CN1042420A - 电磁辐射强度空间分布的测量方法 - Google Patents

Abstract

本测量方法是借助于稳定的约瑟夫森效应，将电磁辐射强度空间分布的编码变换成电信号，选择在电磁辐射的作用下，最大约瑟夫森电流的变化，作为电信号，通过使磁场作用于结(2)的方法，改变编码变换的参量，选择约瑟夫森电流密度对约瑟夫森结(2)的平面上的坐标的依赖关系的空间频率，作为编码变换参量，测量电信号对编码变换参量的依赖关系，通过傅里叶积分变换，对电信号与编码变换参量的依赖关系进行单值相关的译码变换。

Description

本发明涉及电磁辐射的基本特性的测量方法，更确切地说，是涉及电磁辐射强度的空间分布的测量方法。

本发明可应用于多种科学研究中，如固体物理学、等离子体物理学、医学、生物学、激光物理学、材料学、电子学、记录各种频带范围内的电磁频谱图象的计量学，在红外区主要用于测量激光线束沿横截面的强度分布、检测红外线技术元件的光学性质的均匀性、光电装置中的信息处理等。该方法还可用来记录粒子的空间分布，例如电子束、α粒子等的空间分布。

已知的电磁辐射强度空间分布的测量方法有：Dnc.lioug发表的“发热系统”，1978，世界/莫斯科，第23～27页/，根据该方法，是将电磁辐射强度的空间分布的一部分射向电磁辐射接收器。然后进行扫描，也就是说总是连续不断地改变接收器相对于被研究的电磁辐射强度分布W（X，Y）的位置（Xn（t），Yn（t）），测量作为接收器的位置函数（Xn（t），Yn（t））的电信号△I，对时间函数△I（t）进行处理，以改善信噪比和反差，然后把时间函数△I（Xn（t），Yn（t））变换成稳定的光学图象。

通常连续扫描操作要借助于光-机械装置来完成，而连续扫描操作的存在，使得测量方法复杂化，並造成其灵敏度和分辨率都不够高。

还有一种已知的电磁辐射强度空间分布的测量方法，它与前一种方法的区别在于它是利用接收器中的N个单元光栅。如像不连续的线条结构型的和二度空间型的光栅（Dnc.lioǔg发表的“发热系统”，1978，世界/莫斯科/，第292～293页;国外无线电电子学，第5卷，1985，

Бypuak发表的“镶嵌式红外传感器”，第2页），还有像连续结构式的光栅（B，1488258，国外无线电电子学，第5卷，1985， Бypiak发表的“镶嵌式红外传感器”，第6页）。

这种方法可以使信-噪比改善 $\sqrt{N}$ 倍。但是在这种方法中也还是利用扫描操作，这样，除了同时进行记录和处理电信号的N个时间函数△In（t）有困难之外，使测量方法极其复杂化。此外，利用多单元光栅接收器，不会达到较高的空间分辨率，这是由于各光栅部分之间的交叉干扰所致。

另外一种已知的电磁辐射强度空间分布的测量方法（光学学会志，美国，第65卷，第6期，1975，D.W.Davies发表的“多路空间红外摄象机”，第707～711页），是借助于一组正交的光学透明掩膜和辐射接收器，把电磁辐射强度空间分布的编码转换成电信号，通过用一种编码掩膜代替另一种的方法，来改变编码变换参量，测量电信号对编码变换参量的关系曲线，在接收器的输出端记录（每一个）第ⅰ个编码掩膜的电信号△Iⅰ，然后借助于电子计算机，实现所测得的电信号对编码变换参量的关系曲线的单值相关的编码变换。

光学编码的操作，作为编码变换的第一阶段，通常是借助于机械地移动光学掩膜的方法来实现。而且测量方法的分辨率取决于编码掩膜中最小单元的尺寸。由于工艺方面的困难，编码掩膜的最小单元的尺寸不可能很小。编码掩膜中的单元制作的精确度不仅决定着分辨率，而且还决定着空间分布的测量准确度（n.M.Copoko所著“物理学中测量的多路传输系统”，1980，苏联部长会议国家原子能利用委员会出版社/莫斯科/，第31-32页）。此外，如果减小编码掩膜中的单元尺寸，就会使所研究的辐射的光学编码的效果变坏，这是因为辐射线在编码掩膜中尺寸小的单元上产生衍射造成的。由于在尺寸为dmin的掩膜上产生衍射，因此衍射的具体条件推进到波长更长的红外区，在红外区波长λ开始接近dmin，于是使测量变得极其困难。因此有光学编码操作时，使方法复杂了，决定了它不会有较高的空间分辨率，不可能将测量推进到长波区域。

本发明的目的是提高电磁辐射强度空间分布的测量方法中的信息量。

本发明的任务是提供这样一种电磁辐射强度空柒分布的测量方法，这种方法是利用当磁场作用于半导体结构上时，在半导体结构中产生的光电效率，来将电磁辐射强度的空间分布编码变换成电信号，並且对所测得的电信号对编码变换参量的关系曲线进行单值相关的译码变换，这样可以简化测量过程，並提高空间分辨率。

通过下述方法来完成所提出来的任务，即电磁辐射强度空间分布的测量方法在于将电磁辐射强度空间分布的编码变换成电信号，改变编码变换参量，测量电信号对编码变换参量的关系曲线，实现所测得的电信号对编码变换参量的关系曲线的单值相关的译码变换，根据本发明，电磁辐射强度空间分布的编码变换成电信号，是借助于稳定的约瑟夫森（Josephson）（DucogeqocoH）效应来实现的，让电磁辐射直接射向约瑟夫森结，该结的长度和宽度不超过磁场穿透结时的约瑟夫森深度。该结是由两个超导电极和位于它们之间的阻挡层构成的，选择在电磁辐射的作用下，约瑟夫森结的最大约瑟夫森电流的变化作为电信号，而选择约瑟夫森电流密度对约瑟夫森结的平面上的坐标的关系曲线的空间频率作为编码变换参量，通过使外磁场作用于约瑟夫森结的方法，来改变这些空间频率，使其从零变化到给定的空间分辨率的倒数值，而通过傅里叶积分变换，来实现在电磁辐射的作用下约瑟夫森结的最大约瑟夫森电流的变化相对于空间频率的关系曲线的单值相关的译码变换。

在电磁辐射强度空间分布的测量方法中，下述的作法是适宜的。即当电磁辐射强度的空间分布任意时，将该电磁辐射射向约瑟夫森结的阻挡层表面的一部分上。

在电磁辐射强度空间分布的测量方法中，下述作法是有益的，即当电磁辐射强度的空间分布任意时，使该电磁辐射射向约瑟夫森结的超导电极之一的表面的一部分上。

在电磁辐射强度空间分布的测量方法中，下述作法是有利的，即当电磁辐射强的空间分布为偶数时，使该电磁辐射向约瑟夫森结的阻挡层的全部表面上。

在电磁辐射强度空间分布的测量方法中，下述作法是有效的，即当电磁辐射强度的空间分布为偶数时，使该电磁辐射射向约瑟夫森结的超导电极之一的全部表面上。

在电磁辐射强度空间分布的测量方法中，下述作法也是适宜的，即选择当存在外磁场时最大约瑟夫森电流密度为均匀分布的结作为焦耳捷普逊结。

所推荐的电磁辐射强度空间分布的测量方法，可以简化测量过程，提高空间分辨率，增加它的信息量，同时能将适用本方法的光谱区扩大到长波部分。

下面通过本发明的具体实施例和附图，来说明本发明。

图1所示为约瑟夫森结的全视图和电磁辐射方向，其强度呈双二度空间分布，射向该结电极的全部表面，符合本发明;

图2所示同图1，只是电磁辐射强度为任意的一维分布，而且该辐射是射向约瑟夫森结的阻挡层的一部分，符合本发明;

图3概略地示出了用来实现电磁辐射强度空间分布的测量方法的装置的作用原理图。

所指出的电磁辐射强度空间分布的测量方法，是以电磁辐射强度的空间分布同约瑟夫森结在磁场作用下产生的电流的空间周期性分布之间相互作用为基础的。

为了实现这种相互作用，有两种可能性。第一种是可使其强度分布为W（x，y）的辐液液向约瑟夫森结的电极之一上。在这种情况下，辐射频率ν＞2△/h，其中2△-超导薄膜电极的能带间隙，h-普朗克常数。辐射引起库珀对分裂，並形成非均匀准粒子。

如果准粒子扩散长度L_D小于W（x，y）变化的特征长度△L，则非均匀准粒子密度n（x，y）的分布将正比于辐射强度W（x，y）的分布。在强度W小的情况下，这也是正确的。非均匀准粒子的出现导致电极中的能带间隙△（x，y）的空间分布的变化，並相应地导致约瑟夫森临界电流密度的变化△j_c（x，y）（A.БapoHe，Duc.ПaTepHO，约瑟夫森效应。物理学及应用，1984，世界/莫斯科/，第68、69～98页）。

变化的特征长度△L（x，y）和△j（x，y），远小于扩散长度L_D。因此，如果L＜△L，那么临界电流密度的变化△j_c（x，y）将正比于W（x，y）。辐射还能引起结的电极温度的变化δT（x，y），並相应地引起约瑟夫森临界电流密度的变化△j_c（x，y）～δT（x，y）～W（x，y）。如果薄膜中的热传导η的特征长度小于W（x，y）变化的特征长度△L，那么这里的变化△j_c（x，y）将与W（x，y）成比例。

第二种可能性是，可使分布为W（x，y）的辐射射向结的阻挡层。这种可能性可以借助于有光敏阻挡层的结来实现。在这种情况下，如果由辐射引起的阻挡层的不均匀性的特征尺寸不超过辐射强度W（x，y）的变化的特征长度时，约瑟夫森临界电流密度的变化△j_c（x，y）将与W（x，y）成比例。

因此在上述的各种情况下，以及当满足所述的条件时，强度W（x，y）的空间分布可以变换成约瑟夫森结的临界电流密度的空间分布的变化△j_c（x，y），即△j_c（x，y）～W（x，y）。辐射还能引起相位差常数的空间分布的变化△φ（x，y），但是，正象文章（物理学评论通报，第31卷，第9期，1985，Y.Y.Chang，C.H.Ho，D.Y、Scalapino等著“相对于聚焦激光束的约瑟夫森隧道结的非局部特性曲线”，第5826～5836页）中所述，当△jc＜＜jco时，尺寸L＜λ_J（此处λ_J-磁场穿透结的约瑟夫森深度。）的结中的这种非局部效应很小，可以忽略。

为了对测量方法进行数字论证，利用处于磁场

中的结的最大约瑟夫森电流I_c的已知表达式。对于矩形结（- (W)/2≤y≤ (W)/2 ，- (L)/2 ≤x≤ (L)/2 ）有：

式中

K_x=- (d)/(φo) Hy，K_y=- (d)/(φ_o) Hx，φ₀＝2.07×10^-7高斯·厘米²-磁电流量子;

d=t+λL¹+λL²-磁场穿透约瑟夫森结的深度;

t-阻挡层厚度;

λL¹+λL²-磁场穿透约瑟夫森结中超导电极的朗道

（

OHgOH）深度。

当L，W＜λ_y时，公式（1）是正确的。由式（1）可见，最大约瑟夫森电流值I_c（K_x，K_y）等于约瑟夫森电流的临界密度j_c（x，y）空间分布的傅里叶变换的模量。

由式（1）可以得到在辐射作用下，临界电流的变化△I_c（K_x，K_y）＝I_c（K_x，K_y）-I_co（K_x，K_y）与临界电流密度的空间分布的变化△j_c（x，y）＝j_c（x，y）-j_co（x，y）之间的联系。在｜△j_c（x，y）｜＜＜j_co和j_co＝恒量的条件下，有：

也就是说临界电流的变化△I_c（K_x，K_y）等于临界电流密度的空间分布变化的傅里叶变换的实数部分。

为了简化方程式（2）的推导过程渐曾取j_co＝恒量。但是，可以得到j_co≠恒量的与方程式（2）相似的表达式。

利用反傅里叶变换，由（2）得：

也就是说，将傅里叶变换用于由实验测得的临界电流的变化△I_c相对于磁场的关系，可以获得结的临界电流密度分布变化的偶数部分△j_c′，即获得具有△j_c′（-x，-y）＝△j_c′（x，y）的性质的部分。如果电磁辐射强度为二维空间分布W′（x，y），就像通常那样，例如在激光束、共振器和光导管的情况下就是这样，那么公式（3）便给出所求的强度分布W（x，y）。在强度为任意分布W（x，y）、相应地△j_c（x，y）也为任意分布的情况下，在所提供的方法和光学图象形成过程之间，可以利用模拟方法。在我们的情况下，这样的模拟在光学中可以利用反命题的求解方法（B.П.Болтса著“光学中的反命题”，1984，机械制造，（莫斯科），第28～29页）。根据以上所述，对于其强度为任意分布W（x，y）的辐射来说，该辐射可以射到超导电极或阻挡层的一部分表面上。这样，例如待求分布的辐射只可射到矩形结的一半上（x≤o），这时由W（x，y）产生的任意分布△j_c（x，y）可以按照下面的公式复原：

（4）

公式（4）给出了这样的可能性，即根据所测得的函数△I_c（K_x，K_y），得到欲求的电磁辐射强度的任意空间分布W（x，y）。

根据本发明，电磁辐射强度空间分布的测量方法，在于借助于稳定的约瑟夫森效应，将电磁辐射强度的空间分布的编码变换成电信号，使电磁辐射直接射向约瑟夫森结，该结的长度和宽度都不超过磁场穿透结的约瑟夫森深度，该结是由两个超导电极和位于它们之间的阻挡层构成的。通过使外磁场作用于约瑟夫森结的方法，改变编码变换参量，选择约瑟夫森电流密度相对于约瑟夫森结平面上的坐标的关系曲线中的空间频率作为编码变换参量，而且空间频率由零变化到给定的空间分辨率的倒数之值。测量电信号相对于编码变换参量的关系曲线，並且选择在电磁辐射的作用下，约瑟夫森结的最大约瑟夫森电流的变化作为电信号。然后通过傅里叶积分变换，对在电磁辐射的作用下，约瑟夫森结的最大约瑟夫森电流相对于空间频率的变化关系，进行单值相关的译码变换。

当电磁辐射强度为任意的空间分布时，使该电磁辐射射向约瑟夫森结的阻挡层的一部分表面或射向它的超导电极之一的一部分。

当电磁辐射强度为二维空间分布时，使该电磁辐射射向约瑟夫森结的阻挡层的全部表面或射向其超导电极之一的全部表面。

选择在没有外磁场的条件下，最大约瑟夫森电流密度分布均匀的结作为约瑟夫森结。

在空间分辨率为△L＝20微米，对二维分布的辐射强度W（x，y）进行测量时，实施所提供的方法的略图示于图1。使被研究的辐射向约瑟夫森隧道结2Pb-PbO-Pb的上面的超导Pb-电极1的全部表面，该结2包括第二个Pb-电极3和阻挡层4，阻挡层4位于电极1和3之间。准粒子在Pb-电极中的扩散长度L_D为6微米，小于给定的空间分辨率△L＝20微米。尺寸为L、W～λ_J的约瑟夫森结2的临界电流为：

I_c≈j_cλ = (hm)/(2eμod) ≈3毫安 （5）

式中μ₀-真空导磁率

e-电子电荷

（h和d同前）。

具有这种临界电流的结的I_c（H）关系的测量方法发表在物理学评论通报，第3卷，第9期，1971，R.C.Dynes，T.A.Fulton著“约瑟夫森结中的超导电流密度的分布”，第3015～3023页。

由该研究结果可以看到，在从零到不小于8高斯的磁场的情况下，可以测得Ic（H）。根据磁场的大小（H

8高斯）对应于约瑟夫森电流密度与空间频率坐标

Kmax= (d。H)/(φo) ≈5.10²厘米^-1值的依赖关系，就可以实现空间分辨率ΔL≈ 1/(Kmax) =20微米，也就是给定的分辨率。因此，在稳定的约瑟夫森效应中，通过磁场来使电流结构的空间频率从零变化到所要求的分辨率（在所述情况下为20微米）的倒数值的操作得以实现。I_c值（在8高斯时）为100微安，而由于噪声的大小为1微安，则当I_c（H_max）和噪声电流为这种数值的条件下，可以测量最大约瑟夫森电流的变化△I_c，其值为△I_c

0.1I_c，准确度不低于10%。根据公式（4），将反傅里叶变换用于所测得的△I_c（K_x，K_y）的关系，即可获得所求的强度分布W（x，y）。这个估算表明：在空间频率值K从0到5·10²厘米^-1的范围内，可以实现△Ic（K_x，K_y）的测量，在K_max时，信-噪比不小于10。由所述的研究结果可以得出能使分辨达到更高的结论。因为当磁场H≈10²高斯时，局部极大值I_c（H）反比于磁场H，则变化值△I_c（H）为0.1I_c（H），便等于噪声电流的大小I_N＝2微安。这对应于最大空间频率K_max≈5·10³厘米^-1，以及对应于空间分辨率2微米。

也可以这样测量辐射的空间分布，即让辐射射向电极1和3之一的一部分表面（图中未示出），也可以借助于掩模5，让辐射射向约瑟夫森结2的阻挡层4的一部分表面（图2）。为此目的，可以利用例如下述文章中所述的约瑟夫森结：能量直线传输应用物理，第46卷，第1期，1985，T.Kawakami，H.Takayanagi著“单晶n-InAs耦合约瑟夫森结”，第92～94页。

利用结来测量辐射强度均匀纵向分布W（X）（- (L)/2 ≤X≤O）的方案示于图2。到达半导体阻挡层4的辐射，能引起阻挡层4中的载流子浓度n（x）分布的变化，相应地引起临界电流密度的变化△j_c（X）。在阻挡层4中，由辐射引起的不均匀性的大小，由半导体中载流子扩散的特征长度决定，且不大于10微米。改变平行于阻挡层4的磁场H，测量临界电流的变化相对于磁场的依赖关系△I_c（H）。然后将反傅里叶积分变换应用于所测得的函数△I（H），並根据公式（4），在（- (L)/2 ≤X≤O）的范围内，使所求的强度分布W（X）恢复原状。使辐射射到半个阻挡层4上，将保证所恢复的原状的均匀性。

利用掩模5，可以使电磁辐射向超导电极之一的一部分表面上（图中未示出），以及不使用掩模5，而使电磁辐射向阻挡层4的全部表面（图中未示出）。

作为实施测量强度为均匀对称空间分布的方法的一个例子，其测量装置示于图3。在该装置中，沿被求的其强度为均匀空间分布W（X）的电磁辐射行进通道，装有调制器6和约瑟夫森结2。结2与电流源7和电压放大器8电气相连接。在电流供给电路中，电阻器9与电压放大器10的输入端连接，该电压放大器的输出端连接在信号选择和存储部分11上。电压放大器8的输出端连接在脉冲形成部分12的输入端，该脉冲形成部分的输出端连接在信号选择和存储部分11的第二输入端。信号选择和存储部分11的输出端与同步检波器13的输入端连接，该同步核波器的另一个输入端连接在电源部分14的输出端之一上。电源部分14的另一个输出端连接在调制器6的电动机15上。同步检波器13的输出端连接在模拟-数字变换器16的输入端，后者的输出端与数字连系装置17的输入端连接。数字连系装置17的输入-输出端与电子计算机18连接，而17的输出端则与数字-模拟变换器19连接。后者的输出端经过电流放大器20与螺线管21连接。螺线管21和约瑟夫森结2一起被置于恒低温器（图中未示出）中。

在科学仪器评论，第49卷，第12期，1978，R.W.Simon，P.Landmeier著“机内的约瑟夫森电流自动记录装置”中，详细地讲述了电流源7形成的最大约瑟夫森电流的记录系统，其中包括电压放大器8、电阻器9、电压放大器10、信号选择和存储部分11和脉冲形成部分12。

利用所述的装置，实施电磁辐射强度空间分布的测量方法的步骤如下。首先将电磁辐射强度空间分布的编码变换成电信号，在进行这种变换时，使电磁辐射经过调制器6射向位于螺线管21中的磁场H_I中的约瑟夫森结2。借助于电源源7，经过结2，给出变化的电流I₀，其峰值大于结2的临界电流I_c。当电流I₀超过临界电流I_c时，在结2上便引起电压跃变，该电压跃变被放大器8放大后，到达脉冲形成部分12，根据该脉冲形成部分的输出端上的信号，在选择部分11中实现对电压放大器10的输出端上的电压值的选择。这些电压V（t）的大小与约瑟夫森结2的临界电流I_c（t）的值成比例。I_c（t）的值被调制成具有调制器6的旋转频率，並且通过同步检波器对该调制进行检波。因此在同步检波器13的输出端形成电信号，该信号与最大约瑟夫森电流的变化△I_c成比例，该信号经过模拟-数字变换器16和连系装置17，到达电子计算机18。

在编码变换过程中，通过使外磁场作用于约瑟夫森结2的方法实现其参量的改变，选择约瑟夫森电流密度相对于约瑟夫森结2的平面上的坐标的依赖关系的空间频率作为编码变换参量。而且在测量△I_c之后，H_i的条件下，电子计算机18给出指令，经过连系装置17、数字-模拟变换器19和电流放大器20，来改变螺线管21中形成磁场H₂的电流。同时以类似的方式记录△I_c（H₂）。对于磁场从0到H_max的全部数值来说，记录过程反复进行，一直到空间频率K的值超过给定分辨率的倒数值为止（见方程式（1））。

根据公式（4），利用傅里叶积分变换，在电子计算机18中，实现对在电磁辐射的作用下，约瑟夫森结的最大约瑟夫森电流的变化△I_c与空间频率K的依赖关系进行的单值相关的译码变换。

在编码和变换成电信号的操作中，由于利用了新的现象-稳定的约瑟夫森效应，这就消除了光学编码的必要性，並相应地消除了改变光学编码参量的必要性，从而极大地简化了测量方法，因为光学编码通常是借助于一组光学掩模的机械移动来进行的。在所提供的方法中，仅仅利用固体结构（约瑟夫森结）中的光电效应和磁效应，而不利用任何形式的光-机械过程。

所提供的测量方法的分辨率的大小，取决于由磁场调制的约瑟夫森电流的特征调制长度和约瑟夫森结的超导电极或阻挡层中的光电过程的特征长度。这些特征长度与任何几何尺寸无关，並且可使这些长度很小，其中包括较小的辐射波长λ。例如，为了对约瑟夫森电流进行空间调制，使其周期为△L

10微米，所需要的磁场H的大小仅为φ₀/d·△L≈20高斯，这就很容易实现。在超导电极中，光电过程的特征长度为准粒子扩散长度L_D的大小。长度L_D由如下的表达式确定：

$\mathrm{LD}=\sqrt{\frac{1}{3}\·\mathrm{VF}\·l\·\mathrm{\τR}}\left(6\right)$

式中l-自由行程的长度，τ-准粒子复合的有效时间。在通常一些数值V_F≈10⁸厘米/秒，1≈10^-6厘米，τ_R＝10^-8秒的情况下，估算L_D所得之值为L_D≈6微米。在用电磁辐射局部加热超导电极膜的条件下，还可使薄膜超导电极中的热传导的长度η达到很小（≈1微米）。也可以使结的阻挡层中被辐射感应了的载流子的特征扩散长度很小（≤10微米），例如在半导体的情况下。

因此，约瑟夫森结中的约瑟夫森电流的特征调制长度和光电过程的特征长度都可能非常小（＜10微米），这就保证了所提供的测量方法具有较好的空间分辨率。

当辐射向结的电极之一时，本方法可应用于长波范围。这与下述事实有关，首先是在所提供的方法中，对波长没有衍射限制，其次是在所提供的方法中，对于频率为ν≥2△/h的辐射来说，所利用的超导结是光接收器。超导体的能带间隙2△的大小对应于亚毫米区间，这个情况决定了在很宽的光谱区都能采用所提供的方法（波长从亚毫米区一直到紫外区）。

Claims (6)

1、电磁辐射强度空间分布的测量方法，是将电磁辐射强度空间分布的编码变换成电信号，改变编码变换参量，测量电信号对编码变换参量的依赖关系，以及对所测得的电信号相对于编码变换参量的依赖关系，进行单值相关的译码变换，其特征为：借助于稳定的约瑟夫森效应，将电磁辐射强度空间分布的编码变换成电信号，使电磁辐射直接射到约瑟夫森结(2)上，该结的长度和宽度不超过磁场穿透结(2)的约瑟夫森深度，该结构由两个超导电极(1，3)和位于这两个电极之间的阻挡层(4)构成，选择在电磁辐射的作用下，约瑟夫森结(2)的最大约瑟夫森电流的变化，作为电信号，而选择约瑟夫森电流密度对约瑟夫森结(2)的平面上的坐标的依赖关系的空间频率，作为编码变换参量，通过使外磁场作用于约瑟夫森结(2)的方法，改变这些空间频率，使其从零变化到给定的空间分辨率的倒数值，而通过傅里叶积分变换的方法，对在电磁辐射的作用下，约瑟夫森结(2)的最大约瑟夫森电流的变化相对于空间频率的依赖关系，实现单值相关的译码变换。

2、根据权利要求1所述的强度空间分布的测量方法，其特征为：当电磁辐射强度的空间分布为任意分布时，将该电磁辐射到约瑟夫森结（2）的阻挡层（4）的一部分表面上。

3、根据权利要求1所述的强度空间分布的测量方法，其特征为：当电磁辐射强度的空间分布为任意分布时，将该电磁辐射射到约瑟夫森结（2）超导电极（1，3）之一的一部分表面上。

4、根据权利要求1所述的强度空间分布的测量方法，其特征为：当电磁辐射强度的空间分布为二维空间分布时，将该电磁辐射射到约瑟夫森结（2）的阻挡层（4）的全部表面上。

5、根据权利要求1所述的强度空间分布的测量方法，其特征为：当电磁辐射强度的空间分布为二维空间分布时，将该电磁辐射射到约瑟夫森结（2）的超导电极（1，3）之一的全部表面上。

6、根据权利要求1或2或3或4或5所述的强度空间分布的测量方法，其特征为：选择在无外界磁场时，最大约瑟夫森电流密度分布均匀的结，作为约瑟夫森结（2）。

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