Спектральная пирометрия Магунов. Оглавлениепредисловие Глава Задачи, методы и проблемы оптической пирометрии

• Название: Оглавлениепредисловие Глава Задачи, методы и проблемы оптической пирометрии
• Анкор: Спектральная пирометрия Магунов
• Дата: 01.03.2023
• Размер: 4.34 Mb.
• Имя файла: Спектральная пирометрия Магунов.pdf
• Тип: Документы; #962483
• страница: 15 из 22

Плазма при электрическом взрыве металлических проволочек.
При пропускании тока (100–1000 кА) по металлической проволочке диаметром 0,1–0,5 мм за время 1–30 нс происходит нагрев и испарение металла, при этом в парах металла развивается сильноточный разряд длительностью до нескольких микросекунд. Образовавшаяся плазма излучает непрерывный спектр наряду с линейчатым, при этом непрерывный спектр подобен планковскому [6.31, 6.32]. В ряде экспериментов температуру плазмы при взрыве проволочки измеряют по непрерывному спектру.
В работе [6.33] импульсом тока (примерно 70 кА) длительностью около 100 нс взрывали медную проволочку диаметром 0,1 мм и длиной мм. Электроды были изготовлены из нержавеющей стали, и проволочка находились вводе. О скорости процесса дают представление следующие характеристики через 250 нс после начала нагрева радиус цилиндрической плазмы составлял примерно 0,3 мм, а ударная волна прошла расстояние 0,6 мм от оси проволочки, те. скорость расширения металлической плазмы достигала 10 5
см/с, а скорость ударной волны превысила 2
· 10 5
см/с.
Спектр излучения разряда регистрировали в интервале длин волн нм. Оптическая система принимала излучение центрального участка проволочки. Через десятки наносекунд после начала нагрева

Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы
регистрируется непрерывный спектр. В статье приведены спектры плазмы, полученные с задержками = 70, 100, 130 и 160 нс (время накопления спектра во всех случаях составляло 10 нс. При аппроксимации экспериментальных спектров с помощью планковской кривой получены температуры ≈ 0,54 эВ (τ = 70 нс, T ≈ 1,2 эВ (τ = 100 нс ≈ 0,75 эВ (τ = 130 нс) и T ≈ 0,65 эВ (τ = 160 нс. Авторы считают,
что поглощение излучения вводе не влияет на форму регистрируемых спектров. Сонолюминесценция
Определение температуры по непрерывным спектрам излучения проводилось в ряде работ по сонолюминесценции (свечению микроскопических газовых пузырьков в жидкости при кавитации. Термин
«люминесценция» в названии явления возник в е годы XX века,
когда о механизме свечения пузырьков не было еще никаких данных.
Позднее (в 1950 г) была предложена гипотеза о равновесном характере свечения и планковской форме спектров сонолюминесценции (противоречие в терминологии состоит здесь в том, что люминесценция это неравновесное свечение. Первая оценка температуры, достигаемой при адиабатическом сжатии пузырька, дала значение порядка 10 4
К.
Современные представления о кинетике и механизмах сонолюминес- ценции обсуждаются в обзорах [6.34, При прохождении интенсивной звуковой волны в жидкости, в которой имеется газовый пузырек, в фазе, соответствующей повышенному давлению, происходит сжатие пузырька, и при достижении им размеров порядка 1 мкм возникает вспышка света длительностью пс. Давление в пузырьке вовремя вспышки составляет от сотен до нескольких тысяч атмосфер. Стадия сжатия происходит с существенно большей скоростью, чем стадия расширения. Можно создавать условия, при которых в пузырьке возникает либо холодное свечение (люминесценция, либо тепловое свечение сжатых газов и паров. Систематические температурные измерения по спектрам излучения начали проводить в е годы, когда был разработан метод получения в жидкости единичного пузырька и управления его размером посредством акустической волны [6.36]. При определенной частоте ультразвука пузырек образуется точно в центре сферической колбы. Свечение пузырька происходит с частотой акустической волны,
пузырек существует достаточно долго, что позволяет регистрировать спектр, суммированный по многим вспышкам. Интенсивность свечения пузырька сохраняется на протяжении 10 6
–10 циклов сжатия. Спектр излучения пузырька содержит как непрерывную, таки линейчатую составляющую. Спектральные линии обусловлены возбуждением атомов газа, заполняющего пузырек. Природа непрерывного спектра является

6.4. Сонолюминесценция
167
предметом многолетних дискуссий. Вопрос заключается в том, является ли сжатый пузырек непрозрачным в видимом свете, а спектр его излучения планковским, или пузырек прозрачен, и спектр соответствует тормозному излучению.
Непрерывный бесструктурный спектр импульсного излучения в диапазоне длин волн 240–700 нм зарегистрирован в однопузырько- вой системе вводе. Интенсивность излучения увеличивается с уменьшением длины волны. Считая, что зарегистрирован участок чернотельного спектра, авторы определили температуру излучения ≈ 25 кК при температуре воды 22
◦
C. При понижении температуры воды спектр свечения пузырька смещается в коротковолновую область, при этом увеличивается число фотонов, испускаемое пузырьком водной вспышке. При температуре воды 10
◦
C получена температура излучения пузырька ≈ 50 кК. В обзоре [6.35] показано, что форма спектра при = 22
◦
C гораздо лучше соответствует температуре планковского излучателя 40000 К. При таких температурах видимый спектр относится к переходной области. На рис. 6.8 построены участки
Рис. 6.8. Спектр излучения при сжатии газового пузырька вводе) и спектры излучения серого тела при 40 кК (1) и 25 кК (2)
планковских спектров при температурах 25 и 40 кК и спектр пузырька,
зарегистрированный экспериментально. Видно, что форма наблюдаемого спектра пузырька ближе к планковской при = 40 кК.
Зарегистрированы непрерывные спектры излучения (в диапазоне длин волн 200–800 нм) пузырьков вводе с растворенным водородом. При сжатии в пузырьках достигаются температуры К, при этом в диапазон чувствительности спектрометра попадает максимум интенсивности вблизи 400 нм (рис. 6.9). Наблюдается хорошее соответствие зарегистрированных и планковских спектров.
Спектр, зарегистрированный в области Вина, включает в данном случае максимум интенсивности, положение которого соответствует план

Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы
Рис. 6.9. а — спектр излучения водородного пузырька вводе (точки) и спектр излучения серого тела с температурой = 6644 К. б — спектр в координатах
Вина. Прямая соответствует температуре = 6550 К
ковскому, а не тормозному спектру (для планковского и тормозного спектров положение максимума существенно различается. Для температуры, полученной по наклону прямой в координатах Вина, получаются значения ≈ 6553 ± 20 К (для интервала длин волн 285–735 нм)
или
T ≈ 6520 ± 13 К (для интервала 235–735 нм, этим температурам соответствует положение максимума 440 нм. Именно вблизи этой длины волны и находится максимум интенсивности, зарегистрированный в эксперименте. Для тормозного излучателя максимум находился бы вблизи ≈ 1100 нм. Таким образом, данные этой работы подтверждают предположение о пузырьке как планковском излучателе.
Диаметр излучающей поверхности черного тела оценивается (по измеренной интенсивности излучения) в 0,4–0,5 мкм, те. близок к длине волны излучения. Увеличение интенсивности свечения, сдвиг спектра

6.4. Сонолюминесценция
169
в коротковолновую область и повышение температуры пузырька наблюдаются при понижении температуры воды от 20 до Спектр свечения пузырька вводном растворе серной кислоты с аргоном в диапазоне 200–700 нм является непрерывными бесструктурным, при подгонке планковским спектром получены температуры излучения от 9000 до 12300 КВ диапазоне 700–900 нм наблюдается несколько уширенных спектральных линий аргона, которые в области крыльев линий образуют континуум из-за взаимного перекрытия. Температура внутри пузырька, определенная по относительной интенсивности эмиссионных линий Ar I с разными потенциалами возбуждения,
лежащих в диапазоне длин волн 700–850 нм, при тех же условиях составляет 8000–15000 К (табл. 6.1). Интенсивность атомарных линий с потенциалами возбуждения, превышающими 13 эВ, враз выше, чем сплошного спектра.
Т а блица Температуры планковского излучателя и заселения возбужденных уровней атома Давление Ar, бар 2,5 2,9 Температура планковского излучателя, К 9000 9500 Температура заселения уровней Ar I, К 10000 15000
> Поскольку размеры сжатых газовых пузырьков лежат в субмикронной области и сравнимы с длиной волны видимого света, высказано мнение, что эти пузырьки являются наименьшими природными объектами, спектр излучения которых подобен планковскому [6.40]. Однако,
как будет показано в гл. 5, существуют чернотельные излучатели,
размер которых на два порядка меньше длины волны.
В работе [6.41] сжатие пузырька в сферической колбе проводили с использованием двух гармоник акустического излучения, при этом можно было изменять разность фаз между первой и второй гармониками. Регистрировали оптическое излучение пузырька в интервале длин волн 300–780 нм, экспериментальные спектры аппроксимировали планковской кривой. В зависимости от сдвига фаз получали температуры газа в пузырьках от 18 до 49 кК. При использовании одной синусоидальной волны температура в пузырьке на 10 кК ниже при той же мощности акустического излучателя.
В работе [6.42] зарегистрирован спектр излучения конического пузырька вводе. Сжатие происходило в трубке, в которую был вставлен конус с углом о, наблюдение велось через отверстие в вершине конуса, закрытое сапфировым окном. При сжатии генерировалась после

Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы
довательность световых импульсов наносекундной длительности, весь цуг импульсов продолжался примерно 3 мкс и состоял из нескольких десятков коротких световых вспышек. Спектр регистрировали вин- тервале длин волн = 380–1050 нм. На рис. 6.10 приведен фраг-
Рис. 6.10. а — спектр излучения при схлопывании конического пузырька вводе. б — спектр в координатах Вина (1). Температура = 5560 К для интервала длин волн = 380–450 нм (2) и T = 7590 К для λ = 550–780 нм (мент спектра, полученного при сжатии пузырька. В длинноволновой области (
λ  900 нм, не показанной на рис. 6.10, наблюдаются полосы излучения. Авторы считают, что регистрируемый непрерывный спектр образован наложением планковского спектра с температурой К и тормозного спектра с температурой 19000 К. Разделение интегрального спектра на составляющие является задачей, для которой трудно обосновать единственность решения. Возможна другая интерпретация, основанная на привлечении только планковских спектров.
При построении в координатах Вина выявляется непрямолинейность

6.4. Сонолюминесценция
171
спектра, что обусловлено чаще всего температурной неоднородностью либо по объему пузырька, либо во времени (от вспышки к вспышке),
эти вопросы рассмотрены в гл. 7. В коротковолновой области спектра = 380–450 нм) наклон соответствует температуре T ≈ 5560 Кв интервале нм вычисляемая температура выше T ≈ 7590 К.
Непрерывный спектр в диапазоне длин волн 200–700 нм зарегистрирован при сжатии акустическими волнами одиночных газовых пузырьков вводе и водных растворах NaCl, в которых растворен аргон [6.43]. Спектр подгоняли планковской кривой, получены температуры, близкие к 10 кК.
Таким образом, плазма микроскопических размеров, образующаяся при сжатии газовых пузырьков акустическими волнами, излучает непрерывный спектр планковского типа. Это дает возможность определять температуру плазмы без привлечения данных о коэффициенте излучения.
Модель планковского излучателя при схлопывании пузырька имеет как сторонников [6.44], таки противников [6.35, 6.45]. Иногда спектр излучения выглядит смешанным если для спада интенсивности в длинноволновой области в случае тормозного спектра должна выполняться зависимость ∼ λ
−2
, а для планковского
I ∼ λ
−4
, тов некоторых экспериментах наблюдается зависимость ∼ λ
−2,5
, которая не соответствует ни одному из спектров Считается, что для планковского излучателя, в отличие от тормозного, длительность импульса в красной области спектра должна быть больше, чем в УФ-области, а независимость длительности вспышек от длины волны указывает на заметный вклад тормозного излучения. На рис. 6.11 показана рассчитанная эволюция излучения для двух длин волн (300 и 600 нм) в случае планковско- го и тормозного спектра. Нарастание температуры задавалось выражением, а спад выражением (t) = T
0
+ (T
1
− T
0
) exp (−t/τ), где T
max
— температура, достигаемая при > 3, T
1
— температура при = 1, T
0
— начальная температура. Расчет проведен в единицах безразмерного времени для значений 10 кК, T
1
= 6410 К, T
0
= 300 К. Видно, что красное свечение в обоих случаях можно обнаружить раньше на стадии нарастания температуры и позже на стадии остывания. Поэтому, проделав такой эксперимент, не удалось бы отличить планковский спектр от тормозного.
На самом деле и планковский, и тормозной спектры излучения плазмы имеют тепловую природу. Планковский спектр не имеет каких- либо особых механизмов формирования, в нем присутствуют всевозможные виды излучения и тормозное, и рекомбинационное, и линейчатое, при этом интенсивность излучения поверхности (Вт/см
2
) описывается зависимостью ∼ λ
−5
[exp (C
2
/λT ) − 1]
−1
. Тормозное излучение

Гл. 6. Пирометрия пламени, взрывов и плазмы
Рис. 6.11. Динамика свечения а — планковского излучателя на длинах волн (1) и 600 (2) нм б — тормозного излучателя на длинах волн 300 (1) и 600
(2) нм характерно для прозрачной плазмы, плотность мощности излучения объема (Вт/см
3
) описывается выражением ∼ λ
−2
T
−1/2
exp (−C
2
/λT Эти спектры отличает друг от друга положение максимума интенсивности, форма спада в длинноволновой области и зависимость полной мощности (интеграла по всем длинам волн) от температуры (
I ∼ для планковского спектра и ∼ для тормозного. В коротковолновой области, где спектральная зависимость определяется в основном экспонентой, оба спектра имеют практически одинаковую форму.
При нагревании и остывании плазмы, в которой температуры электронов и ионов близки (отсутствуют пучки быстрых электронов) импульс длинноволнового излучения длится дольше, чем импульс коротковолнового, в любом тепловом спектре, как планковском, таки тормозном. Если же в плазме есть пучок быстрых электронов, длительность импульсов тормозного излучения на разных длинах волн прак-

6.4. Сонолюминесценция
173
тически одинакова и определяется не временем остывания пузырька,
а малым временем релаксации пучка. При этом различить моменты появления синего и красного излучения невозможно, и спектр тормозного излучения в данном случае не является тепловым, он характеризует энергию пучка, а не температуру плазмы. Таким образом, эксперимент с регистрацией света на двух длинах волн не дал бы ответа на вопрос о планковском или тормозном спектре, но позволил бы различить,
является ли излучение тепловым или обусловлено неравновесными процессами. Такое же различие спектров наблюдается, когда остывает нагретый монокристалл кремния тонкий слаболегированный кристалл почти прозрачен для квантов с энергией < E
g
(
E
g
≈ 1,1 эВ ширина запрещенной зоны, и тепловое излучение в этой области обусловлено тормозным излучением свободных носителей для силь- нолегированного непрозрачного кристалла спектр излучения в этой области длин волн подобен планковскому.
По крайней мере, часть спектров, зарегистрированных при свечении сжимаемых газовых пузырьков в жидкости, можно отнести к планковским. Принципиальным для получения достоверных результатов является регистрация спектров в более широком интервале длин волн, когда можно идентифицировать спектр по нескольким признакам (спрямление спектра в координатах Вина в широком интервале длин волн, положение максимума при вычисленной температуре и спектральная зависимость интенсивности в длинноволновой области. Считается [6.47, 6.48], что при сжатии пузырька устойчивость сферического фронта сходящейся волны сохранится вплоть до размеров мкм, при этом возможно достижение очень высоких температур (более 1 кэВ. Экспериментальное подтверждение существования таких температур в пузырьках в настоящее время отсутствует.
Температура плазмы в пузырьках сравнительно большого размера
(диаметр 0,6 мм, создаваемых вводе с помощью лазерного импульса
(длина волны 1,064 мкм, длительность импульса 6 нс, диаметр фокального пятна 10 мкм, лежит в диапазоне 8100–9400 К [6.49]. Спектры регистрировались в интервале длин волн 200–700 нм и подгонялись планковской функцией. Максимум интенсивности в регистрируемых спектрах находится вблизи 300 нм. Статистическая погрешность подгонки спектра планковской функцией, обусловленная значительными флуктуациями интенсивности в спектрах, оценивается величиной от до ±110 К. Положение максимумов интенсивности соответствует температуре, вычисленной по спектрам излучения с помощью модели серого излучателя

Глава ПРОСТРАНСТВЕННАЯ И ВРЕМЕННАЯ
НЕОДНОРОДНОСТЬ ТЕМПЕРАТУРЫ
В данной главе приведены расчетные и экспериментальные спектры излучения объектов с неоднородной температурой. Спомощью моделирования показано, как отличается измеряемая температура от максимальной и среднеарифметической температур в случаях, когда в области визирования имеется горячее пятно или температурный градиент. Неоднородность температуры объекта может быть причиной наибольшей неопределенности результатов измерений. Общая характеристика температурных
неоднородностей
Объектами с пространственно-неоднородной температурой являются стационарные пламена, плазма дуговых, оптических и микроволновых разрядов, нагретые лазерным пучком поверхности, области тепловой неустойчивости при микроволновом нагреве, активные области полупроводниковых лазеров, поверхности работающих интегральных схем.
При лазерном нагревании вещества, сжатого в алмазных наковальнях, световой пучок фокусируют в пятно диаметром 10–50 мкм на поверхности исследуемого образца размером 50–300 мкм. Градиент температуры вдоль образца может достигать 100 К/мкм: температура падает от 3000 К на оси лазерного пучка до 1500 К на его периферии, на расстоянии 15 мкм [7.1]. При определении температуры образца по спектру теплового излучения возникают трудности с оценкой неопределенности измерений, поскольку регистрируется одновременно излучение участков с разными температурами. Для решения ряда задач требуется измерять градиенты температур на образце размером в десятки микрометров В области привязки дугового разряда к электродам (размер этой области менее 1 мм) достигается температура 3000–5000 К, при этом возникают поверхностные градиенты порядка 10 5
К/см [7.3]. В область визирования пирометра попадают участки с разными температурами,
отличающимися на сотни градусов

7.1. Общая характеристика температурных неоднородностей
175
Распространение волны оптического пробоя по волоконному световоду обусловлено теплопроводностью. Перенос тепла от участка,
нагретого до 5000–10000 К, к холодному участку сопровождается нагреванием, увеличением поглощения света и еще более быстрым нагреванием. Градиент температуры на фронте волны горения 
 3 · 10 7
К/см В некоторых случаях температурная неоднородность объекта заключается в спонтанном возникновении локальных высокотемпературных участков (горячих пятен, занимающих малую часть области визирования. Области локального повышения температуры встречаются в микроволновой технологии (неустойчивость развивается и локализуется вследствие того, что поглощение микроволн многими веществами растет с температурой, в плазменных установках (униполярные дуги,
катодные пятна, при действии сфокусированных лазерных пучков на поверхность, при взаимодействии потоков возбужденного или химически активного газа с каталитически неоднородной поверхностью (из-за экспоненциального увеличения скорости процесса с температурой).
В объемных объектах также наблюдаются локальные области с более высокой температурой (например, в пламени, содержащем металлические частицы, при окислении металла достигаются температуры частиц, превышающие температуру пламени).
Экспериментально горячие пятна наблюдались вовремя температурных измерений при взаимодействии плазмы со стенкой [7.5], при прохождении детонационной волны по пористому взрывчатому веществу (при этом продукты взрыва имеют меньшую яркостную температуру, чем сильно сжатые воздушные поры) [7.6], при ударном сжатии базальта до 10–15 ГПа (при этом температура горячих пятен с характерным размером порядка 1 мм в 2–4 раза выше температуры окружающих участков) [7.7], при воздействии ударной волны подпороговой интенсивности на прессованные взрывчатые вещества Горячие пятна микронных размеров с наносекундным временем жизни наблюдаются в работающих интегральных схемах [7.9]. Радиус катодного пятна вакуумной дуги, в пределах которого температура поверхности превышает температуру плавления металла, составляет примерно 10 мкм [7.10]. За пределами пятна температура существенно ниже температуры плавления.
Регистрация спектров излучения связана с усреднением по области визирования, получу зрения и повремени накопления сигнала, при этом изменения температуры могут достигать 100 %. Интегральный спектр теплового излучения неоднородно нагретого объекта состоит из наложенных друг на друга непрерывных спектров, соответствующих разным температурам. В ряде случаев спектр характеризуется заметными отклонениями от планковской зависимости, указывающими на неоднородность температуры исследуемого объекта. Изучение таких

176 Гл. 7. Пространственная и временная неоднородность температуры
особенностей спектра и содержащейся в них информации необходимо для того, чтобы можно было оценить неопределенность результата измерений (например, отличие вычисленной температуры от максимального и среднеарифметического значений).
В других случаях спектр излучения неоднородных объектов спрямляется, и результатом является единственное значение температуры.
Возможность получения такого результата при усреднении заранее неочевидна. В случаях, когда объект можно считать нагретым однородно, смысл определяемой температуры однозначен. Если же объект заведомо имеет неоднородную температуру, а в результате измерения определяется одно значение температуры, смысл полученной величины необходимо выяснить. Связь между измеряемой в эксперименте усредненной температурой и характерными температурами исследуемого объекта (
T
max и) представляет интерес для правильной интерпретации результатов температурных и тепловых измерений. Усреднение спектров и температур