Чения исючиика. бд - излучения пламени, - излучения источния прошедшего через пламя. Пользуясь спектральным законом Вина, моа показать, что

J 1

( 5я

При нснользованнн фотоэлектрической измерительной системы с нейпой характерисгикой левая часть этого равенства получается непоср! ственно как разиос1ь отношений ординат записей соответствующих сигн! лов. Поэтому, зная яркостную температуру источника 7,, и эффективна длину волны X пропускания светофильтров с данным фотоэлементом, с мощью формулы (15.4) легко определить температуру пламени Т,. В пр цессе измерений нет необходимости менять температуру источника, это требуется в методе обращения спектральных линий. Яркостная тем ратура источника может быть даже ниже измеряемой температуры пла4 ни, что практически очень важно из-за трудностей создания стабиль нысокотемпературных источников. Однако анализ показывает, что больше разность Т - Т тем больше погрешность измерения Т.

Измерение стационарных температур пламени с использованием ме да лучеиспускания и поглощения может быть осуществлено более прост ми измерительными средствами, например обычным оптическим пироме ром с исчезающей нитью. В этом случае пирометром поочередно измеряют три яркостные температуры: источника (температурной лампы), пл мени и источника, визируемого через пламя. Расчет температуры пламе производится по формуле (15.4), в левую часть которой подставляй значения яркостей черного тела, соответствующие трем измеренным знач ниям яркостиых температур. Точность измерения стационарных темпе тур пламен методом лучеиспускания и поглощения, кроме инструменталй ных погрешностей применяемой аппаратуры, определяется также степены однородности температурного поля по сечению факела. Измерение темпе ратур в зоне реакции методом лучеиспускания и поглощения может провождаться теми же методическими погрешностями, что и в случае то да обращения.

15.5. Метод абсолютной интенсивности спектральной линии

Этот метод основывается на зависимости интенсивности насыщенног центра резонансной спектральной линии от температуры пламени. Для этой цели обычно используются спектральные линии какого-либо щелочнд* го металла с достаточно низким потенциалом ионизации. При малой кс центрацнн щелочного металла в горючем интенсивность резонансной лини зависит не только от температуры пламени, но и от степени концентраци Контур линии для этого случаяпредставлен кривой / на рис. 15.3. мере увеличения концентрации интенсивность линии растет, увеличив егся ордината центра линии и расширяются ее крылья. Рост ордииа центра линии происходит до тех пор, пока не наступит своего рода насыи ние (кривые 2 к 3 рис. 15.3), при котором дальнейшее увеличение конце рации щелочного металла не вызывает больше возрастания центральна части линии.

Такое свойство эмиссионных линий спектра приводит к тому, что npi достаточной концентрации излучающего элемента интенсивность насыще ного цеитра спектральной линии становится однозначной функцией тольк температуры пламени с монохроматическим коэффициентом черноты иаиу

чШЙ рявйга единяце. Следовательно, насыщенная часть линии излучает как абсолютно черное тело, и измерив интенсивность центра насыщенной линии, можно определить действительную температуру пламени по законам излучения абсолютно черного тела.

При использовании резонансной линии натрия с длиной волны 0,5893 мкм необходимая для получения насыщенного излучения концентрация атомов натрия в пламени состави! 10 ... 10 атомов в 1 смпрн температуре 2000 К. В этом случае спектральная ширина насыщенной области излучения вблизи центра линий составляет 0,01...0,02 нм. Если горючее не обладает достаточной концентрацией выбранного излучающего элемента, ю он может быть введен в соответствующем растворе в горючее. Заметим, что требуемые концентрации излучающего элемента настолько малы, что они не могут ощутимо исказить кинетику горения.

Небольшая спектральная ширина насыщениой области линии приводит я леобходамости применения спжтрвльяов мтаратуры с большой разрешающей способностью. В качестве таковой могут быть нс-пользотаны спектрографы с диф-кциониой решеткой. Весьма пер-;фективиым представляется применение эталона Фабри - Перо. По-jjo6paB соответствующим образом параметры эталона , можно получить от данной спектральной линии достаточно большое центральное пятно нятерференционяой картины. Круглая диафрагма позволяет вырезать из этого пятна центральную область, соответствующую насыщенному излучению центра линии. Тогда измерение интенсивности выделенного таким способом насыщенного излучения линии не представляет труда с помощью какого-либо фотоэлектрического фотометра.

Метод абсолютной интенсивности спектральных линий практически не имеет верхнего предела измеряемых температур. При очень высоких температурах применимость метода ограничивается областью, в которой имеет место ионизация основной массы атомов излучающего металла. В случае использования спектральных линий натрия такой границей будут, по-видимому, температуры 7000-8000 К.

Применение излучающего элемента с более высоким потенциадом ионизации позволяет еще больше отодвинуть эту границу. Метод абсолютной интенсивности применим для измерения температур как несветящихся, так и светящихся пламен. Его инструментальная погрешность составляет около 1 % намеряемой температуры при использовании спектральной ап-nagTypH с дифракционной решеткой. При исследовании этим методом пламен с неоднородным 1емпературным полем возникают дополнительные погреишости, связанные с самообращением спектральных линий.

45.6. Метод относительных интенсивностей тральных линий

Рис. 15.3. Зависимость контура резонансной линии от концентрации щелочного металла в горючем:

/ - при малой концентрации щелочного металла; 2, 3 -при концентрациях, достаточных для иасыщення>

ектр

3 метод, известный также под названием метода Орнштейна, поз-воляуществить определение температур пламени по результатам изме-ренияЛошения интегральных интенсивностей двух спектральных линий, прина1дажащнх одному и тому же излучающему элементу. Как вытекает из кетовой теории излучения, отношение интенсивностей Ei и Е двух

спектральных линий, соответствующих длинам воли Л] и онределЯ выражением

Aigi (К

£2 A.,g2 \ Л2

где 61, 62-соответствующие этим линиям энергии возбуждения; А, gi< gi - вероятности переходов и статистические веса исходных уровне k - постоянная Больцмана.

В огличие от метода абсолютной интенсивности, применимого в ус ВИЯХ достаточной для насыщения линии концентрации излучающих а мов, метод относительных интеисивностей может быть использован толь в условиях малых концентраций. Причина гакого ограничения заклк ется в том, что абсолютные ингенсивностн разных спектральных ли различны, и, следовательно, степень приближения их к состоянию на щения будет разной. Поэтому отношение интенсивности г, определяв формулой (15.5), не является уже однозначной мерой только температ пламени Т, а определяется также тем, в какой степени одна и другая спе ральные линии далеки от состояния насыщения, т. е. от той облает которой нарушается прямая пропорциональность интенсивности лини концентрации излучающего элемента.

Логарифмирование (15.5) дает

\ - е

Т АЯг

Таким образом, обратное значение температуры пламени линейно зано с логарифмом отношения интеисивностей двух линий.

С целью проверки отсу1ствия влияния области насыщения или хе люминесценции полезно использовать несколько спектральных ли одного и того же элемента, находя попарно отношения их интенсивно и определяя для каждой пары температуру пламени с помощью фори (15.6). Сходимость результатов измеренных значений температур по ным парам линий является хорошим контролем применимости метода данных условиях.

Относительная погрешность определения температуры, обуслов ная погрешностью А/- измерения отношения г, прямо пропорциональ. .температуре Т и обратно пропорциональна разности энергий верхия состояний двух линий:

Т Ё! - 62 Г

Если в качестве примера взять обычную разность энергий во вра

тельных спектрах (Si -65= 4000 см ) и положить = 5 %, то

пламени в 2000 К (fe = 0,695 см~ К ) получим -iii-= 0,017 и ДГ*

= 35 К. > - ;

Для осуществления метода относительных интеисивностей создан , специальная аппаратура, которая в сочетании с электронной решающи схемой находит логарифм отношения интеисивностей выбранных cnocif; ральных линий и решает уравнение (15.6) непосредственно относительно JF,i

Наиболее эффективно применение метода относительных интенсивное? тен для исследования пламен с температурами выше 3000 К. В этих уело ВИЯХ сильно увеличивается количество линий в спектре пламени, что облегчает их выбор. Кроме того, и это главное, в условиях очень высоких температур значительно расширяются границы области линейной зависимосО интенсивности линий от концентрации излучающего элемента,

IJ.7. Определение температуры по допперовекому уши внию спектрмымих линий

Хаотшекое движшяе шлучающих атомов раскаленных газов пламени вследе-геие эффта Д яж®а вьвываег возникновение контура линии по формч гаутеовой яривой с тт большим уширением по спектру, чем больше кинетическая энергия поступательного движения атомов или чем выше температура пламени. Еслнушнреиие спектральной линии обусловлено только эффектом Доплера, то полуширина 6 спектральной линии оказывается связанной с температурой газа Т выражением

6=2Г2ТГ2 / = 0,71 . lO-v Y\

где Ц - молекулярная масса газа, v - волновое число, соответствующее данной спектральной линии.

Так как температура Г, определяемая этим способом, характеризует среянкио кинетическую энергию поступательного движения атомов, ее принято цдаывать поступательной температурой.

Практическая реализация этого метода измерения температур пламени зачастую встречает значительные трудности, вызванные тем, что наблю-да !ый контур спектральной линии обусловливается не только доплеров-ским ущирением, ио и гак называемым лоренцовским уширением, вызванным явлениями столкновения молекул газа между собой и зависящим от плотности газа и значений эффективных сечений молекул. При нормальном атаюсферном давлении и не слишком высоких температурах лоренцов-ское ущнрение оказывается значительно больше доплеровского. Только при Д8 лв1иях 1 кПа и ниже можно наблюдать достаточно чистый допле-ровский контур.

По форме контура спектральной линии находят отношение лоренцов-ского уширения к доплеровскому. Зная это отношение и измеряемую полуширину спектральной линии, можно найт полуширину линии, обусловленную чисто доплеровским уширением, и по формуле (15.7) найти температуру газа. Наиболее удобная аппаратура для осуществления этого метода основана на применении эталона Фабри - Перо.

15.8. Определение вращательной температуры

Измерение температур пламен, имеющих в спектре полосы излучения, может быть выполнено по энергии вращательного движения молекул. Этот метод аналогичен методу относительных интеисивностей. Для его .осуществления выбираются две или лучше несколько линий тонкой вращательной структуры полос. Как показывает теория, интенсивность Е каждой такой линии характеризуется выражением

E = NAv*e , (15.8)

гд N число возбужденных молекул; г, е, - вращательные энергии начального и конечного состояний.

Находя отношение интеисивностей каждой из выбранных линий к одной из них, строят полулогарифмический- график, в котором по оси абсцисс откладывают величины - е,/* для разных линий. Тогда VT определится как тангенс угла наклона получающейся прямой.

Для пламен, содержащих молекулы гидроксила ОН, используется спектр излучения этих молекул, соответствующий переходу от возбужденного 6 к невозбужденному состоянию. Наиболее удобными для этой ели являются интенсивные полосы при длинах волн 0,3064,0,3122 и 0,3185.

Эти полосы расположены в ультрафиолетовой области спектра; их хорошего разрешения требуется спектральная аппаратура с кварце оптикой, обладающая большой дисперсией. Регистрация осуществляв, методами фотографической фотометрии. При выборе линий гонкой стру туры особое внимание следует обратить на то, чтобы в и.ч число не попа линии, накладывающиеся одна на другую. Использование нескольк (а не двух) линий вызвано необходимостью контроля отсутствия влияй самопоглощения линий или хемилюмннесцетщии, весьма интенсивной, этой области. При наличии такого в;шяпня точки для разных линий будут укладываться на прямую графика.

Для исключения влияния самопоглощепия используется так назыв мый метод равных интенсивностей. Ои заключается в том, что выбирак пары линий тонкой структуры, обладающие равной интенсивностью, кие линии должны располагаться по обе стороны от максимума данн полосы. Самопоглощение на них должно сказываться одинаково и, еле вательно, в отношении интенсивностей оно окажется исключенным.

15.9. Определение колебательной температуры

Полосатые спектры излучения молекул позволяют определить те ратуру пламени, соответствующую энергии колебательного (вибрационно движения атомов в молекуле. Для этой цели находится либо отноше интенсивностей вблизи максимумов двух полос, либо отношение их ноли интенсивностей. Так как интенсивность полос колебательной структ описывается уравнением, аналогичным (15.8), то колебательная темпе гура находится как котангенс угла наклона прямой, построенной в пс логарифмическом масштабе по измеренному отношению интенсивнс каждой пары полос.

Измерение интенсивностей полос не требует спектральной аппара ры большой разрешающей способности, что существенно упрощает техн ку эксперимента. Однако при недостаточно тщательном выборе спектра ных областей результат измерений может оказаться искаженным на жением линий тонкой структуры. Наилучшие результаты измерен! колебательных температур получаются при использовании полос изл чения двухатомных молекул, таких, например, как ОН.

15.10. Метод яркостной температуры

Для светящихся пламен с высоким коэффициентом черноты излу ния может быть применен простой в аппаратурной реализации метод тщ рения яркостной температуры пламени. Во многих случаях это может бь обычный оптический пирометр с исчезающей нитью. Отождествление меренной таким прибором яркостной температуры пламени с его дейс тельной температурой возможно только для пламени с настолько больша концентрацией твердых взвеш ных частиц, что коэффициент черноты излучения становится практически равным единице. Поэтому с яркостно температурой пламени целесообразно измерять монохроматический кс фицнент черноты излучения для той длины волны, которая соотве ет эффективной длине волны примененного оптического пирометра. На более простой и-достаточно надежный способ такого измерения состой использовании сферического вогнутого зеркала, устанавливаемого поза пламени (рис. 15.4) так, чтобы центр его кривизны находился внутри менн, на его оси. Этим же оптическим пирометром производится измерени собственной яркости факела а и суммарной яркости Ь, обусловленно собственной яркостью пламени и яркостью его изображения, образованноь-1 Го в фокусе зеркала и рассматриваемого через пламя. Если обозначить чв*

рез P;t коэффициент отражения сферического зеркала для данной дл1П1Ы волНЬ:, а через д, средний коэффициент поглощения пламени для той же длины воЛны, го для обоих результатов измерений получим

откуда

а,= 1-

Ь - а Pi

Для чисто термического излучения пламени, очевидно, будем иметь = Oj. Определение действительной температуры пламени по его яркост-

Рис. 15.4. Схема устройства со сферическим зеркалом для измерения яркостной температуры пламени

иой температуре и коэффициенту черноты излучения е производится обычным способом.

Измерение яркостиых температур нестационарных пламен требует применения соответствующей быстродействующей фотоэлектрической аппаратуры.

15.11. Метод цветовой температуры

К пламенам со сплошным спектром применим обычный метод определения цветовой температуры по отношению измеренных значений интенсивности £i и спектра в двух длинах волн. Если монохроматические коэффициенты черноты излучения в этих длинах волн равны, то в этом случае, как известно, цветовая температура пламени равна его действительной температуре. Однако для сильно светящихся пламен такое равенство не всегда соблюдается. Дело в том, что излучение массы взвешенных в газе твердых частиц сопровождается рассеянием на них лучистой энергии. В результате, как показывают теория и опыт, монохроматический коэффициент поглощения светящихся пламен а, а при термическом характере излучения и его монохроматический коэффициент черноты излучения е, убывают с длинсй волны спектра. Эта зависимость может быть представлена в виде

= =

(15.9)

Данные о показателе степени л для различных типов пламен приведены в табл. 15.1.

Наличие зависимости от длины волны приводит к тому, что измеренная цветовая температура светящегося пламени в ряде случаев оказывается несколько выше истинной.