Спектральная пирометрия Магунов. Оглавлениепредисловие Глава Задачи, методы и проблемы оптической пирометрии
 Скачать 4.34 Mb.
|
|
Фуллерены. Кроме кластеров, самыми малыми частицами, для которых считается установленным планковский характер теплового свечения, являются молекулы фуллерена диаметр молекулы = 0,75 нм. Регистрируемые при лазерном воздействии спектры излучения фуллеренов вначале воспринимались как необычно широкие полосы люминесценции, обусловленные зонной структурой. Однако достаточно скоро была установлена тепловая природа излучения. При облучении эксимерным лазером (длина волны 248 нм, длительность импульса 20 нс) фуллеренов, адсорбированных на поверхности подложки, происходила их десорбция, при этом наблюдались спектры излучения, подобные планковскому, с учетом излучательной способности наноразмерных частиц ( ε ∼ 1/λ) [5.48]. Температура частиц достигала 3000 КВ интервале спектра, включающем видимый и ближний ИК-свет (до λ = 1,5 мкм, при облучении лазером ( λ = 514 нм) регистрировали спектр излучения композиций, в которых чередовались слои фуллеренов и кремния [5.49]. Свечение можно было наблюдать невооруженным глазом. Подгонка экспериментальных спектров планков- ской кривой дает температуры в интервале 1400–1600 К. Приуменьшении содержания кремния до 0,5 % (масс) интенсивность непрерывного спектра падает. При облучении молекул ив аргоне и неоне эксимерным лазером на ArF ( λ = 193 нм) с флюэнсом 3–80 мДж/см 2 наблюдали непрерывные спектры, подобные планковскому [5.50]. После лазерного импульса температура фуллеренов линейно падает во времени от начального значения (примерно 2800 Ка интенсивность излучаемого света падает экспоненциально. Зарегистрированы непрерывные спектры излучения молекул облучаемых электронным пучком, в диапазоне длин волн 300–800 нм. По спектрам определена средняя температура молекул, она изменяется от 2200 до 3100 К при увеличении энергии электронов пучка от 30 до 100 эВ. Максимальная температура частиц может достигать 3800 К. Авторы считают, что планковский спектр характерен для излучения каждой отдельной молекулы фуллерена, а не является усреднением непланковских спектров многих молекул. Особенности формирования непрерывных спектров наночастиц. Предполагается, что в спектре теплового излучения отдельных наночастиц присутствует спонтанное и отсутствует вынужденное излучение, те. спектр описывается не формулой Планка, а формулой Вина. Такое предположение кажется правдоподобным, однако 5.3. Спектральная пирометрия наночастиц 145 прямым подтверждением могла бы быть регистрация спектра излучения наночастиц в переходной области спектра ив области Рэлея– Джинса, где спектральная зависимость интенсивности для моделей Планка и Вина существенно различается. Особенности теплового излучения проводящих наночастиц изучались в ряде работ [5.55, 5.56]. Общим свойством является уменьшение излучательной способности частиц с уменьшением их размера в диапазоне нм. Приуменьшении металлических частиц до размеров, сравнимых с длиной свободного пробега электронов в металле, возникает резонансная особенность в спектрах поглощения, связанная с колебаниями электронного газа и рассеянием электронов при их столкновениях с поверхностью. В спектрах диэлектрических частиц наблюдаются особенности, связанные с размерным квантованием и образованием системы дискретных электронных уровней. Здесь действует такой механизм излучения света, как люминесценция, при этом заселение уровней может быть связано как с внешним оптическим облучением, таки с протеканием тока. При усреднении спектра по ансамблю частиц разных размеров (с разным положением электронных уровней) возможно формирование непрерывного спектра. Механизмы формирования непрерывных тепловых спектров нагретых диэлектрических частиц недостаточно изучены. В частности, неясно, является ли непрерывный спектр результатом суммирования узких спектров многих наночастиц, или это свойство каждой отдельной частицы Можно ли считать, что непрерывный спектр отдельной диэлектрической наночастицы возникает вследствие перекрытия большого числа дискретных уровней или вследствие образования свободных электронов в зоне проводимости? В работе [5.57] предложена гипотеза формирования непрерывного спектра наночастиц из оксидов металлов. Оксиды металлов являются широкозонными диэлектриками. В этом случае наиболее близка к реальной экспоненциальная зависимость коэффициента излучения от длины волны. Поглощение света в видимом диапазоне связано с переходами между хвостами состояний в запрещенной зоне и описывается правилом Урбаха: α ∼ exp (E/E 0 ). Температура частиц, восстановленная по спектру излучения, соответствует формуле = T p /[1 − kT p /E 0 ]. Отличие вычисленной по спектру температуры от действительной температуры T p определяется глубиной хвостов состояний в запрещенной зоне. Поскольку обычно принимается отсутствие спектральной зависимости коэффициента излучения (что означает ∞), то получаемая при этом температура T , соответствующая конечному значению, всегда выше действительной температуры. Автор считает, что восстановление температуры по спектру излучения оксидных частиц в пламени является принципиально невозможной задачей из-за отсутствия данных о спектральной зависимости Гл. 5. Пирометрия микро- и наночастиц коэффициента излучения частиц. В случае же высокой концентрации структурных дефектов температура частиц может оказаться достаточно близкой к действительной. Вопрос о механизмах видимого теплового излучения прозрачных материалов (широкозонных диэлектриков) пока что не имеет решения. В большинстве работ по пирометрии наночастиц используется формула Планка с учетом излучательной способности малых частиц ∼ 1/λ. Пределы применимости выражения для излучательной способности не исследованы. Например, при увеличении концентрации наночастиц в объеме газа зависимость ∼ 1/λ должна изменяться таким образом, чтобы при достижении непрозрачности этого объема она приблизилась к постоянному предельному значению ≈ 1 при любой длине волны. Спектры черного тела и селективного излучателя (рис. 5.5) отличаются положением максимума интенсивности в случае Рис. 5.5. а — нормированные спектры черного тела (1) и селективного излучателя с ∼ 1/λ (2) с температурой T = 3000 К. б — спектры черного тела (1, и селективного излучателя св координатах Вина температура = 3000 К (1, 2) и 2000 К (3, 4) 5.3. Спектральная пирометрия наночастиц 147 черного тела 2898/T , тогда как для излучателя с ε ∼ положение максимума описывается выражением 2400/T где длина волны выражена в микрометрах). При формировании слоя наночастиц на подложке правомерность использования выражения ∼ 1/λ неочевидна, так как слой наночастиц (например, слой платиновой черни, сажи или нанотрубок) близок по своим свойствам к черному телу, и можно ли описывать его как совокупность независимо излучающих наночастиц, неясно. Слой вертикально ориентированных углеродных нанотрубок (диаметр 8–11 нм, длина 10–800 мкм) на подложке обладает наименьшей отражательной способностью ( R ≈ 0,045 %) [5.58], те. является практически черным телома не набором отдельных наночастиц. Даже в случае полупрозрачного слоя наночастиц (например, островковой металлической пленки на подложке) на площади с размером, сравнимым с длиной волны, находится большое число островков размером 5–10 нм, и неизвестно, излучают ли они как набор отдельных островков, или как непрерывная металлическая пленка. Вопрос об излучательной способности ансамблей наночастиц требует изучения. Для экспериментального решения этого вопроса необходим широкий спектральный диапазон, чтобы можно было достоверно регистрировать положение максимума интенсивности и сравнивать его действительное положение стем, которое соответствует спектру серого излучателя с температурой, вычисляемой по коротковолновому краю спектра. Если эти максимумы совпадают, объект является серым излучателем, и зависимость) учитывать не надо. Как показано в гл. 3, в коротковолновой области спектра отличие между температурами, вычисленными по моделям серого излучателя и селективного излучателя, несущественно. Если удается зарегистрировать спектр в области длин волн в 2,5–3 раза более коротких, чем длина волны, соответствующая максимуму интенсивности в спектре черного тела при той же температуре, учет зависимости ∼ практически не влияет на результат. На риса показаны спектры черного тела и селективного излучателя ( ε ∼ 1/λ) при температуре К. При построении обоих спектров в координатах Вина с ординатой) видно (рис. 5.5 б, что в коротковолновой области наклон спектров почти совпадает, те. вычисляемые по спектрам температуры одинаковы. С помощью модели серого излучателя по спектру селективного излучателя в интервале длин волн 200–270 нм вычисляется температура 3150 К при его действительной температуре = 3000 К и температура T ∗ = 2065 К при действительной температуре К. При использовании коротковолновой области спектра несущественно, какова спектральная зависимость излучательной способности наночастиц. В длинноволновой области спектры пересекаются, наклоны и вычисляемые температуры существенно отличаются Гл. 5. Пирометрия микро- и наночастиц В этой области модели серого излучателя и селективного излучателя приводят к разным результатам. Если же построить спектры в плоскости с ординатой = ln (λ 6 I), прямолинейным окажется спектр селективного излучателя, а отклоняться от прямолинейности будет спектр черного тела, но одинаковый наклон обоих спектров в области коротких волн сохранится. Тепловая энергия непрозрачной наночастицы пропорциональна ее объему (те. кубу радиуса, а мощность теплового излучения и скорость радиационного охлаждения пропорциональна площади поверхности (те. квадрату радиуса. Это означает, что для достаточно больших наночастиц их температура в ансамбле может увеличиваться с увеличением размера частиц. Экспериментальные данные по распределению температуры наночастиц в ансамблях отсутствуют. Для наночастиц, в которых число атомов не превышает 100, излучение одного кванта видимого света с энергией 1,7–3,1 эВ означает потерю существенной доли внутренней энергии, что приводит к уменьшению средней энергии каждого атома и, тем самым, температуры наночастицы. Например, для фуллерена C 60 при T = 1750 К излучение одного кванта с энергией 3 эВ приводит к падению температуры атомов C в молекуле на Δ T ≈ 200 К. Излучение каждого кванта происходит независимо от времени, прошедшего после излучения предыдущего кванта. Поэтому в ансамбле фуллеренов одновременно могут находиться молекулы с существенно отличающимися температурами Глава ПИРОМЕТРИЯ ПЛАМЕНИ, ВЗРЫВОВ И ПЛАЗМЫ Наибольшее количество методов создано для термометрии газового пламени и газоразрядной плазмы. Для измерения температуры пламени еще 30 лет назад применяли около 50 методов [6.1]. К настоящему времени создано и применяется не менее 100 контактных и бесконтактных методов термометрии пламени и плазмы. В данной главе обсуждается применение метода спектральной пирометрии для измерения температуры плазмы, пламени и взрывов. Газовое пламя Протекание экзотермических химических реакций окисления в смеси газофазных реагентов называют горением, а область свечения продуктов реакции — пламенем. Первоначально реакцию инициируют обычно с помощью кратковременного локального нагрева (поджига), затем вследствие значительного теплового эффекта окислительных реакций (с участием кислорода, хлора и др) область реакции сильно нагревается, и процесс окисления становится самоподдерживающимся. При этом фронт пламени перемещается в пространстве, и пламя занимает весь объем, в котором выполнены условия протекания реакции (имеются реагенты и необходимая температура. Горючим могут быть углеводороды (метан, пропан, бутан и др. Температуры, характерные для газовых пламен, находятся в интервале от 1200–1500 К до T max ≈ 3500 К. Наиболее высокие температуры достигаются при горении водород-кислородной и ацетилен-кислородной смесей. При горении в воздухе температура пламени в 1,5–2 раза ниже, чем при горении в кислороде (например, для метана = 2700 Кв кислороде и = 2000 Кв воздухе, для ацетилена T = 3100 Кв кислороде и = 2000 Кв воздухе. Для более полного сгорания газов в смесях с воздухом его часто предварительно нагревают до ≈ 1000 К. При гетерогенном горении твердых органических веществ (древесина, уголь, парафины и др) вначале происходит нагрев твердого вещества и его термическое разложение, затем испарение летучих веществ и их горение в газовой фазе. Горение жидких веществ (нефть, нефтепродукты) также происходит в газовой фазе, по мере нагревания Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы и испарения жидкости. Горение некоторых сложных веществ (порох) происходит без доступа кислорода, при этом образуются газофазные продукты реакции. Горение является одним из наиболее изученных явлений, для которого разработаны систематизированные теоретические представления с привлечением данных (констант скоростей, энергий активации и др, измеряемых экспериментально Для измерения температуры пламен, спектр излучения которых имеет непрерывную составляющую, возможно применение спектральной пирометрии, те. экспрессные измерения температуры с помощью малогабаритного спектрометра. Среди многих традиционных и новых методов оптической термометрии пламен [6.3, 6.4] спектральная пирометрия светящегося пламени является одним из перспективных, поскольку не требует сложного оборудования, которое применяется в лазерных методах, и позволяет достичь большей достоверности результатов, чем при использовании контактных методов (где на результат влияют гетерогенные каталитические процессы и тепловое излучение термозонда, а коэффициент теплоотдачи обычно неизвестен точно, поскольку не измеряется экспериментально) или яркостной пирометрии (из-за неизвестной излучательной способности прозрачного пламени и присутствия атомарных линий и молекулярных полос в спектре излучения). Особенностью любого пламени является пространственная неоднородность его температуры. В ламинарном пламени различают несколько стационарных пространственных зон с разными температурами. В прозрачном пламени наблюдаются все зоны, и можно зарегистрировать излучение всех точек, лежащих вдоль луча зрения. Смысл единственного значения температуры, вычисляемой по спектру излучения заведомо неоднородного прозрачного объекта, обсуждается в гл. Особенность метода спектральной пирометрии в области Вина состоит в том, что определяемая температура близка к максимальной, а не среднеарифметической (как в области Рэлея–Джинса). В непрозрачном пламени излучение наиболее нагретых зон поглощается в менее нагретых слоях, поэтому оптическая пирометрия не позволяет определить максимальную температуру. В турбулентном пламени температура в любой точке является случайной функцией времени. При этом возможна крупномасштабная пространственная неоднородность температуры, характерный размер которой сравним с размером пламени. В областях, расположенных в центральных областях и удаленных от границ пламени, усредненная температура выше средней температуры вблизи границы горения. Спектр свечения пламени определяется в значительной степени соотношением концентраций горючего и окислителя и полнотой их перемешивания. Спектры пламени содержат континуум, если при горении образуется твердая фаза. В случае неполного окисления углево- 6.1. Газовое пламя 151 дородного горючего образуются микроскопические частицы, состоящие в основном из углерода (сажа) [6.5]. Пламена, в которых имеется значительное количество сажи, визуально выглядят желтыми, а спектр излучения имеет непрерывную составляющую, наряду с присутствием атомарных линий и молекулярных полос излучения. Иногда в пламя вводят малые металлические частицы (Al, Mg и др) или угольную пыль, которые служат дополнительным горючим. Размер частиц — от долей микрометра до нескольких десятков микрометров. При взаимодействии металлов с кислородом происходит экзотермическая реакция с высоким тепловым эффектом, и образуются окислы металлов. Спектры пламени с частицами имеют непрерывную составляющую. На рис. 6.1 показан оптический спектр излучения ламинарного пламени при горении пропана (C 3 H 8 ) в воздухе [6.6]. Приемный торец оптического волокна, соединенного со спектрометром, расположен го- Рис. 6.1. Спектр пламени при горении пропана в воздухе ризонтально, направленна пламя и находится на расстоянии 10 см от него. В поле зрения спектрометра попадает вся светящаяся область пламени, ее размеры примерно 1 × 1 × 3 см. Время накопления спектра мс, спектральный диапазон 200–850 нм. Пламя является прозрачным: лазерное излучение с длиной волны 654 нм, проходящее сквозь пламя, ослабляется не более чем на 1 % (детектирование проводилось кремниевым фотодиодом, установленным на расстоянии 3 мот пламени). Пламя излучает непрерывный спектр, подобный спектру черного тела в длинноволновой области спектра (рис. 6.2). В области коротких волн интенсивность не следует форме планковского спектра и сохраняет примерно постоянную величину. Спектр в этой области содержит молекулярные полосы излучения, которые связаны с неравновесными процессами, приводящими к заселению возбужденных уровней моле Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы Рис. 6.2. а — сравнение спектров пламени (1) и черного тела (2). б — спектры горения пропана в координатах Вина. Температура 1960 (1) и 1910 К (2) кул входе химических реакций. Наиболее сильные полосы принадлежат молекулам CO (четвертая положительная система A 1 Π → и система Камерона a 3 Π → X 1 Σ + ), NO (система A 2 Σ + → X 2 Π), OH (A 2 Σ + → X 2 Π) и CH (B 2 Σ − → X 2 Π). Потенциалы возбуждения полос достигают или превышают 5–6 эВ, термическое заселение таких высоких уровней невозможно при температуре пламени. Например, заселение возбужденных уровней и оптическое излучение полос гидроксила OH происходит при протекании реакций O + H → и H + O 2 → OH ∗ + O Построив полученный спектр в координатах Вина (рис. 6.2 б, кривая, получаем по интервалу длин волн 495–760 нм, где интенсивность полос пренебрежимо мала, температуру пламени = 1889 ± 2 К. Вычисленная по спектру температура несколько меняется от 6.1. Газовое пламя 153 того, присутствуют ли в спектре полосы молекулярного излучения. Поскольку полосы лежат в основном в коротковолновой области, температура, вычисляемая по спектрам с полосами, выше на 50–70 К. При использовании интервала длин волн 435–760 нм получаем температуру = 1960 ± 4 К. Влияние линий и полос в спектре на результат измерения температуры рассматривается в гл. Температура пропанового пламени достаточно стабильна от эксперимента к эксперименту. На рис. 6.2 б кривая 2) показан также второй спектр, зарегистрированный при увеличении размера пламени в несколько рази удалении приемного торца волокна на расстояние см. В этом случае спектр регистрировали спектрометром с ПЗС-линейкой, чувствительной в диапазоне 500–1000 нм. Проводилась выборка заданного числа точек из непрерывного спектра. Видно, что наклоны обоих спектров практически совпадают. Температура пламени, вычисленная по второму спектру, составляет = 1910 ± 15 К. Для диффузионного пламени при горении бутана (C 4 H 10 ) в воздухе зарегистрирован спектр излучения в интервале длин волн 300–455 нм и проведена подгонка экспериментального спектра планковской функцией таким образом, чтобы выбором двух свободных параметров температуры и масштабного множителя для интенсивности — обеспечить наилучшее совпадение двух кривых [6.9]. Спектры серого излучателя при температурах 1200–1350 ◦ C достаточно точно аппроксимируют экспериментальный непрерывный спектр, формирование которого связано с образованием сажи в пламени. Для определения температуры не потребовалось знание излучательной способности пламени. Подгонка дает хорошее совпадение кривых в предположении = const (При использовании двух спектрометров и алгоритма томографической реконструкции авторам удалось восстановить пространственное распределение температуры. Узкий интервал длин волн, в котором регистрировали спектр, и присутствие в спектре широких полос излучения радикалов OH (Δ λ ≈ 307–350 нм) и CH (Δλ ≈ 390–440 нм) препятствуют здесь достижению высокой точности определения температуры изучаемого пламени, так как подгонка фактически проводится для трех узких интервалов, свободных от полос излучения 300–307, и 440–455 нм. Для увеличения точности необходимо регистрировать спектр в более широком интервале длин волн. Поскольку в газовом пламени источником излучения с непрерывным спектром являются чаще всего малые углеродные частицы субмикронных и нанометровых размеров, возникает вопрос о необходимости учета спектральной зависимости излучательной способности частиц. Когда спектр излучения объекта отличается от серого, то по разным спектральным интервалам вычисляются разные температуры, и отличаться они могут в 1,5–2 раза. Как показано в гл. 3 и 5, при регистрации спектра в области достаточно коротких длин волн учет Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы спектральной зависимости (например ∼ 1/λ для малых сферических проводящих частиц) или использование модели серого излучателя приводят к практически одинаковым результатам. Для пламени с температурой ≈ 2000 К коротковолновый диапазон, использование которого позволяет применять модель серого излучателя, лежит при 500–600 нм, для пламени с температурой T ≈ 3000 К при 500–600 нм. При использовании модели серого тела погрешность определения температуры пламени по спектру в этих случаях не превышает. При регистрации спектра в интервале более длинных волн (например, в области максимума интенсивности) применение модели серого излучателя может приводить в случае оптически тонкого пламени к значительным погрешностям. Ясно, что в предельном случае пламени с большой оптической толщиной для всех длин волн (т. е. непрозрачного) учитывать зависимость) ненужно. Каким образом происходит переход от ∼ 1/λ для оптически тонкого к ε ≈ 1 для оптически толстого пламени, неясно. Применение метода спектральной пирометрии представляется перспективным для термометрии выхлопных факелов реактивных двигателей и горения топлива в цилиндрах двигателей внутреннего сгорания, где всегда присутствуют излучающие углеродные частицы, и оптическая толщина достаточна для формирования черного или серого спектра. Взрывы и ударные волны Взрыв при протекании химических реакций отличается от горения большей скоростью и большей плотностью энерговыделения, вследствие чего в окружающей атмосфере возникает ударная волна (сверхзвуковой скачок давления, плотности и температуры газа. В ближней зоне взрыва конденсированных сред происходит разлет нагретых продуктов химических реакций, в дальней зоне распространяется только ударная волна. В режиме, называемом детонацией, сама ударная волна, распространяющаяся по конденсированному веществу или смеси газов, вызывает протекание химической реакции. Вопросы физики и химии взрыва и детонации подробно обсуждаются в Нитрометан и тринитротолуол. В работе [6.11] приведены непрерывные оптические спектры взрывов нитрометана CH 3 NO 2 (НМ) и тринитротолуола CH 3 (NO 2 ) 3 (ТНТ), а также нитрометана с добавлением в него металлических порошков (Al, Mg или Zr). Спектры свечения продуктов взрыва зарегистрированы в интервале длин волн нм с помощью спектрометра USB-2000 (Ocean при накоплении сигнала в течение 50 мс. Для измерения температуры авторы применяли двух- и трехволновую пирометрию с временным разрешением 0,5 мкс. Регистрация излучения происходила на длинах 6.2. Взрывы и ударные волны 155 волн 488, 568 и 690 нм. При использовании трехволновой пирометрии температуру определяли по отношениям интенсивности каждой из трех пар линий. Спектрометр и пирометр находились на расстоянии 60 мот места взрыва зарядов массой 1 кг для НМ и 3,6 кг для ТНТ. Приведенные в статье спектры построены нами в координатах Вина (рис. 6.3), при этом получены температуры = 2684 ± 13 К при взрыве НМ и = 2692 ± 9 К при взрыве ТНТ. Вычисление температур про- Рис. 6.3. Спектры взрыва нитрометана (1) и тринитротолуола (2). Получена температура 2680 (1) и 2690 К (водилось по интервалу длин волн 480–750 нм для НМ и 450–750 нм для ТНТ. В более коротковолновой области наблюдается существенное отклонение спектра от прямолинейности, связанное стем, что интенсивность излучения падает с уменьшением длины волны намного быстрее, чем в спектре серого тела. В области > 750 нм в обоих спектрах имеется сильная полоса излучения, поэтому для вычисления температуры используется только диапазон длин волн, меньших нм. Добавление в нитрометан порошка Zr привело к существенному повышению температуры продуктов взрыва = 5335 ± 70 К при вычислении в интервале = 500–760 нм (рис. 6.4). В области λ < 500 нм также наблюдается значительное отклонение от прямолинейности, означающее, что интенсивность излучения падает с уменьшением длины волны сильнее, чем в случае серого излучателя. Возможно, излучение в этой области спектра частично поглощается продуктами взрыва. Спектры излучения взрыва НМ с добавками Mg и Al содержат много полос излучения. В спектре НМ с Al имеется несколько сильных полос AlO в интервале длин волн 460–550 нм. В спектре НМ с Mg широкие полосы MgO и атомарные линии Mg I занимают диапазон от 470 до 670 нм. Результат обработки спектра излучения НМ с связанной с удалением линий и полос, приведен в гл. 8. Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы Рис. 6.4. Спектр взрыва нитрометана с добавлением порошка Zr. Температура (по интервалу длин волн 500–760 нм, обозначенному вертикальными отрезками К Для исследованных взрывов характерна сильная пространственная неоднородность (она наблюдается с помощью скоростной видеокамеры) и быстрое изменение температуры во времени. Спектр, полученный усреднением повремени и по всей светящейся области взрыва, дает значение температуры, близкое к максимальной температуре, измеренной пирометром отношения. Эволюция температуры во времени получена с помощью пирометрических измерений. При взрыве НМ впервые мкс температура (по отношению интенсивностей на длинах волн 488 и 568 нм) увеличивается от 3600 до 5000 Кв следующие 10 мкс температура растет до 5600 К, затем в течение 60 мкс сигнал находится в насыщении (температура при этом неизвестна, после чего в течение 200 мкс температура падает до 2600 К, и через 10 мс после начала взрыва принимает постоянное значение 2000 К, которое длится в течение 70 мс. За время накопления спектра ПЗС-спектрометром (50 мс) температура изменяется более чем в два раза. В других смесях происходит аналогичная эволюция температуры. При взрыве НМ с Zr температура за мкс поднимается до 5000 К, затем в течение 2 мс падает до 4000 КВ интервале времени 10–20 мс температура постоянна (2500 К). Полоса чувствительности пирометра при 488 нм может перекрываться с широкими полосами излучения молекул MgO (максимум при 496 нм) и AlO (487 нм. Поэтому наиболее надежными являются данные, полученные при взрывах НМ, ТНТ и НМ + Zr, в спектрах излучения которых сильные полосы отсутствуют. |