RU2685548C1 - Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела - Google Patents

Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела Download PDF

Info

Publication number
RU2685548C1
RU2685548C1 RU2018121684A RU2018121684A RU2685548C1 RU 2685548 C1 RU2685548 C1 RU 2685548C1 RU 2018121684 A RU2018121684 A RU 2018121684A RU 2018121684 A RU2018121684 A RU 2018121684A RU 2685548 C1 RU2685548 C1 RU 2685548C1
Authority
RU
Russia
Prior art keywords
wavelength
radiation
spectral
range
values
Prior art date
Application number
RU2018121684A
Other languages
English (en)
Inventor
Вячеслав Петрович Ходунков
Original Assignee
Федеральное государственное унитарное предприятие "Всероссийский научно-исследовательский институт метрологии им. Д.И. Менделеева"
Priority date (The priority date is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the date listed.)
Filing date
Publication date
Application filed by Федеральное государственное унитарное предприятие "Всероссийский научно-исследовательский институт метрологии им. Д.И. Менделеева" filed Critical Федеральное государственное унитарное предприятие "Всероссийский научно-исследовательский институт метрологии им. Д.И. Менделеева"
Priority to RU2018121684A priority Critical patent/RU2685548C1/ru
Application granted granted Critical
Publication of RU2685548C1 publication Critical patent/RU2685548C1/ru

Links

Images

Classifications

    • G—PHYSICS
    • G01—MEASURING; TESTING
    • G01N—INVESTIGATING OR ANALYSING MATERIALS BY DETERMINING THEIR CHEMICAL OR PHYSICAL PROPERTIES
    • G01N21/00—Investigating or analysing materials by the use of optical means, i.e. using sub-millimetre waves, infrared, visible or ultraviolet light
    • G01N21/17—Systems in which incident light is modified in accordance with the properties of the material investigated
    • G01N21/25—Colour; Spectral properties, i.e. comparison of effect of material on the light at two or more different wavelengths or wavelength bands
    • G01N21/31—Investigating relative effect of material at wavelengths characteristic of specific elements or molecules, e.g. atomic absorption spectrometry
    • G01N21/35—Investigating relative effect of material at wavelengths characteristic of specific elements or molecules, e.g. atomic absorption spectrometry using infrared light

Landscapes

  • Physics & Mathematics (AREA)
  • Spectroscopy & Molecular Physics (AREA)
  • Health & Medical Sciences (AREA)
  • Life Sciences & Earth Sciences (AREA)
  • Chemical & Material Sciences (AREA)
  • Analytical Chemistry (AREA)
  • Biochemistry (AREA)
  • General Health & Medical Sciences (AREA)
  • General Physics & Mathematics (AREA)
  • Immunology (AREA)
  • Pathology (AREA)
  • Radiation Pyrometers (AREA)

Abstract

Изобретение относится к измерительной технике в области теплофизики высоких температур и высокотемпературной метрологии. Заявленный способ включает сбор и фокусирование излучения от термостабилизированного тела, преобразование его полихроматического излучения в монохроматическое, измерение сигналов фотоприемного устройства в заданном узком диапазоне длин волн, определение угловых коэффициентов линейных зависимостей измеренных сигналов и энергетических яркостей, рассчитанных по формуле Планка, от длины волны, расчет спектрального коэффициента излучения по отношению полученных угловых коэффициентов с учетом поправочного коэффициента. Технический результат - расширение динамического диапазона измерений с одновременным повышением точности и расширением номенклатуры исследуемых объектов, в том числе моделей абсолютно черного тела и ампул высокотемпературных реперных точек. 3 ил., 1 табл.

Description

Изобретение относится к измерительной технике в области теплофизики высоких температур и предназначено для исследования радиационных свойств материалов, веществ и изделий, преимущественно в ближнем инфракрасном диапазоне длин волн и при высоких температурах. Изобретение может быть использовано в высокотемпературной метрологии при воспроизведении и передаче единицы термодинамической температуры.
Все известные способы измерения как спектрального, так и интегрального коэффициента излучения (коэффициента излучательной способности) разделяются на две основные группы: прямые способы и косвенные способы (Linka S. Untersuchung der Eigenschaften von Schlacken und Schmelzen in technischen Feuerungen. Dissertation, Bochum, 2003; Бродников А.Ф., Вихарева H.A., Черепанов В.Я. Измерения и эталоны тепловых величин. Новосибирск: Новосибирский филиал АСМС, 2017. - С. 93-104).
Прямые способы включают в себя калориметрические и радиационные способы, в которых, в равной мере, применяются измерения, как при стационарной, так и при меняющейся во времени температуре объекта.
Косвенные способы включают в себя три подгруппы способов:
- способы, основанные на измерении отраженного излучения от объекта или им поглощенного;
- способы, основанные на фундаментальных законах физики;
- способы, использующие установленные значения физических констант.
Известен способ пирометрических измерений (патент РФ №2255312, МПК G01J 5/60, опубл. 19.08.2003), включающий измерение истинной температуры поверхности по величине яркостных температур не менее чем на трех длинах волн. В данном способе измеряя не менее трех компонент спектра, вычисляют логарифм произведения коэффициента спектральной излучательной способности на коэффициент пропускания промежуточной среды для каждой длины волны, при этом каждые три значения длин волн выбираются настолько близкими, чтобы зависимость логарифма названного произведения от длины волны была линейна.
Недостатком рассматриваемого способа пирометрических измерений является его применимость только для ближнего инфракрасного диапазона.
Известен способ измерения температуры объектов по их собственному излучению с неизвестной излучающей способностью (патент РФ №2086935, МПК G01J 5/60, опубл. 10.01.1994), включающий сбор и фокусирование излучения, выделение N спектральных диапазонов, преобразование излучения в каждом спектральном диапазоне в электрические сигналы, их усиление и формирование отношения сигналов, при этом в электронном тракте введены две линейные комбинации из сигналов N спектральных диапазонов.
Недостатком данного способа является то, что он применим только для измерения температуры определенного класса серых тел, коэффициент излучения которых не зависит от длины волны излучения, что существенно ограничивает применимость этого способа.
Известен способ определения излучательной способности твердых материалов (патент РФ №2617725, G01N 25/20; G01J 5/10, опубл. 26.04.2017). Согласно способу на образец воздействуют лазерным излучением, которое преобразуется в тепловое излучение, после равномерного нагрева образца преобразованным лазерным излучением в исследуемом спектральном диапазоне длин волн от λ1 до λ2 измеряют яркостную температуру Тя поверхности образца, по которой судят об интенсивности теплового излучения от образца. При этом, яркостную температуру Тя поверхности образца измеряют одновременно с измерением истинной температуры Т поверхности образца в одной и той же точке рабочей зоны нагрева поверхности образца. Расчет интегральной излучательной способности 8 осуществляют по соотношению, полученному на основе формулы Планка.
Недостатком способа является невысокая точность, обусловленная необходимостью измерения яркостной и действительной температуры исследуемого образца. Кроме этого, в способе предполагается использование контактных преобразователей температуры, что ограничивает применение способа при высоких температурах. Измерение яркостной температуры предполагает использование яркостных пирометров, - это накладывает дополнительные ограничения на исследуемый спектральный диапазон.
Наиболее близким к предлагаемому по технической сущности является способ измерения излучательной способности объекта по измеренной температуре (патент РФ №2382994, МПК G01J 5/60, опубл. 27.02.2010). Способ заключается в сборе и фокусировании теплового излучения от объекта, выделении N спектральных диапазонов, преобразовании излучения в каждом спектральном диапазоне в электрический сигнал, их усилении и оцифровке, определении первых N-1 производных сигналов центрального спектрального диапазона по длине волны, измерении температуры и излучательной способности объекта по функциональному соотношению, связывающему выбранный сигнал и его производные (прототип). Технический результат - расширение перечня анализируемых объектов при увеличении спектрального диапазона измерения излучательной способности по измеренной температуре.
Недостаток способа - невысокая точность, обусловленная необходимостью определения температуры исследуемого образца через набор производных, при этом недостаток точности особенно ощутим при высоких температурах. К недостаткам способа также можно отнести сложность использования предложенных функциональных соотношений и накладываемое на их использование ограничение по температурному диапазону.
Технический результат от применения предлагаемого способа заключается в расширении динамического диапазона измеряемого спектрального коэффициента излучения с одновременным повышением точности измерений и расширением номенклатуры исследуемых объектов, в том числе - моделей абсолютно черного тела и ампул высокотемпературных реперных точек.
Указанный технический результат достигается тем, что в предлагаемом способе измерения спектрального коэффициента излучения исследуемое тело приводят в равновесное термодинамическое состояние с заданной термодинамической температурой и стабилизируют его, с помощью оптической системы преобразуют полихроматическое излучение от анализируемой поверхности тела в монохроматическое излучение с заданной начальной опорной длиной волны, подают его на фотоприемник и регистрируют генерируемый фотоприемником сигнал, исходя из требуемой точности задают диапазон изменения опорной длины волны и шаг ее смещения, в заданном диапазоне поочередно смещают опорную длину волны в сторону ее увеличения на заданный шаг смещения, при этом каждый раз фиксируют длину волны и выполняют регистрацию соответствующего ей сигнала фотоприемника, нормализуют измеренные значения сигналов фотоприемника путем отнесения их к значению сигнала, измеренному на начальной опорной длине волны, расчетным путем выполняют линейную аппроксимацию нормализованных значений от длины волны и находят экспериментальный угловой коэффициент аппроксимирующего линейного уравнения, в заданном спектральном диапазоне для использованных при измерениях опорных длин волн рассчитывают по формуле Планка соответствующие значения спектральной энергетической яркости идеального абсолютно черного тела, нормализуют полученные расчетные значения путем отнесения их к значению, соответствующему начальной опорной длине волны спектрального диапазона, расчетным путем выполняют линейную аппроксимацию нормализованных значении спектральной энергетической яркости от длины волны и находят теоретический угловой коэффициент аппроксимирующего линейного уравнения, рассчитывают отношение экспериментального углового коэффициента к теоретическому угловому коэффициенту, полученное значение делят на поправочный коэффициент, результат деления принимают равным значению спектрального коэффициента излучения тела и ставят его в соответствие центральной длине волны заданного спектрального диапазона и заданной термодинамической температуре.
Для пояснения сущности предлагаемого способа на фиг. 1 представлены примеры аппроксимирующих линейных зависимостей расчетной спектральной энергетической яркости для идеального абсолютно черного тела при различных температурах, на фиг. 2 - график, поясняющий расчет спектрального коэффициента излучения, на фиг. 3 - структурная схема устройства, реализующего предлагаемый способ измерения.
Предлагаемый способ относится к группе косвенных способов и основан на фундаментальном законе Планка, согласно которому спектральная энергетическая яркость поверхности излучающего тела может быть рассчитана по формуле Планка:
Figure 00000001
где
Le(λ,T) - спектральная энергетическая яркость поверхности тела (Вт/м3);
ε(λ,Т) - спектральный коэффициент излучения тела;
Figure 00000002
- спектральная энергетическая яркость идеального абсолютно черного тела (Вт/м3);
С1 = 3,74177118×10-16 - первый коэффициент в законе Планка (Вт×м2);
С2 = 1,4387752 (25)×10-2 - второй коэффициент в законе Планка (м×К);
Т - термодинамическая температура тела (К).
Согласно определению, спектральный коэффициент излучения тела ε(λ,T) - есть отношение энергии излучения источника (тела) к энергии, излучаемой черным телом, при той же температуре.
Формула Планка предполагает, что исследуемое тело излучает в телесном угле, аналогичном (равном) телесному углу идеального черного тела. Полный телесный угол, в котором излучает идеальное абсолютно черное тело, равен 2π стерадиан (излучение от полупространства). На практике телесный угол излучения реального тела может отличаться от полного телесного угла излучения черного тела, поэтому необходимо использовать поправочный коэффициент ϕ, характеризующий различие телесных углов излучения реального тела и идеального абсолютно черного тела. Установим значение данного коэффициента.
Для этого рассмотрим два тела, выполненные из идентичного материала, но имеющие различную конфигурацию. Первое тело - модель абсолютно черного тела, которая выполнена в виде полости и излучает в телесном угле Ω1=2π стерадиан (полусфера). Второе тело - пластина, которая излучает со всех ее 4-х поверхностей в телесном угле Ω2=4π стерадиан (полная сфера).
В равновесном термодинамическом состоянии во всех точках полости абсолютно черного тела устанавливается одинаковая и не зависящая от времени плотность энергии излучения, зависящая только от температуры. Кроме этого, равноправие всех точек полости и стационарность равновесного состояния подразумевают, что в каждой точке полости устанавливается одинаковое и постоянное распределение энергии по спектру, которое может быть охарактеризовано объемной спектральной плотностью энергии uBBV(λ,Т) (Румер Ю.Б, Рывкин М.Ш. Термодинамика, статистическая физика и кинетика, изд. 2-е. М.: Наука, 1977, С. 79-80). Для первого тела вследствие изотропии черного излучения, из каждой точки его полости излучается объемный поток энергии, равномерно распределенный по всем направлениям и равный (в расчете на единицу телесного угла):
Figure 00000003
где
qBBV - объемный поток энергии абсолютно черного тела (Вт);
с - скорость света (м/с);
uBBV(λ,Т) - объемная спектральная плотность энергии излучения черного тела (Дж/м).
С единицы площади полости первого тела за единицу времени под углом 9 к нормали в телесном угле dΩ=2πsinθdθ излучается поверхностный поток энергии gBBS равный:
Figure 00000004
Интегрируя это выражение по полусфере, в которую излучает абсолютно черное тело, получаем суммарный поток излучения с поверхности черного тела:
Figure 00000005
Для второго тела (пластины) также вследствие изотропии излучения, из каждой точки поверхности тела излучается также равномерно распределенный по всем направлениям объемный поток энергии, но по абсолютному значению меньший, чем для первого тела. Величина данного потока (в расчете на единицу телесного угла) равна:
Figure 00000006
где
qFV - объемный поток энергии реального тела (Вт);
ε(λ,Т) - спектральный коэффициент излучения реального тела;
С единицы площади полости второго тела за единицу времени под углом θ к нормали в телесном угле dΩ=4πsinθdθ излучается поверхностный поток энергии qFS равный:
Figure 00000007
Интегрируя это выражение по полусфере, в которую излучает первое тело, получаем суммарный поток излучения с поверхности второго тела:
Figure 00000008
При этом принимаем, что спектральный коэффициент излучения тела ε(λ,T) одинаков по всем направлениям излучения.
Найдем отношение поверхностных потоков энергии, излучаемых реальным (вторым) телом и абсолютно черным (первым) телом, получаем:
Figure 00000009
где ϕ - коэффициент пропорциональности, учитывающий различие в телесных углах излучения реального тела и абсолютно черного тела. Используя аналогичные рассуждения для реальных тел других конфигураций можно получить, что для равномерно распределенного по всей поверхности излучения таких тел, как сфера, цилиндр, пластина, параллелепипед, данный коэффициент равен ϕ=2; для тел, излучающих в полупространство (например, модель абсолютно черного тела) указанный коэффициент равен ϕ=1.
Из полученного соотношения следует, что спектральный коэффициент излучения тела равен отношению измеренных поверхностных потоков реального и абсолютно черного тела деленному на коэффициент пропорциональности ϕ:
Figure 00000010
Общеизвестно, что поток излучения с поверхности реального тела прямо пропорционален его спектральной энергетической яркости Le(λ,T), а поток излучения с поверхности черного тела прямо пропорционален его спектральной энергетической яркости LBB(λ,T), т.е.
Figure 00000011
Figure 00000012
Следовательно, соотношение для спектрального коэффициента излучения тела может быть переписано в виде:
Figure 00000013
Из этого следует, что с учетом различия в телесных углах излучения реального и идеального тела спектральная энергетическая яркость реального тела может быть рассчитана по исходной формуле Планка с введенным в нее коэффициентом пропорциональности ϕ:
Figure 00000014
Согласно данному соотношению нахождение искомого значения спектрального коэффициента излучения тела сводится к измерению спектральных энергетических яркостей реального и абсолютно черного тела. Однако, вследствие того, что идеальное абсолютно черное тело в природе, как таковое, не существует, а является лишь теоретическим, виртуальным объектом, поэтому экспериментально измерить его энергетическую яркость невозможно. Для решения возникшей неопределенности применим следующие установленные данные.
Первое. Для фиксированной стационарной термодинамической температуре тела и для узкого диапазона длин волн, например, для диапазона λ=640÷660 нм (ширина диапазона 20 нм), зависимость спектральной энергетической яркости идеального абсолютно черного тела LBB(λ,Т) от длины волны - близка к линейной зависимости и с высокой точностью может быть аппроксимирована уравнением вида:
Figure 00000015
В качестве доказательства данного утверждения о линейности на фиг. 1 представлены зависимости спектральной энергетической яркости идеального абсолютно черного тела LBB(λ,T) от длины волны, рассчитанные по формуле Планка для диапазона длин волн 640÷660 нм при температурах T=1000К, 2000К, 3000К, а в таблице - представлены значения коэффициента детерминации, характеризующего отклонение истинной зависимости от линейной, в зависимости от ширины интервала аппроксимации.
Зависимость коэффициента корреляции от ширины интервала аппроксимации для различных фиксированных температур
Figure 00000016
Второе. Общеизвестно, что фотоприемник, например фотодиод, принимающий полихроматическое инфракрасное излучение от исследуемого тела, генерирует фототок, величина которого пропорциональна спектральной энергетической яркости тела и может быть рассчитана по известному соотношению:
Figure 00000017
где
IF - генерируемый фототок (А);
G - геометрический фактор, который рассчитывается исходя из геометрических размеров и расстояния между входной и выходной апертурами, используемыми в оптической системе;
ηOS(λ) - коэффициент пропускания излучения промежуточной средой, находящейся между источником (телом) и приемником излучения (фотоприемником);
QED - квантовая эффективность фотоприемника (фотодиода);
Sλ(λ) - спектральная чувствительность фотодиода (А/Вт);
ϕ - поправочный коэффициент, учитывающий различие телесных углов излучения реального и абсолютно черного тела;
F - площадь поперечного сечения пучка излучения на входе в фотодиод (м2);
λ1 - начальная длина волны полосы спектра излучения (м);
λ2 - конечная длина волны полосы спектра излучения (м);
Δλ=λ2-λ1 - ширина полосы полихроматического излучения (м);
ε(λ,Т)⋅ϕ ⋅LBB(λ,T)=Le(λ,T) - спектральная энергетическая яркость реального тела.
Рассмотрим случай монохроматического излучения.
Монохроматическое излучение обычно получают с помощью монохроматора, преобразующего полихроматическое в узкополосное излучение, ширина полосы которого ΔλМ мала и, как правило, составляет ΔλM≤2-5 нм.
Для такого узкополосного (монохроматического) излучения с шириной полосы ΔλМ и для опорной длины волны λi исходное интегральное соотношение для фототока полноправно может быть заменено на соотношение:
Figure 00000018
в котором значения параметров ηOS(λi), Sλ(λi), ε(λi,Т), LBB(λi,Т) взяты для i-ой опорной длины волны λi и постоянны в диапазоне ΔλМ.
Зададим для исследования некоторый диапазон длин волн λ=λн÷λк шириной Δλ=λк-λн, при этом данную ширину примем малой (Δλ<<λк-λн) - много меньшей значений рассматриваемых длин волн. Например, зададим следующий диапазон длин волн: нижняя граница диапазона (начальная опорная длина волны) λн=640 нм, верхняя граница диапазона (конечная опорная длина волны) λк=660 нм, ширина диапазона Δλ=20 нм, - это много меньше значений указанных длин волн. В пределах таких малых диапазонов с высокой степенью точности также можно принять, что параметры ηOS(λi), Sλ(λi), ε(λi,T) - постоянны и не зависят от длины волны, т.е. ηOS(λi)=ηOS, Sλ(λi)=Sλ, ε(λi,T)=ε(λm,T). С учетом принятых допущений соотношение для фототока может быть представлено в виде:
Figure 00000019
где
Figure 00000020
- постоянный коэффициент;
λm=(λн+λк)/2 - центральная длина волны заданного спектрального диапазона;
λi=λн…λк - заданный спектральный диапазон изменения опорной длины волны монохроматического излучения.
Из этого следует, что зависимость генерируемого фотодиодом фототока от длины волны полностью определяется видом зависимости спектральной энергетической яркости черного тела от длины волны, т.е. - линейной зависимостью, поэтому она может быть представлена в виде:
Figure 00000021
где
Figure 00000022
- постоянные коэффициенты аппроксимирующего линейного уравнения;
ε(λm,T) - осредненный по спектральному диапазону Δλ, спектральный коэффициент излучения тела, поставленный в соответствие центральной длине волны диапазона (λm) и заданной термодинамической температуре (T).
Аналогично тому, как это было сделано выше для реального тела, аналогичные рассуждения и операции применим для идеального абсолютно черного тела.
В случае идеального абсолютно черного тела для узкополосного (монохроматического) излучения с аналогичной шириной полосы ΔλM≤2÷5
нм исходное интегральное соотношение для фототока полноправно может быть заменено на следующее соотношение:
Figure 00000023
которое, ввиду постоянства параметров G, ηOS(λ), QED, Sλ(λ), F, ΔλМ, также может быть представлено в упрощенном виде:
Figure 00000024
где
Figure 00000025
- постоянный коэффициент.
Из этого следует, что зависимость генерируемого фотодиодом фототока от длины волны в случае идеального абсолютно черного тела также линейна и может быть аппроксимирована зависимостью вида:
Figure 00000026
где
Figure 00000027
Figure 00000028
- постоянные коэффициенты линейного аппроксимирующего уравнения.
Используя полученные выше соотношения найдем отношение коэффициентов К2/К3, оно равно:
Figure 00000029
Из данного соотношения следует, что отношение углового коэффициента линейного уравнения, аппроксимирующего экспериментально полученную зависимость фототока от длины волны для исследуемого тела к аналогичному угловому коэффициенту для идеального абсолютно черного тела, равно произведению поправочного коэффициента ϕ на спектральный коэффициент излучения тела ε(λm,T) при фиксированной температуре.
Однако, как было сказано, идеальное абсолютно черное тело в природе не существует, а является лишь теоретическим, виртуальным объектом, поэтому экспериментально измерить его фототок невозможно.
С целью разрешения данной неопределенности выполним следующее. Рассмотрим, как между собой соотносятся энергетические яркости и фототоки для идеального абсолютно черного тела на граничных значениях заданного диапазона длин волн. Из приведенного выше уравнения для фототока идеального абсолютно черного тела:
Figure 00000030
следует, что отношение фототоков, измеренных на граничных длинах волн λн и λк, равно:
Figure 00000031
Из данного соотношения следует, что процентные изменения текущей величины фототока и энергетической яркости по отношению к их соответствующему первоначальному значению равны между собой. Это, в свою очередь, означает, что зависимости нормализованной (например, относительно своего первоначального значения) энергетической яркости и безразмерного фототока (аналогично нормализованного относительно своего первоначального значения) от длины волны - идентичны и аппроксимируются одним и тем же линейным уравнением. Из этого следует, что для идеального абсолютно черного тела угловой коэффициент зависимости нормализованного фототока от длины волны равен угловому коэффициенту зависимости нормализованной энергетической яркости от длины волны. При этом абсолютные значения спектральной энергетической яркости от длины волны могут быть рассчитаны по формуле Планка.
Исходя из изложенного выше, расчетные нормализованные значения фототока для идеального абсолютно черного тела могут быть представлены в виде:
Figure 00000032
Следуя ранее полученному соотношению
Figure 00000033
правомерно утверждать, что отношение углового коэффициента KF, полученного для нормализованных экспериментально измеренных фототоков от реального тела (назовем его - экспериментальный коэффициент) к угловому коэффициенту KFBB, полученному для нормализованных расчетных энергетических яркостей идеального абсолютно черного тела (назовем его - теоретический коэффициент), также равно ϕ⋅ε(λm,T), т.е.:
Figure 00000034
Из этого следует, что, для нахождения спектрального коэффициента излучения тела необходимо значения фототока, полученные для тела IF(λi), нормализовать относительно начального измеренного значения IF(λн), т.е. получить набор нормализованных значений
Figure 00000035
которые затем необходимо аппроксимировать зависимостью вида:
Figure 00000036
После нахождения угловых коэффициентов KF и KFBB значение искомого спектрального коэффициента излучения рассчитывается по соотношению:
Figure 00000037
При этом, значение поправочного коэффициента для моделей абсолютно черного тела принимается равным ϕ=1; для стержня, шара, пластины, параллелепипеда - принимается равным ϕ=2.
Таким образом, путем реализации описанных выше операций и соотношений экспериментальным путем можно получить осредненное по заданному узкому спектральному диапазону Δλ=λк-λн значение спектрального коэффициента излучения тела. При этом, ширина спектрального диапазона Δλ и шаг смещения опорной длины волны (λi+1-λi) выбираются исходя из требуемой точности с учетом данных, приведенных в таблице. Например, согласно таблице, для температуры тела T=1000 К и центральной длины волны λm=650 нм при требуемой точности (1-δ)=0,9998=99,98% ширина заданного спектрального диапазона должна составлять не более 4 нм, при требуемой точности (1-δ)=0,996=99,6% - не более 20 нм (δ - неопределенность измерений). Для температур и длин волн, отличных от приведенных в таблице, необходимые значения ширины спектрального диапазона определяются из расчетных значений энергетической яркости идеального абсолютно черного тела, при этом используется формула Планка. Шаг смещения опорной длины волны, который определяет количество измеренных значений фототока IF(λi), задается исходя из требуемой точности аппроксимации набора полученных значений фототока линейной зависимостью и обычно составляет (λi+1-λi)=(0,05÷0,1)Δλ.
ПРИМЕР ОСУЩЕСТВЛЕНИЯ СПОСОБА
Реализацию способа рассмотрим на примере с использованием устройства, входящего в состав аппаратуры Государственного первичного эталона температуры ГЭТ 34-2007 (высокотемпературная часть), обобщенная структурная схема которого представлена на фиг. 3.
В процессе реализации способа исследуемое тело, спектральный коэффициент излучения которого необходимо измерить, приводится в равновесное термодинамическое состояние с заданной термодинамической температурой Т, и которое, при помощи специальных устройств термостатирования, с высокой точностью стабилизируется во времени на период выполнения измерений. Задается интересующий спектральный диапазон изменения опорной длины волны Δλ и шаг ее смещения (λi+1-λi), например λi=640÷660 нм, Δλ=20 нм, (λi+1-λi)=2 нм. Полихроматическое излучение от тела (объекта) с помощью оптической системы направляется в монохроматор, где преобразуется в узкополосное (монохроматическое) излучение. В конкретном устройстве использован монохроматор с полушириной полосы выходного излучения ΔλM=1,5 нм. С помощью регулировочного устройства монохроматора устанавливается начальное значение опорной длины волны λн=640 нм и регистрируется сигнал фотоприемного устройства IF(λн) (фотодиода). Затем с помощью регулировочного устройства монохроматора устанавливается следующее значение опорной длины волны λi=640+2=642 нм и регистрируется сигнал фотоприемного устройства. Далее выполняется следующее изменение опорной длины волны на величину (λi+1-λi)=2 нм и так делается вплоть до достижения конечного значения опорной длины волны λк=660 нм, при этом каждый раз регистрируется сигнал фотоприемника. В результате измерений получается набор значений сигнала (фототока) IF(λi), в данном случае - 11 значений.
Полученные значения фототока IF(λi) нормализуются относительно значения, измеренного на начальной длине волны, т.е. рассчитываются нормализованные значения:
Figure 00000038
После этого выполняется линейная аппроксимация полученных значений от длины волны, т.е. устанавливаются коэффициенты линейного уравнения:
Figure 00000039
При этом, аппроксимация результатов может выполняться различными методами, наиболее эффективный и рекомендуемый метод - метод наименьших квадратов.
Далее для данной термодинамической температуры тела и для использованных при измерениях опорных длин волн по формуле Планка рассчитываются значения спектральной энергетической яркости абсолютно черного тела LBB(λi,T). Полученные расчетные значения нормализуются путем отнесения их к значению, соответствующему начальному значению опорной длины волны LBB(λн,T):
Figure 00000040
После этого выполняется линейная аппроксимация полученных значений от длины волны, т.е. устанавливаются коэффициенты линейного уравнения:
Figure 00000041
По найденным значениям коэффициентов KF и KFBB рассчитывается искомое значение спектрального коэффициента излучения ε(λm,T):
Figure 00000042
при этом значение поправочного коэффициента ϕ для моделей абсолютно черного тела принимается равным ϕ=1; для стержня, шара, пластины, параллелепипеда - принимается равным ϕ=2. Полученное значение спектрального коэффициента излучения тела ставится в соответствие центральной длине волны диапазона (λн+λк)/2=(640+660)/2=650 нм и выбранной термодинамической температуре Т.
Согласно предложенному способу в диапазоне длин волн 640÷660 нм для температуры T=1358 К были экспериментально измерены спектральные коэффициенты излучения полости графитовой ампулы высокотемпературной реперной точки меди (модели абсолютно черного тела) и вольфрамовой нити накаливания образцовой температурной лампы СИ6-100.
Полученные значения составили:
- для ампулы ε(λm=650 нм, T=1358 К)=0,9996;
- для вольфрамовой нити ε(λm=650 нм, T=1358 К)=0,443.
При этом, среднеквадратическое отклонение экспериментальных значений не превысило значения 0,2%. В случае ампулы измеренные значения точно совпали с расчетными данными, в случае вольфрамовой нити отклонение от ранее полученных экспериментальных данных составило 0,5% (см., например: Robert Dean Larrabee "The spectral emissivity and optical properties of tungsten" Research laboratory of electronics Massachusetts Institute of Technology Cambridge: Massachusetts, Technical report, May 21, 1957, P. 39-43).
Оцениваемая неопределенность измерения спектрального коэффициенты излучения данным способом - не выше 0,5%.
Предложенный способ позволяет измерять спектральный коэффициент излучения с эталонной точностью в широком температурном и волновом диапазоне, обеспечивая, при этом, возможность измерений указанного параметра для моделей абсолютно черного тела, что не обеспечивают другие известные способы.

Claims (1)

  1. Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела, в соответствии с которым исследуемое тело приводят в равновесное термодинамическое состояние с заданной термодинамической температурой и стабилизируют его, с помощью оптической системы преобразуют полихроматическое излучение от анализируемой поверхности тела в монохроматическое излучение с заданной начальной опорной длиной волны, подают его на фотоприемник и регистрируют генерируемый фотоприемником сигнал, исходя из требуемой точности задают диапазон изменения опорной длины волны и шаг ее смещения, в заданном диапазоне поочередно смещают опорную длину волны в сторону ее увеличения на заданный шаг смещения, при этом каждый раз фиксируют длину волны и выполняют регистрацию соответствующего ей сигнала фотоприемника, нормализуют измеренные значения сигналов фотоприемника путем отнесения их к значению сигнала, измеренному на начальной опорной длине волны, расчетным путем выполняют линейную аппроксимацию нормализованных значений от длины волны и находят экспериментальный угловой коэффициент аппроксимирующего линейного уравнения, в заданном спектральном диапазоне для использованных при измерениях опорных длин волн рассчитывают по формуле Планка соответствующие значения спектральной энергетической яркости идеального абсолютно черного тела, нормализуют полученные расчетные значения путем отнесения их к значению, соответствующему начальной опорной длине волны спектрального диапазона, расчетным путем выполняют линейную аппроксимацию нормализованных значений спектральной энергетической яркости от длины волны и находят теоретический угловой коэффициент аппроксимирующего линейного уравнения, рассчитывают отношение экспериментального углового коэффициента к теоретическому угловому коэффициенту, полученное значение делят на поправочный коэффициент, результат деления принимают равным значению спектрального коэффициента излучения тела и ставят его в соответствие центральной длине волны заданного спектрального диапазона и заданной термодинамической температуре.
RU2018121684A 2018-06-13 2018-06-13 Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела RU2685548C1 (ru)

Priority Applications (1)

Application Number Priority Date Filing Date Title
RU2018121684A RU2685548C1 (ru) 2018-06-13 2018-06-13 Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела

Applications Claiming Priority (1)

Application Number Priority Date Filing Date Title
RU2018121684A RU2685548C1 (ru) 2018-06-13 2018-06-13 Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела

Publications (1)

Publication Number Publication Date
RU2685548C1 true RU2685548C1 (ru) 2019-04-22

Family

ID=66314363

Family Applications (1)

Application Number Title Priority Date Filing Date
RU2018121684A RU2685548C1 (ru) 2018-06-13 2018-06-13 Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела

Country Status (1)

Country Link
RU (1) RU2685548C1 (ru)

Cited By (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
RU2746656C1 (ru) * 2020-07-27 2021-04-19 Федеральное государственное унитарное предприятие "Всероссийский научно-исследовательский институт метрологии им. Д.И. Менделеева" Способ создания селективного инфракрасного покрытия с высокой излучательной способностью в заданном диапазоне длин волн
CN115112244A (zh) * 2022-04-21 2022-09-27 中国资源卫星应用中心 一种星载热红外相机绝对辐射定标处理方法

Citations (5)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
SU1434274A1 (ru) * 1987-03-23 1988-10-30 Предприятие П/Я В-8584 Способ определени спектрального коэффициента ркости
EP0384682A2 (en) * 1989-02-21 1990-08-29 Lsi Logic Corporation Determination of temperature and emissivity
RU2382994C2 (ru) * 2008-04-30 2010-02-27 Закрытое акционерное общество "Институт аэрокосмического приборостроения" Способ измерения излучательной способности объекта по измеренной температуре
RU2617725C1 (ru) * 2016-04-14 2017-04-26 Российская Федерация, от имени которой выступает Государственная корпорация по атомной энергии "Росатом" (Госкорпорация "Росатом") Способ определения излучательной способности твердых материалов и устройство для его осуществления
US9920993B2 (en) * 2011-05-13 2018-03-20 SCREEN Holdings Co., Ltd. Heat treatment method and heat treatment apparatus for heating substrate by irradiating substrate with light

Patent Citations (5)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
SU1434274A1 (ru) * 1987-03-23 1988-10-30 Предприятие П/Я В-8584 Способ определени спектрального коэффициента ркости
EP0384682A2 (en) * 1989-02-21 1990-08-29 Lsi Logic Corporation Determination of temperature and emissivity
RU2382994C2 (ru) * 2008-04-30 2010-02-27 Закрытое акционерное общество "Институт аэрокосмического приборостроения" Способ измерения излучательной способности объекта по измеренной температуре
US9920993B2 (en) * 2011-05-13 2018-03-20 SCREEN Holdings Co., Ltd. Heat treatment method and heat treatment apparatus for heating substrate by irradiating substrate with light
RU2617725C1 (ru) * 2016-04-14 2017-04-26 Российская Федерация, от имени которой выступает Государственная корпорация по атомной энергии "Росатом" (Госкорпорация "Росатом") Способ определения излучательной способности твердых материалов и устройство для его осуществления

Cited By (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
RU2746656C1 (ru) * 2020-07-27 2021-04-19 Федеральное государственное унитарное предприятие "Всероссийский научно-исследовательский институт метрологии им. Д.И. Менделеева" Способ создания селективного инфракрасного покрытия с высокой излучательной способностью в заданном диапазоне длин волн
CN115112244A (zh) * 2022-04-21 2022-09-27 中国资源卫星应用中心 一种星载热红外相机绝对辐射定标处理方法

Similar Documents

Publication Publication Date Title
US3539807A (en) Temperature - emissivity separation and temperature independent radiometric analyzer
Mazikowski et al. Non-contact multiband method for emissivity measurement
US5868496A (en) Non-contact surface temperature, emissivity, and area estimation
Musto et al. Error analysis on measurement temperature by means dual-color thermography technique
RU2617725C1 (ru) Способ определения излучательной способности твердых материалов и устройство для его осуществления
RU2685548C1 (ru) Способ измерения спектрального коэффициента излучения тела
US5326172A (en) Multiwavelength pyrometer for gray and non-gray surfaces in the presence of interfering radiation
Chrzanowski Problem of determination of effective emissivity of some materials in MIR range
RU2697429C1 (ru) Способ воспроизведения, передачи и измерения термодинамической температуры
Araújo et al. Monte Carlo uncertainty simulation of surface emissivity at ambient temperature obtained by dual spectral infrared radiometry
US20160349113A1 (en) Characterization of absolute spectral radiance of an unknown ir source
Farbaniec et al. Thermoreflectance-based approach for surface temperature measurements of thin-film gold sensors
RU2718701C1 (ru) Способ измерения яркостной температуры объекта
RU2752809C1 (ru) Способ спектротермометрии
RU2737606C1 (ru) Способ измерения яркостной температуры и пирометрический преобразователь для его осуществления
Scharf et al. Four-band fiber-optic radiometry for determining the “true” temperature of gray bodies
Lisiecka Reduction of the impact of emissivity on high temperature measurements in non-contact thermometric devices
RU2727340C1 (ru) Способ измерения действительной температуры и спектральной излучательной способности объекта
Gavrilov et al. Get 86–2017: State primary standard of units of radiometric quantities and units of spectroradiometric quantities in the range of wavelengths from 0.2 to 25.0 μm
Dai et al. Peak-wavelength method for temperature measurement
JP2000105152A (ja) 温度測定方法及びその装置
Khodunkov Problem aspects of high temperature referral metrology
RU2739731C1 (ru) Способ и устройство для воспроизведения и передачи единицы температуры в области высоких температур
Eppeldauer et al. Spectral responsivity determination of a transfer-standard pyroelectric radiometer
RU2718727C1 (ru) Устройство для измерения яркостной температуры