕩頻率與激勵(lì)信號(hào)的頻率相同.

圖11 微放電過(guò)程中介質(zhì)表面中心點(diǎn)處電壓的變化Fig.11.Variation of the surface voltage of dielectric during the multipactor.

4 穿艙法蘭微放電實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象的物理解釋

為解釋穿艙法蘭微放電實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象, 本節(jié)對(duì)穿艙法蘭介質(zhì)微放電演化過(guò)程的模擬結(jié)果和實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象進(jìn)行對(duì)比分析, 以期獲得對(duì)該現(xiàn)象更深層的理解.

實(shí)驗(yàn)用脈沖信號(hào)如圖12所示, 圖中給出了對(duì)應(yīng)微放電不同階段及調(diào)零信號(hào)的特性.

圖12 實(shí)驗(yàn)用脈沖信號(hào)Fig.12.Pulse signal used in the multipactor test.

通過(guò)觀察圖3(b)—(d)可以發(fā)現(xiàn), 它們之間的共同特點(diǎn)就是在脈沖的前面時(shí)段調(diào)零信號(hào)未發(fā)生明顯跳變, 而在脈沖的后面時(shí)段調(diào)零信號(hào)發(fā)生了顯著跳變并保持到脈沖結(jié)束, 在兩者之間調(diào)零信號(hào)存在明顯的躍變.

在脈沖的前面時(shí)段, 初始種子電子的隨機(jī)狀態(tài)使得微放電處于量變積累階段, 此時(shí)未進(jìn)入微放電的激發(fā)過(guò)程, 因此調(diào)零信號(hào)保持殘差電平, 未發(fā)生明顯跳變.

而在脈內(nèi)某一時(shí)刻, 初始種子電子的相位與射頻信號(hào)滿(mǎn)足微放電起振條件, 通過(guò)第3節(jié)微放電過(guò)程的數(shù)值模擬可以看出, 介質(zhì)在平行于表面的射頻電場(chǎng)作用下發(fā)生了單邊微放電, 空間電子數(shù)目顯著增加的同時(shí), 在介質(zhì)表面累積了大量的正電荷, 累積電荷產(chǎn)生了垂直于介質(zhì)表面的類(lèi)直流電場(chǎng), 空間電子在類(lèi)直流電場(chǎng)和射頻電場(chǎng)的共同作用下被束縛在介質(zhì)表面附近很小的范圍, 并形成了電子薄層, 導(dǎo)致信號(hào)傳輸失配, 反射信號(hào)的變化足以被調(diào)零系統(tǒng)檢測(cè)到, 而微放電從起始到飽和的整個(gè)過(guò)程在百納秒量級(jí)內(nèi)完成, 在500 μs的脈沖寬度內(nèi)微放電從起始到飽和的過(guò)程對(duì)應(yīng)調(diào)零信號(hào)的躍變.

而在調(diào)零信號(hào)發(fā)生躍變以后的時(shí)段, 根據(jù)數(shù)值模擬結(jié)果, 微放電持續(xù)保持飽和狀態(tài), 使得在脈沖后面時(shí)段調(diào)零信號(hào)能夠在一個(gè)較高的電平保持, 直至該脈沖結(jié)束, 這對(duì)應(yīng)調(diào)零信號(hào)跳變后的持續(xù).

這有效解釋了圖3(b)—(d)中調(diào)零信號(hào)在脈沖前面時(shí)段未發(fā)生跳變、中間發(fā)生躍變, 之后調(diào)零信號(hào)在較高水平保持直至脈沖結(jié)束的現(xiàn)象.

而本文實(shí)驗(yàn)中采用的是多脈沖進(jìn)行持續(xù)激勵(lì),脈沖信號(hào)的占空比為3%, 因此在500 μs的脈沖結(jié)束后, 在接下來(lái)沒(méi)有射頻功率的較長(zhǎng)時(shí)間段內(nèi), 平行于表面的射頻電場(chǎng)消失.可以推測(cè), 在類(lèi)直流電場(chǎng)的作用下, 空間電子被介質(zhì)表面的正電荷吸引而向介質(zhì)表面移動(dòng), 與介質(zhì)表面累積的正電荷中和,導(dǎo)致介質(zhì)表面的累積電荷顯著減少, 甚至變?yōu)殡娭行? 空間電子數(shù)目相應(yīng)地顯著減少, 即微放電在前一個(gè)脈沖結(jié)束之后、后一個(gè)脈沖來(lái)臨之前沒(méi)有射頻功率的時(shí)段發(fā)生了“熄滅”現(xiàn)象, 凋零信號(hào)恢復(fù)至殘差電平, 如圖3(a)所示, 而在后一個(gè)脈沖來(lái)臨時(shí)重新進(jìn)行微放電的積累和激發(fā), 這有效解釋了穿艙法蘭發(fā)生微放電時(shí)調(diào)零波形在有跳變(圖3(b)—(d))和無(wú)跳變(圖3(a))之間間隔出現(xiàn)的現(xiàn)象.

對(duì)實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象的解釋總結(jié)如下: 在脈沖的前面時(shí)段, 微放電處于量變積累階段, 微放電未被有效激發(fā); 在某一時(shí)刻, 初始電子的相位滿(mǎn)足諧振條件,在數(shù)百納秒時(shí)長(zhǎng)內(nèi)完成微放電從初始到飽和的建立, 大量電子聚集在介質(zhì)表面附近區(qū)域形成電子薄層, 傳輸通道阻抗不匹配, 產(chǎn)生了能夠被調(diào)零系統(tǒng)檢測(cè)到的反射變化, 調(diào)零信號(hào)發(fā)生躍變; 在躍變之后的時(shí)段, 微放電飽和狀態(tài)持續(xù), 調(diào)零信號(hào)在較高電平持續(xù)保持直至脈沖結(jié)束; 而在脈沖信號(hào)結(jié)束時(shí), 外加射頻電場(chǎng)消失, 在介質(zhì)表面電荷產(chǎn)生的類(lèi)直流電場(chǎng)作用下, 電子被吸附至介質(zhì)表面, 法蘭內(nèi)部空間的電子數(shù)目顯著減少幾乎消失, 微放電“熄滅”, 調(diào)零信號(hào)恢復(fù)至殘差電平; 而在后一個(gè)脈沖來(lái)臨時(shí), 重新進(jìn)行微放電積累和激發(fā), 介質(zhì)表面又再一次發(fā)生單邊微放電, 并重復(fù)上述過(guò)程.這有效解釋了調(diào)零信號(hào)在脈沖前面時(shí)段未發(fā)生跳變, 之后發(fā)生躍變, 而躍變之后調(diào)零信號(hào)保持較高水平直至脈沖結(jié)束, 同時(shí)調(diào)零信號(hào)在殘差電平和局部跳變之間間歇性出現(xiàn)的實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象.據(jù)作者所知, 這是首次對(duì)介質(zhì)表面在多脈沖激勵(lì)下單邊微放電實(shí)驗(yàn)現(xiàn)象的報(bào)道和有效物理解釋.

5 結(jié) 論

通過(guò)對(duì)航天器環(huán)境模擬試驗(yàn)中真空罐穿艙法蘭介質(zhì)表面單邊微放電的實(shí)驗(yàn)研究, 揭示了實(shí)驗(yàn)中調(diào)零信號(hào)間歇性局部跳變現(xiàn)象與模擬仿真中介質(zhì)單表面微放電從起始到飽和變化過(guò)程的內(nèi)在聯(lián)系,研究表明, 在本文采用的周期性脈沖信號(hào)配置參數(shù)下, 介質(zhì)單表面微放電在脈沖內(nèi)建立并達(dá)到飽和,在兩個(gè)相鄰脈沖之間沒(méi)有射頻功率的時(shí)段“熄滅”,對(duì)于介質(zhì)微放電的理論研究和高功率介質(zhì)微波部件的工程設(shè)計(jì)具有重要的意義.

感謝北京真空電子技術(shù)研究所工作人員在波導(dǎo)穿艙法蘭設(shè)計(jì)、加工方面提供的支持, 感謝西安空間無(wú)線(xiàn)電技術(shù)研究所測(cè)試及環(huán)境試驗(yàn)中心在微放電實(shí)驗(yàn)方面提供的幫助和支持.