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RSS2005年 17卷 第12期
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2005, 17.
摘要:
研究了采用温度控制光纤Bragg光栅（FBG）作为信号解调器件的自适应光纤光栅动态传感系统。系统利用半导体制冷器件对滤波用FBG进行温度控制，以改变FBG的窄带滤波波长，使之在合适的滤波波长工作，以适应测量环境温度变化，实现对传感器环境温度变化的自适应。通过采用参考信道，去除系统噪音，提高测量精度。系统动态应变传感精度达到9.745×10-10(Hz-1/2。
研究了采用温度控制光纤Bragg光栅（FBG）作为信号解调器件的自适应光纤光栅动态传感系统。系统利用半导体制冷器件对滤波用FBG进行温度控制，以改变FBG的窄带滤波波长，使之在合适的滤波波长工作，以适应测量环境温度变化，实现对传感器环境温度变化的自适应。通过采用参考信道，去除系统噪音，提高测量精度。系统动态应变传感精度达到9.745×10-10(Hz-1/2。
2005, 17.
摘要:
用AMK-02型超声波大气参数综合测量仪同时测量了常规气象参数和大气折射率结构常数C2n，分析并找出了该仪器给出的C2n在转换时刻与热丝温度脉动仪的测量结果差异较大的原因，是由于超声波法测量温度脉动精度太低，只能达到0.01 K。同时建立了另一种适用于超声波仪计算C2n的方法，即利用该仪器准确的常规气象参数计算C2n，其计算结果与热丝温度脉动仪的测量结果吻合较好。
用AMK-02型超声波大气参数综合测量仪同时测量了常规气象参数和大气折射率结构常数C2n，分析并找出了该仪器给出的C2n在转换时刻与热丝温度脉动仪的测量结果差异较大的原因，是由于超声波法测量温度脉动精度太低，只能达到0.01 K。同时建立了另一种适用于超声波仪计算C2n的方法，即利用该仪器准确的常规气象参数计算C2n，其计算结果与热丝温度脉动仪的测量结果吻合较好。
2005, 17.
摘要:
利用Wigner分布函数的方法，研究了余弦-高斯光束的分数傅里叶变换特性。导出了余弦-高斯光束在分数傅里叶变换面上光强分布和束宽的解析计算公式，并对此进行了数值模拟计算。研究表明：分数傅里叶变换阶数对余弦-高斯光束的光强分布有明显影响，余弦-高斯光束的轴上光强随分数傅里叶变换阶数呈周期性变化，束宽随分数傅里叶变换阶数也呈周期性变化，周期为2；对给定调制参数的余弦-高斯光束，通过适当选取分数傅里叶变化阶数可以获得平顶的光强分布。
利用Wigner分布函数的方法，研究了余弦-高斯光束的分数傅里叶变换特性。导出了余弦-高斯光束在分数傅里叶变换面上光强分布和束宽的解析计算公式，并对此进行了数值模拟计算。研究表明：分数傅里叶变换阶数对余弦-高斯光束的光强分布有明显影响，余弦-高斯光束的轴上光强随分数傅里叶变换阶数呈周期性变化，束宽随分数傅里叶变换阶数也呈周期性变化，周期为2；对给定调制参数的余弦-高斯光束，通过适当选取分数傅里叶变化阶数可以获得平顶的光强分布。
2005, 17.
摘要:
利用气体的受激拉曼散射增益效应的非线性雷达技术是探测大气中的CO2气体的重要方法，用Nd:YAG固体激光器（1 064 nm）的三倍频光（354.7 nm）注入装有CO2和N2高压气体的拉曼管中，气体的受激拉曼散射（SRS）过程产生两种气体的一阶斯托克斯光，用来作为拉曼雷达的发射种子光源。介绍了产生光源的实验装置，论述了SRS中气体气压变化与一阶斯托克斯光能量输出变化的定量关系，得到最佳能量输出的优化条件，并对SRS中一阶斯托克斯光产生过程的物理机制进行了讨论。并根据光源的试验结果，设计了非线性受激拉曼雷达系统，对前期的普通拉曼雷达进行了实验，得到了初步的实验结果。
利用气体的受激拉曼散射增益效应的非线性雷达技术是探测大气中的CO2气体的重要方法，用Nd:YAG固体激光器（1 064 nm）的三倍频光（354.7 nm）注入装有CO2和N2高压气体的拉曼管中，气体的受激拉曼散射（SRS）过程产生两种气体的一阶斯托克斯光，用来作为拉曼雷达的发射种子光源。介绍了产生光源的实验装置，论述了SRS中气体气压变化与一阶斯托克斯光能量输出变化的定量关系，得到最佳能量输出的优化条件，并对SRS中一阶斯托克斯光产生过程的物理机制进行了讨论。并根据光源的试验结果，设计了非线性受激拉曼雷达系统，对前期的普通拉曼雷达进行了实验，得到了初步的实验结果。
2005, 17.
摘要:
掠入射泵浦方式作为一种全新的X射线激光泵浦方式，采用了共轴抛物镜作为线聚焦器件。利用2维光路追踪程序，计算了高斯光束从5°掠入射角增加到7°时入射到共轴抛物镜上的线聚焦效果。研究发现，掠入射角从5°增加到7°过程中，线聚焦的尺寸随着掠入射角变大,线聚焦长度从6 mm逐渐变长到12 mm,线聚焦宽度从150 μm变到40 μm；掠入射角6.5°～7°可以实现符合实验要求的线聚焦效果，线聚焦尺寸约10 mm×20 μm(最小线聚焦宽度)，7°掠入射可以实现较好的线聚焦，基本满足实验的要求。
掠入射泵浦方式作为一种全新的X射线激光泵浦方式，采用了共轴抛物镜作为线聚焦器件。利用2维光路追踪程序，计算了高斯光束从5°掠入射角增加到7°时入射到共轴抛物镜上的线聚焦效果。研究发现，掠入射角从5°增加到7°过程中，线聚焦的尺寸随着掠入射角变大,线聚焦长度从6 mm逐渐变长到12 mm,线聚焦宽度从150 μm变到40 μm；掠入射角6.5°～7°可以实现符合实验要求的线聚焦效果，线聚焦尺寸约10 mm×20 μm(最小线聚焦宽度)，7°掠入射可以实现较好的线聚焦，基本满足实验的要求。
2005, 17.
摘要:
采用分步法结合Hankel变换对修正薛定谔方程进行数值求解，通过数值计算对飞秒脉冲在非线性正色散介质中的自聚焦特性进行了简要分析。在此基础上，针对啁啾脉冲放大系统(CPA)中的啁啾高斯脉冲，对其全光束自聚焦特性进行了计算模拟和分析讨论。研究结果表明，群速度色散(GVD)对大啁啾脉冲的影响很小，谱宽对自聚集的影响可以忽略。因此，具有大啁啾的脉冲在非线性正色散介质中的自聚焦特性不同于飞秒脉冲，而与纳秒脉冲相似。
采用分步法结合Hankel变换对修正薛定谔方程进行数值求解，通过数值计算对飞秒脉冲在非线性正色散介质中的自聚焦特性进行了简要分析。在此基础上，针对啁啾脉冲放大系统(CPA)中的啁啾高斯脉冲，对其全光束自聚焦特性进行了计算模拟和分析讨论。研究结果表明，群速度色散(GVD)对大啁啾脉冲的影响很小，谱宽对自聚集的影响可以忽略。因此，具有大啁啾的脉冲在非线性正色散介质中的自聚焦特性不同于飞秒脉冲，而与纳秒脉冲相似。
2005, 17.
摘要:
对基于聚焦光束后向散射到达角起伏的湍流测量进行了数值模拟。通过近轴标量波动方程和分形相屏算法，提出了聚焦光束二次传输的数值模型，分别就固定点信标光源和聚焦光束后向散射的到达角起伏方差的统计特征进行了分析，并取得了很好的相关性，得出了可以从聚焦光束的回波图像信号里提取大气湍流信息的结论。讨论了聚焦距离对固定点光源和回波光束的到达角起伏方差相似度的影响。
对基于聚焦光束后向散射到达角起伏的湍流测量进行了数值模拟。通过近轴标量波动方程和分形相屏算法，提出了聚焦光束二次传输的数值模型，分别就固定点信标光源和聚焦光束后向散射的到达角起伏方差的统计特征进行了分析，并取得了很好的相关性，得出了可以从聚焦光束的回波图像信号里提取大气湍流信息的结论。讨论了聚焦距离对固定点光源和回波光束的到达角起伏方差相似度的影响。
2005, 17.
摘要:
为了提高超短脉冲二倍频的转换效率和改善出射倍频光的脉冲形状，对超短脉冲倍频中三阶非线性效应的影响进行了理论分析和数值模拟，并采用初始相位失配的方法来补偿三阶非线性效应的影响。结果表明：用KDP晶体二倍频中心波长为800 nm的超短脉冲，当入射功率密度大于100 GW/cm2时，三阶非线性效应是倍频转换效率的主要影响因素。对脉宽为50 fs，入射功率密度为250 GW/cm2的超短脉冲在KDP晶体（2 mm）中的二次谐波变换，当初始相位失谐0.9 mrad时，转换效率提高了10%，同时由三阶非线性效应引起的强度调制得到明显抑制，出射基频光和倍频光的脉冲形状得到明显改善。
为了提高超短脉冲二倍频的转换效率和改善出射倍频光的脉冲形状，对超短脉冲倍频中三阶非线性效应的影响进行了理论分析和数值模拟，并采用初始相位失配的方法来补偿三阶非线性效应的影响。结果表明：用KDP晶体二倍频中心波长为800 nm的超短脉冲，当入射功率密度大于100 GW/cm2时，三阶非线性效应是倍频转换效率的主要影响因素。对脉宽为50 fs，入射功率密度为250 GW/cm2的超短脉冲在KDP晶体（2 mm）中的二次谐波变换，当初始相位失谐0.9 mrad时，转换效率提高了10%，同时由三阶非线性效应引起的强度调制得到明显抑制，出射基频光和倍频光的脉冲形状得到明显改善。
2005, 17.
摘要:
氧碘化学激光器分别采用二次喉道扩压器和8°扩压器时，对在不同阀门开度下的气流方向的壁面静压曲线和背压曲线，光轴壁面静压曲线，出口总压与上游压比值曲线，输出功率曲线进行了测量。对两种扩压器的数据进行了对比，结果表明：与8°扩压器相比，二次喉道扩压器能够有效隔离扩压器下游气流对光腔的干扰，显著减小捩区长度，并将转捩区控制在扩压器内。在激光器背压升高时，二次喉道扩压器的稳定性更强。
氧碘化学激光器分别采用二次喉道扩压器和8°扩压器时，对在不同阀门开度下的气流方向的壁面静压曲线和背压曲线，光轴壁面静压曲线，出口总压与上游压比值曲线，输出功率曲线进行了测量。对两种扩压器的数据进行了对比，结果表明：与8°扩压器相比，二次喉道扩压器能够有效隔离扩压器下游气流对光腔的干扰，显著减小捩区长度，并将转捩区控制在扩压器内。在激光器背压升高时，二次喉道扩压器的稳定性更强。
2005, 17.
摘要:
采用单电子模型研究了圆偏振飞秒脉冲激光作用下电子振荡导致的谐波辐射频谱的特性。研究发现随着激光强度的增加，电子在激光场中运动的相对论效应可以导致谐波辐射，并且发现谐波辐射频谱随着激光强度的增加发生了展宽和红移。电子与强激光脉冲相互作用，电子除了在激光场的作用下做横向振荡运动之外，激光脉冲的纵向有质动力对电子还有推动作用，这是产生谐波频谱红移的原因，而谐波辐射频谱展宽是由电子纵向速度的变化引起的。分析激光场中电子在不同方向的辐射频谱表明：随着谐波阶数的升高，红移在有规律地变大；在θ＝3π/4方向上电子频谱的红移比θ＝π／2方向上更明显。
采用单电子模型研究了圆偏振飞秒脉冲激光作用下电子振荡导致的谐波辐射频谱的特性。研究发现随着激光强度的增加，电子在激光场中运动的相对论效应可以导致谐波辐射，并且发现谐波辐射频谱随着激光强度的增加发生了展宽和红移。电子与强激光脉冲相互作用，电子除了在激光场的作用下做横向振荡运动之外，激光脉冲的纵向有质动力对电子还有推动作用，这是产生谐波频谱红移的原因，而谐波辐射频谱展宽是由电子纵向速度的变化引起的。分析激光场中电子在不同方向的辐射频谱表明：随着谐波阶数的升高，红移在有规律地变大；在θ＝3π/4方向上电子频谱的红移比θ＝π／2方向上更明显。
2005, 17.
摘要:
讨论了双向光泵浦XeF(C-A)激光技术，给出了双向泵浦情况下的XeF2光解离波图像。在双向泵浦条件下XeF(C-A)激光输出能量提高了近3倍，最大输出达到3.3 J，激光脉宽增加到1 100 ns。激光输出特性受XeF2初始浓度的显著影响，激光形成时间随XeF2初始浓度增大而加长，激光脉宽先增大后减小，激光近场光斑呈现出不同的形状，由方形变化为“X”形状。
讨论了双向光泵浦XeF(C-A)激光技术，给出了双向泵浦情况下的XeF2光解离波图像。在双向泵浦条件下XeF(C-A)激光输出能量提高了近3倍，最大输出达到3.3 J，激光脉宽增加到1 100 ns。激光输出特性受XeF2初始浓度的显著影响，激光形成时间随XeF2初始浓度增大而加长，激光脉宽先增大后减小，激光近场光斑呈现出不同的形状，由方形变化为“X”形状。
2005, 17.
摘要:
使用复解析信号法研究了束宽与频率无关的超短脉冲贝塞尔-高斯光束在自由空间的传输特性。研究表明：在无衍射长度内，超短脉冲贝塞尔-高斯光束的横向光强分布几乎不变并集中在传输轴附近，轴上脉冲随传输距离增加而展宽。在无衍射长度外，横向光强分布显著扩展。随传输距离增加，轴上光谱蓝移先增加，达到极大值后逐渐减小，最后在远场趋于一渐近值。对单周期的超短脉冲贝塞尔-高斯光束的轴上光谱蓝移先增加，达到极大值0.50 fs-1。然后逐渐减小，在远场蓝移趋于渐近值0.16 fs-1。
使用复解析信号法研究了束宽与频率无关的超短脉冲贝塞尔-高斯光束在自由空间的传输特性。研究表明：在无衍射长度内，超短脉冲贝塞尔-高斯光束的横向光强分布几乎不变并集中在传输轴附近，轴上脉冲随传输距离增加而展宽。在无衍射长度外，横向光强分布显著扩展。随传输距离增加，轴上光谱蓝移先增加，达到极大值后逐渐减小，最后在远场趋于一渐近值。对单周期的超短脉冲贝塞尔-高斯光束的轴上光谱蓝移先增加，达到极大值0.50 fs-1。然后逐渐减小，在远场蓝移趋于渐近值0.16 fs-1。
2005, 17.
摘要:
用电子束蒸发方法制备了HfO2薄膜，根据镀膜前后基片曲率半径的变化，用Stoney公式计算了薄膜应力，讨论了沉积温度对薄膜残余应力的影响。结果发现，HfO2薄膜的残余应力均为张应力，应力值随沉积温度的升高先增大后减小，在280 ℃左右出现极大值。对样品进行了XRD测试，从微观结构上对实验结果进行了分析，发现微结构演变引起的内应力变化是引起薄膜残余应力改变的主要因素，HfO2薄膜在所选沉积温度60~350 ℃内出现了晶态转变，堆积密度随温度升高而增大。
用电子束蒸发方法制备了HfO2薄膜，根据镀膜前后基片曲率半径的变化，用Stoney公式计算了薄膜应力，讨论了沉积温度对薄膜残余应力的影响。结果发现，HfO2薄膜的残余应力均为张应力，应力值随沉积温度的升高先增大后减小，在280 ℃左右出现极大值。对样品进行了XRD测试，从微观结构上对实验结果进行了分析，发现微结构演变引起的内应力变化是引起薄膜残余应力改变的主要因素，HfO2薄膜在所选沉积温度60~350 ℃内出现了晶态转变，堆积密度随温度升高而增大。
2005, 17.
摘要:
用系列程序对掠入射方式驱动亚稳态类镍银的碰撞激发机制进行数值模拟。结果发现：与正入射方式相比，掠入射在1.2×1013 W·cm-2低功率密度驱动时，驱动激光能量主要沉积在增益区附近，可以大幅度提高增益区的电子温度，也可以大幅度提高增益系数。通过对预主脉冲时间间隔和掠入射角的优化，采用10.5 ns延迟时间和16°的掠入射角，可使有效增益系数达到23.8 cm-1，比正入射提高84％。用13 J驱动激光能量就可以获得增益长度积为23.8的深度饱和增益。
用系列程序对掠入射方式驱动亚稳态类镍银的碰撞激发机制进行数值模拟。结果发现：与正入射方式相比，掠入射在1.2×1013 W·cm-2低功率密度驱动时，驱动激光能量主要沉积在增益区附近，可以大幅度提高增益区的电子温度，也可以大幅度提高增益系数。通过对预主脉冲时间间隔和掠入射角的优化，采用10.5 ns延迟时间和16°的掠入射角，可使有效增益系数达到23.8 cm-1，比正入射提高84％。用13 J驱动激光能量就可以获得增益长度积为23.8的深度饱和增益。
2005, 17.
摘要:
通过数值求解含时Schr dinger方程，研究了氦离子在不同双色场下的高次谐波。结果显示，尽管倍频光强度仅为基频光的1/10，高次谐波辐射却发生了极大变化。虽然谐波级次推进不多，但效率大大提高了，平台区平均提高103倍，高倍频光对应的高次谐波产生效率提高104~105倍。氦离子在添加倍频光的双色场作用下高次谐波产生效率极大提高的原因是：倍频光极大地加快了电子电离到连续态及返回基态这一过程，使辐射出的高次谐波光子数大大增加，该初步阐释可为高次谐波真正应用到实际中提供一些理论启示。
通过数值求解含时Schr dinger方程，研究了氦离子在不同双色场下的高次谐波。结果显示，尽管倍频光强度仅为基频光的1/10，高次谐波辐射却发生了极大变化。虽然谐波级次推进不多，但效率大大提高了，平台区平均提高103倍，高倍频光对应的高次谐波产生效率提高104~105倍。氦离子在添加倍频光的双色场作用下高次谐波产生效率极大提高的原因是：倍频光极大地加快了电子电离到连续态及返回基态这一过程，使辐射出的高次谐波光子数大大增加，该初步阐释可为高次谐波真正应用到实际中提供一些理论启示。
2005, 17.
摘要:
采用自悬浮定向流法制备了金属纳米粉体并采用真空手套箱专利技术和冷压法在高压（1.5 GPa）作用下保压40 min后，成功制备出了相对密度达97％和显微硬度达1.85 GPa的金属Cu纳米晶材料。经XRD分析，其晶粒大小为20 nm。正电子湮没(PAS)实验结果表明，其空隙大小和数量与采用惰性气体冷凝法原位压制(IGC)的样品相比，空位簇数量较多，微空隙的大小和数量基本相当。激光惯性约束聚变（ICF）模拟实验表明：采用该方法制备的纳米Cu块体材料靶的激光转换效率比常规Cu材料靶高5倍。
采用自悬浮定向流法制备了金属纳米粉体并采用真空手套箱专利技术和冷压法在高压（1.5 GPa）作用下保压40 min后，成功制备出了相对密度达97％和显微硬度达1.85 GPa的金属Cu纳米晶材料。经XRD分析，其晶粒大小为20 nm。正电子湮没(PAS)实验结果表明，其空隙大小和数量与采用惰性气体冷凝法原位压制(IGC)的样品相比，空位簇数量较多，微空隙的大小和数量基本相当。激光惯性约束聚变（ICF）模拟实验表明：采用该方法制备的纳米Cu块体材料靶的激光转换效率比常规Cu材料靶高5倍。
2005, 17.
摘要:
波前功率谱密度的数值计算会由于窗函数的使用引入较大的计算误差。通过对模拟的单一频率波前加窗前后的功率谱密度的理论计算，由傅里叶变换性质推导出了修正因子，并对波前频率与修正因子的关系进行了理论研究。结果表明，在一定的波前频率及误差范围内，对加汉宁窗后1维功率谱密度的计算结果乘上一个常量8/3即可实现简单有效地修正。
波前功率谱密度的数值计算会由于窗函数的使用引入较大的计算误差。通过对模拟的单一频率波前加窗前后的功率谱密度的理论计算，由傅里叶变换性质推导出了修正因子，并对波前频率与修正因子的关系进行了理论研究。结果表明，在一定的波前频率及误差范围内，对加汉宁窗后1维功率谱密度的计算结果乘上一个常量8/3即可实现简单有效地修正。
2005, 17.
摘要:
对采用自悬浮定向流法制备的Cu4Al纳米微粉进行了差热分析(DTA)，发现在258,423和537 ℃存在不同量值的吸热峰。参照DTA曲线上吸热峰所对应的温度，分别对粉末样品进行了模拟退火实验，热处理后样品的X射线衍射（XRD）分析证实258和423 ℃处无结构相变发生，537 ℃处的吸热峰则对应于从Cu4Al向Cu3Al的相转变，并且伴随着Cu3Al晶粒的长大。对比实验结果表明，Cu4Al纳米微粉在440 ℃以下具有非常好的热稳定性，超过537 ℃将发生结构相变。
对采用自悬浮定向流法制备的Cu4Al纳米微粉进行了差热分析(DTA)，发现在258,423和537 ℃存在不同量值的吸热峰。参照DTA曲线上吸热峰所对应的温度，分别对粉末样品进行了模拟退火实验，热处理后样品的X射线衍射（XRD）分析证实258和423 ℃处无结构相变发生，537 ℃处的吸热峰则对应于从Cu4Al向Cu3Al的相转变，并且伴随着Cu3Al晶粒的长大。对比实验结果表明，Cu4Al纳米微粉在440 ℃以下具有非常好的热稳定性，超过537 ℃将发生结构相变。
2005, 17.
摘要:
通过对离轴多程放大系统的光学设计的分析，并结合三大高功率固体激光装置的实际应用情况，指出在此类系统的光学设计中应重视抑制鬼点破坏和控制系统像差。设计的关键在于确定合适的透镜F数，并通过控制透镜的曲率半径和倾斜角度，在保证无鬼点破坏的情况下使得系统像差较小。
通过对离轴多程放大系统的光学设计的分析，并结合三大高功率固体激光装置的实际应用情况，指出在此类系统的光学设计中应重视抑制鬼点破坏和控制系统像差。设计的关键在于确定合适的透镜F数，并通过控制透镜的曲率半径和倾斜角度，在保证无鬼点破坏的情况下使得系统像差较小。
2005, 17.
摘要:
建立了由改造的原子力显微镜(AFM)、精密回转气浮轴系、辅助转位轴系等组成的靶丸表面形貌精密测量系统，气浮轴系的回转精度达0.049 μm，实现了对激光核聚变靶丸3个正交方向上完整圆周迹线的测量。对选定靶丸的测量数据进行了球度、表面粗糙度及功率谱分析。结果表明：其球度值为0.42 μm；模数范围为2~10，11~50，51~100及101~1 000对应的表面粗糙度值平均为105.7， 12.2， 6.2, 18.25 nm；并得出了平均1维功率谱-模数关系曲线。
建立了由改造的原子力显微镜(AFM)、精密回转气浮轴系、辅助转位轴系等组成的靶丸表面形貌精密测量系统，气浮轴系的回转精度达0.049 μm，实现了对激光核聚变靶丸3个正交方向上完整圆周迹线的测量。对选定靶丸的测量数据进行了球度、表面粗糙度及功率谱分析。结果表明：其球度值为0.42 μm；模数范围为2~10，11~50，51~100及101~1 000对应的表面粗糙度值平均为105.7， 12.2， 6.2, 18.25 nm；并得出了平均1维功率谱-模数关系曲线。
2005, 17.
摘要:
应用Maxwell 方程，建立了轴线起爆螺旋型爆磁压缩发生器(AMFCG)的2维简化理论计算模型。利用此模型，得出了AMFCG中简易磁通表达式,并将等效电路方程与磁通表示结合起来。选用3组不同的几何参数，模拟计算了金属爆炸管在爆轰驱动下的径向膨胀过程，给出AMFCG初始电感、输出电流随时间的变化过程，AMFCG内部磁压、爆轰压及磁场随时间的变化情况。
应用Maxwell 方程，建立了轴线起爆螺旋型爆磁压缩发生器(AMFCG)的2维简化理论计算模型。利用此模型，得出了AMFCG中简易磁通表达式,并将等效电路方程与磁通表示结合起来。选用3组不同的几何参数，模拟计算了金属爆炸管在爆轰驱动下的径向膨胀过程，给出AMFCG初始电感、输出电流随时间的变化过程，AMFCG内部磁压、爆轰压及磁场随时间的变化情况。
2005, 17.
摘要:
利用时域有限差分法，对双极型晶体管在强电磁脉冲作用下的瞬态响应进行了2维数值模拟，分析了器件烧毁过程中电场、电流密度、温度等参数的分布及变化情况，分别观察了低电压和高电压脉冲作用下烧毁过程中热点的形成过程，并得到了器件烧毁所需时间以及能量与脉冲电压幅度之间的关系。在电压脉冲较低时，烧毁点位于通道中靠近集电极的位置，当脉冲电压达到一定幅度的时候，由于发射极与集电极之间发生雪崩击穿，基极和发射极之间电势会抬高，从而引起基极和发射极之间的击穿，形成新的热点，并在电压幅度约高于100 V的情况下会率先达到烧毁温度。随着脉冲电压幅度的增高，晶体管烧毁所需时间呈负指数减少，而所需能量在55~100 V之间接近于线性增长，直到电压幅度约高于100 V时才开始减少。
利用时域有限差分法，对双极型晶体管在强电磁脉冲作用下的瞬态响应进行了2维数值模拟，分析了器件烧毁过程中电场、电流密度、温度等参数的分布及变化情况，分别观察了低电压和高电压脉冲作用下烧毁过程中热点的形成过程，并得到了器件烧毁所需时间以及能量与脉冲电压幅度之间的关系。在电压脉冲较低时，烧毁点位于通道中靠近集电极的位置，当脉冲电压达到一定幅度的时候，由于发射极与集电极之间发生雪崩击穿，基极和发射极之间电势会抬高，从而引起基极和发射极之间的击穿，形成新的热点，并在电压幅度约高于100 V的情况下会率先达到烧毁温度。随着脉冲电压幅度的增高，晶体管烧毁所需时间呈负指数减少，而所需能量在55~100 V之间接近于线性增长，直到电压幅度约高于100 V时才开始减少。
2005, 17.
摘要:
在考虑有质动力情况下对高功率微波在等离子体填充波导中的传播特性进行了理论分析和数值计算，研究了高功率微波在等离子体中的传播特性和微波场强与等离子体密度分布之间的关系。结果表明高功率微波的有质动力将影响微波色散特性，使微波场强分布偏离Bessel分布，并对等离子体有排开作用，当场强足够大时可将波导中心处等离子体排空形成低密度通道。
在考虑有质动力情况下对高功率微波在等离子体填充波导中的传播特性进行了理论分析和数值计算，研究了高功率微波在等离子体中的传播特性和微波场强与等离子体密度分布之间的关系。结果表明高功率微波的有质动力将影响微波色散特性，使微波场强分布偏离Bessel分布，并对等离子体有排开作用，当场强足够大时可将波导中心处等离子体排空形成低密度通道。
2005, 17.
摘要:
绝对不稳定性是制约回旋行波管性能的主要因素之一。通过回旋行波管色散方程，详细分析了W波段基波回旋行波管绝对不稳定性的形成和特征，提出了采用多段损耗波导来抑制绝对不稳定性的方法。分析表明，绝对不稳定性的起振存在一定阈值，起振电流对电子注参数和电路参数极其敏感，确定起振电流是稳定器件工作的前提条件。通过PIC模拟，给出了采用无损耗波导结构，且工作电流为25 A和10 A条件下的放大器频谱图和功率图，结果表明绝对不稳定性的出现与否主要由工作电流是否超过起振的阈值电流决定，损耗波导是抑制绝对不稳定性的有效手段。
绝对不稳定性是制约回旋行波管性能的主要因素之一。通过回旋行波管色散方程，详细分析了W波段基波回旋行波管绝对不稳定性的形成和特征，提出了采用多段损耗波导来抑制绝对不稳定性的方法。分析表明，绝对不稳定性的起振存在一定阈值，起振电流对电子注参数和电路参数极其敏感，确定起振电流是稳定器件工作的前提条件。通过PIC模拟，给出了采用无损耗波导结构，且工作电流为25 A和10 A条件下的放大器频谱图和功率图，结果表明绝对不稳定性的出现与否主要由工作电流是否超过起振的阈值电流决定，损耗波导是抑制绝对不稳定性的有效手段。
2005, 17.
摘要:
用模式场匹配理论建立了散射矩阵，数值模拟并分析了加载损耗介质层对群聚腔Q值、谐振特性以及群聚腔两端漂移段半径的大小对谐振特性的影响。研究表明：加载损耗介质在高频率下使群聚腔主要寄生模式EH212和EH311得到极大的抑制，对工作模式H01模更有利；衰减常数随损耗层厚度的增加而迅速增加，Q值随介质厚度的增加迅速减小,因此在设计腔体时必须严格控制损耗材料厚度。最后为正在研制的回旋速调管设计了满足要求的低Q群聚腔，该腔冷测实验结果与计算结果基本一致。
用模式场匹配理论建立了散射矩阵，数值模拟并分析了加载损耗介质层对群聚腔Q值、谐振特性以及群聚腔两端漂移段半径的大小对谐振特性的影响。研究表明：加载损耗介质在高频率下使群聚腔主要寄生模式EH212和EH311得到极大的抑制，对工作模式H01模更有利；衰减常数随损耗层厚度的增加而迅速增加，Q值随介质厚度的增加迅速减小,因此在设计腔体时必须严格控制损耗材料厚度。最后为正在研制的回旋速调管设计了满足要求的低Q群聚腔，该腔冷测实验结果与计算结果基本一致。
2005, 17.
摘要:
利用束流截止板热量计原理，测量了诊断中性束(DNB)注入托卡马克的束流功率及束流剖面分布。基于热量截止板上正交分布的13只K型热电偶探针测量出DNB引出束流，在加速极电源49 kV，6 A，100 ms的脉冲放电时，采样铜靶上的最高温升为14 ℃，从而计算出注入束流功率达到160 kW并得到束剖面分布。同时通过对热量截止板冷却循环水温升测量值在时间上的积分数值计算，也获得了注入束流总功率，为130 kW。分析了两种测量结果存在差异的原因，实验结果表明惯性束截止板热量计方法是测量粒子束流功率及剖面分布的有效手段。
利用束流截止板热量计原理，测量了诊断中性束(DNB)注入托卡马克的束流功率及束流剖面分布。基于热量截止板上正交分布的13只K型热电偶探针测量出DNB引出束流，在加速极电源49 kV，6 A，100 ms的脉冲放电时，采样铜靶上的最高温升为14 ℃，从而计算出注入束流功率达到160 kW并得到束剖面分布。同时通过对热量截止板冷却循环水温升测量值在时间上的积分数值计算，也获得了注入束流总功率，为130 kW。分析了两种测量结果存在差异的原因，实验结果表明惯性束截止板热量计方法是测量粒子束流功率及剖面分布的有效手段。
2005, 17.
摘要:
介绍了为抑制“神龙一号”加速器束流束心螺旋运动而开展的强流电子束束心轨迹的调谐技术研究和实验结果。通过束质心轨迹校正调谐，使“神龙一号”输出束流脉冲50 ns平顶部分螺旋模的振幅由大于4 mm减小到小于1 mm。同时介绍了调谐原理和方法，相关的数值模拟结果与实验结果的比较以及正在进行中的计算机智能调谐研究。
介绍了为抑制“神龙一号”加速器束流束心螺旋运动而开展的强流电子束束心轨迹的调谐技术研究和实验结果。通过束质心轨迹校正调谐，使“神龙一号”输出束流脉冲50 ns平顶部分螺旋模的振幅由大于4 mm减小到小于1 mm。同时介绍了调谐原理和方法，相关的数值模拟结果与实验结果的比较以及正在进行中的计算机智能调谐研究。
2005, 17.
摘要:
为了研究半导体断路开关(SOS)的截断过程及其在脉冲功率系统中的工作特性，建立了半导体断路开关的电流控制模型，对p+-p-n-n+掺杂结构的半导体断路开关进行了数值模拟研究。通过数值模拟，给出了p+-p-n-n+型半导体断路开关在正、反向泵浦过程中的载流子及电场分布，并获得了电流截断效应。计算结果表明，半导体断路开关的截断过程首先发生在p区。
为了研究半导体断路开关(SOS)的截断过程及其在脉冲功率系统中的工作特性，建立了半导体断路开关的电流控制模型，对p+-p-n-n+掺杂结构的半导体断路开关进行了数值模拟研究。通过数值模拟，给出了p+-p-n-n+型半导体断路开关在正、反向泵浦过程中的载流子及电场分布，并获得了电流截断效应。计算结果表明，半导体断路开关的截断过程首先发生在p区。
2005, 17.
摘要:
I/Q解调器可以同时测量微波信号的相位和幅度。为了消除传统I/Q解调器的不平衡误差，根据I/Q解调原理，应用数字滤波器及Hilbert变换等数字信号处理方法实现了对微波信号的正交解调，可以精确测量任意包络形状微波信号的相位和幅度。测试表明，数字相位和幅度探测器的精度可达±0.5°，重复性误差小于0.2°，温度系数约为-0.1°/℃，相位测量的动态范围为-18~5 dBm，幅度测量的动态范围为-20~0 dBm，其各项指标都达到了BEPCⅡ直线加速器相控系统的要求。
I/Q解调器可以同时测量微波信号的相位和幅度。为了消除传统I/Q解调器的不平衡误差，根据I/Q解调原理，应用数字滤波器及Hilbert变换等数字信号处理方法实现了对微波信号的正交解调，可以精确测量任意包络形状微波信号的相位和幅度。测试表明，数字相位和幅度探测器的精度可达±0.5°，重复性误差小于0.2°，温度系数约为-0.1°/℃，相位测量的动态范围为-18~5 dBm，幅度测量的动态范围为-20~0 dBm，其各项指标都达到了BEPCⅡ直线加速器相控系统的要求。
2005, 17.
摘要:
介绍了回旋加速器高频单D型盒D电路Q值的计算与测量方法。重点对Q值的理论计算进行推导，并对计算原理进行说明。然后对计算结果和测量结果进行比较。得出的计算和测量结果基本吻合。误差产生的主要原因是计算过程中的近似和短路片接触电阻的取值，其中短路片接触电阻是一个重要因素，在设计腔体时应引起足够的重视。
介绍了回旋加速器高频单D型盒D电路Q值的计算与测量方法。重点对Q值的理论计算进行推导，并对计算原理进行说明。然后对计算结果和测量结果进行比较。得出的计算和测量结果基本吻合。误差产生的主要原因是计算过程中的近似和短路片接触电阻的取值，其中短路片接触电阻是一个重要因素，在设计腔体时应引起足够的重视。
2005, 17.
摘要:
在强流直线感应加速器中，电子束质心位置的控制是一项重要技术，要达到较好的控制效果，前提是对电子束质心位置进行准确的测量和定位。针对具有时间分辨的电子束质心位置的测量和确定，介绍了测量实验系统的建立和数据处理两个方面的研究工作。该处理方法在实际应用时能够将电子束质心位置的误差控制在1～2个像素内。用高速分幅相机以10 ns的时间间隔、3 ns的曝光时间获得了神龙一号加速器在漂移段出口处的电子束质心运动情况。结果表明：束的质心主要在半径为0.5 mm的区域内运动，束斑直径dFWHM值分别为8.4，8.8，8.5，9.3和7.6 mm，测量结果可以为束的调控提供准确参数。
在强流直线感应加速器中，电子束质心位置的控制是一项重要技术，要达到较好的控制效果，前提是对电子束质心位置进行准确的测量和定位。针对具有时间分辨的电子束质心位置的测量和确定，介绍了测量实验系统的建立和数据处理两个方面的研究工作。该处理方法在实际应用时能够将电子束质心位置的误差控制在1～2个像素内。用高速分幅相机以10 ns的时间间隔、3 ns的曝光时间获得了神龙一号加速器在漂移段出口处的电子束质心运动情况。结果表明：束的质心主要在半径为0.5 mm的区域内运动，束斑直径dFWHM值分别为8.4，8.8，8.5，9.3和7.6 mm，测量结果可以为束的调控提供准确参数。
2005, 17.
摘要:
通过一台2 MeV直线感应型强流电子注入器建立的双脉冲功率源系统，实验研究了天鹅绒阴极产生的相对论性猝发双脉冲强流电子束基本特性，给出了双脉冲电子束的积分发射度、亮度和双脉冲电子束时间分辨包络变化情况。研究结果表明：天鹅绒阴极产生的双脉冲的亮度达到108 A·(m·rad)-2；实验得到的两个脉冲电子束包络半径不完全一致，这是由于天鹅绒阴极在发射电子束过程中产生的阴极等离子体对真空二极管的影响程度不同所导致的。
通过一台2 MeV直线感应型强流电子注入器建立的双脉冲功率源系统，实验研究了天鹅绒阴极产生的相对论性猝发双脉冲强流电子束基本特性，给出了双脉冲电子束的积分发射度、亮度和双脉冲电子束时间分辨包络变化情况。研究结果表明：天鹅绒阴极产生的双脉冲的亮度达到108 A·(m·rad)-2；实验得到的两个脉冲电子束包络半径不完全一致，这是由于天鹅绒阴极在发射电子束过程中产生的阴极等离子体对真空二极管的影响程度不同所导致的。
2005, 17.
摘要:
阐述了利用倍频腔束团长度监测器测量北京正负电子对撞机二期工程电子直线加速器束团长度的原理，通过两个月的测试和数据采集，测得的束团长度集中在1.4~2.0 mm之间，与理论值1.5 mm基本相符。根据不同时刻的记录，基频腔峰值电压与束流流强探测器BCT3所测流强值近似成正比关系；当大幅改变预聚束器和聚束器参数而束流流强不变时，反映聚束质量的五倍频腔信号也随之大幅改变，而反映流强信号的基频腔信号则变化不大，这些试验结果与理论分析完全一致。
阐述了利用倍频腔束团长度监测器测量北京正负电子对撞机二期工程电子直线加速器束团长度的原理，通过两个月的测试和数据采集，测得的束团长度集中在1.4~2.0 mm之间，与理论值1.5 mm基本相符。根据不同时刻的记录，基频腔峰值电压与束流流强探测器BCT3所测流强值近似成正比关系；当大幅改变预聚束器和聚束器参数而束流流强不变时，反映聚束质量的五倍频腔信号也随之大幅改变，而反映流强信号的基频腔信号则变化不大，这些试验结果与理论分析完全一致。
2005, 17.
摘要:
利用电子顺磁共振(EPR)谱和透射电子显微镜(TEM)研究了YSZ单晶的辐照效应。200 keV的Xe和400 keV的Cs离子注入［111］取向的YSZ单晶中，注量均为5×1016 cm-2。EPR结果表明辐照产生了共振吸收位置g‖=1.989 和 g⊥=1.869、对称轴为［111］的六配位Zr3+顺磁缺陷。Cs辐照产生了比Xe 离子辐照多约150倍的六配位Zr3+顺磁缺陷。两种样品的剖面电子显微分析表明没有发现非晶化转变，但是Cs离子辐照的样品在损伤集中区域产生了密度较高的缺陷。因此，EPR谱和电子显微观察均说明在相同离位损伤(约160 dpa)的情况下，Cs离子辐照比Xe 离子辐照产生了更多的缺陷。造成这一现象的原因是Cs离子是化学活性的而Xe 离子却是惰性的。
利用电子顺磁共振(EPR)谱和透射电子显微镜(TEM)研究了YSZ单晶的辐照效应。200 keV的Xe和400 keV的Cs离子注入［111］取向的YSZ单晶中，注量均为5×1016 cm-2。EPR结果表明辐照产生了共振吸收位置g‖=1.989 和 g⊥=1.869、对称轴为［111］的六配位Zr3+顺磁缺陷。Cs辐照产生了比Xe 离子辐照多约150倍的六配位Zr3+顺磁缺陷。两种样品的剖面电子显微分析表明没有发现非晶化转变，但是Cs离子辐照的样品在损伤集中区域产生了密度较高的缺陷。因此，EPR谱和电子显微观察均说明在相同离位损伤(约160 dpa)的情况下，Cs离子辐照比Xe 离子辐照产生了更多的缺陷。造成这一现象的原因是Cs离子是化学活性的而Xe 离子却是惰性的。
2005, 17.
摘要:
在束流轨迹方程基础上，建立了非层流无碰撞数值模拟模型，并在模型中考虑了束流空间电荷效应、发射度、能散、束心Corkscrew运动、束流横截面分布不均匀等诸多因素，编制数值模拟程序对强流相对论电子束经过磁透镜的轨迹进行了计算。计算结果表明：子束流层数一定时，焦斑直径波动在0.03 mm范围内；随子束流划分层数的不同，计算所得焦斑直径的最大不确定度为±0.05 mm，而焦距几乎不变化，其波动在0.08 cm范围内；随子束流划分层数的增加，焦斑直径计算结果是收敛的，最终收敛值约为1.03 mm。实验得到的焦距为23.2 mm，焦斑直径1.3 mm，实验结果表明焦距绝对误差在3.5 cm范围内，焦斑直径绝对误差在0.4 mm范围内。
在束流轨迹方程基础上，建立了非层流无碰撞数值模拟模型，并在模型中考虑了束流空间电荷效应、发射度、能散、束心Corkscrew运动、束流横截面分布不均匀等诸多因素，编制数值模拟程序对强流相对论电子束经过磁透镜的轨迹进行了计算。计算结果表明：子束流层数一定时，焦斑直径波动在0.03 mm范围内；随子束流划分层数的不同，计算所得焦斑直径的最大不确定度为±0.05 mm，而焦距几乎不变化，其波动在0.08 cm范围内；随子束流划分层数的增加，焦斑直径计算结果是收敛的，最终收敛值约为1.03 mm。实验得到的焦距为23.2 mm，焦斑直径1.3 mm，实验结果表明焦距绝对误差在3.5 cm范围内，焦斑直径绝对误差在0.4 mm范围内。
2005, 17.
摘要:
BEPCII是一个多束团、大流强的装置, 由于高频腔的高次模和电阻壁阻抗等因素，不可避免地会出现束流不稳定性。BEPCII中采用束流反馈系统来抑制束流不稳定性。横向束流反馈系统主要包括前端电子学、信号处理电子学、反馈器件和放大器等几个部分。梳状滤波器是信号处理电子学的重要部件，利用两根长短不同的电缆以及一个功分器和合成器构成了一种简单有效的梳状滤波器，其梳状深度达到-41 dB，使用这种梳状滤波器的横向反馈系统成功地抑制了束流中出现的不稳定性。
BEPCII是一个多束团、大流强的装置, 由于高频腔的高次模和电阻壁阻抗等因素，不可避免地会出现束流不稳定性。BEPCII中采用束流反馈系统来抑制束流不稳定性。横向束流反馈系统主要包括前端电子学、信号处理电子学、反馈器件和放大器等几个部分。梳状滤波器是信号处理电子学的重要部件，利用两根长短不同的电缆以及一个功分器和合成器构成了一种简单有效的梳状滤波器，其梳状深度达到-41 dB，使用这种梳状滤波器的横向反馈系统成功地抑制了束流中出现的不稳定性。
