Спектральная пирометрия Магунов. Оглавлениепредисловие Глава Задачи, методы и проблемы оптической пирометрии
 Скачать 4.34 Mb.
|
|
Градиенты температуры. Ламинарное газовое пламя является объектом, структура и температурное поле которого хорошо изучены с помощью рефрактометрических методов (например, интерферометрии. Область максимальных температур находится на оси пламени. Для газового пламени характерна значительная неоднородность температуры при горении пропана в воздухе на радиусе пламени примерно мм) температура падает от ≈ 2000 К до низких температур, при которых горение не происходит, и свечение отсутствует. Темпе 196 Гл. 7. Пространственная и временная неоднородность температуры ратура пламени, вычисленная по участку спектра 435–760 нм, равна = 1960 ± 4 К (рис. 7.14). В интервале длин волн 435–490 нм на- Рис. 7.14. Спектр излучения газового пламени в координатах Вина. Вертикальными отрезками обозначены длины волн (нм 435 (1), 495 (2), 760 (Температура = 1960 К (по интервалу 1–3) и T = 1899 К (по интервалу 2–3) блюдаются спектральные полосы, обусловленные хемолюминесценцией молекул CN, CO, CH и. При вычислении температуры по спектру в интервале 495–760 нм, где интенсивность полос пренебрежимо мала, получаем T = 1899 ± 2 К. Таким образом, спектральная пирометрия пламени с пространственно-неоднородной температурой приводит к нахождению единственного значения, достаточно точно описывающего экспериментальный спектр в области Вина. Как показано в п. вычисляемая по спектру температура существенно выше среднеарифметической, когда перепад температур в области визирования велик. Она примерно на 10 % ниже максимальной температуры пламени При нагревании алундовой и кварцевой трубок в плазме микроволнового факела [7.25, 7.26] неоднородность температуры наблюдается визуально светится небольшой участок поверхности, обращенной к факелу, а в области, удаленной от оси факела на 3–5 мм, поверхность кажется темной, ее температура здесь существенно ниже. В область визирования пирометра попадают как наиболее яркие, таки менее яркие, и темные участки (спектры на рис. 4.15 игл. Интегральные спектры излучения спрямляются в координатах Вина, т. е. неоднородное температурное поле излучает спектр, по которому вычисляется одно значение температуры. Основная причина спрямления спектра излучения объектов с заведомо неоднородной температурой, видимо, заключается в узком интервале длин волн, в котором регистрируется спектр пламени. Небольшой участок кривой, имеющей слабое отклонение от линейности, мож- 7.5. Экспериментальные спектры и температуры 197 но с хорошей точностью аппроксимировать отрезком прямой. Узкий спектральный интервал, в котором удается зарегистрировать спектр излучения, не позволяет увидеть отклонений от прямолинейности и определить несколько температур по одному спектру. При пирометрии объектов с неоднородной температурой с использованием узкого спектрального интервала трудно определить точный смысл измеренной величины. Можно только утверждать, что вычисленная температура находится вблизи максимального значения в области визирования. Необходимо увеличивать интервал, в котором регистрируется спектр исследуемого объекта. Влияние температурных градиентов в алмазных наковальнях с лазерным нагревом на измерение температуры образца подробно изучено в ряде работ [7.27, Усреднение во времени. На рис. 7.15 показана эволюция температуры входе экзотермической химической реакции в порошковой смеси Рис. 7.15. СВЧ-импульс (1) и цветовая температура ( λ = 532 и 654 нм) продуктов реакции Ti–B (2) Ti–B после инициирования импульсным (длительностью 1 мс) микроволновым разрядом на поверхности прессованного образца с весовым содержанием реагентов 68,9 %Ti + 31,1 %B [7.29]. Эта зависимость получена методом пирометрии отношения на двух длинах волн (и 532 нм). Проинтегрировав интенсивность теплового излучения зоны реакции в интервале длин волн 200–1000 нм по всей траектории показанной на рис. 7.15, получаем в координатах Вина зависимость, отличающуюся от прямолинейной (рис. 7.16, 1). В коротковолновой области вычисляемая температура выше, чем в длинноволновой. При вычислении по интервалу длин волн 400–850 нм получаем температуру = 2910 К 198 Гл. 7. Пространственная и временная неоднородность температуры На рис. 7.17 приведена кривая (λ), полученная дифференцированием этой зависимости в диапазоне длин волн 200–1000 нм. Каждой длине волны соответствует температура, вычисляемая по наклону касательной к кривой в точке с координатой. В области коротких волн вычисляемая температура близка к максимальной температуре, достигаемой входе реакции. Вблизи длинноволнового края вычисляемая температура составляет примерно 2500 К и существенно превышает среднеарифметическое значение температуры процесса ( T ср ≈ 1900 К). Чтобы экспериментально определить среднеарифметическое значение, измерения необходимо проводить в области длин волн, превышающих мкм. Рис. 7.16. Вычисленный интегральный спектр излучения реакции впрессованном образце, температурная эволюция которого показана на рис. 7.15 (и экспериментальный спектр реакции в образце насыпной плотности (Рис. 7.17. Зависимость температуры, вычисляемой по наклону касательной в точке, от длины волны. График получен дифференцированием интегрального спектра в координатах Вина, полученного для температурной траектории показанной на рис. 7.15 7.6. Возможность измерения характерных температур объекта 199 Для экспериментальных спектров вычисления температуры по очень малым интервалам длин волн обычно невозможны из-за шумов. Поэтому для определения температуры всегда используется интервал длин волн шириной не менее 100 нм, включающий несколько сот точек. На рис. 7.16 показан интегральный спектр излучения зоны реакции, зарегистрированный экспериментально для образца насыпной плотности с объемным соотношением реагентов 50 %Ti + 50 %B. Время накопления спектра 1 с. Температура, вычисляемая по длинноволновому краю (600–850 нм, составляет 2479 ± 3 К, по коротковолновому краю (400–600 нм = 2576 ± 3 К. Поскольку состав насыпной смеси отличается от стехиометрического, достигаемые температуры ниже, чем для прессованных образцов. Однако отношение максимальной и минимальной температур, вычисленных по коротковолновому и длинноволновому краям спектра, в обоих случаях примерно одинаково. При накоплении спектра излучения в течение 1 с для пяти образцов и вычислении по всему спектру (400–850 нм) получены температуры от до 2500 К, среднее значение = 2300 ± 160 К. При накоплении спектра в течение 50 мс вычисляемая температура выше = 2550 ± ± 40 К (потрем образцам). Таким образом, усреднение повремени спектров, соответствующих наблюдаемой температурной динамике реакции (t), приводит к тем же особенностям, которые наблюдаются в экспериментальных спектрах. Для исследования подобных реакций необходимо накапливать спектр излучения за время порядка 1 мс и регистрировать сотни спектров в секунду. Такое быстродействие и такая возможность регистрировать последовательность спектров (до 1000 св настоящее время обеспечивают многие серийно выпускаемые спектрометры. Возможностьизмерения характерных температур объекта Для объектов с неоднородной температурой интерес представляет определение двух характерных температур — максимальной и среднеарифметической (или среднемассовой) в области визирования. Возможность более точного определения максимальной температуры объекта связана с использованием коротковолнового края интегрального спектра (200–400 нм при измерениях в атмосферном воздухе или еще более коротковолновый диапазон при измерениях в вакууме. Смещение в коротковолновую область при регистрации спектра представляется неизбежной тенденцией спектральной пирометрии. Для определения температуры, наиболее близкой к максимальной в области визирования, можно дольше накапливать сигнал, при этом над шумами 200 Гл. 7. Пространственная и временная неоднородность температуры появится спектр в самой коротковолновой области, доступной фотоприемнику, даже если другая часть спектра (менее ценная) окажется потерянной (рис. Риса спектр излучения порошковой смеси Ti–CuO в процессе химической реакции дои после (2) коррекции. Для участка спектра 200–510 нм значения ординат кривой (2) увеличены враз. б — фрагмент спектра в коротковолновой области Если методом спектральной пирометрии удастся измерять температуру, отличающуюся от максимальной температуры объекта не более чем на 1 %, именно максимальная температура приобретет отчетливый смысл при изучении любых неоднородно нагретых объектов. Возможно, для решения этой задачи придется регистрировать спектры не только в коротковолновом, нов широком интервале длин волн, строить экспериментальные зависимости в координатах Вина и проводить их нелинейную экстраполяцию в коротковолновую область, лежащую за пределами чувствительности ПЗС-линейки. В настоящее время метод 7.6. Возможность измерения характерных температур объекта 201 достоверного определения максимальной температуры по интегральному спектру излучения не разработан. Измеряемая методом спектральной пирометрии температура существенно выше среднеарифметической, когда перепад температур в области визирования велик. Для измерения среднеарифметической температуры можно было бы регистрировать спектр в переходной области (находящейся между областью Вина и областью Рэлея–Джинса), для многих объектов при температурах от 1000 до 4000 К это область длин волн вблизи 10 мкм. Однако экспериментально зарегистрированных непрерывных спектров теплового излучения в этой области длин волн в литературе нет. Возможность измерения среднеарифметической температуры методом спектральной пирометрии пока что не имеет подтверждения. Неопределенность температуры, полученной с помощью оптической пирометрии для неоднородно нагретого объекта, иногда относят к погрешностям метода [7.30, 7.31]. Такой подход содержателен, если для неоднородно нагретого объекта можно определить и измерить температуру, которую следует считать истинной, и отклонением от которой можно характеризовать точность метода. Однако в настоящее время «истинная» температура для неоднородных объектов не измеряется. Видимо, перспективной задачей спектральной пирометрии является усовершенствование метода с целью определить обе характерные температуры в области визирования. Вопрос о возможности экспериментально определить перепад температур в области визирования не изучался. Ясно, что в тех случаях, когда перепад температур велики области с низкими температурами дают пренебрежимо малый вклад в интегральный спектр, это сделать невозможно. Но даже в тех случаях, когда перепад температур невелик, это представляло бы интерес. Спектр излучения содержит информацию о неоднородности температуры и о некотором температурном интервале, характеризующем объект. Для оценки перепада температур необходима дополнительная информация о свойствах температурного поля, поскольку прямой способ — разделение непрерывного интегрального спектра на составляющие — невозможно провести единственным способом Глава НАЛОЖЕНИЕ И ИСКАЖЕНИЕ СПЕКТРОВ В излучении взрывов, пламени плазмы наблюдается наложение спектров излучения различного происхождения. Из-за присутствия постороннего, в том числе неравновесного, излучения (люминесценции атомов, молекул, твердых тел) пирометрические измерения могут приводить к существенным ошибкам в случае, когда сильная линия попадает в полосу чувствительности яркостного пирометра или одного из двух каналов цветового пирометра. Для точного определения температуры объекта необходимо разделить вклады равновесного (температурного) и неравновесного излучений, попадающих на фотоприемник пирометра. В данной главе обсуждается и количественно оценивается влияние постороннего излучения на результаты измерений температуры, рассмотрены способы разделения интегральных спектров на составляющие. При изучении объектов, находящихся в вакуумных установках, дополнительным препятствием для пирометрии является образование пленок на оптических окнах, через которые регистрируется излучение. Если коэффициент пропускания света пленками зависит от длины волны, это приводит к искажению тепловых спектров и ошибкам при вычислении температур. В некоторых случаях даже непоглощающие оптические материалы, используемые в эксперименте, изменяют форму регистрируемых спектров теплового излучения, такое влияние приходится учитывать, определяя температуру. К искажению спектров может приводить и распространение излучения в атмосфере. Вопрос о возможном изменении формы спектра при распространении света от источника к приемнику всегда требует рассмотрения. Интегральные спектры Газовое пламя. В спектрах газового пламени на фоне непрерывного спектра обычно видны сильные полосы, излучаемые молекулами полосы Свана вблизи 474, 516, 565 и 644 нм, CN (вблизи 388, 420, 573 и 633 нм, CH (вблизи 389 и 431 нм, OH (вблизи 281 и 306 нм), CO 2 (континуум в интервале от 350 до 500 нм) [8.1]. В спектре бута- нового пламени на фоне непрерывного спектра (диапазон 300–445 нм 8.1. Интегральные спектры 203 подобного планковскому ( T ≈ 1300 К) наблюдаются широкие полосы ОН (310–350 нм, CN (385–405 нм) и СН (410–440 нм) [8.2], при этом интенсивность полосы ОН выше, чем интенсивность непрерывного спектра, интенсивность полос CN и CH сравнима с интенсивностью непрерывного спектра. В оптических спектрах, излучаемых факелом жидкостного ракетного двигателя, на фоне непрерывного спектра наблюдаются линии Fe и Ni, связанные с эрозией элементов двигателя Причиной возникновения молекулярных полос в спектрах излучения является неравновесность среды, в которой идут химические реакции с образованием возбужденных молекул. Линии излучения атомов появляются в случаях, когда в пламени имеется примесь с достаточно низким потенциалом возбуждения. Например, легко возбуждаются атомарные линии металлов (Na, Li, Ni, Cu, Fe и др. Атомарные линии газов, входящих в состав воздуха, в свечении пламен не наблюдаются из-за высоких потенциалов возбуждения ( ≈ 10 эВ для O I и ≈ 11 эВ для N В полосах и линиях с низкими потенциалами возбуждения коэффициент излучения может быть большим (прозрачное почти во всем спектре пламя бывает черным излучателем в этих полосах и линиях). Плазма. Для спектров излучения низкотемпературной газоразрядной плазмы характерно присутствие атомарных линий и молекулярных полос плазмообразующих газов (например, для разрядов в воздухе азота, кислорода, циана, гидроксила и др) [8.4]. В эрозионной плазме СВЧ-разряда на фоне непрерывного спектра наблюдаются молекулярные полосы и атомарные линии элементов (Ti, Mo, Al, Sn, Fe, Cr, Cu, Zn), испаряемых с поверхности металло-диэлектрической порошковой смеси [8.5, 8.6]. Спектр излучения плазмы лазерного (длина волны мкм, длительность импульса 25 мкс, энергия в импульсе 7 Дж) пробоя воздуха вблизи поверхности металла состоит из континуума и большого числа линий, принадлежащих атомами ионам кислорода, азота, углерода [8.7]. Струя плазмы при лазерном испарении поверхности графита в воздухе излучает спектр, состоящий из молекулярных полос и CN на фоне непрерывного спектра Линии излучения атомов с высокими потенциалами возбуждения эВ) появляются в электрических разрядах в результате прямого заселения возбужденных уровней под действием электронных ударов или в результате ступенчатого заселения. Первый механизм заселения типичен для разрядов пониженного и низкого давления, второй — для разрядов при давлениях порядка атмосферного или более высоких. В случаях, когда разряд при высоком давлении развивается в форме стримера, атомарные линии возникают из-за того, что в области головки стримера имеется усиленное электрическое поле, а в канале стримера падает плотность газа. Излучение под действием Гл. 8. Наложение и искажение спектров прямых электронных ударов называют электролюминесценцией, это неравновесное излучение, несвязанное с температурой излучающих атомов. При нагревании титановой пластины потоком газа с температурой К происходит эрозия поверхности и уменьшение массы пластины. В процессе эрозии на фоне непрерывного спектра излучения пластины, нагреваемой до ≈ 1500 К, появляются многочисленные дискретные линии атомарного титана в интервале длин волн 400–700 нм [8.9]. Набор наблюдаемых линий Ti I с потенциалами возбуждения от 2,5 эВ до 4 эВ, отличается от набора линий в СВЧ-разряде. Механизмы, приводящие к излучению атомарных линий при взаимодействии горячего газа с поверхностью металла, не изучены. Взрыв и волна детонации. Через 10 мкс после инициирования взрыва азида серебра таблетка диаметром 3 мм и толщиной мм, с добавлением 1 % сажи) импульсом электронного ускорителя (длительность импульса 10 нс, энергия электронов 250 МэВ, плотность тока 1 кА/см 2 ) регистрируется свечение с непрерывным спектром (интервал длин волн 550–900 нм) и тремя сильными полосами излучения, ширина которых на уровне половинной интенсивности составляет нм [8.10]. Свечение водной из полос обусловлено люминесценцией азида серебра, две других относятся, вероятно, к свечению плазмы, образовавшейся при взрыве. Световое излучение детонационного фронта, движущегося по взрывчатому веществу, может иметь неравновесный характер. Иногда это связано с предвзрывной люминесценцией кристаллов взрывчатого вещества, в других случаях со свечением газа, нагретого до 10 кК и сжатого в порах [8.11]. При проведении яркостной пирометрии детонационной волны оказывается, что в разных спектральных интервалах основные вклады вносят разные источники излучения, из-за этого получаются разные значения температуры. Для измерения температуры в таких случаях необходимо разделять вклады разных механизмов свечения в интегральный спектр. Твердофазные химические реакции. Ряд атомарных линий Ti в интервале длин волн 400–700 нм наблюдается на фоне непрерывных спектров излучения продуктов высокотемпературного самораспростра- няющегося синтеза в смеси Ti–B [8.12]. Тепловой взрыв в образце диаметром 20 мм и толщиной 1–3 мм инициируется нагревом титановой фольги до 1100–1200 К. При сравнительно низких температурах в зоне реакции (не более 3000 К) происходит заселение уровней с потенциалами возбуждения 3,1–4,5 эВ в испаренных с поверхности атомах титана. В ближнем УФ- и видимом спектре можно наблюдать несколько десятков сильных линий Ti I. 8.2. Атомарные линии на фоне непрерывного спектра 205 |