Спектральная пирометрия Магунов. Оглавлениепредисловие Глава Задачи, методы и проблемы оптической пирометрии
 Скачать 4.34 Mb.
|
|
Излучательная способность прозрачных частиц. В [3.10] обсуждается гипотетический результат измерения температуры нагретых диэлектрических частиц, для которых излучательная способность описывается выражением вида ∼ exp (A/λ), где ε 1 и A зависит от температуры. В этом случае при увеличении длины волны вдвое величина может уменьшиться в сотни или тысячи раз. Вследствие этого экспоненциальное увеличение интенсивности теплового излучения I(λ) существенно компенсируется экспоненциальным уменьшением излучательной способности частиц. Подобие спектра частиц и планковско- го спектра в этом случае может сохраняться. Результат вычисления температуры по спектру в такой модели зависит от распределения энергетических уровней в запрещенной зоне диэлектрика и может существенно отличаться от действительной температуры частиц. Как ив случае, рассмотренном выше, применение модели серого излучателя для вычисления температуры по спектру дает завышенные значения по сравнению с действительными. Механизмы и спектры теплового излучения широкозонных кристаллов в области прозрачности в настоящее время изучены недостаточно. В области края межзонного поглощения хвосты состояний могут формировать экспоненциально спадающие зависимости поглощения света и излучательной способности. Это характерно для многих кристаллов, но протяженность хвостов обычно не превышает 0,1–0,3 эВ. Сомнительно, что при низких температурах хвосты состояний в кристаллах могут распространяться на 2–2,5 эВ, чтобы перекрыть весь видимый интервал спектра. Однако при нагревании до ≈ 2000 Кв решетке кристалла образуются дефекты (центры окраски, каждому из которых соответствуют энергетические уровни в запрещенной зоне. Оценки, приведенные в [3.10], показывают, что концентрация дефектов кристаллической структуры при высокой температуре сравнима с концентрацией атомов в кристалле. Вопрос об излучении широкозонных кристаллов будет рассматриваться в следующей главе. Растущая излучательная способность. Рассмотрим следствия применения модели серого излучателя к селективно излучающему объекту, для которого) растет с длиной волны. Пусть, например, коэффициент излучения описывается выражением) = ε 0 1 − где 1 и λ 0 — постоянные 3.3. Селективно поглощающий объект как серый излучатель 75 На рис. 3.10 показан спектр излучения) черного тела при температуре К, зависимость) при ε 0 = 0,8 и λ 0 = 800 нм, атак- же полученный спектр) селективного излучателя. Максимум в спектре селективного излучателя лежит в области более длинных волн, чем в спектре излучения черного тела. На рис. 3.11 приведены спектры черного тела при той же температуре (интервал длин волн нм) в координатах Вина. Рис. 3.10. Спектр излучения черного тела (1), растущая излучательная способность, результирующий спектр селективного излучателя (3), тот же спектр после увеличения (4). Температура = 2500 К, ε 0 = Рис. 3.11. Спектры черного тела (1) и селективного излучателя (2) с температурой Кв координатах Вина. Интервал длин волн 200–1000 нм В табл. 3.6 приведены значения температур, вычисленных по разным интервалам длин волн в спектре селективного излучателя. Видно, что для объектов, для которых выполняется условие > 0 (напри- 76 Гл. 3. Влияние спектральной зависимости излучательной способности Т а блица Температуры, вычисленные по разным спектральным интервалам в спектре излучения объекта ( T = 2500 К) с коэффициентом излучения ε(λ) = = 0,8 [1 − exp (−λ/800)] Δλ, нм 400–700 700–1000 200–1000 T , К 2349 2310 2370 ε max /ε min 1,78 1,48 1,22 3,23 (T − T 0 )/T 0 0,039 0,0604 0,076 мер, Si в интервале длин волн 200–1000 нм, вычисляемая температура несколько меньше, чем истинная температура. Несмотря на то, что в интервале 200–400 нм излучательная способность изменяется наиболее сильно (на 78 %), вычисленная поэтому интервалу температура ближе к действительному значению, чем при вычислении поболее длинноволновым интервалам. Причина ясна из рис. На рис. 3.12 показаны спектральные зависимости относительных температур, вычисляемых по локальному наклону спектра теплового излучения объекта (те. по наклону касательной, проведен- Рис. 3.12. Спектральная зависимость вычисляемой температуры по отношению к действительной температуре. Температура объекта 1000 (1), 2000 (и 4000 К (ной через точку, соответствующую длине волны. При дальнейшем увеличении длины волны кривые пройдут через минимум и будут асимптотически приближаться к значению 1 (из-за того, что излучательная способность стремится к единице). В эксперименте вопрос о точности измерения температуры связан с возможностью зарегистрировать спектр в коротковолновой, в частно- 3.3. Селективно поглощающий объект как серый излучатель 77 сти, в УФ-области. В измерениях с применением ФЭУ регистрировали фототоки продвинуться в УФ-область при температурах объекта К было трудно или невозможно. Применение ПЗС-линеек позволило накапливать заряд во времени и измерять количество фотоэлектронов в каждом пикселе. Именно с возможностью накопления сигнала связано продвижение в коротковолновую область спектра. Однако при измерениях в атмосферном воздухе возможности продвижения в ультрафиолетовый диапазон ограничены, так как излучение с длинами волн 185–190 нм поглощается молекулярным кислородом на расстояниях менее 10 см. Поэтому уменьшить погрешность измерения температуры до 1 %, выбирая интервал длин волн 200 нм, для модельного объекта при температуре, близкой к 4000 К, не представляется возможным. Вывод. По результатам проведенного моделирования можно сделать вывод, что неполнота или отсутствие данных об излучательной способности многих селективно излучающих непрозрачных материалов не является препятствием для измерения их температуры методом спектральной пирометрии. Регистрация коротковолновой области теплового спектра позволяет уменьшить погрешность определения температуры селективного излучателя до допустимого уровня (например %) при использовании простейшей модели серого излучателя. При не слишком высокой температуре (2500–3000 К) можно уменьшить погрешность определения температуры до 1 %, а при более низких температурах К) довести ее до 0,1 %. Увеличение погрешности с температурой, возникающее в расчетной модели с излучательной способностью (3.1), для реальных объектов частично или полностью компенсируется тем, что зависимость) с увеличением температуры всегда становится слабее, и любой селективно излучающий материал (в частности, металл) при нагревании приближается по излучательным свойствам к серому телу. Таким образом, приближение серого излучателя имеет под собой достаточно прочную основу спектр теплового излучения любого непрозрачного объекта в коротковолновой области почти не зависит от его оптических свойств. Поэтому спектр теплового излучения такого объекта при не слишком высоких температурах практически неотличим от спектра излучения серого тела даже в тех случаях, когда по своим оптическим свойствам объект существенно отличается от серого излучателя. Для широкозонных кристаллов (сапфира, алмаза, кварца и др) вопрос о формировании спектров теплового излучения в видимой области требует экспериментального и теоретического исследования 78 Гл. 3. Влияние спектральной зависимости излучательной способности. Спектр излучения нагретого вольфрама На рис. 3.13 показан спектр ( λ = 350–740 нм) излучения маломощной Вт) лампы накаливания с вольфрамовой спиралью, зарегистрированный с помощью дифракционного спектрометра HR 2000+ (Ocean Optics) с кремниевой ПЗС-линейкой фотоприемников. Приемный торец оптического волокна диаметром 0,6 мм находится на расстоянии см от лампы. Время накопления спектра 5 мс. Рис. 3.13. Спектр излучения вольфрамовой спирали электрической лампочки мощностью 0,25 Вт На рис. 3.14 показан тот же спектр в координатной плоскости, y), где x = C 2 /λ, y = ln (λ 4 N). В данном случае спектр теплового излучения в этих координатах не спрямляется точно, наклоны коротковолнового и длинноволнового краев отличаются, что приводит и к заметному отличию температур на краях спектра. Излучение вольфрамовой спирали отличается от излучения серого тела. Температура, вычисленная по коротковолновому участку спектра = 370–440 нм, составляет 1971 ± 5 К. Температура по длинноволновому участку ( λ = 670–740 нм) равна 2132 ± 17 К, те. на 8 % выше. Отличия вычисляемых температур связаны, скорее всего, со спектральной зависимостью, как было показано в предыдущем разделе. Данные по излучательной способности вольфрама приведены в ряде справочников (например, [3.11]). Влияние излучательной способности, уменьшающейся с длиной волны, на регистрируемый спектр нагретого вольфрама проявляется в том, что более низкая температура вычисляется по коротковолновому краю спектра, она и является характеристикой температуры спирали. Длина волны, лежащая на краю этого участка ( λ = 440 нм, в 3,3 раза меньше длины волны, соответствующей максимуму функции Планка при температуре 1970 К 3.5. Ширина спектрального интервала 79 Рис. Спектр вольфрамовой спирали в координатах Вина (сплошная линия) и экстраполяция коротковолнового участка (штриховая линия). Температура по коротковолновому интервалу длин волн ( λ = 370–440 нм = 1971 ± 5 КВ другом эксперименте спектр излучения вольфрамовой спирали зарегистрирован в интервале длин волн 300–720 нм [3.3]. По участку спектра 500–720 нм вычислены температуры = 1965 ± 4 Кв предположении) и T = 1927 ± 4 Кв предположении линейного уменьшения излучательной способности с длиной волны. Использование модели серого тела приводит к получению более высокой температуры, расхождение составляет 2 %. 3.5. Ширина спектрального интервала Для спектра непрозрачного объекта невозможно, скорее всего, подобие со спектром черного тела в очень широком интервале длин волн (два-четыре порядка. Однако, вероятно, в излучении каждого объекта существуют интервалы длин волн, где тепловой спектр подобен спектру черного тела, что позволяет определить действительную температуру. Небольшая ширина спектрального интервала, в котором регистрируется спектр теплового излучения (например, 150–200 нм, обычно не препятствует определению температуры. Если в этом интервале получено несколько сотен точек, и статистический разброс точек невелик, сравнение с планковским спектром позволяет достаточно точно определить температуру объекта. Существенно, однако, насколько далеко от максимума планковской кривой находится интервал длин волн, по которому вычисляется температура. Из моделирования с очевидностью следует, что, чем дальше в виновскую область отнесен интервал регистрируемого спектра, тем 80 Гл. 3. Влияние спектральной зависимости излучательной способности меньше в нем проявляется влияние непостоянства. Если максимальная длина волны в интервале, используемом для вычисления температуры, примерно в 2,5–3 раза меньше длины волны, соответствующей максимуму функции Планка при той же температуре, можно с достаточным основанием считать выбранный участок коротковолновым, а объект серым излучателем, для которого характер теплового спектра практически не зависит от изменений излучательной способности с длиной волны. При регистрации достаточно широкого интервала спектра (например, от 400 до 2500 нм, те. всего видимого и ближнего ИК) наиболее полезным для термометрии может оказаться узкий интервал в области коротковолнового края. Если полученная зависимость в координатах Вина заметно отклоняется от прямой из-за того, что проявляется зависимость, определение температуры необходимо проводить на коротковолновом участке графика, при этом достоверность результата растет. Заключение Модель серого излучателя обычно представляется некорректной, потому что поглощение и излучение света не могут не зависеть от длины волны. Но, оказывается, такое бесспорное соображение не имеет отношения к делу, если зависимость излучательной способности от длины волны пренебрежимо слаба по сравнению с зависимостью интенсивности от той же длины волны и температуры. Утверждение о том, что поглощение объекта сильно зависит от длины волны необходимо количественно сопоставлять с утверждением интенсивность излучения очень сильно зависит от длины волны, те. выражать числами и сравнивать друг с другом эти сильно зависит и очень сильно зависит. При этом оказывается, что спектр селективного излучателя неотличим в коротковолновой области от спектра серого излучателя сочень близкой температурой. Для фиксированного спектрального интервала приближение серого тела лучше выполняется при понижении температуры. Для фиксированной температуры серое приближение лучше выполняется в коротковолновой области. Спектр теплового излучения одного итого же объекта с селективным поглощением при разных температурах ив разных интервалах длин волн может как приближаться к спектру серого излучателя, таки отклоняться от него, из-за увеличения или уменьшения соотношения между зависимостями) и Измерения в коротковолновой области менее чувствительны (враз) к неопределенности излучательной способности, чем измерения в длинноволновой области спектра в области Вина, т. е. на коротких длинах волн ( C 2 /λT 1) выполняется условие Δε/ε = 3.6. Заключение (C 2 /λT )ΔT/T ; в длинноволновой области Рэлея–Джинса (C 2 /λT 1) выполняется Δε/ε = ΔT/T. Это известное условие, давно применяемое в измерениях [3.12–3.14]. В частности, отсюда непосредственно следует, что для пирометрии отношения лучше выбирать две длины волны именно в коротковолновой области. Для термографии хорошо подходит коротковолновый диапазон спектра, где один и тот же контраст температур преобразуется в больший визуальный контраст, чем в длинноволновой области. Итак, селективно поглощающий объект в коротковолновой области спектра, при выполнении условия > 10–15 или λ (λ max /2)– (λ max /3), где λ max = 2900/T длина волны, соответствующая максимуму интенсивности в спектре черного тела стой же температурой), практически является серым излучателем. По этой причине модель серого тела имеет не только иллюстративное значение, но позволяет проводить достаточно точные измерения температур даже для селективно поглощающих объектов Глава СПЕКТРАЛЬНАЯ ПИРОМЕТРИЯ КОНДЕНСИРОВАННЫХ СРЕД Измерение температуры нагретых конденсированных сред методом спектральной пирометрии проводится довольно часто. В многочисленных экспериментах показана возможность определения температуры различных материалов (металлов, полупроводников, диэлектриков) в твердом и жидком состоянии, в сложных экспериментальных условиях, где традиционные методы термометрии неэффективны. Почти во всех случаях данные об излучательной способности отсутствуют. Возможность считать спектр серым проверяется в каждом эксперименте путем его сравнения с планковским спектром. Наибольшее распространение метод получил в области физики высоких давлений и геофизики, где исследуется состояние вещества при высоких давлениях и температурах, достигаемое с помощью ударных волн (динамическое сжатие) и алмазных наковален с лазерным нагревом образца (статическое сжатие. Первые работы по измерению температуры по спектру излучения проведены в этой области более лет назад. В настоящее время практически все температурные измерения в алмазных наковальнях проводятся с помощью спектральной пирометрии. В данной главе обсуждаются экспериментальные установки, исследуемые объекты и условия, в которых применяется спектральная пирометрия. Рассматриваются нерешенные проблемы, относящиеся к механизмам излучения ряда исследуемых объектов. Статическое и динамическое сжатие вещества Алмазные наковальни. Метод регистрации спектра для термометрии микроскопических объектов, подвергаемых сжатию и облучению лазерными и рентгеновскими пучками, оказался более надежными простым по сравнению с другими методами. Не требуется проводить дополнительных сложных измерений излучательной способности. Непрерывный спектр теплового излучения объекта легко выделяется и распознается на фоне лазерного излучения, нагревающего образец. Первые исследования в алмазных наковальнях с применением метода спектральной пирометрии проведены в е годы [4.1]. 4.1. Статическое и динамическое сжатие вещества 83 Алмаз из всех материалов обладает наивысшей твердостью и очень высокой прозрачностью в широком диапазоне длин волн (от ультрафиолетового до микроволнового диапазона, а также в рентгеновском диапазоне с энергией квантов более 5–7 кэВ. Это дает возможность разнообразных воздействий на образцы (помимо давления и температуры) и использования широкого набора диагностик. Алмазные наковальни массой от 10 до 100 мг (от 0,05 до 0,5 карата) изготовляют из природного или синтетического монокристалла (типа, содержащего азот, или безазотного IIa). Применяют наковальни с бриллиантовой огранкой (57 граней, но вместо нижней вершины бриллианта делается дополнительная нижняя грань, сжимающая исследуемый образец. Примерные размеры наковальни диаметр площадки (верхней грани) алмаза составляет 1 мм, диаметр в области пояса (разделяющего нижнюю и верхнюю часть наковальни) 1,5 мм, высота мм, диаметр нажимной грани 0,5 мм. История создания алмазных наковален и развитие сопутствующих измерительных методов описано в [4.2, 4.3]. Устройство современных алмазных наковален и ячеек обсуждаются в обзорах [4.4, Кроме алмазных (не только монокристаллических, но и поликристаллических, применяются наковальни из монокристаллов синтетического сапфира, диаметр большого основания сапфировой наковальни составляет 10–15 мм, малого основания 2–3 мм, высота 10 мм. Сапфировые наковальни предназначены для работы с более крупными образцами и при меньших давлениях, чем алмазные. Две наковальни обращены друг к другу меньшими основаниями, к большим основаниям (площадкам) или другим граням верхней части приложены сжимающие усилия. Между наковальнями помещен слой пластичного металла (бериллий, рений, сталь и др) толщиной мкм, в котором имеется отверстие диаметром 100–200 мкм для образца. Образец помещается между наковальнями в среду, передающую давление (NaCl, KBr, Al 2 O 3 , He, Ne, Xe, смесь этанола с метанолом и др. Характерные размеры образцов, сжимаемых вал- мазных наковальнях, порядка 100 мкм, их толщины от 1 до десятков микрометров. Объемы образцов, исследуемых в алмазных наковальнях, составляют см. Наковальни заключены в металлическую ячейку, состоящую из опорного диска и двух нажимных дисков. Повышение давления достигается с помощью нескольких нажимных винтов. Малый размер нажимной грани дает возможность достигать давлений порядка 100 ГПа при нагрузке, сжимающей наковальни, составляющей всего несколько килоньютонов. Давление измеряют по положению линии фотолюминесценции кристалла рубина размером примерно мкм, помещенного между наковальнями рядом с исследуемым образцом. Люминесценция возбуждается лазерным излучением лазер или 514 нм я гармоника лазера, λ = 532 нм Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных сред Исследуемый образец подвергают сжатию в алмазных наковальнях до давлений 10–350 ГПа и определяют параметры уравнения состояния и температуры фазовых переходов. Диапазон давлений соответствует условиям как в мантии, таки внутри земного ядра (расчетное давление в центре Земли ≈ 350 ГПа или 3,5 млн атм) или других планет (в центре Сатурна, по оценкам, давление достигает 2500 ГПа, в центре Юпитера — 4000 ГПа). Высокие давления эффективны для фазовых превращений, новых химических реакций и синтеза новых веществ, конформационных и структурных превращений молекул, полимеризации. При давлениях 100–200 ГПа (1–2 млн атм) объем образца уменьшается в 2–4 раза по сравнению с исходным. Сочетание высоких давлений с высокими температурами означает достижение разнообразных управляемых экстремальных условий. Малые размеры наковален и образца позволяют применять для диагностики структуры образца методы рентгеновской и нейтронной дифрактометрии, рентгеновской спектроскопии. Образец, сжатый в наковальнях, нагревают лазерным излучением, для этого используют лазеры с длинами волн от 1,06 (Nd:YAG- лазер) до 10,6 (лазер) мкм. Излучение вводится через площадку наковальни (иногда через площадки обеих наковален. Мощность применяемых лазеров непрерывного действия составляет обычно 20–150 Вт, диаметр лазерного пучка на поверхности образца мкм (для = 1,06 мкм) или 20–50 мкм (для λ = 10,6 мкм. В случае прозрачных образцов для нагревания используют какой-либо поглотитель излучения (пленку рения, платины, молибдена или вольфрама толщиной 10 мкм. Например, излучение с длиной волны 1,06 мкм очень слабо поглощают стишовит (SiO 2 ) и перовскит (MgSiO 3 ). Поглотитель находится в тепловом контакте с образцом и нагревает его. Кроме того, поглотитель служит тепловым излучателем. Время пребывания образца в сжатом и нагретом состоянии достигает в некоторых случаях нескольких часов [4.7]. Теплоотвод от нагретого образца в стационарном режиме осуществляется теплопроводностью наковален, вклад теплового излучения в теплоотвод пренебрежимо мал по сравнению с вкладываемой мощностью = σT 4 S P 0 ( σ — постоянная Стефана–Больцмана, S — площадь поверхности образца. Обзор применений и основных результатов по сжатию и лазерному нагреву веществ в алмазных наковальнях дан в [4.8]. Схема эксперимента показана на рис. Для измерения температуры нагретого образца регистрируют спектр теплового излучения, выходящего через площадку наковальни. Диапазон длин волн, в котором обычно регистрируют спектр, от до 800–1000 нм. Линии лазеров, нагревающих образец, лежат вне этого интервала. Линии зондирующих лазеров (He–Ne, или вырезают из регистрируемого спектра с помощью фильтров 4.1. Статическое и динамическое сжатие вещества 85 Рис. 4.1. Схема эксперимента по сжатию и лазерному нагреву вещества вал- мазных наковальнях. Наковальня (1), металлическое уплотнение (2), нажимное устройство (3), оптическая система для регистрации теплового излучения образца (4). Стрелкой показан нагревающий лазерный пучок Полученные спектры строят в координатах Вина или непосредственно подгоняют планковской кривой, что позволяет определить температуру (отличия при разных способах подгонки не превышают нескольких десятков кельвинов вблизи = 3000 К. Таким образом были измерены температуры многих сжатых металлов и диэлектриков, находящихся в твердом или расплавленном состоянии. Образец, сжатый в наковальнях, обычно нагревается сфокусированным лазерным излучением до ≈ 2000–4000 К, при этом регистрируется виновский край теплового спектра. Наивысшие температуры, достигнутые в алмазных наковальнях и измеренные методом спектральной пирометрии, составляют 6700 ± 30 К [4.9] и 7300 ± 960 К, при этом максимумы интенсивности в спектре приходятся на длины волны 430 и 397 нм, и регистрируемый интервал длин волн (500–900 нм) также относится к области Вина. Такие температуры образца превышают температуру плавления алмаза, поэтому для их достижения необходима хорошая теплоизоляция образца от поверхности алмаза. Выход за пределы устойчивости и прочности алмаза всегда завершается разрушением наковален, поэтому работа в экстремальных режимах требует высокой квалификации экспериментатора. Анализа причин, ограничивающих температурный диапазон при лазерном нагреве образца, и последствий нагрева при высоких давлениях Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных сред для алмазных наковален в литературе найти не удалось. Мощность лазера, нагревающего образец, можно увеличить на порядок величины. Однако нагреть образец до температур в десятки тысяч кельвинов в алмазных наковальнях невозможно, видимо, без их разрушения. Падение температуры в теплоизолирующей прослойке между образцом и поверхностью наковальни должно быть таким, чтобы температура поверхности не достигала температуры плавления алмаза (около К. Кроме вероятного плавления, в области высоких температур происходит снижение химической инертности алмаза по отношению к металлам (образуются карбиды металлов. При нормальном давлении эти процессы изучены как в кислородсодержащей, таки в инертной атмосфере в широком диапазоне температур, известны скорости графитизации нагретых алмазов. В табл. 4.1 приведены данные для некоторых материалов при сжатии в алмазных наковальнях размеры образца, давление в наковальнях, длина волны греющего лазера, спектральный диапазон, в котором зарегистрирован планковский спектр, диапазон измеренных тем- ператур. В работе [4.16] получены экспериментальные результаты по температурам плавления ряда минералов в широком диапазоне давлений и проведены оценки погрешностей измерения. Например, неучет зависимости) для рения приводит при вычислении температуры по спектру к систематической погрешности 100–180 Кв диапазоне = 2500–3500 К. Однако это не вполне точная оценка, так как для рения зависимость) при высоких температурах и давлениях неизвестна (для ее определения в этих условиях необходим независимый метод термометрии. Статистические погрешности, обусловленные нестабильностью мощности лазера ( ±0,01 Вт в интервале 20–35 Вт, температурными градиентами вдоль поверхности образца (до 60 К/мкм) и ошибками подгонки с помощью метода наименьших квадратов, составляют от до ±100 Кв зависимости от температуры образца. На рис. 4.2 приведены спектры теплового излучения перовскита) при давлении 100 ГПа и карбида кремния (SiC) при давлении ГПа и лазерном нагреве [4.9]. Видно, как соотносятся экспериментально зарегистрированные спектры и планковские кривые. Методом наименьших квадратов получены температуры = 3000 ± 10 К для перовскита и = 6700 ± 30 К для карбида кремния. При построении тех же спектров в координатах Вина получаем близкие значения = 2996 ± 5 К для и = 6590 ± 50 К. Излучение с длиной волны 10,6 мкм поглощается многими диэлектриками, прозрачными в области ∼ 1 мкм, нос ним труднее контролировать положение фокального пятна (из-за полного поглощения света в объективе микроскопа. Кроме того, если излучение твердотельного лазера с длиной волны 1,06 мкм практически не поглощается 4.1. Статическое и динамическое сжатие вещества 87 Рис. 4.2. а — спектр излучения перовскита (MgSiO 3 ), нагреваемого лазером в алмазных наковальнях при давлении 100 ГПа; б — спектр SiC; в — спектры) и SiC (2) Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных сред Т а блица Условия и результаты измерений температуры при сжатии и нагреве материалов в алмазных наковальнях Материал Размер образца, мкм Давле- ние, ГПа Длина волны лазера, мкм Спектраль- ный диапазон, нм Темпера- тура, К Ис- точ- ник 100 × × 15 10–19 1,064 650–800 1500–3200 [4.11] Fe 58 1,053 650–830 1100–1700 [4.12] Pt 25 1,053 пл 2060 ± ± 30 [4.13] SiC 120 × 120 × × 10 12 10,6 500–800 6700 ± 30 [4.9] MgSiO 3 120 × 120 × × 10 100 10,6 500–800 3000 ± Гематит 50–100 24 1,053 670–830 1360 ± 120 [4.14] Fe x Mg y O, x = 0,25, y = 0,75 80 28 1,053 600–800 1400–4000 [4.15] Стишо- вит, SiO 2 H = = 10–20 мкм 1,064 754–939 Корунд = = 10–20 мкм 1,064 754–939 2400–3600 [4.16] Zn h = 25 мкм 1,064 1200–3400 алмазом, то излучение лазера может нагревать не только образец, но и наковальню. В алмазной наковальне толщиной 2 мм поглощается до 30–40 % мощности излучения лазера для алмаза типа Ia и примерно для алмаза IIa На рис. 4.3 приведены спектры поглощения света природными алмазами (ООО ПТЦ «УралАлмазИнвест») в ИК-области. Для безазотного алмаза типа IIa линейный коэффициент поглощения при = 10,6 мкм составляет ≈ 0,3 см, для алмаза типа Ia (с концентрацией азота см) поглощение больше из-за того, что в этой области спектра имеется полоса поглощения света азотными дефектами, при этом ≈ 1 см. Поглощение в алмазной пластинке толщиной 2 мм 4.1. Статическое и динамическое сжатие вещества 89 Рис. 4.3. Спектры поглощения азотного (вверху) и безазотного (внизу) природного алмаза в области длин волн 2,5–25 мкм. Вертикальным отрезком обозначена длина волны лазера = 10,6 мкм с учетом многократных отражений составляет ≈ 0,175 для алмаза Ia и ≈ 0,06 для алмаза IIa. Чтобы поглощение в алмазе Ia составляло = 0,3–0,4, необходима концентрация азота 10 см, те. содержание азота в алмазе должно достигать 0,006 %, это распространенный малоазотный алмаз. Таким образом, достаточно большое поглощение излучения лазера в наковальне, о котором сообщается в достигается в обычных условиях, те. без сжатия кристалла. Вероятно, в сжатом алмазе типа Ia поглощение на длине волны 10,6 мкм увеличивается из-за уширения азотной полосы. Увеличивается ли поглощение света в сжатом алмазе IIa, неизвестно. Для излучения видимой и ближней ИК-области спектра (в том числе лазерного излучения с длиной волны = 1,06 мкм) коэффициенты поглощения в алмазе существенно меньше, чем для = 10,6 мкм. При сжатии алмазные наковальни остаются прозрачными вплоть до давлений 300 ГПа [4.18]. Из-за высокой теплопроводности алмаза (в несколько раз более высокой, чему меди) и хорошего теплоотвода от наковален, нагрев наковальни излучением лазера с мощностью 100 Вт невелик. Измерения температуры наковальни по отношению интенсивностей сток- совой и антистоксовой линий в спектре рассеянного света ( λ = 514 нм) показывают, что температура близка к комнатной, несмотря на высокие температуры образца (1200–1800 К) [4.19]. Таким образом, интенсивность собственного теплового излучения нагретого алмаза в видимой области спектра пренебрежимо мала по сравнению с интенсивностью излучения образца (или поглотителя света). Оценим перепад температур по толщине алмазной наковальни в случае, когда ее внешняя поверхность термостабилизирована. Если Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных сред образец поглощает мощность лазерного излучения 10 Вт, и все поглощаемое тепло отводится через две алмазные наковальни с диаметром малого основания 0,3 мм, плотность отводимой мощности составляет примерно ≈ 7 кВт/см 2 . При толщине алмаза h = 2 мм получаем верхнюю оценку перепада температур между двумя поверхностями ≈ (D/λ)h ≈ 70 К (для одномерной геометрии, без учета расширяющейся формы наковальни. Таким образом, высокая теплопроводность алмаза не позволяет внутренней поверхности сильно нагреваться. Искажения теплового спектра образца, связанные с поглощением света в коротковолновой области ( λ 450–500 нм) некоторыми синтетическими и природными алмазами, приводят к ошибкам при вычислении температур [4.20]. При высоком давлении алмаз приобретает желтый цвет [4.21], те. начинает поглощать свет сине-фиолето- вой области спектра. По этой причине для спектральной пирометрии используется диапазон длин волн 500 нм. Данных по кинетике увеличения оптической плотности алмазов под давлением в литературе нет. Неизвестно также, не увеличивается ли оптическое поглощение алмаза под действием УФ-излучения образца, нагретого до температур К. Подробно влияние промежуточной среды и оптических окон на спектры теплового излучения рассмотрены в гл. В случаях, когда для лазерного нагрева образца применяется поглотитель, ион же служит тепловым излучателем, возникает необходимость экспериментально подтвердить равенство температур поглотителя и образца. Такая проверка была бы ненужна, если бы наковальни нагревались со всех сторон, и внутри них достигалось бы тепловое равновесие. Однако условия в наковальнях отличаются от теплового равновесия, это режим несимметричного нагрева и тепловых потоков с большими градиентами температуры. Одни потоки нагревают поглотитель и образец, другие охлаждают их. В стационарном режиме суммарная мощность охлаждающих потоков равна мощности греющего лазера. Проверка соотношения температур поглотителя и образца проводилась с помощью двух независимых методов термометрии. Температуру поглотителя определяли по спектру теплового излучения, температуру образца — по отношению интенсивности стоксовой и антистоксовой линий в спектре комбинационного рассеяния света (лазер = или 488 нм) [4.19]. При нагревании интенсивность антистоксовой линии растет, и отношение интенсивностей уменьшается. Показано, что при давлениях до 40 ГПа температуры поглотителя и образца (твердая двуокись углерода, CO 2 ) различаются (рис. 4.4). Например, при давлении ГПа температура поглотителя = 1540 ± 100 К, температура 960 ± 100 К. При увеличении давления отличия температур уменьшаются. При = 46 ГПа температуры почти равны. При одновременном измерении получены значения температуры поглотителя 4.1. Статическое и динамическое сжатие вещества 91 Рис. 4.4. Соотношение между температурой поглотителя и температурой образца (сжатого диоксида углерода. Температуру поглотителя измеряли методом спектральной пирометрии, температуру образца — методом комбинационного рассеяния света. Давление в алмазных наковальнях 12 (1) и 46 ГПа (2). Прямая (3) соответствует соотношению T T = 1560 ± 100 К и температуры CO 2 T R = 1530 ± 70 КВ другой работе той же группы [4.22] методом спектральной пирометрии получена температура поглотителя = 1610 ± 100 К и методом термометрии комбинационного рассеяния температура CO 2 T R = 1540 ± 50 К. Таким образом, вопрос о тепловом контакте и тепловом равновесии поглотителя и образца является существенными требует выяснения в каждом эксперименте, где в алмазных наковальнях измеряется температура поглотителя, а не образца. В настоящее время в области физики высоких давлений с применением алмазных наковален спектральная пирометрия становится методом рутинных измерений. Выявлены основные причины систематических погрешностей, связанных с регистрацией спектра теплового излучения, разработаны или разрабатываются методы коррекции спектров и минимизации ошибок при вычислении температуры. При конструировании новых установок с алмазными наковальнями и лазерным нагревом образца в набор обязательных диагностик включается и спектральная пирометрия на основе ПЗС-спектрометра Плоские ударные волны. Продвинуться существенно дальше (по сравнению с алмазными наковальнями) как подавлению, таки по температуре, позволяют динамические методы сжатия вещества Условия, необходимые для быстрого сжатия, реализуются при высокоскоростном соударении твердых тел, при испарении материалов под действием импульсного лазерного излучения, в ближней зоне действия взрыва зарядов конденсированных взрывчатых веществ (ближняя зона характерна тем, что в ней происходит разлет продуктов взрыва. В динамическом режиме достигается кратковременное сжатие вещества до десятков миллионов атмосфер и нагрев до более высоких температур, чем в наковальнях. Таким образом исследуются в экстремальных условиях различные свойства вещества, в том числе механизмы, кинетика Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных среди спектры оптического свечения сжатых материалов [4.25]. Давление, которое может быть достигнуто в ударном сжатии, зависит только от плотности потока энергии (Вт/см 2 ), передаваемой исследуемому образцу, и может быть сколь угодно большим. Схема эксперимента приведена на рис. 4.5. Сжатие вещества достигается с помощью удара металлической (Al, Fe, Ta, W) пластиной толщиной 0,5–2 мм, разогнанной в вакууме порядка 1 Па до скоростей Рис. 4.5. Схема измерения температуры при ударном сжатии вещества. Ударная пластина (1) со скоростью 1–8 км/с (стрелка указывает направление движения, принимающая пластина (2), исследуемый образец (3), диафрагма (разрушаемое поворотное зеркало (5). Штриховой линией обозначено распространение света от ударной волны в образце к спектрометру (6) 1–10 км/с, по плоской поверхности исследуемого образца толщиной от нескольких мм до нескольких см. По образцу после удара распространяется со сверхзвуковой скоростью ударная волна (скачок давления и плотности, на фронте которой происходит сжатие и нагрев вещества, при этом вещество нагревается за счет сжатия. Для образцов из непрозрачных материалов тепловое излучение можно зарегистрировать только вовремя выхода волны сжатия на свободную поверхность, его продолжительность порядка нескольких наносекунд. Для прозрачных сжимаемых образцов тепловое излучение фронта регистрируется в течение всего времени движения волны сжатия (для образца толщиной см это время составляет 30–100 нс. Источником теплового излучения является область заударной волной, где установилось равновесие. Регистрация излучения проводится обычно вдоль направления движения ударной волны, входная апертура спектрометра направлена навстречу волне. Для ограничения размеров области, из которой регистрируется излучение, на открытую поверхность образца иногда помещают непрозрачную диафрагму с отверстием. Чтобы избежать разрушения регистрирующей аппаратуры, излучение ударной волны вдоль направления движения поворачивают на ос помощью зеркала, установленного под углом 45 ◦ . Расстояние от сжимаемого образца до спектрометра порядкам. Статическое и динамическое сжатие вещества 93 Для сжатия многих материалов используют взрывы, при этом на фронте ударной волны достигаются давления более 100 ГПа (1 млн атм) [4.26]. Толщина непрозрачного слоя в сжатых конденсированных веществах существенно меньше, чем в ударных волнах в газах. Например, толщина ударного скачка в однородных конденсированных средах составляет 5–10 нм Проблемы регистрации теплового спектра при ударном сжатии вещества связаны с высокими скоростями движения, малыми временами существования волны сжатия в образце, присутствием неравновесного излучения ив некоторых случаях, экранировкой теплового излучения. Из-за кратковременности ( 1 мкс) световой вспышки при ударном сжатии вещества даже в образце достаточно большой толщины регистрацию спектров теплового излучения проводят обычно нес помощью ПЗС-спектрометров, ас помощью многоканальных пирометров, включающих несколько (от 4 до 12) узкополосных оптических фильтров и фотоэлектронных умножителей с высоким быстродействием. Это позволяет достичь наносекундного временного разрешения. Предварительно регистрируют спектр свечения для того, чтобы убедиться в том, что он непрерывный, ив нем отсутствует излучение нетеплового происхождения (полосы люминесценции и др.). Возможность применения ПЗС-спектрометров в экспериментах по ударному сжатию не исключена, несмотря на то, что минимальное время накопления спектра составляет 0,01–0,1 мс и значительно превышает время существования волны сжатия. Если источником оптического излучения является только волна сжатия, то время накопления спектра определяется не быстродействием ПЗС-линейки, а временем свечения ударной волны, при этом большая длительность накопления сигнала несущественна. Как и при работе с алмазными наковальнями, трудности пирометрии в ударных волнах связаны с выделением полезного светового сигнала необходимо исключить постороннюю засветку оптического анализатора спектра, а для этого надо исследовать возможность попадания в оптический тракт света после ряда отражений от поверхностей образца. В табл. 4.2 приведены данные об условиях некоторых экспериментов по ударному сжатию различных веществ и о полученных темпера- турах. Сильное ударное сжатие достигается за счет давления отдачи при лазерном испарении твердой поверхности [4.28]. Для лазерного сжатия вещества используют мощные лазеры, применяющиеся для термоядерных исследований Janus (мощность = 1 кДж, длительность импульса = 3 нс, длина волны λ = 1,053 мкм) и Omega ( P = 3 кДж, τ = 0,7 нс, λ = 1,064, 0,532 и 0,355 мкм) в США XII ( P = 10 кДж, τ = 2 нс, λ = 532 нм) в Японии. При плотно Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных сред Т а блица Условия и результаты измерений температуры при сжатии и нагреве материалов в ударной волне Материал Размер образца Давление, ГПа Спектраль- ный диапазон, нм Темпера- тура, К Ис- точ- ник Кварц 175 450–800 4000–8000 [4.29] Fe (пленка на алмазе = 2 мкм 350–750 пли диски 25,4 мм = 6 мм 70 400–1050 Кварц 4,8 мм 450–0900 6680 ± Стекло 3,8 мм 450–900 5580 ± 130 [4.31] CaCO 3 ∅ 12,7 мм = 3 мм 450–900 (6 каналов) 3300–5400 [4.32] сти мощности излучения на мишени порядка 10 14 –10 15 Вт/см 2 в ударной волне, распространяющейся по веществу в направлении, противоположном направлению разлета лазерной плазмы, достигаются давления до 10–20 млн атм и температуры 10–30 кК. Искомая температура, вычисляемая по спектру излучения, зависит от способа подгонки экспериментальных точек. В работе при подгонке шести экспериментальных точек, зарегистрированных фотодиодами с высоким быстродействием ( 10 нс, функцией Планка получена температура α-кварца, сжатого ударной волной до давления ГПа, T = 4625 ± 80 К, при этом максимум интенсивности находится вблизи ≈ 630 нм. Если же построить те же экспериментальные данные в координатах Вина (рис. 4.6), получается несколько меньшая температура К. Отличие температур составляет около 2 В работе [4.33] зарегистрировано тепловое излучение при ударном сжатии жидкого дейтерия. Использована система из 6 скоростных фотоумножителей (постоянная времени 1 нс) и оптических фильтров. Свет регистрируется в узких полосах (ширина полос пропускания фильтров 20 нм на половине высоты) с центрами на длинах волн, 400, 450, 500, 600 и 700 нм. В статье приведен дискретный спектр излучения дейтерия при давлении 12 ГПа. При построении данных в координатах Вина получена температура сжатого дейтерия = 2895 ± 37 К (рис. 4.6). Причина, по которой в некоторых случаях 4.1. Статическое и динамическое сжатие вещества 95 Рис. 4.6. Спектры теплового излучения при ударном сжатии α-кварца (1) и дейтерия (2). Температуры 4543 ± 44 К (1), 2895 ± 37 К (вычисленные температуры заметно отличаются при разных способах подгонки одних и тех же экспериментальных данных, не установлена. В работе [4.32] приведен дискретный спектр излучения, зарегистрированный при сжатии кальцита (CaCO 3 ) в ударной волне до давления 110 ГПа. Регистрация проводилась с помощью фотодиодов и фильтров с полосой пропускания 5 нм на длинах волн 451, 555, 604, 662, 748 и 904 нм. Температура, вычисленная по спектру, составляет 440 К, одна из шести точек (при λ = 748 нм) существенно выпадает при подгонке планковской кривой. Построив данные в координатах Вина (рис. 4.7), получаем зависимость, в которой выпадающей выглядит точка при = 904 нм. Температура, вычисленная по всем шести Рис. Спектр теплового излучения при ударном сжатии кальцита = 110 ГПа). Температура по шести точкам 3992 ± 300 К (1), по пяти точкам 3528 ± 48 К (2) Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных сред точкам, T = 3992 ± 300 К. Если не учитывать точку при λ = 904 нм, получаем по пяти точкам = 3528 ± 48 К. Таким образом, выпадение одной точки при небольшом числе каналов регистрации существенно влияет на результат. Применение ПЗС-линейки с большим числом пикселов существенно уменьшает роль таких выпадающих точек. В работе [4.34] приведены тепловые спектры ударно сжатого анортита) в интервале длин волн 400–830 нм при ударном сжатии до давлений 40 ГПа и нагреве до температур 2840–3340 КВ этой работе для регистрации спектров применяется необычный в экспериментах по ударному сжатию многоканальный спектрометра спектрометр с достаточно высоким спектральным разрешением. Непрерывные спектры высокого качества с хорошей точностью аппроксимируются планковской функцией. Регистрация спектров излучения ряда веществ в широком интервале длин волн позволила выявить также спектры нетермического происхождения, обусловленные трибо- люминесценцией прозрачных хрупких материалов при ударном сжатии, CaSO 4 · 2H 2 O и др. Например, спектры излучения MgO при ударном сжатии до 55–62 ГПа существенно отличаются от тепловых и не аппроксимируются планковской функцией. Эти спектры похожи на очень уширенную полосу излучения (ширина на полувысоте составляет примерно 200 нм. Это излучение возникает вследствие образования и движения дефектов кристаллической решетки при ударном сжатии. При регистрации спектра в узком интервале длин волн такие спектры можно принять за температурные, хотя триболюминесценция является нестационарным явлением, а излучение, возникающее при этом, имеет неравновесный характер. В отдельных случаях (при ударном сжатии LiF и других ионных кристаллов до сравнительно небольших давлений, вблизи 34 ГПа) интенсивность неравновесного излучения намного порядков выше интенсивности температурного излучения При дальнейшем увеличении давления при сжатии кристалла яркость люминесценции постепенно падает и становится малой по сравнению с яркостью температурного свечения. Во всех случаях, когда ударная волна распространяется по прозрачному веществу, предполагается, что спектр теплового излучения из области ударного сжатия при прохождении участков, расположенных перед ударной волной, не изменяется. Возможность искажения спектра, связанная с УФ-излучением сжатой области и фотоиндуцированным изменением оптических свойств вещества, рассматривается в гл. Комбинированное сжатие. В последние годы выполнены эксперименты по комбинированному сжатию. Вначале образец сжимают статически в алмазных наковальнях, затем при лазерном импульсном воздействии происходит основное динамическое сжатие образца ударной волной [4.35, 4.36]. Лазер, таким образом, используется не 4.1. Статическое и динамическое сжатие вещества 97 для прямого нагрева образца, но для создания ударной волны. Для поглощения лазерного излучения и образования плазмы наносят на площадку алмазной наковальни пленку полимера или алюминия, под ним имеется пленка золота толщиной 2 мкм для поглощения рентгеновского излучения плазмы. Без существенных усовершенствований установки это позволяет достичь в образце давления 200 ТПа, плотности энергии порядка 30–100 кДж/см 3 и температур 10000 КВ эксперименте [4.37] воду предварительно сжимали в наковальнях до давления 1 ГПа, затем в ударной волне происходило сжатие до > 150 ГПа и нагрев до температур, превышающих 9000 К. При давлении ≈ 100 ГПа и температурах выше 3500 К вода становится полупроводником, непрозрачным в видимом спектре. При давлениях, превышающих 150 ГПа, вода превращается в проводник с электронной проводимостью. Температуру сжатой воды определяли по спектру теплового излучения, неопределенность температурных измерений вобла- сти максимальных давлений авторы оценили в 35 Разрушение твердых тел при ударе. Взаимодействие абразивных частиц шлифовального круга с обрабатываемой поверхностью происходит на скоростях порядка нескольких десятков метров в секунду. Перемещение частицы абразива на расстояние, сравнимое с размером частицы ( ≈ 10 мкм, происходит за время порядка 1 мкс. Время контакта одной частицы с поверхностью при вращении круга составляет примерно 100–300 мкс. Плотность мощности, поглощаемой в области удара, составляет несколько кВт/мм 2 . Кинетическая энергия частиц шлифовального круга расходуется на деформацию, образование трещин, разрушение и нагрев поверхности. Из области контакта пока- сательной к кругу разлетаются светящиеся частицы обрабатываемого материала и абразива (искры. При шлифовке различают три температуры а) локальная температура в области удара частицы абразива о поверхность (горячее пятно б) контактная температура вдоль следа одной частицы на обрабатываемой поверхности (температура резания); в) средняя температура области взаимодействия круга с поверхностью. Трудности измерения температур с высоким пространственными временным разрешением при шлифовании материалов обсуждаются в обзорах [4.38, Методом спектральной пирометрии измерена локальная температура горячих пятен на поверхности двуокиси циркония, стабилизированной окисью магния (9 %), в области точек контакта сошли- фовальным кругом [4.40]. Абразивные частицы — карбид кремния и алмаз. Излучение регистрировали с помощью двух волоконно-оп- тических спектрометров в спектральных интервалах = 190–850 нм или = 717–980 нм, источник свечения — точки контакта образца с вращающимся шлифовальным кругом. Длительность отдельных световых вспышек в работе не измерялась. Излучение от АН. Магунов Гл. 4. Спектральная пирометрия конденсированных сред многих вспышек проходило сквозь прозрачный образец и попадало на торец волоконного световода диаметром 600 мкм. Для вычисления температуры были выбраны участки спектра 400–800 нм и 750–950 нм. Спектры являются непрерывными, их форма характерна не для люминесценции диэлектриков, а для термического излучения. Интенсивность излучения в спектрах характеризуется сильными флуктуациями, их происхождение не изучалось. Возможно, причина заключается в селективном пропускании излучения шероховатой поверхностью образца в области световой вспышки, и для подавления флуктуаций следует увеличить апертуру спектрометра (например, вместо волокна диаметром 600 мкм поставить собирающую линзу диаметром 2–3 см). Возникновение сложных угловых диаграмм при прохождении света через шероховатую поверхность рассматривается в Спектры спрямляются в координатах Вина. Показано, что при разных условиях обработки образца температура светящихся участков поверхности изменяется в диапазоне от 2900 до 3900 К. На фазовой диаграмме, приведенной в статье, видно, что температура плавления двуокиси циркония, стабилизированной окисью магния, T пл ≈ 2950 К. Таким образом, при шлифовке локальная температура в области удара и световой вспышки близка к температуре плавления исследованного материала или превосходит ее. Данные по другим материалам в литературе отсутствуют. Может ли в спектрах излучения присутствовать составляющая нетермического происхождения, связанная с триболю- минесценцией вещества (образца или абразива, неизвестно. В измерениях, проведенных ранее методом трехволновой пирометрии, при шлифовке двуокиси циркония получены более низкие температуры, лежащие в диапазоне от 1600 до 1900 КВ случае локальных и нестационарных вспышек света регистрируется интегральный спектр от участков с разной температурой. Влияние таких пространственно-временных неоднородностей на результат измерения температуры рассмотрено в гл. 7. |