高过载下引信二次电源电路参数漂移分析

Parameter Drift Analysis of Fuze Secondary Power Supply Circuit Under High Overload

摘要

在高过载环境下引信无法使用物理和化学电源， 需备用二次电源。现有研究集中于元器件的结构失效， 本文主要研究高过载环境中二次电源参数漂移对其性能的影响。首先， 采用霍普金森压杆实验分析了在110 000 g， 125 000 g， 140 000 g， 160 000 g和180 000 g环境下电容值的漂移。然后， 通过与仿真结果对比验证了仿真模型的可靠性。通过仿真的方式分析了侵彻环境下二次电源输出电流和电压的漂移情况。结果显示， 侵彻峰值过载为45 133 g， 过载时长为480 μs时， 输出电压漂移0.14%的持续时间为190 μs， 电流漂移0.13%的持续时间为790 μs。侵彻峰值过载为99 103 g， 过载时长为280 μs时， 输出电压漂移1.34%的持续时间为140 μs， 电流漂移6.71%的持续时间为170 μs。分析发现， 侵彻过程中相同的峰值过载导致的输出电流漂移量大于电压漂移， 且高过载持续的时间越长， 二次电源输出电流和电压发生漂移的时间越长。

Abstract

In high overload environments， the fuze cannot use physical and chemical power sources， and a backup secondary power supply is required. The existing research mainly focused on the failure analysis of the component structure， and this paper mainly studied the influence of parameter drift on performance of the secondary power supply in a high overload environment.Firstly， the drift of capacitance values in the environments of 110 000 g， 125 000 g， 140 000 g， 160 000 g， and 180 000 g was analyzed by Hopkinson pressure bar experiment. Then， the reliability of the simulation model was verified by comparing it with the simulation results. The drift of the output current and voltage of the secondary power supply in the penetrating environment was analyzed by simulation. The results show that the penetration peak overload is 45 133 g， and when the overload lasts for 480 μs， the output voltage drifts by 0.14% for 190 μs， and the current drifts by 0.13% for 790 μs. The penetration peak overload is 99 103 g， and when the overload lasts for 280 μs， the output voltage drifts by 1.34% for 140 μs and the current drifts by 6.71% for 170 μs. The analysis shows that the same peak overload causes the output current to drift more than the voltage during the penetration process， and the longer the high overload lasts， the longer the output current and voltage of the secondary power supply drift.

Graphical abstract

关键词

二次电源 / 多层陶瓷电容 / 霍普金森压杆 / 冲击过载

Key words

secondary power supply / multi layer ceramic capacitor / hopkins pressure bar / impact overload

0 引　言

当弹体高速侵彻硬目标时， 会承受极高的过载^［1］。在这种情况下， 常规的化学储能电源和物理电源往往无法正常工作， 因此通常需要采用二次电源来进行供电。二次电源主要通过控制多个并联的储能电容在适当时机放电， 并利用整流和稳压技术来保证对负载的稳定供电^［2-5］。由此可见， 储能电容作为引信二次电源的一个重要组成部分， 其在高过载条件下的响应特性对于二次电源能否正常工作至关重要。

多层陶瓷电容（Multi Layer Ceramic Capacitor， MLCC） 因其具有电极面积大、 介电层薄、 介电常数高、 体积小、 容值大等优点常被用作储能电容^［6-9］。材料的性能一般受电场、 机械应力及温度变化的影响。在许多情况下， 机械应力、 电应力和热应力是相互耦合的， 这种耦合作用常常导致电容器的失效。Prume等^［10］开发了一个综合电场、 机械和热因素的多层陶瓷电容（MLCC）有限元模拟模型， 通过有无电载荷的焊接弯曲模拟试验， 发现电载荷虽然不会影响焊接装置在弯曲试验中的断裂概率， 但会在电容内部产生微裂纹， 从而导致电容失效。Saito等^［11］分析了在电场作用及单轴压缩应力下的X5R型MLCC的响应特性， 结果表明电容的电容值与器件的应力状态密切相关。黄义隆等^［12］利用红外热像技术定位了电容的失效点， 并通过仿真分析研究了基板变形后电容本体的应变分布， 同时， 通过板弯曲试验成功复现了电容故障， 进一步验证了其研究结果。刘欣等^［13］详细介绍了MLCC的3种主要失效模式， 包括开路、 短路和电参数漂移， 以及5种主要的失效机理， 包括介质层内的空洞形成和电极结瘤、 介质层的分层、 由热应力和机械应力引起的介质层裂纹， 以及其他微观机理。这些研究可以为理解和预防MLCC的失效提供参考。

另外， 研究MLCC在高过载侵彻下的失效机理对保证设备的正常工作至关重要。张旭辉等^［14］对电容在高过载下的应力进行了计算， 并将其简化为常规体力条件下的二维弹性力学问题， 通过理论计算和仿真分析， 发现最先出现破坏的位置是焊锡与铜箔的连接处。何荣华等^［15］设计了多层陶瓷电容在高过载条件下的动态测试方案， 实验中观察到电容引线出现了脆性断裂的失效现象， 这一发现对于理解和预防高过载环境下的电容器失效具有重要意义。

以往关于MLCC在高加速度冲击下的可靠性研究主要聚焦于结构失效， 而对其功能影响的分析相对较少。同时， 对电路与器件研究往往各自独立， 未能有效结合器件与电路的功能。实际上， 器件参数的漂移也可导致电路失效。因此， 本文针对高过载环境中MLCC的参数漂移进行了研究， 并分析了此类环境对二次电源电路输出参数的影响特征。

1 引信二次电源原理分析

引信二次电源通常由储能和稳压两部分电路组成， 具体如图 1 所示。存储电路中电容用于存储能量， 稳压电路中C1、 C2用于滤波， 稳压芯片用于将输入的电压维持在某恒定值。

引信二次电源需要为微控制器、 放大器等器件提供5 V， 3 mA的能量， 且要求输出参数的漂移量≤4%， 持续供电时间≥300 ms。高过载环境下， 储能电容一旦发生参数漂移， 会影响到二次电源的输出特性。

二次电源电路中， 一般采用X7R/X5R型号的储能电容， 该类电容值的漂移量为15%。为了分析电容值的漂移对二次电源电路输出的影响， 将仿真电路中电容值的容差设置为15%， 然后对输出电压和电流进行抽样分析， 300 ms时， 电路输出电压和电流的分布情况如图 2 和图 3 所示。

图 2 中， 电容值的漂移使得输出的最低电压为4.7 V， 电压的漂移量为6%， 大于4%。此时， 二次电源输出电压的不稳定会使得微控制器输出的信号发生错误， 造成引信系统失效。图 3 中， 输出电流的最低值为2.7 mA， 漂移量为10%， 超过了4%。同样的电流输出的不稳定也会导致微控制器的收发信号发生错误。因此， 本文通过地面模拟实验和仿真分析研究来确定瓷介电容在高过载条件下的响应规律， 进而研究高过载环境下的二次电源的输出响应。

2 霍普金森压杆实验

2.1 实验方案

二次电源电路中， 采用储能电容组并联来进行储能。虽然引信中PCB电路板是整体灌封在金属盒中的， 但是金属盒体体积偏大不利于进行霍普金森压杆实验， 故为了简化实验只针对单个储能电容组进行了分析， 电容型号CT41G-1210-2R1-16V-226， 如图 4 所示。采用环氧树脂对待测试件进行灌封， 如图 5 所示。

霍普金森压杆主要由子弹、 入射杆、 透射杆组成。子弹半径r=18. 5mm， 长l₁ =800 mm； 入射杆半径r=18.5 mm， 长l₂ =2 000 mm； 灌封试样半径r₁ =16 mm， 长l₃ =8 mm； 透射杆半径r=18.5 mm， 长l₄ =2 000 mm。实验准备阶段， 要将灌封后的电容组夹持在入射杆和投射杆之间， 如图 6 所示。

实验原理如图 7 所示。实验时， 将储氮瓶中的压缩气体充入气室， 打开气阀产生推力， 子弹加速， 子弹速度由气压值和膛内子弹的位置来确定， 每次实验的子弹速度由红外遮断测速仪记录。

为了获得入射和透射杆中产生的脉冲电压信号， 将应变片预先贴在入射和透射杆的表面位置， 实验过程中采用动态应变仪采集动态应变信号^{［16‐18］}。用高精度万用表测量因过载变化引起的电容值的变化， 这种万用表具备数据记录和存储功能， 在实验结束后， 可以通过U盘导出电容值在实验过程中的动态变化数据。

2.2 实验结果及分析

实验得到了灌封后电容组的应变率以及电容值随时间变化的曲线。为了进一步分析过载与灌封试样中电容值变化的关系， 将应变率代入式（1）求得实验中的试样承受的载荷。

a=\dot{\epsilon }v,n=a/g,（1）

式中： \dot{\epsilon }为实验中测得的应变率； v为应力波在杆中的传播速度， 本文中v=5 048 m/s； a为加速度， m/s²； n为载荷， g； g为重力加速度， g=9.8 m/s²。

如图 8 为实验后冲击过载与电容值变化的曲线， 为了便于统计峰值数据， 将峰值过载进行取整处理。

如图 8（a） 所示， 在110 000 g的峰值过载冲击下， 电容值下降了0.48 μF， 下降比为0.767%。应力波在77 μs时到达峰值， 125 μs时应力波开始在振荡中下降。如图 8（b） 所示， 在125 000 g的峰值过载下电容值下降了0.76 μF， 下降比为1.22%。应力波在51 μs时到达峰值， 112.5 μs时应力波开始在振荡中下降， 且在172.5 μs时过载就下降到50 000 g以下。

如图 8（a） 电容值在100 μs时下降， 367.5 μs时开始恢复， 如图 8（b） 电容值在75 μs时下降， 138 μs时恢复。分析发现， 过载到达峰值后会导致试样电容值降低， 过载下降到50 000 g之后才会恢复。

如图 8（c） 所示， 在140 000 g的峰值过载下， 电容值下降了1.01 μF， 下降比为1.62%， 应力波在62.5 μs时到达峰值， 112.5 μs时应力波开始在振荡中下降。如图 8（d） 所示， 在160 000 g的峰值过载下， 电容值下降了2.93 μF， 下降比为4.71%。应力波在76 μs时到达峰值， 112.5 μs时应力波开始在振荡中下降。

如图 8（c） 过载先到达峰值故导致试样电容值先开始降低， 且过载先降低到50 000 g之下， 使得其电容值先开始恢复。

如图 8（e） 所示， 当峰值过载为180 000 g时， 电容值下降了7.46 μF， 下降比为11.98%， 试样在333 μs时电容值恢复了1 μF， 但并没有完全恢复原来的电容值。过载超过180 000 g， 高过载持续时间50 μs时会发生不可逆衰减， 故可将过载≥180 000 g， 持续时间≥50 μs作为储能电容失效的判据。

3 理论仿真分析

3.1 理论模型

由于多层陶瓷电容介质层中的铁电畴在应力场中的分布， BaTiO₃陶瓷介质层中的面内张应力或面外压应力降低了MLCC的介电常数， 而介电常数的变化会导致电容值的漂移。

为分析介电常数在应力环境中的变化规律， Li等^［19］从唯象热力学角度对多层材料结构提出了吉布斯自由能表， 本文对唯象热力学模型中使用的系数进行了修改， 引入了序参量的8次方项， 并考虑了沿3个主轴方向上的极化强度分量。如图 9 所示为电容模型示意图， 其中， P表示极化强度， F表示力， \sigma表示应力， E表示电场强度。

引入由外部应力场引起的弹性能和偏置电场引起的静电能来得到吉布斯自由能， 如式（2）和式（3）所示。

F(P)={\alpha }_{\mathrm{1}}(T)(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})+{\alpha }_{\mathrm{11}}（P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{4}}+

P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{4}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{4}}）+{\alpha }_{\mathrm{12}}(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})+

{\alpha }_{\mathrm{111}}（P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{6}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{6}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{6}}）+{\alpha }_{\mathrm{112}}[P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}(P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{4}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{4}})+

P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{4}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{4}})+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}}(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{4}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{4}})]+{\alpha }_{\mathrm{123}}{P}_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}}+{\alpha }_{\mathrm{1111}}(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{8}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{8}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{8}})+

{\alpha }_{\mathrm{1}\mathrm{112}}[P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{6}}(P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{6}}(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})+

P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{6}}（P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}）]+{\alpha }_{\mathrm{1}\mathrm{122}}[P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{4}}{P}_{\mathrm{2}}^{\mathrm{4}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{4}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{4}}+

P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{4}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{4}}]+{\alpha }_{\mathrm{1}\mathrm{123}}[P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{4}}{P}_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{4}}{P}_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{4}}{P}_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}],（2）

式中： P_{\mathrm{1}}， P_{\mathrm{2}}， P_{\mathrm{3}}分别为3个正交主轴方向上自发极化强度； \alpha为不同晶相间的相变系数； T为温度。

\begin{array}{c}\mathrm{\Delta }G(P)=F(P)-\frac{\mathrm{1}}{\mathrm{2}}{S}_{\mathrm{11}}({\sigma }_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}+{\sigma }_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}+{\sigma }_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})-\\ \frac{\mathrm{1}}{\mathrm{2}}{S}_{\mathrm{11}}（{\sigma }_{\mathrm{1}}{\sigma }_{\mathrm{2}}+{\sigma }_{\mathrm{2}}{\sigma }_{\mathrm{3}}+{\sigma }_{\mathrm{1}}{\sigma }_{\mathrm{3}}）-\frac{\mathrm{1}}{\mathrm{2}}{S}_{\mathrm{44}}（{\sigma }_{\mathrm{4}}^{\mathrm{2}}+{\sigma }_{\mathrm{5}}^{\mathrm{2}}+\\ {\sigma }_{\mathrm{6}}^{\mathrm{2}}）-Q_{\mathrm{11}}({\sigma }_{\mathrm{1}}{P}_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}+{\sigma }_{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}+{\sigma }_{\mathrm{3}}{P}_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})-\\ Q_{\mathrm{12}}[{\sigma }_{\mathrm{1}}(P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})+{\sigma }_{\mathrm{2}}(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}+P_{\mathrm{3}}^{\mathrm{2}})+{\sigma }_{\mathrm{2}}(P_{\mathrm{1}}^{\mathrm{2}}+\\ P_{\mathrm{2}}^{\mathrm{2}})]-Q_{\mathrm{44}}({\sigma }_{\mathrm{4}}{P}_{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{3}}+{\sigma }_{\mathrm{5}}{P}_{\mathrm{1}}{P}_{\mathrm{3}}+{\sigma }_{\mathrm{6}}{P}_{\mathrm{1}}{P}_{\mathrm{2}})-\\ E_{\mathrm{1}}{P}_{\mathrm{1}}-E_{\mathrm{2}}{P}_{\mathrm{2}}-E_{\mathrm{3}}{P}_{\mathrm{3}}\mathrm{。}\end{array}（3）

自发极化强度P可由式（4）求得。

\frac{\partial (\mathrm{\Delta }G)}{\partial P}=\mathrm{0}\mathrm{。}（4）

将求解得到的极化强度P代入式（5）， 则介质材料的介电常数为

\epsilon =\frac{\partial P^{\mathrm{2}}}{{\partial }^{\mathrm{2}}\mathrm{\Delta }G},（5）

{\epsilon }_r=\frac{\epsilon }{{\epsilon }_{\mathrm{0}}},（6）

式中： \epsilon为介电常数； {\epsilon }_r为相对介电常数； {\epsilon }_{\mathrm{0}}为真空介电常数， {\epsilon }_{\mathrm{0}}=8.85×10^-12 F/m。

利用该理论可以得到静态压力作用下多层陶瓷电容介电层介电常数的变化情况。根据动态过载条件下介电常数的变化对该理论进行合理的改进。

实验中冲击只作用在垂直内电极方向， 故有

P_{\mathrm{1}}=P\ne \mathrm{0}，P_{\mathrm{2}}=P_{\mathrm{3}}=\mathrm{0},

E_{\mathrm{1}}=E\ne \mathrm{0}，E_{\mathrm{2}}=\mathrm{0}，E_{\mathrm{3}}\ne \mathrm{0}\mathrm{。}（7）

将式（2）代入式（3）， 并进行简化得

\begin{array}{c}\mathrm{\Delta }G={\alpha }_{\mathrm{1}}(T)P^{\mathrm{2}}+{\alpha }_{\mathrm{11}}{P}^{\mathrm{4}}+{\alpha }_{\mathrm{111}}{P}^{\mathrm{6}}+{\alpha }_{\mathrm{1111}}{P}^{\mathrm{8}}-\\ \frac{\mathrm{1}}{\mathrm{2}}{S}_{\mathrm{11}}{\sigma }^{\mathrm{2}}-Q_{\mathrm{11}}\sigma P^{\mathrm{2}}-Q_{\mathrm{12}}\sigma P^{\mathrm{2}}-EP,\end{array}（8）

\sigma =\frac{F}{A}=\frac{ma}{A}=\frac{\rho Va}{A}=\rho ha,（9）

式中： \rho为材料密度； m为材料质量； a为加速度； V为体积； A为表面积； h为材料厚度； E为电容内部电场强度。

3.2 力电耦合仿真分析

表 2 为仿真时所用的材料参数。利用理论模型建立了过载与介电常数的函数关系。仿真模型中的陶瓷介电层的相对介电常数{\epsilon }_r是随过载变化的函数。

模型中的电场强度E可以通过额定电压U除以陶瓷电容内电极间距d求得， 这里， U=\mathrm{12}V， 内电极板间距一般为50~75 μm。

由于多层陶瓷电容的内电极层可达400~500层， 根据经典层合理论将极片和陶瓷层厚度等效简化为5组电容结构模型。其中， 陶瓷与电极厚度比t_c/t_d=4与实际情况最为接近^［20］。利用介电常数与过载的关系建立力电耦合模型， 如图 10 所示。

为了验证仿真模型的可靠性， 本研究使用霍普金森压杆实验中的过载数据作为环境过载输入， 分析该实验条件下仿真模型中电容值的变化。然后， 将仿真结果与实验数据进行比较分析， 以检验仿真模型的准确性和实用性。

如图 11 所示， 过载从110 000 g增加到125 000 g， 使得所受应力从25 MPa增加到50 MPa， 且同时导致了电场的极化。电场模从30 000 V/m增加到50 000 V/m， 增加了66.7%。过载从140 000 g增加到160 000 g时， 高应力从内电极的底部开始向上延伸， 电场模增加了50%。X7R-MLCC是BaTiO₃基介质陶瓷， 其具备核心和外壳的双重构造， 力与电场的作用可以使其介电常数发生变化。

图 12 为实验数据与仿真数据对比， 二者误差在10%以下， 故该仿真模型可用于研究高过载环境下电容值漂移的现象。

4 侵彻环境下参数漂移分析

以Hanchak等^［21］的弹体贯穿钢筋混凝土靶实验为仿真工况， 如图 13 所示为1/4模型， 弹长为145.7 mm， 弹径为25.4 mm， 弹重为0.5 kg， 曲径比CRH=3。混凝土靶板几何尺寸为610 mm×610 mm×178 mm。

表 3 为实验与仿真对比的结果。由表 3 可知， 当初始速度为360m/s时， 仿真与实验结果的最大相对误差为8.95%， 小于10%， 故该仿真结果可用于进一步分析。

分析还发现， 随着弹体初始速度的增加， 仿真结果与实验结果的误差越来越小。为了更好地分析弹体在不同初速下侵彻混凝土靶板时二次电源电路输出电压的漂移情况， 将弹体初速低于500 m/s时定义为低速侵彻过程， 高于500 m/s时定义为高速侵彻过程。

图 14 所示为二次电源的电路仿真模型。为了分析侵彻环境中电容值漂移引起的二次电源参数漂移， 利用电容仿真模型得到电容值在侵彻环境下的漂移情况并输入到电路模型中。利用电路仿真对侵彻环境下二次电源参数的漂移进行具体分析。

4.1 低速侵彻结果分析

图 15 所示为低速侵彻混凝土靶板时的过载曲线。在低速侵彻过程中， 初速300 m/s的过载持续时间比初速360 m/s的长了200 μs。

初速300 m/s与初速360 m/s侵彻过程中， 弹体所受的峰值过载主要集中在0~200 μs的时间段内， 峰值过载分别为38 604 g和40 502 g， 两者相差不大。初速434 m/s时， 峰值过载为45 133 g， 与初速300 m/s和初速360 m/s相比， 虽然过载持续的时间减少了， 但弹体所受的过载增加了12.5%。

图 16 所示为低速侵彻过程中输出电压的漂移情况。从漂移持续的时间来看， 初速360 m/s的侵彻过程中， 输出电压发生漂移的时间最长， 共410 μs， 是初速300 m/s和初速434 m/s时的5.86倍和2.16倍， 但输出电压仅漂移了0.06%。从漂移的严重性来看， 初速434 m/s时， 输出电压漂移了0.14%， 对二次电源功能的影响基本可以忽略。

图 17 所示为3种不同初速侵彻过程中输出电流的漂移情况。初速为434 m/s时， 二次电源的输出电流从2.998 mA漂移到2.994 mA， 漂移了0.13%。此时， 二次电源输出电流的漂移对于二次电源功能的影响可以忽略。

4.2 高速侵彻结果分析

图 18 所示为高速侵彻混凝土靶板时的过载曲线。初速606 m/s时， 弹体所受的峰值过载为6 375 g。初速749 m/s时， 弹体所受的峰值过载为99 103 g。

图 19 所示为两种不同初速侵彻过程中输出电压的漂移情况。从电压的漂移程度来看， 初速749 m/s时电压漂移了1.34%， 是初速606 m/s时的6.09倍。606 m/s时， 虽然电压漂移持续的时间更长， 但电压仅仅漂移了0.22%， 对二次电源为模块提供能量的影响可以忽略。初速为749 m/s时， 虽然漂移持续时间为140 μs， 但二次电源的输出电压却漂移了1.34%。

图 20 所示为两种不同初速侵彻过程中输出电流的漂移情况。在200~600 μs的时间段里， 初速为606 m/s时， 电路的输出电流从2.98 mA下降到了2.87 mA， 电流漂移了3.69%， 且电流漂移持续了约230 μs。初速为749 m/s时， 电路的输出电流从2.98mA下降到了2.78 mA， 二次电源的输出电流漂移了6.71%， 电流漂移持续了约170 μs。将两种侵彻环境下二次电源输出电流的漂移进行对比， 前者电流漂移较严重， 且持续的时间是后者的1.35倍， 后者电流的漂移量是前者的1.82倍。

5 结　论

本文通过霍普金森压杆实验分析了高过载环境下二次电源中电容值的漂移， 利用仿真模型分析了不同侵彻环境下二次电源输出电压和电流的漂移特性， 所得结论如下：

1） 当峰值过载使得电容值发生漂移后， 随着过载的减小， 电容值能够恢复到初始值。但是， 只有当过载小于50 000 g时， 电容值才会自动恢复。

2） 在霍普金森压杆实验中， 当峰值过载≥180 000 g且持续时间≥50 μs时， 电容结构会损坏， 故可将该条件作为多层陶瓷电容在高过载环境下的失效判据。

3） 在低速侵彻过程中， 峰值过载达到45 133 g， 持续时间480 μs。在这种情况下， 二次电源电路的输出电压漂移量为0.14%， 电流漂移量为0.13， 远小于4%。因此， 在低速侵彻过程中， 二次电源输出的电流和电压的漂移可以忽略。

4） 侵彻过载与二次电源输出电流的漂移关系并非简单的线性关系， 而是存在一个突变区间。这表明在某些特定的过载条件下， 电流漂移可能会突然增加， 从而影响系统的稳定性和可靠性。

5） 当侵彻中峰值过载达到99 103 g， 持续时间为280 μs时， 二次电源的电流漂移量达到6.71%， 大于4%， 输出电压的漂移量为1.34%。在这种高过载情况下， 参数的漂移会导致二次电源输出的不稳定， 从而影响了二次电源的正常供电功能。

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