真空罐穿艙法蘭介質(zhì)微放電的實驗研究*

王新波 白鶴 孫勤奮 殷新社 張洪太 崔萬照

(西安空間無線電技術(shù)研究所, 空間微波技術(shù)重點實驗室, 西安 710100)

1 引 言

在過去的幾十年, 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, 為了克服這一問題, 人們對其擊穿的機理和過程開展了深入研究[4-6,9-11].理論和實驗研究表明, 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無法有效傳輸[6].

隨著航天器有效載荷射頻功率逐漸增加, 對地面環(huán)境模擬試驗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)表面會發(fā)生單邊微放電效應(yīng), 嚴重制約了地面環(huán)境模擬試驗功率容量的提升, 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, 從而去除對最終介質(zhì)表面微波擊穿的觸發(fā).這其中的物理問題之一是介質(zhì)表面單邊微放電效應(yīng).

在介質(zhì)單表面微放電實驗方面, Neuber等[12]探測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的脈沖信號產(chǎn)生1 kV/cm的平行于介質(zhì)表面的電場開展介質(zhì)表面微放電實驗研究, 采用探針進行電子電流檢測, 通過介質(zhì)表面所涂覆熒光體的光電發(fā)射來探測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驗系統(tǒng), 采用電荷耦合器件相機重點研究了微放電誘導(dǎo)的等離子體放電的光學(xué)特性, 并對采用表面刻槽方法抑制介質(zhì)擊穿的效果進行了評價.以上研究重點關(guān)注單個脈沖作用下的微放電特性, 目前仍缺乏對多脈沖激勵條件下介質(zhì)表面單邊微放電特性的實驗研究.

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和外加射頻電場為參考的介質(zhì)微放電敏感曲線; Ang等[14]在Kishek理論的基礎(chǔ)上進行了改進, 計入了表面累積電荷產(chǎn)生的類直流電場的動態(tài)變化特性, 并考慮了微放電加載效應(yīng)對射頻場的影響, 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)單表面微放電隨時間的演變特性, 指出了電子數(shù)目和類直流電場以兩倍的射頻頻率振蕩的特性; Sazontov等[16]提出了介質(zhì)表面單邊微放電的穩(wěn)態(tài)統(tǒng)計模型, 考慮了類直流電場的影響, 但是該統(tǒng)計模型只針對微放電的起始階段,并且只能給出微放電敏感曲線, 無法給出電子數(shù)目隨時間的變化曲線; Shen等[17]對穩(wěn)態(tài)模型進行了改進, 提出了非穩(wěn)態(tài)介質(zhì)微放電統(tǒng)計模型, 給出了介質(zhì)單表面微放電隨時間的演化過程; Zhang等[18]提出了同時考慮平行和垂直于介質(zhì)表面的射頻電場作用下介質(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)的次級電子倍增過程;張雪等[20]對盒形窗內(nèi)圓窗片表面次級電子倍增效應(yīng)進行了蒙特卡羅模擬, 研究了次級電子在不同傳輸功率下的倍增發(fā)展趨勢, 獲得了TE11模非均勻分布電場作用下次級電子倍增的規(guī)律.但截至目前仍缺乏對介質(zhì)單表面微放電從起始到飽和過程的三維仿真, 對介質(zhì)微放電尤其是介質(zhì)表面累積電荷及所產(chǎn)生的類直流電場特性缺乏直觀認識.

本文以航天器環(huán)境模擬試驗用真空罐穿艙法蘭為對象進行介質(zhì)微放電實驗研究, 以周期性多脈沖進行持續(xù)激勵, 采用高靈敏度調(diào)零檢測法進行反射信號檢測, 獲得了周期性多脈沖激勵下微放電發(fā)生時調(diào)零信號的動態(tài)變化曲線, 在此基礎(chǔ)上采用商業(yè)仿真軟件CST的Particle Studio模塊[21]進行穿艙法蘭介質(zhì)微放電演化過程的三維數(shù)值模擬, 對實驗和仿真結(jié)果進行了討論, 給出了實驗現(xiàn)象的物理解釋, 該研究工作對真空罐穿艙法蘭和高功率微波介質(zhì)窗的設(shè)計具有指導(dǎo)意義.

2 穿艙法蘭微放電實驗研究

為了考核穿艙法蘭的功率容量特性, 加工了實物并進行微放電實驗.圖1(a)為穿艙法蘭仿真模型, 插圖是加工的實物, 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實現(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)境以開展大功率真空環(huán)境模擬試驗.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, 可見在1.1—1.4 GHz頻段內(nèi)均具有良好的傳輸特性.

實驗原理框圖如圖2所示.每次實驗采用兩個相同的穿艙法蘭, 分別作為輸入和輸出, 在真空罐內(nèi)采用波導(dǎo)進行連接.信號源產(chǎn)生的脈沖信號經(jīng)過功率放大器放大后, 通過輸入法蘭饋入真空罐,并經(jīng)過輸出法蘭穿出真空罐后被大功率負載吸收.在大功率信號饋入真空罐之前采用雙定向耦合器對正向和反向信號進行耦合, 分別進行正反向功率和正反向調(diào)零信號監(jiān)測.通過高靈敏度的調(diào)零裝置, 可以將正反向信號抵消到—60 dBm量級的殘差電平, 能夠?qū)崿F(xiàn)對微放電引起反射變化的高靈敏度檢測.

圖2 穿艙法蘭微放電實驗原理框圖Fig.2.Block diagram of the experimental setup.

實驗之前進行抽真空并保持12 h以上, 真空罐內(nèi)氣壓小于1.5 × 10—5Pa.實驗頻率為1.2 GHz,信號的脈沖寬度為500 μs, 占空比為3%, 采用銫137源進行初始種子電子加載, 同時采用正反向功率和正反向調(diào)零兩種方法進行高靈敏度微放電檢測.圖3為微放電實驗過程中調(diào)零信號的波形.通常采用分析帶寬設(shè)置為零的頻譜儀來進行正反向調(diào)零脈沖信號的監(jiān)測.圖3(a)為未發(fā)生微放電時調(diào)零信號殘差電平, 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)微放電時調(diào)零信號的跳變情況, 多個脈沖激勵下穿艙法蘭發(fā)生微放電時調(diào)零信號波形在無跳變(圖3(a))和有跳變(圖3(b)—(d))之間間隔出現(xiàn), 并且無法形成穩(wěn)定的跳變波形.這與文獻[22]報道的單個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比如圖4所示, 與未發(fā)生微放電的穿艙法蘭(右側(cè))進行比較可以看出, 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, 可以初步推斷在實驗過程中只發(fā)生了微放電而未發(fā)生顯著的氣體電離放電.

圖4 微放電實驗前后介質(zhì)表面對比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

為了有效解釋實驗現(xiàn)象, 本節(jié)對穿艙法蘭進行微放電粒子模擬, 采用文獻報道的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)測閾值, 二次電子發(fā)射系數(shù)取最大值9, 相對應(yīng)的電子能量取350 eV, 采用Vaughan模型進行二次電子發(fā)射系數(shù)擬合[23], 擬合曲線如圖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.

粒子模擬中信號的頻率為1.2 GHz, 與實驗保持一致, 端口激勵功率為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), 每個宏粒子包含105個電子.初始宏粒子數(shù)目為1.7 ×105個.圖6(a)和圖6(b)給出了微放電過程中宏粒子數(shù)目隨時間的變化曲線(其中左圖縱軸為線性坐標; 右圖縱軸為對數(shù)坐標).從圖6(a)可以看出,電子數(shù)目時變曲線中疊加著雙重振蕩, 經(jīng)過觀察可以發(fā)現(xiàn), 微小振蕩的頻率是射頻信號頻率的兩倍,這與文獻[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)目時變曲線還存在一個周期更長、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)生的類直流電場時變曲線相比可以看出, 該振蕩頻率與類直流電場的振蕩頻率一致.因此可以得出, 電子數(shù)目的漲落以射頻信號頻率的兩倍以及類直流電場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, 需要說明的是, 本文進行了仿真時長達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), 達到4 × 106個, 這從圖6(b)中可以清楚地看出.

圖6 微放電過程中宏粒子數(shù)量隨時間的變化 (a)縱軸為線性坐標; (b)縱軸為對數(shù)坐標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時刻的電子空間分布的側(cè)視圖(右側(cè)的顏色標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, 隨著仿真時長的增加,穿艙法蘭內(nèi)的電子數(shù)目顯著增加, 同時介質(zhì)表面附近的電子數(shù)目顯著高于其他區(qū)域.當(dāng)仿真時長t=293 ns時, 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.通過圖7的電子空間分布演化過程可以明顯地看出, 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給出了對應(yīng)時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)表面上下對稱的兩個區(qū)域大量增加, 一個區(qū)域接近圓波導(dǎo)上端, 另一個區(qū)域接近圓波導(dǎo)下端, 兩個區(qū)域呈“8”形, 這是由激勵信號產(chǎn)生的電場切向分量在上下對稱的位置處最大導(dǎo)致的.當(dāng)仿真時長為293 ns時, 電子幾乎充滿除左右邊緣以外的整個介質(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[24]的結(jié)論, 當(dāng)電子分布在一定厚度的區(qū)域時, 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, 即可引起能夠被調(diào)零系統(tǒng)檢測到的反射系數(shù)的變化, 從而激發(fā)微放電.

圖8 微放電過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間的變化過程(右側(cè)的顏色標尺表示電荷密度, 單位為C/m3).可以看出, 在初始時刻介質(zhì)表面電荷有正有負, 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應(yīng), 介質(zhì)表面在上下對稱的兩個位置處持續(xù)累積正電荷, 電荷密度顯著增強, 這是由于當(dāng)電子與介質(zhì)表面碰撞時, 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, 并最終在整個介質(zhì)表面累積了大量的正電荷.可以看出, 微放電飽和時, 介質(zhì)表面電荷密度達到0.00249 C/m3.

圖9 微放電過程中介質(zhì)表面累積電荷密度的變化(顏色標尺是對數(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)表面中心點處固有的和發(fā)生微放電時電場強度的對比, 可以看出, 在不考慮微放電時, 介質(zhì)表面中心點處固有的射頻電場只有平行于介質(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)表面的類直流電場顯著增強.觀察圖10(c)可以看出, 介質(zhì)表面累積電荷產(chǎn)生的類直流電場在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應(yīng)的周期, 與電子數(shù)目漲落相似, 類直流電場也呈現(xiàn)雙振蕩特性.從圖10(d)的總電場強度可以看出, 當(dāng)介質(zhì)單邊微放電達到飽和狀態(tài)后, 類直流電場的電場強度平均值約為外加射頻激勵電場強度的2.5倍, 顯著大于射頻電場強度.可以看出, 介質(zhì)表面累積電荷所產(chǎn)生的類直流電場在介質(zhì)單表面微放電過程中發(fā)揮著重要作用.

圖10 微放電過程中介質(zhì)表面電場強度的變化 (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)表面中心點處電壓隨時間的變化曲線, 這里選擇空氣一側(cè)介質(zhì)表面中心點作為零參考電位, 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)計時需重點考慮, 同時可以看出, 表面電壓的振蕩頻率與激勵信號的頻率相同.

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

4 穿艙法蘭微放電實驗現(xiàn)象的物理解釋

為解釋穿艙法蘭微放電實驗現(xiàn)象, 本節(jié)對穿艙法蘭介質(zhì)微放電演化過程的模擬結(jié)果和實驗現(xiàn)象進行對比分析, 以期獲得對該現(xiàn)象更深層的理解.

實驗用脈沖信號如圖12所示, 圖中給出了對應(yīng)微放電不同階段及調(diào)零信號的特性.

圖12 實驗用脈沖信號Fig.12.Pulse signal used in the multipactor test.

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

在脈沖的前面時段, 初始種子電子的隨機狀態(tài)使得微放電處于量變積累階段, 此時未進入微放電的激發(fā)過程, 因此調(diào)零信號保持殘差電平, 未發(fā)生明顯跳變.

而在脈內(nèi)某一時刻, 初始種子電子的相位與射頻信號滿足微放電起振條件, 通過第3節(jié)微放電過程的數(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, 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)表面的類直流電場, 空間電子在類直流電場和射頻電場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)致信號傳輸失配, 反射信號的變化足以被調(diào)零系統(tǒng)檢測到, 而微放電從起始到飽和的整個過程在百納秒量級內(nèi)完成, 在500 μs的脈沖寬度內(nèi)微放電從起始到飽和的過程對應(yīng)調(diào)零信號的躍變.

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

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

而本文實驗中采用的是多脈沖進行持續(xù)激勵,脈沖信號的占空比為3%, 因此在500 μs的脈沖結(jié)束后, 在接下來沒有射頻功率的較長時間段內(nèi), 平行于表面的射頻電場消失.可以推測, 在類直流電場的作用下, 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, 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, 即微放電在前一個脈沖結(jié)束之后、后一個脈沖來臨之前沒有射頻功率的時段發(fā)生了“熄滅”現(xiàn)象, 凋零信號恢復(fù)至殘差電平, 如圖3(a)所示, 而在后一個脈沖來臨時重新進行微放電的積累和激發(fā), 這有效解釋了穿艙法蘭發(fā)生微放電時調(diào)零波形在有跳變(圖3(b)—(d))和無跳變(圖3(a))之間間隔出現(xiàn)的現(xiàn)象.

對實驗現(xiàn)象的解釋總結(jié)如下: 在脈沖的前面時段, 微放電處于量變積累階段, 微放電未被有效激發(fā); 在某一時刻, 初始電子的相位滿足諧振條件,在數(shù)百納秒時長內(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)檢測到的反射變化, 調(diào)零信號發(fā)生躍變; 在躍變之后的時段, 微放電飽和狀態(tài)持續(xù), 調(diào)零信號在較高電平持續(xù)保持直至脈沖結(jié)束; 而在脈沖信號結(jié)束時, 外加射頻電場消失, 在介質(zhì)表面電荷產(chǎn)生的類直流電場作用下, 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)零信號恢復(fù)至殘差電平; 而在后一個脈沖來臨時, 重新進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)上述過程.這有效解釋了調(diào)零信號在脈沖前面時段未發(fā)生跳變, 之后發(fā)生躍變, 而躍變之后調(diào)零信號保持較高水平直至脈沖結(jié)束, 同時調(diào)零信號在殘差電平和局部跳變之間間歇性出現(xiàn)的實驗現(xiàn)象.據(jù)作者所知, 這是首次對介質(zhì)表面在多脈沖激勵下單邊微放電實驗現(xiàn)象的報道和有效物理解釋.

5 結(jié) 論

通過對航天器環(huán)境模擬試驗中真空罐穿艙法蘭介質(zhì)表面單邊微放電的實驗研究, 揭示了實驗中調(diào)零信號間歇性局部跳變現(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配置參數(shù)下, 介質(zhì)單表面微放電在脈沖內(nèi)建立并達到飽和,在兩個相鄰脈沖之間沒有射頻功率的時段“熄滅”,對于介質(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、加工方面提供的支持, 感謝西安空間無線電技術(shù)研究所測試及環(huán)境試驗中心在微放電實驗方面提供的幫助和支持.