脉冲测量（精选九篇）
脉冲测量 篇1
在工程实践中经常会遇到对某些微小电阻进行测量以检测设备的质量与性能的情况。比如检测变压器绕组的接触电阻, 当接触电阻为100Ω, 流过的电流为100 A时, 其损耗的功率会高达10 W。微电阻的测量还用在众多工业领域。一般的测量工具, 如普通的万用表其测量精度对于10Ω~100 MΩ的电阻来说还是可以的, 但用它测1Ω以下的电阻效果就很不理想。对于微电阻测量, 是不能容忍这样的误差的。所以, 微电阻测量的设计一定要充分考虑导线电阻和接触电阻。被测电阻发热的问题通常可以通过采用脉冲电流或减小测试电流的方式得到合理解决。
1 高压脉冲技术
高压脉冲技术是一种新兴的技术, 其工作原理是在时间维度上对脉冲能量进行压缩。大电流、高功率、高电压的脉冲放电研究中都用到这个原理[1]。目前正在逐步向采矿、医疗、环保等众多民用工业领域不断发展[2]。本实验微电阻测量的具体实现设备为MARX发生器, 它主要包括电容器、隔离电感和火花隙开关、隔离气室及放置绝缘模块和不锈钢外壳三部分。下图为其具体的工作电路:1) A侧为负、B侧为正时, 二极管D1处于导通状态、二极管D2处于截止状态, 定义为负半周。电源经二极管D1向电容器C1进行充电, 理论上不考虑干扰因素时, 该半周内, 二极管D1可视为短路, 将电容器C1充电到Vm, 对应的电流路径及电容器C1的电路图如图1-1所示。2) A侧为正、B侧为负时, 二极管D1处于截止状态、二极管D2处于导通状态, 电源经电容器C1、二极管D1向电容器C2进行充电, 这时电容器C1的Vm加上二次侧的Vm使电容器C2充电至最高值2 Vm, 对应的电流路径及电容器C2的电路图如图1-2所示。
由于不可忽略的干扰电容器C2的电压实际上无法在一个半周内即充到2 Vm, 只有在连续几周充电后才会渐渐趋近于2 Vm, 下面的电路说明同样做这样的假设以方便解释说明。当没有变压器的电源供应器中使用半波倍压器时, 需要给电容器C1串联一个限流电阻, 目的是保护二极管不受刚开始充电时电源的涌流损害。当在倍压器的输出并联有一个负载的话, 电容器C2上的电压会在输入处负的半周内降低, 在正半周内被充到2 Vm。
2 微电阻测量
微电阻测量原理如下:电容器长时间充电, 把电能储存在电容器中, 然后使电容器短时间放电, 使负载得到很大的功率。实验装置包括两部分:一是由变压器、调压器、整流器、限流电阻和储能电容组成的充电电路;一是由储能电容, 隔离间隙, 传输线和负载组成的放电回路[3]。
2.1 高压脉冲测量微电阻
标注数据说明:T为电流和电压的周期时间;t为电流和电压波分差。t1为电压峰值左过零时间;t2为电流峰值左过零时间;t3为电压峰值;T4为电流峰值;t5为电压峰值右过零点时间;t6为电流峰值右过零点时间;t7为下一周期电压峰值左过零时间;t8为下一周期电流峰值左过零时间;
波形处理:如图2浅色波形为电压波形, 深色波形为电流波形, 它们都带明显的毛刺儿, 其主频为250 k Hz, 用ORIGIN软件进行500 k Hz低通滤波处理, 得到平滑的波形。然后提取其每个周期电压电流峰值, 峰值时间及过零时间, 如图2所标注的特征点。
2.2 仿真结果
用MATLAB仿真软件仿真设置对应参数后, 仿真结果显示所测微电阻为4.05μΩ。
3 结语
实测夹具引起的最大电阻值18.734 1μΩ, 最小电阻值13.619 6μΩ, 平均值16.613 6μΩ;仿真计算得到夹具等其他电阻约4.054 9μΩ;焊缝电阻最大约18.734 1μΩ-4.054 9μΩ=14.679 2μΩ, 最小约13.619 6μΩ-4.054 9μΩ=9.564 7μΩ, 平均值约16.613 6μΩ-4.054 9μΩ=12.558 7μΩ。焊缝电阻值在12.558 7μΩ到9.564 7μΩ之间。
参考文献
[1]邓漫龄.ARM嵌入式Linux系统的研究与实现[D].北京:北京邮电大学, 2009.
[2]刘卫.基于ARM架构的嵌入式系统开发平台设计和应用研究[D].长沙:湖南大学, 2008.
强流短脉冲电子束束剖面测量技术 篇2
强流短脉冲电子束束剖面测量技术
束流剖面信息的`获得对于加速器的研究有着重要的意义.对强流短脉冲电子加速器束剖面测量技术作了评述.目前,发展时间分辨的快响应的光学测量技术及实时在线测量为主要发展趋势.
作 者：陈思富 夏连胜 章林文 丁伯南 作者单位：中国工程物理研究院,流体物理研究所,四川,绵阳,621900刊 名：强激光与粒子束 ISTIC EI PKU英文刊名：HIGH POWER LASER AND PARTICLE BEAMS年，卷(期)：15(3)分类号：O463.1关键词：强流短脉冲电子束 束剖面 直线感应加速器 注入器
脉冲测量 篇3
关键词：数字电压表；单次脉冲幅度；精确测量技术；不确定度；数据通信 文献标识码：A
中图分类号：TN806 文章编号：1009-2374（2016）16-0035-02 DOI：10.13535/j.cnki.11-4406/n.2016.16.016近年来，我国的化工、自动控制以及计算机技术等行业取得了空前的进步，对脉冲技术的应用以及依赖性越来越强，这也在一定程度上促进了脉冲技术的发展。作为脉冲技术中极为重要的组成部分，脉冲幅度的测量不仅关系着脉冲技术的有效应用，更影响着脉冲技术的长期发展。目前，数字电压表在单次脉冲幅度测量中得到了广泛应用，不仅精确度高，而且成本低廉，拥有着良好的发展前景。
1 传统的脉冲幅度测量技术
通常对脉冲幅度的测量主要包括示波器、脉冲电压表以及数字电压表三种方法，其中数字电压表的技术指标最为精确，为±0.01%。这三种测量方法既有各自不同的特征，又有一定的相似性。三种测量方法均采用的是脉冲顶、底与直流电压比较的方式。如典型的DO15型脉冲电压表主要是利用电子斩波器实现脉冲幅度与直流电压的比较，其测量幅度一般小于10V；DO19型脉冲电压表充分利用二极管的单向导电性，使脉冲幅度与直流电压实现比较，其测量范围最高能够达到200V。而PAC-11型脉冲电压表主要利用机械振子的作用将直流电压与脉冲顶、底进行比较。采用脉冲电压表对脉冲幅度进行测量，尽管能够在一定程度上保证测量的准确度，却无法实现对单次脉冲信号的测量。目前，对单次脉冲幅度的测量一般采用的是数字示波器，该测量方法波形相对直观、测量频率宽，然而其示波器8位A/D采样的方法往往会造成测量结果的不准确，最大允许误差为±1%。
2 数字式电压表概述
2.1 数字电压表原理
数字电压表以控制器ST为总指挥部，通常约2s左右便会发出一个启动脉冲，不仅能够将控制门T打开，使间隔的时间脉冲序列顺利进入十进制计数器，而且能够触发电压发生器，使其产生一种直线上升式的斜坡电压，在不断上升的过程中，电压比较内的被测电压将会与斜坡电压进行反复比较，一旦这两者电压相同，电压比较器会自动发出关门信号，进而使T门实现关闭状态，在这种条件下，T门从开启到关闭过程中通过T门的标准时间脉冲的数量将会在十进制计数器中进行保留并显示。通常，斜坡电压的上升速度与被测电压有着密不可分的联系，被测电压越大，斜坡电压上升至同等电压所用的时间就越长，T门开启的时间也会随之增加，在十进制计数器中所显示的数字就越大，即脉冲的个数越多。因此，在对脉冲幅度进行测量时，要选取标准脉冲发生器，保证通过T门的脉冲个数与被测的电压值相同，在显示器中便会准确地显示出所测电压的数值。
2.2 数字电压表测量单次脉冲幅度的原理
通常，脉冲波形的顶与底为直流电压波形（图1），其能够对脉冲幅度的顶与底进行精准的测量，一般认为顶与底的电压差值即为所测脉冲幅度的数值。数字电压表能够直接对直流电压进行有效的测量。在对校准仪方波幅度进行检定的过程中，可以采用触发数字电压表对其进行测量，由于示波器校准器采用的连续方波信号的输出方式，因此必须经过适当的改进才能够应用于对单次脉冲幅度的测量。作为一种高采样率数字电压表，由安捷伦公司所生产的3458A型数字电压表能够对脉冲波形的顶与底进行有效的测量，并实施高速采样，其采样主要是通过数字电压表的延迟设置以及触发功能控制实现的，进而获取所测电压的数值，确定脉冲波形选定位置的电压值。需要注意的是，当数字电压表通过触发功能对电压进行测定时，在触发之前，其数码显示的数值并不会消失，基于这一特点，只需将触发方式进行改进，便能够实现对单次脉冲波形顶与底的电压测量，顶与底的差值便是单次脉冲幅度值。
3 数字电压表对单次脉冲幅度的测量方法
在对单次脉冲幅度进行测量前，要对数字电压测量方式进行有效的改进，其关键步骤是将数字电压表的触发功能进行设置，改为内触发，其具体步骤如图2。完成相关设置后，数字电压表的脉冲发生器将会发出脉宽>50us的单次脉冲，在这种条件下，数字电压表能够顺利完成对单次脉冲幅度的测量，详见图3。
4 测量结果有效评定
4.1 测量结果不确定度评定
数字电压表对脉冲幅度测量的不确定度主要表现为数字电压表测量不准确、读数分辨能力差以及测量结果重复等多个方面。本次研究中所采用的数字电压表为安捷伦公司生产的3458A型数字电压表，经过计算可发现其引入的不确定度为2.2×10-6。其电压表的读数分辨力可达到1uV，通过对不确定度量大小的观察，可以发现主要作用的不确定度表现为数值的重复性。
4.2 三种方法测量结果比较
通过数字电压表以及其他两种方式的测量比较，可以发现数字示波器能够有效地测量出单次脉冲幅度值以及连续脉冲幅度，然而该测量方式具有一定的不确定度；而采用脉冲电压表尽管能够具有较高的准确度，却无法完成对单次脉冲幅度的测量。对数字电压表进行改进后，不仅能够保障测量的准确度，而且能够顺利实现单次脉冲幅度测量，具有一定的可操作性。
5 结语
本次研究通过对数字电压表的改进，能够完成对单次脉冲幅度的精准测量，同时能够实现连续脉冲的测量，不仅在一定程度上克服了数字示波器的缺陷，而且成本低廉，可以在各大行业中推广、应用。
参考文献
[1] 崔行臣，段会川，王金玲，刘如玺.数显仪表数字实时识别系统的设计与实现[J].计算机工程与设计，2010，（1）.
[2] 程希，杨耀权，吴宏.数字式仪表分段模板匹配识别算法研究[J].仪器仪表与分析监测，2007，（3）.
脉冲系统脉间稳定度测量 篇4
关键词：稳定度,艾伦方差,内插采样
连续波信号的稳定度测量已经比较成熟,但是某些电子设备,诸如雷达,其信号为脉冲调制信号,如何测量其稳定度是一个新的问题,目前国内外尚无统一的方法.本文提出了一种类似于Allen方差的表征方法来度量脉冲系统的脉间稳定度.
1 脉冲系统脉间稳定度表征
频率源时域稳定度表征方法中,以往国内外广泛采用的方法是标准方差,使用这种方法者认为频率源的频率随机起伏是一种平稳随机过程,其概率分布一般呈正态分布,因而使用标准方差来表征频率稳定度.然而,近十多年来,通过对频率源内部噪声的研究发现,几乎各类频标中都含有“调频闪变噪声”,这种噪声的存在使得频率源的随机起伏过程并不平稳,也就是说,它的概率分布是随时间的延续而改变的.因此再用标准方差来表征频率稳定度就不合适了,取而代之的是艾仑方差[1].
艾仑方差的物理意义在于描述相邻2个采样时间段内平均频移之差,又称为二次取样方差或者双取样方差,实际中用其平方根来表示.该采样时间段称为取样时间.艾仑方差的基本公式为
当采用全部连续采样时,取样个数为m+1,则
undefined
其中,m为取样组数;fi和fi+1分别为第i和第i+1次测量的频率值.
当相邻2次采样为一组,组内无间隙,组间有间隙,间隙时间不限,取样个数为2m,取样组数为m,则有
undefined
根据脉冲串能够获得的参数为相邻脉冲时间间隔PRIi,如图1所示,脉间稳定度可以采用2种表示方法:
(1)全部连续取样,取样个数为m+1,取样组数为m,如图1所示.
脉间稳定度表示为
undefined
(2)相邻2次取样为1组,组内无间隙,组间有间隙,间隙时间不限,取样个数为2m,取样组数为m,如图2所示.
脉间稳定度表示为
undefined
式中,undefined为脉冲平均重复频率,其为脉冲平均重复间隔undefined的导数;PRFi+1与PRFi为组内相邻脉冲重复频率.从式(3)、式(4)看出,脉冲系统脉间稳定度参数与取样时间紧密相连,此处的取样时间为脉冲平均重复间隔,因此稳定度参数的真实含义为取样时间为脉冲平均重复间隔时间内的稳定度.
根据以上分析,脉冲系统脉间稳定度的测量依赖于相邻脉冲时间间隔的高精度测量,当前,脉冲时间间隔测量方法很多.比如:电子计数法[2],模拟内插法[3],延迟线内插法[4],游标法,时间幅度转换法以及内插采样法等,测量精度可达10～100 ps量级.另外,根据式(3)、式(4),完成脉间稳定度的测量需要完成undefined的计算,undefined的精确测量具有十分重要的意义,其能够显示各部脉冲系统之间的一些细微的变化.undefined的精确测量依赖于脉冲TOAi的精确测量,因为PRIi=TOAi+1-TOAi.常规undefined计算方法采用算术平均值的方法,假设脉冲个数为N+1,则
undefined
这种方法没有利用中间脉冲的实际到达时间,本文采用基于误差平方和最小准则的undefined计算方法.该方法的思想具有很强的普遍性,首先假设待测数据具有一种特定的函数形式,然后将实测数据与该函数进行最佳拟合,拟合的准则根据需要选定.假设已经判定一个连续脉冲串为恒定脉冲串,理想情况下,该脉冲串相邻脉冲之间的时间间隔相等且为PRI0,观察到的脉冲数为N+1,脉冲到达时间依次为TOA0,TOA1,…,TOAN满足关系式TOAi=i·PRI0,其中,i=0,1…,N.实际情况下,每个脉冲的到达时间测量值为tn,其中,n=0,1,…,N,其与理想情况下脉冲到达时间的误差平方和为
undefined
为了求出PRI0,将式(6)对PRI0求导,且令结果等于0,得到
undefined
即
undefined
该方法充分利用了每一个脉冲的到达时间信息,当脉冲到达时间的测量受到噪声影响时,脉冲重复间隔最小均方误差对于平均脉冲间隔波动较小.
2 测量实现
脉冲系统脉间稳定度测量硬件设计流程如图3所示.
其中,高精度脉冲时间间隔测量是整个系统的关键,本文采用基于内插采样技术的高精度时间间隔测量方法[5]完成时间间隔的测量,该方法测量范围大,实时性好,测量精度高,如图4所示.
该方法能够对电子计数法的量化误差进行测量,时间间隔测量精度理论上能够达到十皮秒量级,采用该方法研制成功的高精度时间间隔测量板卡测量精度已经达到了百皮秒量级.
采用本文介绍的方法对型号为GPG-8018G的脉冲产生器进行脉冲信号脉间稳定度测量,单次测量所取脉冲数为1024个,测量结果如表1所示.实际测量结果与设置值相符,证明了该方法的可行性.
3 结 束 语
采用基于内插采样技术的高精度时间间隔测量方法进行脉冲时间间隔测量,采用类似于Allen方差的参量作为度量脉冲系统的脉间稳定度的标准.依据本文提出的方法可以实现脉冲系统稳定度的测量,对实际脉冲信号源的测量结果表明,该方法是切实可行的.
参考文献
[1]Allan D W.Statistics of Atomic Frequency Standards[J].Proc.IEEE54,1966(2):221-230.
[2]古天祥,王厚军,习友宝,等.电子测量原理[M].北京:机械工业出版社,2004:148-165.
[3]Ahola R,Myllyla R.A New Method for Measuring theTi me-of-flight in Fast Laser Range Finding[J].Proc.SPIE,1986,654:19-25.
[4]Jozef Kalisz,Ryszard Szplet,Ryszard Pelka.Single-ChipInterpolating Ti me Counter with 200-ps Resolution and43-s Range[J].Transactions on Instrumentation andMeasurement,1997,46(4):851-856.
脉冲测量 篇5
关键词：超快光学,超短激光脉冲测量,干涉自相关包络,混合啁啾权重,啁啾测量
0 引言
在超短脉冲激光器的生产领域和应用领域,需要研究能方便准确地测量超短激光脉冲啁啾大小及其特性的方法与仪器。用二次干涉自相关(IAC)可以测量飞秒脉冲宽度,也可以检测啁啾,但其检测啁啾时灵敏度较低[1]。对二次干涉自相关(IAC)作频谱修正可精确地测量啁啾,这种技术,称为干涉自相关频谱修正信号(MOSAIC),其与标准的干涉自相关(IAC)啁啾测量相比较,灵敏度有显著提高[2,3,4,5,6]。然而,其对于不同阶数的啁啾值可能有同样的MOSAIC峰值,因而不能用于明确的定量测定[7]。对二次干涉自相关(IAC)作非平衡频谱修正可以观测超短激光脉冲时间不对称性[8,9]。我们现在对二次干涉自相关(IAC)信号作另一种修正,即对含有混合啁啾的干涉自相关(IAC)所呈现的不对称包络求出包络比值与包络差值,可以观测超短激光脉冲混合啁啾的权重,该包络比值图的特征与混合啁啾权重及啁啾量值有关,而该包络差值图的特征也与混合啁啾权重及啁啾量值有关,因此根据干涉自相关(IAC)的包络比值及包络差值可测量超短激光脉冲的混合啁啾权重及其啁啾量值。
1 不对称干涉自相关包络信号含有混合啁啾的权重信息
激光脉冲含有不同权重的混合啁啾,其干涉自相关(IAC)包络信号不对称程度就不同,干涉自相关(IAC)的包络比值信号与包络差值信号也不同,因而干涉自相关(IAC)的包络比值信号及包络差值信号含有明显的啁啾权重信息。设干涉自相关(IAC)两束光的光电场分别为E(t)和E(t+τ),用复数形式可以表示为
在式(1)、式(2)中,τ为两束光之间的相对时延,ω为光波频率,φ(t)为光脉冲的相位,A(t)表示光脉冲电场的包络,引入归一化的干涉自相关二次谐波(IAC)信号及其包络信号,其表达式[8]分别为
在式(3)、式(4)中,∆φ=φ(t+τ)-φ(t),第1项1=∫I2(t)dt,第2项是强度自相关项,第3项、4项是包含脉冲啁啾信息的干涉项。在第(4)式中的第4项取正号时为上包络表达式,而取负号时为下包络表达式。从干涉自相关(IAC)的包络可以看出脉冲的啁啾,然而,其啁啾大小的估定是主观的,混合啁啾权重也无法确定。
从干涉自相关(IAC)包络信号变换到干涉自相关(IAC)包络比值信号及包络差值信号,就能精确地测量混合啁啾权重及其啁啾量值。式(4)揭示IAC包络信号的第3、4项是包含脉冲啁啾信息的干涉项,从式(4)IAC包络信号中提出第3、4项(倍频信号系数、基频信号系数),取第3项与第4项之比为时间域的IAC包络比值信号SR(τ);从式(4)IAC包络信号中提出第2、4项(直流信号系数、基频信号系数),取第2项与第4项之差为时间域的IAC包络差值信号SD(τ):
在图1中,(a)、(b)和(c)图分别是含有线性和平方啁啾的IAC包络信号(线性啁啾参数为a,平方啁啾参数为b,光脉冲1/e强度处半宽T=80 fs),激光脉冲含有不同权重的线性和平方啁啾,其IAC包络信号不对称程度就明显不同。在图1中,(d)、(e)和(f)图分别是含有不同权重的线性和平方啁啾的IAC包络比值信号,其包络比值图中央曲线的上凹、下凹分别与线性、平方啁啾占主导相对应,并且包络比值图的中央半宽与混合啁啾不同权重及啁啾量值有关。在图1中,(g)、(h)和(i)图分别是含有不同权重的线性和平方啁啾的IAC包络差值信号,其包络差值图的峰值也与混合啁啾不同权重及啁啾量值有关。因此,IAC包络比值信号及包络差值信号与混合啁啾权重及啁啾量值有关。
在已知激光脉冲电场E(t)脉冲宽度情况下,如果能精确地测量干涉自相关(IAC)包络比值信号及包络差值信号,就能够检测到激光脉冲混合啁啾,通过计算机处理可方便地得到激光脉冲混合啁啾权重及啁啾量值的信息。
2 干涉自相关包络比值及包络差值的分析
为了便于得到干涉自相关信号的解析式,激光脉冲强度分布函数采用高斯型。假设激光脉冲是包含线性啁啾和平方啁啾的高斯型脉冲[10,11],其激光电场可表示为
式中:A为激光脉冲电场的峰值,T为激光脉冲1/e强度处半宽,a为线性啁啾参数,b为平方啁啾参数。将式(7)分别代入式(4)、式(5)和式(6),得到干涉自相关(IAC)包络比值信号SR(τ)与包络差值信号SD(τ):
包络比值信号SR(τ)与包络差值信号SD(τ)对混合啁啾权重非常敏感,其灵敏度的提高主要是提升了IAC包络信号干涉项中余弦因子A和B(含有啁啾信息)的作用。包络比值信号SR(τ)反映含有混合啁啾的IAC包络信号两翼处不对称程度,而包络差值信号SD(τ)反映含有混合啁啾的IAC包络信号峰腰处不对称程度。
利用数值分析法,根据IAC包络比值信号SR(τ)及包络差值信号SD(τ)表达式,得到包络比值信号的中央半宽T2/T1与线性啁啾权重的关系曲线如图2所示,含有不同线性和平方啁啾值的IAC包络比值信号的中央半宽T2/T1随线性啁啾权重的增加而减少(权重小于0.7时)或增加而增加(权重大于0.8时);包络差值信号的峰值P1/P2与线性啁啾权重的关系曲线如图3所示,含有不同线性和平方啁啾值的IAC包络差值信号的峰值P1/P2随线性啁啾权重的增加按抛物线状变化(1T、2T、P1、P2见图1(d)、(g)图)。图2和图3中各条曲线均存在拐点,即不同啁啾值的线性啁啾权重在0.7∼0.8取值时对干涉自相关(IAC)包络的不对称程度影响最大,且不同啁啾值的线性啁啾权重对干涉自相关(IAC)包络的不对称程度影响最大有所不同,故不同曲线对应的拐点位置也有所不同。
总之,利用包络比值图中央曲线的上凹、下凹分别与线性、平方啁啾对应的特征,可鉴别混合啁啾中占主导的啁啾阶数;利用实测的包络比值信号的中央半宽T2/T1,由IAC包络比值信号的中央半宽T2/T1与线性啁啾权重的关系曲线,得到线性啁啾权重;再利用实测的包络差值信号的峰值P1/P2,由IAC包络差值信号的峰值P1/P2与线性啁啾权重的关系曲线,以确定线性啁啾权重(该过程相当于T2/T1、P1/P2二个方程,解a、b二个未知数)。
3 实验结果
我们选用碰撞脉冲锁模(colliding pulse mode locking-CPM)循环染料飞秒激光器,为了尽量突显脉冲所含啁啾现象,特意加浓激光器染料Rh6G浓度,调整其输出脉宽最窄约为200 fs(光脉冲1/e强度处半宽T为120 fs,λ=619 nm)进行测量。图4是测到的飞秒脉冲干涉自相关(IAC)二次谐波曲线数据分布情况,从图4可以看出,干涉自相关(IAC)实测曲线的下包络两翼明显隆起,包络外形很不整齐,且对称性较差,说明该激光脉冲明显含有混合啁啾。通过对干涉自相关(IAC)信号滤波,得到IAC中的直流信号、基频信号及倍频信号,提取该基频信号与倍频信号实测曲线的包络,得到IAC包络比值信号,如图5所示;提取该直流信号与基频信号实测曲线的包络,得到IAC包络差值信号,如图6所示。
在图5中,根据该包络比值图中央曲线向下凹的特征,可判断被测激光脉冲混合啁啾中平方啁啾权重较大,即平方啁啾占主导;测得该包络比值信号的中央半宽T2/T1值为0.84,根据图2包络比值信号的中央半宽T2/T1与线性啁啾权重的对应关系,得线性啁啾权重可能为0.20(混合啁啾值1.00)、0.22(混合啁啾值0.80)、0.24(混合啁啾值0.60)或0.28(混合啁啾值0.40),线性啁啾权重随混合啁啾值减小而增大。在图6中,测得该包络差值信号的峰值P1/P2为0.87,根据图3包络差值信号的峰值P1/P2与线性啁啾权重的对应关系,得线性啁啾权重可能为0.16(混合啁啾值0.40)、0.18(混合啁啾值0.60或0.80)或0.20(混合啁啾值1.00),线性啁啾权重随混合啁啾值增大而增大。在上述两组数据中,线性啁啾权重随混合啁啾值的变化趋势正好相反,其共同存在的一对数据是线性啁啾权重为0.20(混合啁啾值1.00)的数据,从而测得该CPM激光系统输出的激光脉冲含有线性及平方啁啾,线性啁啾权重为0.20、平方啁啾权重为0.80,即平方啁啾占主导,混合啁啾值为1.00,其线性啁啾参数为0.20而平方啁啾参数为0.80。
用计算机拟合图4中的实测曲线,其上包络实测曲线的最佳拟合曲线为线性啁啾a=0.22与平方啁啾b=0.88的理论曲线,下包络实测曲线的最佳拟合曲线为线性啁啾a=0.26与平方啁啾b=0.79的理论曲线。由此,估算混合啁啾干涉自相关实测曲线中平方啁啾b=0.80的误差为0.08,得平方啁啾b=0.80±0.08;混合啁啾干涉自相关实测曲线中线性啁啾a=0.20的误差为0.06,得线性啁啾a=0.20±0.06。
在图7中,干涉自相关理论曲线的线性啁啾a=0.20、平方啁啾b=0.80、T=120 fs(半值全宽度为200 fs)的图像如图中的实线所示,该干涉自相关理论曲线与实验迹线(一系列小黑点所示)两者吻合,说明用干涉自相关包络比值及包络差值的方法对超短激光脉冲混合啁啾权重进行测量,从而确定啁啾参数的方法是可行的。
4 结论
我们提出了测量超短激光脉冲混合啁啾权重的新型方法,这种方法是基于干涉自相关信号不对称性随混合啁啾权重及其啁啾量值不同而不同。干涉自相关信号不对称性用干涉自相关包络比值信号及包络差值信号描述,其对混合啁啾权重比干涉自相关信号更敏感。通过对干涉自相关信号的不对称现象分析,获得判断混合啁啾权重的方法,并得到干涉自相关包络比值信号、包络差值信号与线性啁啾权重及其啁啾量值之间的对应关系。
利用干涉自相关包络比值信号与包络差值信号,能容易地测量超短激光脉冲的混合啁啾权重及其啁啾量值,这种方法特别适合混合啁啾主要由线性和平方啁啾组成的高斯型超短激光脉冲啁啾测量。对于其它类型脉冲混合啁啾权重的情况还在进一步研究中。
参考文献
[1]Toshiyuki Hirayama,Mansoor Sheik-Bahae.Real-time chirp diagnosis for ultrashort laser pulses[J].Opt.Lett(S0146-9592),2002,27(10):860-862.
[2]Daniel A Bender,Michael P Hasselbeck,Mansoor Sheik-Bahae.Sensitive ultrashort pulse chirp measurement[J].Opt.Lett(S0146-9592),2006,31(1):122-124.
[3]Yellampalle B,Averitt R D,Taylor A J.Unambiguous chirp characterization using modified-spectrum auto-interferometric correlation and pulse spectrum[J].Opt.Express(S1094-4087),2006,14(19):8890-8899.
[4]Daniel A Bender,Mansoor Sheik-Bahae.Modified spectrum autointerferometric correlation(MOSAIC)for single-shot pulse characterization[J].Opt.Lett(S0146-9592),2007,32(19):2822-2824.
[5]Daniel A Bender,Jeffrey W Nicholson,Mansoor Sheik-Bahae.Ultrashort laser pulse characterization using modified spectrum auto-interferometric correlation(MOSAIC)[J].Opt.Express(S1094-4087),2008,16(16):11782-11794.
[6]Vadim V Lozovoy,Bingwei Xu,Yves Coello,et al.Direct measurement of spectral phase for ultrashort laser pulses[J].Opt.Express(S1094-4087),2008,16(2):592-597.
[7]Sharma A K,Naik P A,Gupta P D.Estimation of higher order chirp in ultrashort laser pulses using modified spectrum auto-interferometric correlation[J].Opt.Commun(S0030-4018),2004,233:431-437.
[8]Sharma A K,Naik P A,Gupta P D.Simple and sensitive method for visual detection of temporal asymmetry of ultrashort laser pulses[J].Opt.Express(S1094-4087),2004,12(7):1389-1396.
[9]Sharma A K,Naik P A,Gupta P D.Simultaneous visual detection of pulse chirp and temporal asymmetry in ultrashort laser pulses using analysis of unbalanced interferometric correlation envelope(ICE)functions[J].Applied Physics(S0946-2171),2007,B87:655-663.
[10]刘天夫,佘卫龙,丘志仁,等.超短脉冲激光测量的标定方法[J].中国激光,2004,31(1):111-114.LIU Tian-fu,SHE Wei-long,QIU Zhi-ren,et al.Calibration method for the measurement of ultrashort pulsed lasers[J].Chinese journal of lasers,2004,31(1):111-114.
脉冲法测量LED结温、热容的研究 篇6
以LED为核心的半导体照明具有节能和环保等优点[1],更符合当前低碳经济的需求,而影响其应用于普通照明的关键问题之一是解决LED器件PN结上的热学问题,因此研究LED热阻、结温、热参数的测量对如何控制与管理这些热量来说具有深远的意义[2]。
实验证明,过高的结温不仅影响LED的发光效率,而且大大地降低产品的可靠性和寿命[3],据有关资料统计,大约70%的故障来自LED结温过高[4]。快速准确地测量LED结温以及管芯的热容可以帮助判定LED芯片与金属底座间的封装缺陷,分析LED器件的体积、估计器件各组成部分所使用的材料[5],使我们更快速地选择包括晶片、金线、硅胶、热沉、粘结胶等封装材料,为设计和制造具有优良散热性能的大功率LED及其脉冲驱动的应用系统提供科学依据。
测量LED结温的方法有电学参数法[6,7,8,9]、光谱法[10]、光功率法[8,9]及红外微相仪法[11]等。脉冲法是一种测量结温的新方法,08年由美国NIST实验室的Zong Yuqin先生提出[12],它与目前最常用的小电流K系数法[13]一样同属于电学参数法。
脉冲法通过给被测LED器件注入恒定的方波电流窄脉冲,脉冲的幅度与实际额定工作电流相等,分别测量该LED器件在不同温度下的正向电压,获得一定电流下正向电压与温度的敏感度系数S。在实际应用中,只要直接测量LED在额定工作电流下的正向结电压,利用温度敏感度系数即可推算LED的结温。显然,脉冲宽度对结温的测量精度有一定影响,但多大的脉宽对结温测量的影响可以忽略,同时在技术上实现起来又比较方便,此外脉冲法如何用于LED器件的热容参数测量,这方面的相关文献还比较少,本文试图就这些问题进行一些深入研究。
1 脉冲法测量原理
1.1 结温测量
测试原理如图1所示,首先是将被测LED放入恒温箱中,设置一个初始温度T0,待达到热平衡态时LED的结温与恒温箱温度一致,输入方波电流脉冲,脉冲电流的幅值为LED的实际额定工作电流IF,用高速电压采样电路测量LED在方波电流脉冲输入时的正向电压VF(0),当方波电流脉冲宽度足够小时,可忽略电流脉冲对LED结温的影响。然后再改变恒温箱的温度,分别测量被测LED在不同温度Tj下的正向电压VF(j),得到LED在额定电流下的Fig..1 Principle of pulse current measurement正向电压与温度的敏感度系数S(d VF/d T),即
在一定的工作电流和温度范围内,LED的温度敏感度系数S基本呈线性关系。一般,PN结的正向压降与工作电流和温度的函数关系:
式中:q为电子电荷;k为玻尔兹曼常数;T为绝对温度;C是与PN结面积、掺杂浓度等有关的常数;r也是常数;Vg(0)为绝对零度时PN结的导带底和价带顶的电势差。其中:
令VF在室温时的值为VF(TR),则在TK时VF的值为
代入式(2),有:
设温度在TR(℃)时,ΔV=0,则有:
而对于其它的温度T,则有:
定义S为PN结温度传感器灵敏度,则有
因此,我们可以通过测量PN结正向压降来获得结温。上述结论仅适用于杂质全部电离、本征激发可以忽略的温度区间;对于通常的Ga N等来说,温度范围约-50℃~120℃。如果温度低于或高于上述范围时,由于杂质电离因子减小或本征载流子迅速增加,VF-T关系将产生新的非线性,即VF-T的特性还随PN结的材料而异,对于给定的PN结,即使在杂质导电和非本征激发温度范围内,其线性度也随温度的高低而有所不同[4],这是非线性项Vn1引起的,由Vn1对T的二阶导数d2Vn1/dT2=1/T可知,dVn1/dT的变化与T成反比,所以VF-T的线性度在高温端优于低温端,不过在有适当散热的条件下,LED器件一般都不会超出这个范围。
1.2 热阻计算
LED基本结构如图2(a)所示,其整个系统的热阻和热容的简化等效如图2(b)所示。
大功率LED的热阻为[13]
式中:Rθ为总热阻,RθJ-S、RθS-B、RθB分别为管芯-金属块-基板-外环境的热阻,Pd为热消散速率,目前的LED约有70%~90%的电能转化为热能[14],也有资料认为有90%~95%的电能转化为热能[2],综合来取Pd=0.8IFVF计算。Tj为测得的结温,Ta为外环境的温度。
2 结温和热阻的测量
2.1 结电压与结温的关系
研究中分别以340 m A/12μs、340 m A/24μs两种脉冲(峰值340 m A)电流通入被测LED,采集25℃~85℃七点结温下结电压VF数据,图3是结电压对340 m A/24μs脉冲响应图。分别取不同结温下脉冲响应数据的第一个整脉冲峰顶中偏离较小的数值并求算术平均值,绘制成额定工作电流下12μs和24μs脉冲冲击响应所确定的VF-T关系曲线图,如图4所示,结果显示,LED结温在20℃~85℃范围内VF-T关系几乎是线性的,这点与前面理论推导以及文献[15]中实验结论基本吻合,这样脉冲电流法在具体实施中就有了比较可靠的理论和实验依据。
通过软件拟合可以看出两次测量其关系式相差较小,它们分别是:
为了方便后面的分析我们这里就选用表达式(10)为后面计算依据,即取S=-2.326 5(m V/℃)。
由于脉冲电流法也服从于PN结温度传感的基本方程因此其测量LED结温有一定的温度使用范围,但对于测量正常发光的LED器件来说是符合条件的。
2.2 脉宽对结温的影响
为了研究脉冲宽度对LED结温测量精度的影响,在测量中首先分别在两个样本中注入了脉宽为12μs、24μs左右的脉冲进行测试,测量结温的变化情况如图5所示,从图中可以看出,每个样本在不同宽度的单个脉冲作用下,结温的上升趋势基本一致,在相同时间里结温升高的幅度也基本一致。从图5可以得出,脉冲宽度会显著影响测量精度,对于样本LED1,利用趋势线可以得出要达到±1℃的测量精度,脉宽应小于2μs,当然这还与LED的结构和管芯热容有关系,例如对于样本LED2,要达到±1℃的测量精度,脉宽应小于8μs。接着分别用50μs、100μs、150μs的较宽的脉冲注入样本LED2,测量结温的变化情况如图6所示,三条趋势线重合度较高,从中可以发现,对于样本LED2,当注入脉宽为150μs时,将使结温上升约7℃,这说明宽脉从对测量精度有较大影响。另外实验中还发现当脉冲宽度达到约370μs后,样本LED1结温上升基本达到平衡点,约升高10.4℃,这说明样本LED1热学积分周期τθ约为370μs。
最后用6个幅度340 m A宽度12μs宽度连续脉冲注入样本LED1测量,结果如图7所示,在总计120μs时间里,结温升高了6℃多,这说明连续的窄脉冲对测量精度也有较大影响。
2.3 测量结果分析
为了便于比较,研究中还进行了小电流K系数法测量,取If=5 m A,得到了样本LED1结温-结电压线性方程:
即K=-1.400 0(m V/℃)。
在实验中分别在同一工作状态下用小电流K系数法和脉冲电流法对样本LED1的结温进行了测量,表1左边是用12μs/340 m A脉冲电流和5 m A静态小电流测量的数据的计算结果,表1右边是用24μs/340 m A脉冲电流和5 m A静态小电流测量数据的计算结果。从结果上来看有一定的差距,但相差较小。
3 热容的测量
3.1 热容测量机理和应用
热容等于材料的比热和质量的乘积。即试样温度升高1℃所吸收的热量。因此,当试样吸收的热量为Q时,温度从T1升高到T2时,则热容可以表示为
对于热学系统,热量传导类似于电荷流动,热阻和热容类似于电阻电容,热量传导的原动力来自于两点之间的温度差这与电荷流动的原动力来自两点之间电位差类似,热阻、热容的定义式与电阻、电容的定义式类似[16],热阻热容时间常数与电阻电容时间常数也非常相似,表2显示了它们之间存在相似的关系。
图8(a)和图8(b)分别是某半导体器件在单脉冲输入时的瞬态温度响应曲线和一组重复脉冲输入时的瞬态温度响应曲线[16],这组响应曲线与电路中脉冲序列分析(Sequence of Pulses)[17]中当脉冲周期小于RC乘积的RC积分电路脉冲响应曲线极为相似。比较图7与图8(b)可以发现有较大的相似之处,这是脉冲法测量热容机理,脉冲法测PN结热容是通过注入一个很窄的脉冲后测量结温的变化d T,再计算这个脉冲中产生的热量Q,η为脉冲电功率转化热功率的比例,则管芯热容可表示为
此外通过前面图2(b)所示的LED系统的热阻、热容的简化等效图以及表2可知,热容还可以通过测量热学时间常数和热阻来计算:
热容参数对LED的结构设计以及LED脉冲驱动电路的设计有较重要的参考价值,如果已知LED器件某一部分材料的单位体积热容c,该部分热容Cθ,则利用下面公式可以计算出该部分的体积:
如果已知LED器件某一部分材料的单位体积热容c、热导率λ和热阻Rθ,则利用下面公式可以计算出该部分的横截面积:
3.2 测量装置
为了实现前面脉冲法测量结温和热容的功能,我们设计了如图9所示的综合测试装置,它由可调脉冲信号源、脉冲变换选通电路、压控电流源、受控高速采样电路、恒温箱、计算机等几部分组成。
其中可调脉冲信号源负责产生振幅稳定并且周期可调的脉冲信号;脉冲变换选通电路负责变换选择出所需的信号,压控电流源可输出受前级信号控制的测量和加热电流。恒温箱负责为LED的测量提供一个相对稳定的测量环境,受计算机控制的高速采样电路负责采集被测LED的结电压数据,采样周期为1μs。
3.3 数据分析
从图7中可以看出经过第一个脉冲12μs的加热,结温大约升高了4℃;间歇大约10μs,结温又降低了约2℃,当第二个脉冲过去后,结温又大约升高了2.5℃,在此后的几个脉冲连续作用下结温振荡升高,但上升速率逐渐变缓,这主要是因为当结温升高后,相对环境的温差也变大,散热速度也在加快,结温的变化趋势与图8(b)类似。因此在计算热容时,取样数据越接近取样起始时刻,并且脉宽越窄,结果越接近实际值,所以我们就取图7中的第一个脉冲响应数据用式(13)估算样本LED1的热容:
如果考虑热阻的影响,实际热容应比估算值还要小一些。根据样本LED1热学积分周期τθ=RθCθ=370μs,取表1热阻平均值为13.9℃/W,利用式(14)得:Cθ=370/13.9=2.66×10-5 J/℃,与上面的估算值基本吻合。
以上热容的测量是忽略单个窄脉冲对测量精度影响的一种近似,但只要脉冲宽度控制在前面我们实验测试结果要求以内,其精度可以满足工程上的要求。
4 结论
研究结果表明:1)微秒级脉冲宽度就可以对结温测量产生可观的影响,要达到±1℃的测量精度,脉宽应在几个μs数量级,脉冲法和热学积分周期方法计算出的热容基本一致就是有力的证明;2)脉冲法可以比较便捷地测量LED管芯的热容,小电流K系数法则无法测量这一参数;3)当结温在20℃~85℃范围时,即使在大电流下作用下,结电压与结温敏感系数仍然成良好的线性关系,能保证结温测量的线性关系;4)脉冲法由于是按LED真实工作状态进行测试的,因此能反映真实工作状态下的结温,而小电流K系数法只能反应LED在实验室测量状态的结温,而非LED在真实工作状态下的结温,但在相同实验条件下它们得到的结果比较接近;5)脉冲法测量实际系统中LED的结温具有便捷简单的优点,相比之下用小电流K系数法,则整个测试工作就显得比较繁琐[15]。
一种低成本便携式脉冲幅度测量装置 篇7
1 脉冲幅度的传统测量方法
传统的脉冲幅度测量方法有:示波器测量法、脉冲幅度比较仪法、取样数字多用表法、直流电压补偿法、高速数据采集卡测量法等, 各种测量方法的测量范围、测量精度、所需要的设备及成本见表1。
传统脉冲幅度测量方法的测量范围和测量精度各不相同, 其中脉冲幅度比较仪法、取样数字多用表法和高速数据采集卡测量法可满足引信电子机芯点火信号、磁后坐发电机电源信号等脉冲信号的幅度测量要求, 但需要在引信测试系统以外, 配备示波器、高速数字多用表、高速数据采集卡等外部测量设备, 测试时需要人工或通过计算机进行参数设置并读取数据, 操作复杂, 自动化程度低, 而且系统体积庞大、不便于携带、购置成本高。
2 低成本便携式脉冲幅度测量装置
随着电子技术的快速发展, 电子器件的价格越来越低, 但功能得到了飞速发展, 传统的脉冲幅度测量方法中使用的示波器、高速数字多用表、高速数据采集卡等外部设备完全可以被新的低成本的便携式测量装置替代。
低成本便携式脉冲幅度测量装置采用嵌入式设计, 力求从芯片级实现各项测量功能, 为了降低测量装置的开发成本, 选用混合信号微控制器作为系统控制核心, 该控制器集成有ADC、DAC、存储器、计时器等多种功能, 但价格才不到100元。由于引信电子机芯点火和磁后坐发电机电源等脉冲信号的幅度测量, 对测量分辨率和转换速率要求较高, 因此利用外部峰值检测电路对被测信号进行采样保持, 将脉冲信号转换为直流信号供系统采集, 降低了对系统转换速率的要求, 并将采集结果运用过采样和求平均值技术以提高测量分辨率。
引信电子机芯点火和磁后坐发电机电源等脉冲信号的最大幅度约为5V~180V左右, 产品指标要求的输出信号精度为2%, 因此, 设计低成本便携式脉冲幅度测量装置的测量范围为2V~200V, 测量精度为0.1%。
2.1 硬件构成及测量原理
低成本便携式脉冲幅度测量装置无需进行参数设置, 即可自动完成脉冲信号的幅度测量, 并显示测量结果。主要由混合信号微控制器、信号调理电路、峰值检测电路, 按键和显示模块组成。其原理框图见图1所示。
被测脉冲信号首先送入信号调理电路进行处理, 因为微控制器内置ADC的采样量程为0~2.4V, 而被测脉冲信号的最大峰值为200V, 必须通过信号调理电路进行衰减才能送入ADC采集, 信号调理电路由运算放大器实现, 结构简单, 价格低。本系统中对信号衰减100倍。
经过衰减的信号送入峰值检测电路, 峰值检测电路实时捕捉脉冲信号的幅度峰值点, 并将峰值电压保存下来供ADC进行采集。峰值检测电路由采样保持器LF398、比较器LM311以及外部分立元件组成, 其原理图见图2所示。
LF398的输出电压Vout与输入电压Vin通过比较器LM311进行比较, 当输入电压Vin高于输出电压Vout时, LF398的逻辑控制端被置成高电平, 使LF398处于采样状态。当输入电压Vin达到峰值Vlp而下降时, LF398的逻辑控制端被置成低电平, 使LF398处于保持状态。从而, 实现了对“峰”值的保存。
混合信号微控制器是整个测量装置的核心部分, 负责完成系统的初始化、信号采集、数据处理等工作。为了保证信号处理的实时性, 选用C8051F120型单片混合信号微控制器, 该芯片运行速度最高可达100MIPS, 具有12位, 最大转换速率100ksps的内部集成ADC, 拥有8k字节的内部RAM, 可用来存储过采样数据。
测量装置工作时, 微控制器初始化完毕后处于等待状态, 峰值检测电路一直处于采样状态, 当输入脉冲信号的峰值到来后, 采样保持器将信号峰值保存下来, 同时利用比较器输出的保持信号作为触发信号给微控制器, 微控制器利用内置ADC开始对峰值检测电路输出信号按照预定的过采样比进行采集, 对采集到的数据进行相应的运算处理后, 即可得到输入脉冲信号的幅度。测量系统的工作流程见图3所示。
2.2 过采样比的确定
为了满足脉冲幅度测量装置测量精度的要求, 根据式1可计算出所需要的AD分辨率。
其中, N是ADC的位数。
经计算可知当N≥15时, 系统测量精度可满足要求, 因此确定所需的AD分辨率为16位。
微控制器内置ADC的分辨率为12位, 为了得到16位的测量分辨率, 需要增加4位分辨率, 根据过采样法提高AD分辨率的原理, 每增加一位分辨率, 需要以4倍的采样频率进行过采样:
其中, w是希望增加的分辨率位数, fs是初始采样频率要求, fos是过采样频率。
从式2可知如需增加4位分辨率, 共需进行256次过采样, 将256次的采样结果进行累加求和, 然后将总和除以16 (这个过程通常称为抽取) , 可得到具有16位有效数据位的测量结果。
由以上设计可以看出, 低成本便携式脉冲幅度测量装置, 自带独立的显示模块和按键, 采用的测量电路结构简单, 所需器件数量少, 工作可靠, 采用贴片封装时, 整个电路体积小巧, 整个测量装置体积为15×10×5立方厘米, 硬件成本不到300元。
3 试验验证
3.1 测量误差分析
低成本便携式脉冲幅度测量装置运用过采样和求均值的方法进行数据采样和处理, 在这一过程中, 相当于对内置ADC的采样数据进行了平滑滤波, 内置ADC的量化误差±1LSB可以忽略不计。
过采样比和数据抽取时除法的倍数, 均为2的次方关系, 最终数据抽取的除法运算相当于对累加和的数据进行右移处理, 这个过程中不存在四舍五入的情况, 因此不存在运算误差。
峰值检测电路带来的误差主要包括理论误差和器件引入的误差两部分, 由式3可知, 其理论误差ΔVp为:
Vos是比较器LM311的输入失调电压, 经查阅LM311的技术资料, 该芯片的输入失调电压Vos=2m V, 通过采用调零电路, 可减少比较器Vos对测量误差的影响。
LF398是由场效应管构成的采样保持器, 它具有采样速度高、保持电压下降速度慢以及精度高等优点。当保持电容为0.01μF时, 其下降速率为1m V/s, 而微控制器内置ADC的采样速率为100ksps, 进行256次过采样所需要的时间不到3ms, 采样过程中, 采样保持器输出的电压几乎不变, 因此LF398采样保持电路引入的误差非常小, 可以忽略不计。
综上所述, 整个测量装置中各种因素带来的测量误差不超过2m V, 可满足脉冲信号的测量精度要求, 测量结果可信度高。
3.2 整机性能测试
首先, 用任意波形发生器产生不同幅度的脉冲信号作为信号源, 按照测量范围和测量精度的设计指标对低成本便携式脉冲幅度测量装置进行整机性能标定, 精度标定结果和误差分析见表2。
从表2的标定结果可以看出, 低成本便携式脉冲幅度测量装置的测量范围和测量精度满足设计指标要求。
在相关产品进行电子机芯工作性能测试时, 用新设计的低成本便携式脉冲幅度测量装置和高速数据采集卡测量法, 对引信电子机芯点火脉冲和磁后坐发电机电源信号进行对比测量, 经过多次试验均准确测量到脉冲信号峰值电压, 测量结果及误差分析见表3。
表3的对比测量结果可以看出, 低成本便携式脉冲幅度测量装置与传统测量方法相比, 测试数据准确无误, 测量精度满足要求, 整机技术水平与传统测量方法相当。
测量验证结果表明, 低成本便携式脉冲幅度测量装置在方便携带使用, 降低测试系统成本的同时, 测量范围达到2V~200V, 对不同幅度脉冲信号的测量精度均达到0.1%以上, 性能稳定, 工作可靠, 满足使用要求。
4 结论
本文设计的低成本便携式脉冲幅度测量装置, 利用外部峰值检测电路, 运用过采样和求平均值技术, 实现了混合信号微控制器内置ADC对引信电子机芯点火信号、磁后坐发电机电源信号等脉冲信号幅度的测量。测量验证结果表明, 其测量范围为2V~200V, 测量精度可以达到0.1%以上。整个装置方便携带使用, 成本低廉, 整机技术水平与传统脉冲幅度测量方法相当, 性能稳定, 工作可靠, 满足使用要求。
摘要：引信电子机芯点火信号、磁后坐发电机电源信号等脉冲信号的幅度测量, 是引信测试系统中一项重要功能。传统脉冲幅度测量方法需借助外部设备完成信号测量, 造成引信测试系统体积庞大、不便于携带、购置成本过高。针对上述问题, 设计了一种低成本便携式脉冲幅度测量装置, 利用外部峰值检测电路, 运用过采样和求均值技术, 实现了混合信号微控制器内置ADC对脉冲信号幅度的测量。测量验证结果表明, 该装置测量范围宽, 测量精度高, 整个装置方便携带使用, 成本低廉, 整机技术水平与传统脉冲幅度测量方法相当, 性能稳定, 工作可靠, 满足使用要求。
关键词：引信测试系统,脉冲幅度测量装置,低成本,便携式
参考文献
[1]付永杰, 毕鹏, 于卫平.基于高速数据采集技术的脉冲幅度测量方法研究[J].宇航计测技术, 2010 (05) .
[2]用过采样和求均值提高ADC分辨率[J].C8051F MCU应用笔记.
[3]单承赣, 钱晓霞.峰值检测电路原理及应用[J].电子技术应用, 1990 (09) .
长周期性脉冲信号时间测量方法研究 篇8
在雷达信号测试过程中, 经常会遇到脉冲时间间隔的测量, 通过测量脉冲间隔来进行距离、角度等参量的换算;或者是电路测试过程中大量的数据包, 其信号时间较长, 而占空比很低, 要对完整的信号进行高精度的测量, 对时域测量仪器有较高的要求, 在实际测试过程中往往难以达到所需精度。
1 传统测量方式存在的问题
在数据链通信过程中, 信号模拟器是采用跳频发射。由于信号的跳频图案是通过保密数据单元加密的, 端机通过数据单元提供的网号和加密变量, 知道跳频图案才能实现对信号的解调。测试过程中无法知道其跳频图案, 且由于数据链信号所选相邻频点间隔较大, 相邻跳频点之间的载频间隔宽, 且跳频速率快, 达到一秒上万次, 因此, 跳频技术增加了测量的难度。
通用的航空着陆引导信号或者雷达脉冲信号都是较为复杂的脉冲调制信号, 如大角度值的引导信号脉冲间隔很大, 限于时域信号分析的特性, 会导致水平分辨率下降, 从而降低测量精度。与此同时, 若需要测量的时间间隔过长, 测量仪器在最大采样率下所采集的数据量超过其存储深度, 其采样率会自动下降, 以保证数据存储完整。若采样率为1Gs/s, 板上存储深度为10M, 则其最高采样率下的存储时间最大为10M/1G=10ms, 而角度校准对应的最大信号时间间隔总计已经远远超过此值。因此, 在长间隔脉冲测量时, 会由于过低的采样率和水平分辨率引起的时间测量精度大为降低。
2 分段存储在测量中的应用
分段存储, 实质上是将板上单一的内存等分为若干个相同的小型存储器, 所有的内存分段组合成为一个大的内存组顺序进行数据存储, 每个内存也能够实现单独数据存储操作。在信号测量或校准时, 需要精确测量显示的只是数个不连续的脉冲, 在一个采样周期中同时显示多个脉冲, 并精确测量两个脉冲的时间间隔。而脉冲间隔期间的信号是无用信号, 只需知道其占用的时间是多少, 而不关心其信号细节。
Fast Frame分段存储技术是通过把现有存储器分成一系列段, 每次触发后采集的数据只填充其中一段。根据测试要求定义触发条件, 只捕获感兴趣的波形段, 然后将捕获的每个事件存储在拥有各自编号的存储段中。分段存储技术的作用就是忽略不想要的波形段, 把重点放在感兴趣的信号上, 分段存储技术示意如图1所示:
图1可以看出, 经过分段存储之后, 相同一段信号所需的存储深度大大减少, 当各次脉冲之间的时间间隔越长, 分段存储对存储时间的提升效果越明显。
因此, 在数据采集的过程中, 设置合适的触发条件, 使得分段存储器在采集到第一个脉冲并完整存储后, 下一段存储器开始存储无用数据, 存满后自动丢弃, 并重新从本段存储器开始存储、丢弃, 直至最后一个脉冲触发, 此时不再丢弃有用的信号数据, 而是持续存储直至脉冲信号完整保存。此时需要测量的脉冲串仅占用了前几个存储器, 无用信号被丢弃, 整个测量时间很短, 可以使采样率始终保持在最高采样率而不致超出存储深度, 能够保证测量精度。
若数字化仪采样率为V, 存储器3容量为U, 中间数据总计丢弃N次, 直接测量时间间隔为t。
3 结束语
通过最终的数据修正, 即可完成信号时域测量, 得到真实的信号特征和数据, 完成复杂信号的时域测量。
参考文献
[1]张国华, 杨雪玲, 文小明, 陈静美.锁相放大器在窄脉冲信号测量中的应用[J].云南大学学报 (自然科学版) , 1998, S1:44-45.
脉冲测量 篇9
相对于传统形式的声源,以电容储能高压脉冲放电方式的水下等离子体声源具有脉冲宽度可调、声源级高、对环境无污染等优点,它在水下远距离目标探测,海底地声剖面测量,蛙人目标处置[1]等方面逐步得到了广泛应用。近年来,不少学者围绕强声波的产生和传播做了大量研究工作[2,3],而一直以来,作为声的伴生产物⎯放电发光却缺乏研究[4]。针对上述情况,本文通过实验测量了等离子体声源水下脉冲放电产生的光谱,考察了不同放电参数对光谱的影响,并对其光谱特征进行了分析。
上世纪50年代,前苏联科学家Yutkin发现了水的“液电效应”—在水中进行高压脉冲放电可以产生高强度的压力波。利用这一原理,德国科学家在上世纪80年代研制出了冲击波碎石机(lithotripter)并成功的用于体内结石的治疗[5,6]。本世纪初国内学者卢新培等提出了等离子体声源的设计思想[7,8],利用高压脉冲放电在两电极之间生成等离子体通道,通道迅速向外膨胀挤压周围的液体而形成首次压力波,通道内热效应产生的气泡脉动形成二次压力波,在产生压力波的同时可以观察到剧烈的发光现象。
该声源系统主要由电源、传输线和放电电极组成。电源是等离子体声源最重要的组成部分,主要包括充电电路、放电电路和控制电路三个部分,如图1所示。
传输线选用多芯同轴电缆,放电电极为直插式单电极(电极间隙距离可调、电极材料易于更换),放电方式为电弧放电,结合凹面反射器可以实现强声波脉冲能量的定向聚束或聚焦。
2 实验材料和方法
水下等离子声源脉冲放电光信号的测量采用海洋光学公司的HR4000CG-UV-NIR光谱仪,其测量范围为200∼1 100 nm,分辨率为0.025 nm,光谱仪PC端采用SpectraSuite配套测量软件。实验过程中,光纤探头与水箱的透光窗口平行,距离窗口20 cm,实验设置如图2所示。
光谱仪采用外部触发模式(External Triggering Mode),即在声源放电发光的同时给光谱仪RS232串口的第10针(外部触发针)一个5 V的直流上升沿触发信号。为此,我们专门精心设计了带电磁屏蔽盒的外部触发装置。在测量之前,我们用标准钨带灯对实验系统进行了标定。
为便于电与声光的能量转换分析,我们在光谱测量的同时,测量了加载到等离子体声源电极上的电流、电压以及放电所产生的声压。电流和电压的测量是从分压电阻(封装去离子水,分压比为2 200:1)的采样端用带屏蔽的同轴电缆引出两路信号到NI采集卡的1#通道和2#通道。其中,电流信号线与采样端串联,电压信号线与采样端并联。声压的测量用NI-PCB压力传感器(出厂后校准,标定电压为5 V/6.8 Mpa),压力传感器探头与电极间隙的中心点位于同一条线上,距离电极间隙的中心点15 cm,强声波压力信号线接入NI采集卡的3#通道。NI测量仪采集到电流、电压和声压信号后,在PC端用Labview软件对测量结果进行实时显示和处理。
3 测量结果与分析
利用前面所述的水下等离子体声源放电发光光谱测量系统(图2),我们将水箱中充满自来水,当放电电极之间的电压为15.4 kV,电极间隙距离为2 mm,电极的阳极材料为钢时,得到了如下的测量结果:
图3所示为随机选取的两组测量的结果,分别表示为“Test1”和“Test2”(在这组参数下总共测量了9组数据,我们发现光能量的谱分布基本一致,仅在特定谱段上的强度幅值略有不同)。实验结果表明,等离子体声源脉冲放电光谱为连续谱,能量主要分布在近紫外光段和可见光段(350∼700 nm之间)。光强度在400nm和500 nm附近各出现了一个谱峰,后者的强度明显高于前者,这说明等离子体声源脉冲放电发光的能量主要集中在500 nm左右的蓝绿光段上。
图4所示为500 nm谱段上9次测量的归一化光强度幅值和声波压力峰值的比较。我们发现当电极放电产生的声波压力峰值高时,相应谱段上的光强度低(500 nm)。这是符合能量守恒定律的,在放电释放总能量一定的前提下,声和光的能量分配具有此消彼长的关系。
为了考察放电参数对等离子体声源发光光谱的影响,我们改变放电电压和间隙距离,得到了如下结果:
图5和图6分别为不同放电电压(14 kV和15.4 kV)和电极间隙(2 mm和3 mm)下,等离子体声源放电发光光谱的平均测量结果(15次测量的平均值)。实验结果表明,增大放电电压或减小电极间隙距离可以提高相应谱段的光强度和半峰值谱宽度,降低放电电压或增大电极间隙距离的结果与此相反。同时,注意到放电电压的改变不会引起光能量谱分布的变化,而增大电极间隙距离,可以使得放电发光的能量向远紫外光区移动。我们认为,增大放电电压或缩短电极间隙距离相当于提高了电弧击穿时的场强,有利于流光的产生,这反映在实验结果上就是测得的光更强;相反,如果降低放电电压或增大电极间隙距离,将会使得电弧击穿时的场强降低,另一方面,电极间隙距离增大,会增大先导击穿的难度并使得“流柱”的发展距离缩短[9],从而改变了光辐射的特性。
我们把放电电极的阳极材料由钢更换为铜,结果如图7所示(15次测量值取平均)。实验结果表明,电极材料的改变对光能量谱分布和强度的变化具有非常明显的影响。当电极的阳极材料为钢时,光能量的谱分布范围较宽(从紫外光区到可见光区),并且光能量主要集中于可见光区的蓝绿光段;而当电极材料更换为铜时,光的强度明显下降,谱的分布范围也减小(没有出现紫外光区和红光光区的辐射),但蓝绿光波段的能量依然占主要地位。
另一方面,从电能和声光转换的角度来看,铜电极材料的声能转换效率高于钢电极,这对等离子体声源的声波辐射是有利的,相应的声压测量结果证实了我们的推断。
4 结论
本文通过实验测量了水下等离子体声源脉冲放电的光谱,发现其光辐射为连续谱,能量主要集中在500nm附近的谱段。在相同的放电参数下,放电产生的光能量和声能量相互竞争,此消彼长。改变脉冲放电的参数会改变声源的光辐射特征:提高放电电压,会使得光辐射强度提高;增大电极间隙距离,会使得光辐射强度降低,并且使光的能量向远紫外光区移动;将声源的放电电极的阳极材料由钢换为铜时,光辐射的强度减小,谱的分布范围也变小。本文的测量结果为研究等离子体声源的能量转换和为声源开辟新的应用途径具有一定的参考价值。
参考文献
[1]ZHANG Jun,ZENG Xin-wu,WANG Yi-bo,et al.Application of Intensive Acoustic Pulse in Underwater Target Deposal[C]//The Proceeding of the First National Conference on Underwater Security and Technology,Beijing,China,April 22-24,2011.Beijing:Scientific Research,2011:194-197.
[2]SILVANO B,JAROSLAV P,KAREL V.Efficiency of Energy Conversion in Underwater Spark Discharges and AssociatedBubble Oscillations:Experimental Results[J].ACTA A.A(S1610-1928),2009,95:46-59.
[3]MA Tian,HUANG Jian-guo.Simulating Underwater Plasma Sound Sources to Evaluate Focusing Performance and AnalyzeErrors[J].J.Marine.Sci.Appl(S1812-5662),2010,9:75-80.
[4]孟嘉译,付秀华,王迪.太阳模拟器中光谱修正滤光片的研制[J].光电工程,2010,37(2):50-53.MENG Jia-yi,FU Xiu-hua,WANG Di.Fabrication of Spectral Correction Filter in Solar Simulator[J].Opto-ElectronicEngineering,2010,37(2):50-53.
[5]LINGEMAN J E,MCATEER J A,EVAN P,et al.Shock Wave Lithotripsy:Advances in Technology and Technique[J].Nature Reviews Urology(S1759-4820),2009,6:660-670.
[6]BLACKMON R L,IRBY P B,FRIED N M.Thulium Fiber Laser Lithotripsy Using Tapered Fibers[J].Lasers in Surgery andMedicine(S0196-8092),2010,42:45-50.
[7]TANG Ying-zhong,LU Xin-pei,LAROUSS M,et al.Sublethal and Killing Effects of Atmospheric Pressure,NonthermalPlasma on Eukaryotic Microalgae in Aqueous Media[J].Plasma Processes and Polymers(S1612-8850),2008,5(6):552-558.
[8]LU Xin-pei,ZHONG He-jiang,QING Xiong,et al.Effects of E-field on the length of a Plasma Jet[J].PlasmaScience(S0093-3813),2008,5(6):552-558.