Текст
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ
СВОЙСТВА
ТВЕРДЫХ
МАТЕРИАЛОВ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ
СВОЙСТВА
ТВЕРДЫХ
МАТЕРИАЛОВ
СПРАВОЧНИК
Под общей редакцией
члёна-корр. АН СССР А. Е. ШЕЙНДЛИНА
«ЭН ЕР ГИЯ»
МОСКВА 1974
6П2.2
И 36
УДК 536.3(031)
Авторы: Л. Н. Латыев, В. А.
Е. Н. Шестаков.
Петров, В. Я. Чеховской,
Излучательные свойства твердых материалов
И 36 Справочник. Под общ. ред. А. Е. Шейндлина.
М., «Энергия», 1974.
472 с. с ил.
На обороте тит. л. авт.: Л. Н. Латыев, В. А. Петров,
В. Я. Чеховской, Е. Н. Шестаков.
Книга посвящена анализу методов экспериментального исследова-
ния интегральной излучательной способности, монохроматической излу-
чательной способности, отражательной и пропускательной способности
твердых материалов, в ней обобщены излучательные характеристики
на основании данных, имеющихся в литературе и полученных авто-
рами. В книге рассмотрены оценки эффективной излучательной спо-
собности различных моделей черного тела, методы измерения темпе-
ратур и основные типы приемников излучения.
’ Книга рассчитана на широкий круг научных работников, кон-
структоров и инженеров, занятых решением различных проблем, свя-
занных с тепловым излучением твердых веществ, и может быть
использована аспирантами и студентами старших курсов теплоэнерге-
тических специальностей.
„ 30302-243
И 051(01)—74 10"73 6П2,2
© Издательство «Энергия», 1974 г.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие................................................. 6
Основные обозначения........................................ 8
Глава первая. Излучение черного и реальных тел. Излу-
чательная способность.................................10
Список литературы ................................... 29
Глава вторая. Эффективная излучательная способность
модели черного тела...................................30
2-1. Эффективная излучательная способность модели
черного тела с диффузным отражением стенок . . 31
2-2. Эффективная излучательная способность модели
черного тела с зеркальным отражением стенок . . 63
2-3. Эффективная излучательная способность модели
черного тела со смешанным отражением стенок . 78
Список литературы.....................................86
Глава третья. Методы измерения температур. Приемники
излучения.............................................89
3-1. Измерение температуры термометрами сопротивле-
ния и термопарами.................................89
3-2. Измерение яркостных температур...................96
3-3. Измерение цветовых температур...................101
3-4. Измерение радиационных температур .... 104
3-5. Приемники излучения............................108
Список литературы .................................. 118
Глава четвертая. Методы измерения интегральной излу-
чательной способности.................................120
4-1. Радиационный метод............................121
4-2. Калориметрический метод.........................147
4-3. Нестационарные методы...........................159
Список литературы....................................162
Глава пятая. Методы измерения монохроматической излу-
чательной способности.................................164
5-1. Метод черного тела..............................166
5-2. Метод пятна.....................................169
5-3. Метод пирометра.................................170
5-4. Спектроболометрический метод....................171
5-5. Метод подсветки.................................172
5-6. Метод измерения в поляризованном свете . . . 175
5-7. Метод оптических постоянных.....................177
5-8. Метод поглощения................................178
Список литературы .................................. 180
3
Глава шестая. Методы измерения отражательной способ-
ности .................................................183
6-1. Определение отражательной способности . . . 183
6-2. Методы измерения отражательной способности ма-
териалов с зеркальной поверхностью . . . . 186
6-3. Методы измерения отражательной способности ма-
териалов с диффузной поверхностью................190
6-4. Методы измерения отражательной способности ма-
териалов со смешанным характером отражения . . 191
Список литературы ................................... 198
Глава седьмая. Методы измерения коэффициента погло-
щения и излучательной способности частично прозрач-
ных веществ............................................200
Список литературы.....................................211
Глава восьмая. Излучательные характеристики металлов 212
8-1. Вольфрам.........................................212
8-2. Рений............................................227
8-3. Тантал...........................................232
8-4. Осмий и рутений..................................241
8-5. Молибден.........................................242
8-6. Иридий...........................................253
8-7. Ниобий...........................................254
8-8. Родий............................................261
8-9. Цирконий.........................................263
8-10. Гафний..........................................267
8-11. Торий...........................................270
8-12. Хром............................................271
8-13. Платина.........................................271
8-14. Ванадий.........................................279
8-15. Титан...........................................282
8-16. Палладий........................................286
8-17. Железо..........................................289
8-18. Кобальт.........................................291
8-19. Никель..........................................293
8-20. Медь............................................297
8-2 к Золото..........................................301
8-22. Серебро.........................................304
8-23. Алюминий........................................306
8-24. Редкоземельные и щелочноземельные металлы . . 310
Список литературы ’...................................311
Глава девятая. Излучательные характеристики сплавов 319
9-1. Излучательные характеристики углеродистых сталей 320
9-2. Излучательные характеристики хромистых сталей . 321
9-3. Излучательные характеристики нержавеющих хро-
моникелевых сталей...............................322
9-4. Излучательные характеристики жаростойких сплавов 327
9-5. Излучательные характеристики сплавов драгоцен-
ных и цветных металлов...........................329
9-6. Излучательные характеристики сплавов тугоплав-
ких металлов.....................................333
Список литературы .................................. 337
4
Глава десятая. Излучательные характеристики графита 338
10-1. Искусственный графит............................339
10-2. Пиролитический графит...........................348
10-3. Угольный материал...............................357
Список литературы....................................359
Глава одиннадцатая. Излучательные характеристики
карбидов, боридов, нитридов и силицидов .... 361
11-1. Карбид циркония...............................361
11-2. Карбид ниобия.................................368
11-3. Карбид тантала................................370
11-4. Карбид титана.................................376
11-5. Карбид кремния................................377
11-6. Карбид урана..................................381
11-7. Карбид гафния.................................383
11-8. Диборид циркония..............................384
11-9. Нитриды.......................................387
11-10. Силициды.....................................393
Список литературы ................................ 398
Глава двенадцатая. Излучательные характеристики
окислов..................................................400
12-1. Окись алюминия (А120з)..........................
12-2. Окись бериллия..................................
12-3. Окись бария. Окись кальция......................
12-4. Окись хрома.....................................
12-5. Окись железа....................................
12-6. Двуокись гафния.................................
12-7. Окись магния....................................
12-8. Запись марганца. Трехокись молибдена
12-9. Закись никеля...................................
12-10. Моноокись кремния...............................
12-11. Кристаллическая двуокись кремния ....
12-12. Пятиокись тантала...............................
12-13. Двуокись теллура................................
12-14. Двуокись тория..................................
12-15. Двуокись титана.................................
12-16. Двуокись урана..................................
12-17. Окись цинка.....................................
12-18. Двуокись циркония...............................
12-19. Окислы редкоземельных металлов..................
Список литературы .................................
400
410
414
415
416
416
418
425
425
427
428
431
431
432
434
436
436
438
445
450
Глава тринадцатая. Излучательные характеристики
плавленого кварца и некоторых стекол.....................453
13-1. Излучательные характеристики плавленого кварца . 453
13-2. Излучательные характеристики стекол .... 465
Список литературы....................................471
ПРЕДИСЛОВИЕ
Во многих высокотемпературных установках и аппа-
ратах передача тепла происходит в основном за счет
излучения. Для расчета теплообмена в таких устройст-
вах необходимо знание излучательных характеристик
применяемых конструкционных материалов в широком
интервале температур в видимой и инфракрасной обла-
стях спектра. Потребность в таких данных особенно
сильно ощущается в последнее время в связи с тенден-
цией к интенсификации тепловых процессов за счет по-
вышения рабочих температур, в частности в связи с раз-
витием новых отраслей техники — атомной, ракетной,
космической и др., где широко применяются высокотем-
пературные аппараты.
Однако имеющаяся информация о тепловых излуча-
тельных свойствах твердых веществ разбросана по мно-
гочисленным статьям в научно-технических журналах.
Как правило, эти данные являются результатами отдель-
ных экспериментальных исследований и иногда расхо-
дятся между собой на величины, существенно превосхо-
дящие оценки погрешности эксперимента. В таких слу-
чаях необходим тщательный анализ специалиста. Авторы
настоящего справочника выполнили большой объем ра-
боты по составлению библиографии, анализу и обобще-
нию опубликованных результатов исследования тепло-
вых излучательных свойств твердых материалов: метал-
лов, сплавов, окислов, карбидов, нитридов, силицидов,
боридов, графитов, некоторых стекол и плавленого квар-
ца. В книге приведены данные по интегральной и моно-
хроматической излучательной и отражательной способ-
ностям, а также в случае заметной прозрачности по
коэффициентам пропускания и поглощения перечислен-
ных выше веществ в зависимости от температуры и дли-
ны волны. Там, где это возможно, на основании усред-
нения опытных данных предлагаются наиболее достовер-
ные рекомендуемые значения.
6
Следует заметить, что, помимо использования для
расчета теплообмена излучением, приведенные в книге
данные могут применяться при измерении истинной тем-
пературы объектов бесконтактными методами яркостной,
цветовой и радиационной пирометрии.
Авторы книги являются научными сотрудниками Ин-
ститута высоких температур АН СССР и имеют большой
опыт экспериментального исследования тепловых излу-
чательных свойств твердых веществ. Ими разработаны
оригинальные методики и проведены исследования инте-
гральной и монохроматической излучательных способно-
стей многих веществ до предельно высоких температур.
Поэтому весьма интересной является и та часть книги,
которая посвящена обзору методов экспериментального
исследования интегральной, монохроматической излуча-
тельной и отражательной способностей твердых веществ,
а также показателя поглощения и излучательной способ-
ности частично прозрачных материалов. Кроме того,
в книге нашли отражение вопросы, связанные с излуче-
нием черного и реального тел, с методами расчета эффек-
тивной степени черноты моделей черного тела, с метода-
ми измерения температур и лучистых тепловых потоков.
Надо полагать, что эта часть книги несомненно будет
интересна как для специалистов, так и для начинающих
исследователей, занимающихся изучением тепловых из-
лучательных свойств твердых веществ.
В заключение необходимо сказать, что в отечествен-
ной научной литературе предлагаемая книга является
первым систематическим справочным изданием как по
излучательным тепловым свойствам, так и по методам
их исследований, и, надо надеяться будет по достоин-
ству оценена читателями.
Член-корреспондент АН СССР
А. Е. ШЕИН ДЛИН
ОСНОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ
е — излучательная способность:
р — отражательная способность;
а — поглощательная способность;
т — пропускательная способность;
N—n+in — комплексный показатель преломления;
п — показатель преломления;
М
к = — показатель поглощения;
k — коэффициент поглощения, см-1;
Ci — первая постоянная закона Планка, равная 3-740Х
X10-16 Вт/м2;
Сг — вторая постоянная закона Планка, равная 1,438Х
X IO-2 м • К;
о0 — постоянная Стефана — Больцмана, равная 5,668Х
ХЮ"8 Вт/(м2*К4);
h — постоянная Планка, равная 6,625Х10-34 Дж/К;
с — скорость света в вакууме, равная 2,998* 108 м/с;
% — длина волны, м;
v — частота, 1/с;
Q — поток энергии излучения, Вт;
Е — плотность потока излучения, Вт/м2;
/, b — интенсивность (яркость) излучения, Вт/м2 • ср;
а — направление излучения;
F — площадь, м2;
Q — телесный угол, ср;
X— линейная координата, м;
L — линейный размер, м;
/?, г — радиус, м;
р — индикатриса отражения;
р(0о, Фо*. 0г, фг)—бинаправленная отражательная способность;
о — электропроводность 1/(Ом • м);
Т — температура, К;
Р — давление, Па;
dq> — элементарный угловой коэффициент излучения;
Ф — локальный угловой коэффициент излучения;
S — показания приемника излучения (сигнал);
б — относительная погрешность;
U — падение напряжения;
/ — сила тока;
W — мощность нагревателя, Вт;
сР — теплоемкость, Дж/(кг • К);
t — время, с;
8
Надстрочные индексы
о — черное тело;
э — эталон.
Подстрочные индексы
X, /, h, и, а — монохроматическое, интегральное, полусферическое,
нормальное, направленное излучения соответственно;
эфф — эффективная;
я, ц, р — яркостная, цветовая, радиационная температура со-
ответственно;
отр — отраженный;
пад — падающий;
%кр — эффективная длина волны оптического пирометра
с красным светофильтром (Л ~ 0,65 мкм).
ГЛАВА ПЕРВАЯ
ИЗЛУЧЕНИЕ ЧЕРНОГО И РЕАЛЬНЫХ ТЕЛ.
ИЗЛУЧАТЕЛЬНАЯ СПОСОБНОСТЬ
Все нагретые тела испускают энергию излучения
в виде электромагнитных волн. Тепловое излучение зани-
мает широкую область спектра электромагнитных коле-
баний— от ультрафиолетовой до далекой инфракрасной
(10~2—102 мкм).
Наряду с испусканием все тела поглощают падаю-
щую на них энергию излучения. Однако каждое тело при
одной и той же температуре излучает и поглощает пэ-
разному, не в одинаковой мере. Если рассматривать по-
глощение энергии излучения различными телами, то ока-
зывается, что доля поглощенной энергии зависит не
только от температуры, но и от природы вещества, со-
стояния его поверхности, ее формы. При этом если ме-
таллы поглощают тепловое излучение в очень тонком
поверхностном слое порядка 100—1 000 А, то диэлектри-
ки полностью поглощают излучение в значительно более
широком диапазоне толщин, который может составлять
от долей миллиметра до нескольких метров.
Законы излучения получены для состояния термоди-
намического равновесия. С этой точки зрения нужно рас-
сматривать замкнутую изолированную систему (камеру
со стенками, не пропускающими тепловых потоков), в ко-
торой находятся излучающие тела. В состоянии равно-
весия стенки камеры и помещенные в камеру излучаю-
щие тела имеют одинаковую температуру и каждый эле-
мент поверхности поглощает столько лучистой энергии,
сколько и излучает.
При равновесии у каждого тела, находящегося вну-
три непроницаемой оболочки, часть падающей на него
энергии отражается, а часть поглощается (некоторая
часть может проходить через тело, если тело прозрачно).
Если тело внутри равномерно нагретой оболочки погло-
10
щает всю падающую на него энергию, ничего не пропу-
ская и не отражая, то такое тело называется абсолютно
черным телом.
При заданной температуре оболочки идеальный по-
глотитель не может ни излучать, ни поглощать энергии
меньше или больше той, которая на него падает, так как
в противном случае его температура возрастет или
уменьшится по сравнению с температурой соседних тел
или стенок оболочки.
Неидеальный поглотитель отражает или пропускает
(обычно имеется и то, и другое) часть падающей на него
лучистой энергии, и поэтому излучает меньше, чем иде-
альный поглотитель. Черное тело при любой заданной
температуре в любом участке спектра излучает в едини-
цу времени больше энергии, чем любой другой тепловой
излучатель такой же площади. В природе, однако, нет
ни одного вещества, излучающего как абсолютно черное
тело. Излучение, ближе всего соответствующее излуче-
нию черного тела, исходит из маленького отверстия
в равномерно нагретой оболочке с непроницаемыми стен-
ками. В таком виде обычно и осуществляют то или иное
приближение к черному телу — модель черного тела.
Основные законы теплового излучения являются закона-
ми излучения идеального абсолютно черного тела. Преж-
де чем рассматривать эти законы, коротко остановимся
на основных величинах, определяющих тепловое излуче-
ние как абсолютно черного, так и реальных тел.
Каждый элемент поверхности абсолютно черного те-
ла, а также и любого реального тела излучает по всевоз-
можным направлениям в пределах полусферы. Количе-
ство энергии, излучаемое в единицу времени с единицы
площади поверхности по всем возможным направлениям,
называется поверхностной плотностью потока излучения
или просто плотностью потока излучения. Следует отме-
тить, что различают интегральное (полное) излучение и
монохроматическое излучение. Интегральным (полным)
называется излучение во всем интервале длин волн от
л = 0 до Х=оо. Монохроматическим называется излуче-
ние, лежащее в узком интервале длин волн от % до %+
+ с?Х. В дальнейшем все величины, относящиеся к инте-
гральному излучению, будем обозначать индексом t,
а относящиеся к монохроматическому излучению — ин-
дексом Л. В соответствии с этим плотность интегрально-
го потока излучения обозначим величиной Et, а плот-
11
ность потока монохроматического излучения — величиной
Величина плотности потока излучения измеряется
в Вт/м2.
Потоком излучения Q называется полное количество
энергии, излучаемое данной поверхностью dF в полусфе-
ру в единицу времени Q = EdF, которое измеряется в ват-
тах.
Интенсивностью или яркостью излучения какой-либо
площадки поверхности в заданном направлении назы-
вается количество энергии, излучаемое в единицу време-
ни в данном направлении в пределах единичного телес-
ного угла единицей площади проекции площадки на
плоскость, перпендикулярную направлению излучения.
Интенсивность излучения связана с потоком излучения
соотношением
Q
dF cos a dQ *
Вт/(м2-ср);
здесь а — угол между направлением излучения и нор-
малью к площадке, a rfQ — телесный угол, в котором
распространяется поток Q. Все величины, относящиеся
к излучению черного тела, обозначим индексом 0. Сте-
фаном в 1879 г. на основании экспериментальных данных
было установлено, что плотность интегрального потока
излучения черного тела пропорциональна четвертой сте-
пени температуры. Несколько позднее Больцман на ос-
нове законов термодинамики доказал это теоретически.
В настоящее время закон Стефана—Больцмана обычно
записывают в виде
Е*=М\ (1-1)
где о0 — постоянная Стефана—Больцмана, в настоящее
время ее принимают равной о°= (5,6687 ±0,0010) X
Х10-8, Вт/(м2*К4). На основе принципов термодинамики
были выведены законы Вина и Рэлея—Джинса для
плотности потока монохроматического излучения в узком
интервале dK, которые можно записать в виде
Е^с^е dX, Вт/м2, (1-2)
^ = 77^-^ Вт/м2, (1-3)
12
где постоянные Ci и с2 в настоящее время принимают
равными ci = 3,7413-10-16 Вт-м2, с2= 1,4380 • 10~2 м - К.
Формула Вина неплохо описывает излучение черного те-
ла при сравнительно небольших значениях произведения
КТ. Например, при ЛТ^З-Ю-3 м-К ошибка при исполь-
зовании формулы Вина составит менее 0,8%. Формулу
Рэлея—Джинса можно использовать при ХТ>0,77 м-К
с погрешностью менее 1%. Но ни формула Вина, ни фор-
мула Рэлея—Джинса не может описать весь ход кривой
спектрального распределения энергии излучения черного
тела во всей области длин волн теплового излучения.
В 1901 г. Планк на основании гипотезы о передаче
энергии излучения квантами сформулировал закон, хо-
рошо согласующийся с экспериментальными данными во
всех областях спектра. Закон Планка выражается сле-
дующей формулой:
/ V1
= - 1J dl. (1-4)
Формула Планка при малых значениях произведения КТ сводит-
ся к закону Вина, а при больших — к закону Рэлея — Джинса. Сле-
дует отметить, что постоянные Ci и с2 выражаются через основные
физические константы ci = 2jtc2ft; c2—hclk, a cr°=2,212ci/c2; здесь с —
скорость света в вакууме, h—постоянная Планка, k — постоянная
Больцмана.
По мере совершенствования техники измерений значения этих
основных физических констант уточняются. Однако для обеспечения
единства измерений значения постоянных в законах теплового излу-
чения принимаются в законодательном порядке на достаточно дли-
тельный срок. В настоящее время, например, постоянная с2 утверж-
дена равной 1,4380- 10-2 м-К, хотя значение с2, подсчитанное по фи-
зическим константам, равно 1,4388• 10~2 м-К. Последнее значение
принято в Международной практической температурной шкале 1968 г.
Но эта шкала в настоящее время в СССР пока еще не введена.
Записанные здесь формулы (1-1) — (1-4) относятся к случаю, ког-
да абсолютно черное тело излучает в вакуум. В случае излучения
в среду с показателем преломления п приведенные в этих формулах
энергетические характеристики в м2 раз больше.
К основным законам, описывающим излучение чер-
ного тела, относится закон об угловом распределении
энергии излучения, испускаемой черным телом, — закон
Ламберта.
В соответствии с этим законом интенсивность излуче-
ния черного тела в любом направлении, составляющем
угол а с нормалью к излучающей поверхности, постоян-
на. Закон Ламберта выведен из условия изотропности
излучения черного тела. Для нас в дальнейшем будет
13
важен следующий частный вывод из этого закона:
/°=/°, (1-5)
а Л ’ ' 7
т. е. яркость черного тела в любом направлении равна
яркости в направлении нормали. Закон Ламберта спра-
ведлив как для интегрального, так и для монохромати-
ческого излучения черного тела.
Реальное нечерное тело, которое не поглощает все
излучение, падающее на него от внешнего источника,
имеет как плотность потока излучения, так и интенсив-
ность излучения меньшую, чем соответствующие величи-
ны для излучения черного тела. Плотность потока излу-
чения нечерного тела может быть выражена в виде доли
плотности потока излучения черного тела, имеющего ту
же температуру и излучающего в ту же внешнюю среду.
Отношение плотности потока излучения нечерного тела
к плотности потока излучения черного тела при одной и
той же температуре в одну и ту же внешнюю среду на-
зывается излучательной способностью и обозначается
обычно буквой е.
В связи с тем, что излучательная способность является основной
характеристикой твердых веществ, рассмотрим это понятие подробнее.
В отечественной и зарубежной литературе имеется значительное раз-
личие в терминах, характеризующих тепловое излучение твердых ве-
ществ. В отечественной литературе, например, можно встретить сле-
дующие понятия: степень черноты, лучеиспускательная способность,
излучательная способность, коэффициент черноты, коэффициент излу-
чения.
В настоящей книге при рассмотрении вопросов переноса энергии
излучения использованы термины, рекомендуемые Комитетом научно-
технической терминологии АН СССР [Л. 1-1]. Однако вместо реко-
мендуемого в [Л. 1-1] термина «степень черноты» для этой основной
характеристики излучательных свойств твердых веществ использован
термин «излучательная способность», который получил наибольшее
распространение. Излучательная способность тела зависит от многих
параметров — от свойств самого вещества, от состояния и формы по-
верхности рассматриваемого тела, температуры, длины волны или
диапазона длин волн, направления, в котором распространяется излу-
чение. В связи с этим целесообразно ввести ряд дополнительных тер-
минов. Если рассматривать тепловое излучение в весьма узком интер-
вале длин волн, то соответствующую этому интервалу длин волн
излучательную способность будем называть монохроматической излу-
чательной способностью, если же рассматривать весь спектр теплово-
го излучения, то он будет характеризоваться интегральной излуча-
тельной способностью. При рассмотрении излучения, выходящего из
тела по нормали к поверхности, излучательную способность в этом
направлении будем называть нормальной излучательной способностью,
а излучение, выходящее под углом а к поверхности, будем характе-
ризовать направленной под углом а излучательной способностью.
14
Излучательную способность в данном направлении удобно определить
как отношение интенсивности (яркости) излучающего тела к интен-
сивности (яркости) излучения абсолютно черного тела в этом направ-
лении. Следует отметить, что в литературе на английском языке для
понятия «излучательная способность» применяют два термина: emit-
tance и emissivity. Первый термин характеризует излучательную спо-
собность реального тела в условиях эксперимента, т. е. в конкретных
условиях состояния поверхности, окружающей среды и пр. Второй
термин характеризует излучательную способность конкретного веще-
ства с оптически полированной поверхностью. В русском переводе
книги Т. Р. Гаррисона [Л. 1-2], сделанном под редакцией Д. Я. Света,
предлагаются два аналога терминам emittance и emissivity—излуча-
тельная способность тела и излучательная способность при стандарт-
ных условиях. Однако эти термины широкого распространения не
нашли. Учитывая определенные традиции, сложившиеся в отечествен-
ной литературе, будет более целесообразным рекомендовать исполь-
зовать термин излучательная способность» для характеристики излу-
чения вещества с оптически полированной поверхностью, а термин
«степень черноты» для характеристики излучения тела в конкретных
условиях эксперимента. Однако нужно сразу же оговориться, что при
экспериментальном определении излучательной способности даже иде-
ально отполированного образца условия эксперимента (уровень ва-
куума и средства откачки, предыдущая термическая история, субли-
мация образца и пр.), несомненно, оказывают то или иное влияние.
Поэтому отдать предпочтение тому или иному термину часто бывает
довольно трудно, и, вероятно, их можно рассматривать как равно-
правные.
Рассмотрим другие характеристики излучения — от-
ражательные, поглощательные и пропускательные.
Часть падающей на поверхность тела энергии излуче-
ния отражается, часть поглощается, и часть энергии
в случае, если тело обладает некоторой прозрачностью,
проходит через него. Для оценки отдельных составляю-
щих распределения энергии после падения вводятся по-
нятия: отражательная способность р, поглощательная
способность а и пропускательная способность т.
Одним из основных законов излучения нечерных тел
является закон Кирхгофа, согласно которому в состоя-
нии термодинамического равновесия отношение плотно-
сти энергии интегрального излучения любого тела к его
поглощательной способности равно плотности энергии
интегрального излучения абсолютно черного тела, нахо-
дящегося при той же температуре. Это же справедливо
и для монохроматического излучения. Учитывая, что от-
ношение энергии излучения любого тела к энергии излу-
чения абсолютно черного тела при одной и той же тем-
пературе является излучательной способностью, закон
Кирхгофа устанавливает равенство поглощательной и
излучательной способности.
15
(1-7)
(1-8)
В случае рассмотрения монохроматического направ-
ленного излучения закон Кирхгофа, в частности, озна-
чает, что для каждой точки поверхности излучающего
тела для любой температуры и длины волны монохрома-
тическая излучательная способность в определенном на-
правлении равна монохроматической поглощательной
способности для излучения, падающего в том же на-
правлении.
Следует отметить, что при определении интегральной
поглощательной способности в качестве источника из-
лучения необходимо использовать абсолютно черное те-
ло с той же температурой, что и исследуемое тело.
В случае прозрачного для теплового излучения ма-
териала на основе закона сохранения энергии имеем:
Qnafl—QoTp + Qnpon+ Q пог л л 0 “6)
где QnaA — поток падающей на тело энергии излучения;
Qotp — поток отраженной от тела энергии излучения;
Qnpon — поток излучения, пропущенный телом; Фпогл —
поток излучения, поглощенный телом.
Поделив все члены (1-6) на фпад, получим:
1 = р + т+а.
Для непрозрачного тела т=0 и е=1—р.
Рассмотрим подробнее характеристики теплового из-
лучения частично прозрачных материалов, записанные
в формуле (1-7). С этой целью прежде всего напишем
выражение для ослабления потока монохроматического
излучения Qx параллельного пучка в частично прозрач-
ном материале. Предполагая, что в бесконечно тонком
слое dx ослабление этого потока dQx прямо пропорцио-
нально толщине, т. е.
dQr = kQydx,
после интегрирования получаем формулу, выражающую
известный закон Бугера
(1-9)
Здесь коэффициент пропорциональности k носит на-
звание коэффициента поглощения. Для данного мате-
риала он является функцией длины волны и его можно
писать с индексом X. Qox—поток излучения монохрома-
тического пучка в выбранном сечении с координатой х =
= 0; Qx — поток излучения монохроматического пучка
16
в сечении, отстоящем от нулевого на расстояние х. Одна-
ко величина е не будет коэффициентом пропуска-
ния т пластины толщиной х, который используется в фор-
муле (1-7). Это связано с многократными отражениями
от ограничивающих плоскостей пластины. Впервые во-
прос о вычислении излучательных характеристик пло-
ской пластины частично прозрачного материала рассмо-
трел Мак-Магон [Л. 1-3].
Если отражательную способность поверхности пла-
стины обозначить р)п , а величину е = тх > то
величины, входящие в формулу (1-7), для пластины
будут иметь вид:
Pxn J + рпов .
х _тпласт (1-РхТ)2 .
1+(рпов)г(хпласт)г.
/1 лпов\ /1 _пласт\
U —Рк/г) О—)
/7 g ------------------------
Хп Хл 1 люв .пласт
1 “ РХл хХл
(1-10)
здесь ри, тХп и аХп— отражательная, пропускательная
и поглощательная способности пластины для излучения,
распространяющегося в направлении нормали к ней.
Следует обратить внимание на одно обстоятельство. Все законы
излучения черного тела относятся к случаю термодинамического рав-
новесия. Излучение реальных тел также должно рассматриваться
в состоянии термодинамического равновесия. Однако в реальных
условиях использования тех или иных материалов может быть осу-
ществлено лишь стационарное состояние, но практически никогда не
осуществляется состояние равновесия. Поэтому перед нами часто
стоит сложный вопрос о справедливости применения законов, выве-
денных для случая термодинамического равновесия, к неравновесным
условиям. В случае измерения излучательной способности на основа-
нии измерения энергии, излучаемой телом в бесконечный объем,
мы получаем характеристику, которую в дальнейшем можно исполь-
зовать для расчета лучистого теплообмена, если в тонком слое излу-
чающего материала вблизи поверхности не меньшем, чем глубина
проникновения излучения, нет градиента температуры. Как правило,
для металлов и других электропроводных материалов, обладающих
большим коэффициентом поглощения, это условие выполняется. Одна-
ко в случае частично прозрачных материалов на толщине слоя, рав-
ном глубине проникновения излучения, величина градиента темпера-
туры может быть существенной. То же самое следует сказать по по-
воду использования результатов определения поглощательной спо-
собности, которая в соответствии с законом Кирхгофа только в слу-
чае термодинамического равновесия эквивалентна излучательной спо-
собности.
2—192 . Г \ 17
Наиболее важная область использования излучатель-
ных характеристик твердых веществ — расчет теплооб-
мена излучением в различных агрегатах. Поэтому сле-
дует остановиться отдельно на исходных величинах, не-
обходимых для выполнения таких расчетов.
В основные уравнения переноса лучистой энергии
в теле и на границе, записанные в самой общей форме,
входят так называемые первичные радиационные харак-
теристики.
Подробная классификация первичных и осреднен-
ных характеристик твердых тел приведена в обзоре
Б. А. Хрусталева [Л. 1-4]. Важнейшими первичными ра-
диационными характеристиками для непрозрачных ве-
ществ являются:
монохроматическая направленная излучательная спо-
собность еХа, монохроматическая направленная отража-
тельная способность рХа и индикатриса отражения рх(а, р).
Последняя характеризует распределение отраженной
энергии, падающей на поверхность в направлении а.
Часто вместо индикатрисы отражения и направленной
отражательной способности используется двунаправлен-
ная отражательная способность рх(0о> фо: 0п фг), кото-
рая характеризует долю энергии, отраженной в направ-
лении р, определяемом углами 0гфг от энергии, падаю-
щей в направлении а, определяемом углами 0О, фо. Более
подробно рх (0Ол фо: 0п Фг) определена в гл. 6. Для би-
направленной отражательной способности можно запи-
сать уравнение
”РХ (a(p) = pup(a,p).
На основании анализа общих уравнений переноса
энергии излучением между твердыми телами, разделен-
ными прозрачной средой, можно заключить, что для вы-
полнения любого расчета необходимо знать монохрома-
тическую направленную излучательную способность и
монохроматическую бинаправленную отражательную
способность тел, участвующих в теплообмене. Однако
в настоящее время направленные монохроматические ра-
диационные свойства твердых тел изучены крайне слабо.
Особенно это касается бинаправленной отражательной
способности или индикатрисы отражения, измерения ко-
торых сопряжены с большими трудностями из-за необ-
18
ходимости регистрировать очень малые потоки. По-
лучение необходимых данных по бинаправленной отра-
жательной способности является прецизионным
экспериментальным исследованием. Поэтому целесооб-
разность проведения таких измерений в каждом кон-
кретном случае нужно рассматривать с учетом требуемой
точности выполнения расчетов лучистого теплообмена и
принимая во внимание, что условия эксперимента и усло-
вия работы рассчитываемого теплообменного аппарата
всегда отличаются. Эти отличия могут привести и зача-
стую приводят к таким изменениям излучательных ха-
рактеристик, которые могут перекрыть возможное рас-
хождение расчетов при учете и без учета направленности
излучения и отражения. При этом еще необходимо по-
мнить, что выполнение самих расчетов с учетом направ-
ленности и зависимости от длины волны — довольно гро-
моздкая задача даже при использовании самых больших
электронно-вычислительных машин. Поэтому не удиви-
тельно, что все инженерные расчеты выполняются с теми
или иными приближениями. Наибольшее применение
в расчетах теплообмена излучением в настоящее время
имеют такие характеристики, как интегральная полусфе-
рическая и нормальная излучательная способности, мо-
нохроматическая полусферическая и нормальная излу-
чательная и отражательная способности. По этим ха-
рактеристикам в литературе накоплен значительный
экспериментальный материал, который и будет рассмо-
трен далее в настоящей книге.
Вопросу теоретического определения излучательных
характеристик твердых веществ уделено много внимания
в различных монографиях, например в [Л. 1-5, 1-6].
В этих работах подробно рассматриваются выводы, по-
лученные с помощью электромагнитной (классической),
электронно^ и квантовой теории. Мы же рассмотрим эти
выводы весьма кратко.
Первые попытки вычислить излучательные характе-
ристики были сделаны в рамках электромагнитной тео-
рии Максвелла. Согласно этой теории существует сле-
дующая связь между диэлектрической постоянной веще-
ства х, электропроводностью о и частотой электромаг-
нитного излучения v, падающего на вещество
х = /г2-№; | (1.Ц)
cj = /Z7<V, J
2* 19
где п — показатель преломления; к
k\
4л;
показатель
поглощения; k — коэффициент поглощения; X — длина
волны падающего излучения.
Оптические постоянные п и к зависят от длины вол-
ны и температуры. Формулы справедливы для изотроп-
ных материалов с магнитной проницаемостью ц=1. Если
электромагнитная волна падает из вакуума на металл
с оптически гладкой поверхностью, то отражательная
способность при нормальном падении равна:
(ft — 1)2 +
Pin (п-1- 1)2 _|_ «г
(М2)
Показатель преломления металлов можно записать
в комплексной форме N=n.—1к. Тогда отражательная
способность для нормального падения запишется
в форме
Следует отметить, что коэффициент поглощения k
в металле, так же как и в диэлектрике, определяет зату-
хание световых волн. В толще металла превращается
в джоулево тепло лишь малая часть энергии падающей
волны. В длинноволновой части спектра излучения для
металлов a/v^>x, и можно считать
(1-14)
Тогда, используя формулу (1-11), для отражательной
способности получаем ряд с убывающими по величине
членами
(Ы5)
В соответствии с законом Кирхгофа монохроматиче-
ская излучательная способность равна монохроматиче-
ской поглощательной способности или
е> = ах=1-Рх-
(1-16)
так как пропускание практически всегда равно нулю.
20
Ограничиваясь первыми двумя членами в (1-15) и
воспользовавшись (1-14) и (1-16), получим:
'..-'2// (1.17)
Обычно зависимость для принято представлять
в функции длины волны и удельного электрического со-
противления го. Тогда формула (1-12) переходит в
.„=0,365/ i.
(1-18)
где го — удельное электрическое сопротивление, Ом • м.
Формула (1-17) называется формулой Друде. В со-
ответствии с определением интегральная излучательная
способность равна:
J №
, (1-19)
у
о
где 1®п — интенсивность монохроматического излучения
черного тела в направлении нормали, которая подсчиты-
вается по формуле Планка. Если воспользоваться фор-
мулой (1-19) и формулами (1-18) и (1-2), то для инте-
гральной нормальной излучательной способности полу-
чаем известное соотношение Ашкинасса
= (1-20)
где Го — удельное электрическое сопротивление, Ом*м;
Т — температура, К.
В последующем в соотношения, полученные Друде и
Ашкинассом, были введены дополнительные члены
с целью приблизить результаты теоретического расчета
к экспериментальным данным.
Формула Хагена и Рубенса для монохроматической
нормальной излучательной способности записывается
в виде
-0,0667 +0,0091 (-£-) • (1-21)
Формула Фута для интегральной нормальной излуча-
тельной способности металлов, в которой численные зна- .
21
чения коэффициентов скорректированы с учетом новых
значений постоянных Ci и с2, принятых в настоящее вре-
мя, имеет вид:
= 5,78^7/- 17,9г7 + 44«О3/2 • (1'22)
Формулы, отражающие зависимость излучательной
способности от направления излучения, получаются на
основании формул Френеля для коэффициентов отраже-
ния. Впервые на необходимость учета зависимости отра-
жательной способности металлов от направления обра-
тили внимание Девиссон и Уикс [Л. 1-7]. Они не только
дали выражение для sXa, но и нашли формулу для ин-
тегральной полусферической излучательной способности
путем вычисления соответствующего интеграла по углу
а. Интеграл был вычислен графически.
Формула Девиссона и Уикса с современными посто-
янными Ci и с2 записывается в виде
1 з
9 9
etft = 7.54(ror) - 63,5 (г^)+ 673(^7-) . (1-23)
Интересно рассмотреть соотношение между двумя
наиболее часто встречающимися случаями нормального
и полусферического излучения.
Сравнение первых членов формул (1-23) и (1-22) по-
казывает, что на основании электромагнитной теории
приближенно в 1,33 раза.
Шмидт и Эккерт [Л. 1-8], используя также графиче-
ское интегрирование, описали свои результаты двумя
биномами для двух интервалов изменения го^:
1
при 0<г0Г< 0,002 Ом-М-К ей = 7,51 (г0Г)2 -39,бг»?;
(1-24)
при 0,002 < г Д' < 0,005 Ом-м-К =
1
= 6,98(г0Г)2 — 26,6г07\
Соответствующие формулы для монохроматической
полусферической излучательной способности имели вид:
при 0<-£-<0,5 Ом S)A= 0,476 }/-£--0,148-^1
при 0,5 <-£-<2,5 Ом 6^=0,442 j/"-£-— 0,0995 -£-•
(1-25)
22
Необходимо отметить, что проведенные ещё
в 1902 г. опыты Хагена и Рубенса показали, что в дале-
кой инфракрасной области Х>10 мкм эксперименталь-
ные значения хорошо согласуются с формулой Дру-
де (1-17). Однако с уменьшением длины волны рас-
хождение растет. Например, значения рассчитанные
для длины волны 0,6 мкм, ниже экспериментальных зна-
чений для большинства металлов в 2—3 раза. Электро-
магнитная теория неплохо отражает результаты экспе-
римента при умеренных температурах и больших длинах
волн. В коротковолновом диапазоне приведенное выше
неравенство (-n/v^>x) уже не выполняется, частота из-
лучения становится выиГе, чем частота столкновений
электронов.
Для прозрачных в некоторых областях спектра диэ-
лектриков на основании электромагнитной теории п~
= и отражательная способность при нормальном
падении электромагнитной волны из вакуума равна:
/и—1 V
( п + 1 )
(1-26)
Однако в широком интервале длин волн расхождение
расчета по формуле (1-26) с экспериментом очень вели-
ко, так как в общем случае не выполняется соотношение
п= Кх. Диэлектрическая проницаемость и показатель
преломления зависят от частоты и температуры. Зависи-
мость основных характеристик х и ц от частоты излуче-
ния— дисперсия — наблюдается и у металлов. Диспер-
сия обычно рассматривается с точки зрения электронной
или квантовой теории.
Классическая (электронная) теория излучения метал-
лов Друде основана на модели свободных электронов.
Ее выводы получают решением дифференциального урав-
нения движения свободного электрона, в котором содер-
жатся члены, соответствующие синусоидальной движу-
•щей силе, возникающей вследствие наличия электриче-
ского поля, и тормозящей силе, пропорциональной
скорости электрона. Согласно этой теории существование
у металлов электрического сопротивления указывает на
наличие соударений электронов с ионами решетки. Пред-
полагается, что при столкновении электрон теряет всю
скорость, приобретенную им за время, прошедшее после
предыдущего соударения. Для проводимости и диэлек-
23
трической постоянной получены известные формулы
Друде—Зинера:
___ Ne2 у
° т со2 + у2 ’
(1-27)
___. _ 4nNe2 1
Х т со2 + у2
На основании (1-11) и (1-27) формулы для оптиче-
ских характеристик металла представляются в следую-
щем виде:
п2 - к2 = 1
krtNe2
т
2nNe2 у
mco со2 + у2
(1-28)
В этих формулах: N — концентрация свободных элек-
тронов в единице объема; е — заряд электрона; т —
масса электрона; у — величина, обратная времени релак-
сации и равная удвоенному числу соударений в единицу
времени; со—круговая частота.
Таким образом, электронная теория позволяет рас-
считать п и к, а следовательно, и еь если известна
концентрация свободных электронов и время релаксации
(средняя скорость и длина свободного пробега). Но ве-
личины N и у заранее неизвестны, и поэтому воспользо-
ваться выводами электронной теории затруднительно.
Примером применения электронной теории к расчету
излучательных характеристик металлов явилась работа
Паркера и Эбботта [Л. 1-9].
В отличие от изложенных выше работ, основанных на электро-
магнитной теории, в этой работе учитывается время релаксации элек-
тронов.
Для интегральной нормальной излучательной способности полу-
чено выражение
1_ з_
etn= 5,78Р, (г0Т)2 - 17,8Р2 (г,Т) + 584Я, (г07')2 , (1-29)
где множители Р— функции параметра релаксации «=1,31 • 10-11тГ2,
в котором т — время релаксации, с, а Т, К, представлены в таблице.
Нетрудно видеть, что при то=О эта формула близка к формуле
Фута. Для интегральной полусферической излучательной способности
получены формулы при тех же значениях а, что и для интегральной
нормальной излучательной способности.
24
а, с.К* pt Рз
0,00 1,000 1,000 1,000
0,2 0,697 0,464 0,283
0,5 0,501 0,234 0,104
1,0 0,387 0,123 0,040
1,5 0,303 0,086 0,022
В случае а=0:
1 3
Г 2”
ем = 7,66(г0Г) - [30,9-8,89 (2+ 12 г0Г)]г0Г-17,5 (г0Т) .
(1-30)
Как отмечают сами авторы, экспериментальные данные неплохо
согласуются с теоретической кривой лишь для случая а=0. Это озна-
чает, что учет конечного времени релаксации, который мог дать
уменьшение zth металлов на величину от 30% до 70%, приводил
к худшему согласованию экспериментальных данных с опытом. Авто-
ры связывают это с возможным более высоким электросопротивле-
нием у поверхности (взаимодействие электронов с поверхностью и
несовершенства структуры из-за обработки материала) и некоторыми
другими эффектами, а главное — с самими приближениями теории
«свободных» электронов.
Недавно Б. С. Садыковым [Л. 1-10] предложены новые формулы
для расчета излучательной способности металлов, полученные в рам-
ках электронной теории. Ему удалось обойти вопрос о вычислении
концентрации свободных электронов и их средней длины свободного
пробега путем использования закона Видемана — Франца для связи
между электропроводностью и теплопроводностью:
Ktp=LT, (1-31)
где Kt — коэффициент теплопроводности, Вт/м - К; р — удельное элек-
тросопротивление; L = 2,45- 10-8, Вт‘Ом/К — теоретическое число Ло-
ренца; Т — температура, К.
При этом были получены следующие выражения для монохрома-
тической и интегральной нормальной излучательных способностей:
«^ = 5,8.10-» (1-32)
stn= 1,27.10-3 ^=, (1-33)
где к — длина волны, м.
Сравнение экспериментальных значений е^п с результатами, рас-
считанными по формуле Б. С. Садыкова (1-32), показывает, что со-
гласование расчетов по этой формуле с опытом лучшее, чем резуль-
татов, рассчитанных по формуле (1-18), но все же при длинах волн,
меньших 1,5—2 мкм, расхождения значительны. Некоторая трудность
в использовании формул (1-32) и (1-33) заключается в том, что
нужно точно знать коэффициент теплопроводности и его зависимость
от температуры. Очень часто задача экспериментального определения
25
коэффициента теплопроводности, особенно при высоких температурах,
является не менее сложной, чем определение излучательной способ-
ности. Расхождение экспериментальных значений для интегральной
излучательной способности с рассчитанными по формуле (1-33) может
достигать 40%.
В другой работе Б. С. Садыкова {Л. 1-11] для улучшения согла-
сования эксперимента с теорией предложено учитывать температур-
ную зависимость времени релаксации в виде т=Л/Т, тогда для
и Stп получаются следующие выражения:
Г Т Г п2 \
еХп — 5,8-10 6 1/ О'34)
f—cT \
*tn = 1 — exp ( у= J , (1-35)
где q и с — новые константы, подлежащие определению.
Для вычисления этих констант нужно иметь экспериментальные
опорные значения st и ех. Формулы (1-34) и (1-35) удобно исполь-
зовать для интерполяции и экстраполяции (первую —в инфракрас-
ную область спектра), но вычислить по ним излучательную способ-
ность без знания констант невозможно.
Робертс [Л. 1-12, 1-13], используя электронную теорию для вы-
числения оптических свойств металлов, предложил, что существует
более чем один класс свободных электронов с различным временем
релаксации. Он считал, что оптические свойства Ag, Au, Си, Pt, Ir
и W в инфракрасной области спектра могут быть успешно описаны,
если предположить, что имеются два класса свободных электронов.
При этом первый класс свободных электронов определяет в основном
проводимость на постоянном токе. Второй класс электронов очень
мало влияет па проводимость постоянного тока, но эти электроны
имеют между столкновениями очень малое время, сильно взаимодей-
ствуя с коротковолновым излучением. Введение второго класса сво-
бодных электронов позволило Робертсу формально объяснить суще-
ствование так называемой А-точки у металлов — длины волны
при которой монохроматическая излучательная способность не зави-
сит от температуры.
Однако для количественного соответствия теории с эксперимен-
том приходилось вводить в рассмотрение также влияние связанных
электронов па оптические константы. Кроме того, иногда (например,
в случае Ni) было необходимо предположить, что существуют не два,
а три класса свободных электронов. Следует отметить, что в этих
предположениях слишком много неопределенности. С помощью тео-
рии Робертса можно лишь с некоторыми условностями интерпретиро-
вать экспериментальные результаты по оптическим константам и излу-
чательным характеристикам.
Исключая введение влияния связанных электронов
в [Л. 1-13], которое носит в значительной мере формаль-
ный характер, электронная теория нигде не учитывает
связанных электронов, которые оказывают большое
влияние на излучательные характеристики при коротких
длинах волн и при высоких температурах, и не учиты-
26
вает взаимодействия электромагнитной волны с колеба^
ниями ядер, которые определяются фононным спектром
металла.
Выводы электронной теории для нахождения оптиче-
ских констант диэлектриков получаются на основании
решения дифференциального уравнения движения элек-
тронов, однако здесь в отличие от металлов электроны
связаны с ядрами атомов силами, пропорциональными
расстоянию (квазиупругие силы), и, следовательно, име-
ют собственную частоту колебаний. Выражение для
оптических констант имеет вид:
. 4п^2 сод — со2
‘ ™ — со2)2 + у2со2 ’
2nk = ^-----------------,
т (<о‘ — <О2)2 + f2<02
(1-36)
(1-37)
где N — число осцилляторов в единице объема; <о0=
— У^к/т— резонансная частота; % — коэффициент про-
порциональности квазиупругой силы; у — декремент за-
тухания.
Воспользоваться этими формулами для нахождения
излучательной способности еще более трудно, чем для
металлов, так как заранее неизвестны N, соо и у.
Следует отметить, что в самом общем случае, когда
оптические свойства вещества определяются группами
атомов или молекул, имеющих связанные заряды (назо-
вем их ниже условно частицами), которые приводятся
в колебательное движение под действием электромаг-
нитных волн, для оптических колебаний можно написать
выражения:
СОл; - СО2
------2---------2-----
mt (a2t- со2)2 + Yi? <0=
i
------4^2
те (<о2 _|_ -fy
2nk = 4it
aft_________
(a20 — to2)2 + W2Y2
i
4n7Ve62Ye
me (co3 + coy|)
(1-39)
В этих выражениях Ni—концентрация частиц (групп
атомов) типа i в единице объема; Ne — концентрация
27
свободных электронов в единице объема; £г-— заряд
каждой частицы; е — заряд электрона; со0г — резонанс-
ная частота частицы типа f; yi— декремент затухания
частицы типа Z; уе— декремент затухания электрона;
mi — масса частицы типа i\ те — масса электрона.
Последние члены в формулах (1-38) и (1-39) отно-
сятся к свободным электронам в проводниках, полупро-
водниках, плохих диэлектриках и т. д. Для них резо-
нансная частота отсутствует. В идеальных изоляторах
свободных электронов нет, и можно для нахождения
оптических констант пользоваться ранее приведенными
выражениями (1-36), (1-37). В реальных изоляторах
часто необходимо учитывать несколько членов суммы, и
вычисление точных значений оптических констант в ог-
ромном большинстве случаев выполнить практически
невозможно. По соотношениям (1-38) и (1-39) можно
построить лишь качественную зависимость п и к, а сле-
довательно, и от частоты (или длины волны).
Недостаточная точность расчетов излучательных харак-
теристик металлов по электронной теории может быть
объяснена целым рядом факторов.
В частности, электронная теория не учитывает взаи-
модействия электромагнитной волны с ядрами, зонными
электронами и поверхностью.
В настоящее время для определения оптических ха-
рактеристик начинают использовать квантовую теорию.
С квантовой точки зрения взаимодействие электромаг-
нитной волны с электронами в металле происходит пу-
тем поглощения и испускания фотонов. В общем случае
следует рассматривать столкновение электронов друг
с другом и с поверхностью, столкновение с атомами при-
месей и с дефектами решетки, поглощение и испускание
фотонов. При этом можно выделить три различных слу-
чая.
Если изменение энергии электрона при взаимодей-
ствии с фотонами мало по сравнению с величиной kT,
где k — постоянная Больцмана, т. е. hx^kT, то можно
считать, что электрон получает энергию практически не-
прерывно. При этом в далекой инфракрасной области,
когда период световой волны больше времени релакса-
ции электронов проводимости, оптические постоянные
металла можно находить по классическим формулам
электронной теории через электропроводность для по-
стоянного тока.
28
При более высоких частотах электроны уже не могут
точно следовать за изменениями напряженности поля
световой волны. Здесь период световых колебаний соиз-
мерим с временем релаксации и имеет место кванто-
вый характер взаимодействия электронов проводимости
с электромагнитным полем (hv~kT), при котором нуж-
но учитывать поглощение и испускание фононов, а так-
же соударения электронов с примесями, друг с другом и
с поверхностью.
Если период колебаний световой волны станет мень-
ше времени между двумя столкновениями электронов,
то в первом приближении можно пренебречь столкнове-
ниями электронов с фононами. В этом случае имеет ме-
сто внутреннее фотоэлектрическое поглощение, при ко-
тором изменение энергии электрона hy велико по сравне-
нию с kT. Энергия, поглощенная электроном от падаю-
щей световой волны, приводит к переходу электрона
в более высокую энергетическую зону.
На основе зонной теории получены дисперсионные
формулы квантовой оптики металлов. В общие формулы
дисперсии входят матричные элементы оператора им-
пульса и частоты переходов, определяющиеся зонной
структурой, для которых необходимо знать энергетиче-
ский спектр и точный вид собственных функций электро-
нов металла. Последние же, как правило, неизвестны.
В рамках квантовой теории пока имеются лишь некото-
рые приближенные решения. Поэтому в настоящее вре-
мя для вычисления излучательной способности кванто-
вая теория представляет еще меньше возможностей, чем
электронная.
В заключение необходимо отметить, что даже в иде-
альном случае твердых веществ с оптически гладкой по-
верхностью ни электронная, ни квантовая теория не мо-
гут в огромном большинстве случаев обеспечить точ-
ность, необходимую для практических расчетов.
Единственным способом получения надежных дан-
ных по излучательным характеристикам различных кон-
струкционных материалов в настоящее время является
эксперимент.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1-1. Теория теплообмена. Терминология, вып. 83. М., «Наука»,
1971.
1-2. Гаррисон Т. Р. Радиационная пирометрия. Пер. с англ. М.,
«Мир», 1964.
29
1-3. Mc-Mahon H. О.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1950, v. 40,
p. 376.
1-4. Хрусталев Б. А.—«Инженерно-физический журнал», 1970,
т. 18, с. 740.
1-5. Соколов А. В. Оптические свойства металлов. М., Физмат-
гиз, 1961.
1-6. Мосс Т. С. Оптические свойства полупроводников. М., Изд-
во иностр, лит., 1964.
1-7. Davisson С., Weeks J. R.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 4924,
v. 8, p. 581.
1-8. Schmidt E., Eckert E. R. G.— «Forsch. Gebiete Ingenieur-
wesens», 1935, Nd 6, S. 175—183.
1-9. Parker W. J., Abbott G. L.— In: Symposium on Thermal
Rariation of Solids. S. Katzoff, Wash. D. C., NASASP-55, 1965, p. 14.
1-10. Садыков Б. C.— «Инженерно-физический журнал», 1963,
№ 9, с. 40.
1-11. Садыков Б. С. — «Теплофизика высоких температур», 1965,
т. 3, с. 389.
1-12. Roberts S.— «Phys. Rev.», 1955, v. 100, p. 4667.
1-13. Roberts S.—«Phys. Rev.», 1959, v. 144, p. 104.
ГЛАВА ВТОРАЯ
ЭФФЕКТИВНАЯ ИЗЛУЧАТЕЛЬНАЯ
СПОСОБНОСТЬ МОДЕЛИ ЧЕРНОГО ТЕЛА
Поскольку в природе не существует идеальной чер-
ной поверхности, то для практического воспроизведения
излучения черного тела изготавливаются те или иные
модели. При осуществлении модели черного тела необ-
ходимо обеспечить тепловое равновесие излучения мо-
дели с самой моделью. Осуществить равновесное излу-
чение можно внутри замкнутой полости, стенки которой
непрозрачны для излучения и теплоизолированы. Излу-
чение внутри такой полости будет находиться в термо-
динамическом равновесии со стенками и любыми тела-
ми, находящимися внутри модели.
В действительности для наблюдения извне этого из-
лучения в стенке модели убирается один элемент по-
верхности— выполняется небольшое отверстие. Отсутст-
вие этой малой части стенки модели приводит к умень-
шению объемной плотности энергии излучения внутри
полости, поскольку один элемент перестает участвовать
в обмене излучением с другими элементами. Величина
теряемого излучения определяется суммой собственно-
30
го излучения убранного элемента и отраженного этим
элементом излучения от других элементов.
В оболочке с отверстием устанавливается стационар-
ный режим неравновесного состояния обмена излуче-
нием между отдельными элементами оболочки.
Вычислив поток энергии излучения, теряемый из-за
наличия отверстия в стенках полости, можно оценить
отклонение излучения полости от излучения черного те-
ла. Степень совершенства модели черного тела зависит
от геометрических размеров отверстия и полости, формы
модели, излучательной способности материала, из кото-
рого она изготовлена, а также характера отражения и
характера распределения температуры вдоль стенок по-
лости. Вводимое понятие эффективной излучательной
способности модели 8Эфф характеризует то, насколько
излучение модели приближается к излучению черного
тела, и определяется как отношение потока энергии из-
лучения, исходящего из отверстия в модели Фэфф, к по-
току энергии излучения от черного тела Q0.
(2-1)
Как правило, при расчете эффективной излучатель-
ной способности модели черного тела принимают, что
излучение поверхности полости совершенно диффузно,
г. е. подчиняется закону Ламберта, а отражение носит
диффузный, зеркальный или смешанный характер.
2-1. ЭФФЕКТИВНАЯ ИЗЛУЧАТЕЛЬНАЯ СПОСОБНОСТЬ
МОДЕЛИ ЧЕРНОГО ТЕЛА С ДИФФУЗНЫМ ОТРАЖЕНИЕМ
СТЕНОК
Эффективная излучательная способность изотерми-
ческих моделей черного тела. Для изотермических по-
лостей с диффузным отражением можно написать сле-
дующее интегральное уравнение для направленной
эффективной излучательной способности модели еЭфф (xw),
которое получается из рассмотрения суммарного количе-
ства энергии излучения, включающей как излучаемую,
так и отраженную энергию, покидающего визируемый
элемент dw внутренней поверхности модели:
еэфф(^го)=8а + (1 8а) ^эфф W (2‘2)
F
_ ___ Сэфф
ЬЭфф Q0
31
где 8эфф(хад)—эффективная излучательная способность
визируемого элемента поверхности dw\ еа — направлен-
ная излучательная способность материала полости;
вэфф(я)—эффективная излучательная способность про-
извольного элемента dx на поверхности полости;
d(Pdx-dw — элементарный угловой коэффициент от произ-
вольного элемента поверхности dx при х на визируемый
элемент поверхности dw при xw\ F — вся внутренняя по-
верхность полости.
В этом уравнении принято допущение, что справедлив
закон Кирхгофа, т. е. направленная отражательная спо-
собность ра = 1— еа, где еа направленная | излучатель-
ная способность.
Изотермическая цилиндрическая модель черного
тела. Решить интегральное уравнение (2-2) аналитиче-
ски довольно сложно, однако имеется достаточно точное
решение, выполненное численным методом [Л. 2-1].
При решении интегральное уравнение (2-2) разде-
ляется на два. Одно относится к закрытому концу ци-
линдра (дну):
i
8ЭфЬ (И == S2 4“ (1 ®а)^®Эфф (-^) (2'3)
о
где еэфф(г)—эффективная излучательная способность
дна цилиндра; l=L/R — длина цилиндра в безразмер-
ном виде; x=XfR — расстояние от открытого конца ци-
линдра в безразмерном виде; г=гд//? — расстояние от
центра дна в безразмерном виде; 82 — излучательная
способность дна цилиндра; dcpdx-dr — элементарный
угловой коэффициент от элемента цилиндрической по-
верхности dx при х на кольцевой элемент дна dr при г.
Другое уравнение относится к боковой поверхности
цилиндра:
i
еэфф (Xw) == si 4“ (1 si) ^еэфф W 4“
О
1
+ 0 si) ^еэфф (г) (2’4)
6
где 8Эфф(Хад) и 8Эфф(х)—эффективные излучательные
способности цилиндрических колец dw и dx при xw и х
соответственно; dcpdx-dw— элементарный угловой коэф-
32
фициент с кольца шириной dx при х на кольцо шириной
dw при xw', d^dr-dw — элементарный угловой коэффи-
циент с кольцевого элемента дна dr при г на кольцо ши-
риной dw при xw-, El — излучательная способность боко-
вой поверхности модели.
ЕЭфф находилась методом итераций с использованием
ЭЦВМ, при этом принималось, что 8i = E2=e; элементар-
ные угловые коэффициенты были выражены точно:
। 2 Xw)2 3
2 ^(х-хте)2 + 1]3/2
„ —2
W {[0 — *w)2 + 1 + r2]2 - 4r2}3/2
(2-5)
d?dx_dr = 4-------_ x).
{[(Z —x)24-l + r2]2 —4r2}3/2 v
Численные величины еЭфф были получены для значе-
ний I в пределах от 8 до 0,5 и для величин излучатель-
ной способности материала, равных 0,9; 0,75 и 0,5.
Результаты приведены в форме номограмм на рис.
2-1. Для модели длиной /=<х> значения еЭфф получены
в [Л. 2-2].
Следует заметить, что элементарные угловые коэф-
фициенты dcpdr-dw и d(fdx-dr в угловой точке модели с ко-
ординатами (х=1, г=1) неограничены. Указанная
трудность преодолевается с помощью приема, подробно
изложенного далее при рассмотрении конической моде-
ли черного тела.
В результате в (Л. 2-3] получены значения эффектив-
ной излучательной способности цилиндрической модели
для дна и боковой поверхности для значений 2=4; 2; 1;
0,5 для излучательной способности материала в преде-
лах от 0,05 до 0,9 (рис. 2-2 и 2-3). Необходимо заметить,
что при решении в (Л. 2-3] принималось, что ei=82=e.
В работе [Л. 2-4] успешно проводится аналитическое
приближенное решение интегральных уравнений (2-3)
и (2-4).
Бакли принимал, что эффективная излучательная способность дна
цилиндра постоянна по всей его площади, поэтому уравнения (2-3) и
3—192 33
34
О 0,2 0,4 0,6 0,8 1.01,0 0,5 О
Z=2,0; 4,0 [Л. 2-3].
(2-4) принимают соответственно следующий вид:
I
МФ (дна) = е2 + (1 — е2) J еЭфф (х) <?dx_R , (2-6)
0
I
®эфф (-^w) ~ е1 “Ь 0 е1) У еэфф (я) ^^dx-dw “1“
0
+ О — ei) еэФФ (Дна) dyR—dw ; (2-7)
где фсгх-я — локальный угловой коэффициент от элемента цилиндри-
ческой поверхности dx при х на все дно при х=1\ dq>R-dw — локаль-
36
цый угловой коэффициент со всего дна при х=1 на элементарное
кольцо dw при xw.
Чтобы получить аналитическое решение, Бакли аппроксимировал
угловые коэффициенты в уравнениях (2-6) и (2-7) экспонентами.
Решая совместно два интегральных уравнения (2-6) и (2-7), Бакли
получил:
' , , (1 — в,) {(1 + — (1 — ег) (1 ~~ Г~ё^)} ,
еэфф (^w) - 1 Г £) “Г
, (1 — е>) {(1 — е8) (1 Ч- Г^)-(1-Ге7)}г-Ге*(2'_Х), й,
"1----------------------5 ’ (2“8)
где
D = {(1 - «,) (1 - м - (1 + - {(1 - е,) (1 - Ч) -
8t — излучательная способность боковой поверхности;
82 — излучательная способность дна цилиндра.
ЕСЛИ 81 = 82 = 8, ТО
£эфф (х) = 1 + Л); (2-9)
еэфф (г) = 1 + Q (2-10)
где
А = (1-е){(1+К7)-(1-е)(1-ГГ)} _
{(1 _е)2 _ (1 _ /Г)2} _ {(1 _ е)2 _ (1 _ ГГ)Ч <Г2Ке 1
R — (1-е){(1-е)(1 + ГГ)-(1-/е~)}б-Ге j .
{(1 _ е)2 _ (1 + /Г)Ч - {(1 - е)2 - (1 - Ке“)2} 6~ 2 '
<? = {(!—е)2 — (1+/Гр} — {(1—е)2 — (1— КГ)2}^-2Ге' .
(2-11)
Из равенств (2-9) и (2-10) наибольшую ценность имеет решение
для нормальной эффективной излучательной способности дна цилин-
дра (2-10).
Для повышения точности аналитических решений
можно угловые коэффициенты в интегральных уравне-
ниях (2-6) и (2-7) выразить трехчленной экспоненциаль-
ной функцией [Л. 2-5].
Численному приближенному решению интегрального
уравнения посвящена работа [Л. 2-6], в.которой опреде-
ляется нормальная эффективная излучательная способ-
ность модели 8Эфф (дна) со многими упрощающими
предпосылками, но для широкого интервала 8 и Z
(табл. 2-1).
37
Таблица 2-1
Нормальная эффективная излучательная способность
изотермической цилиндрической модели черного тела
• 1
1 1 2 1 3 1 4 1 5 1 6
0,1 0,234 0,424 0,620 0,748 0,839 0,894
0,2 0,392 0,607 0,764 0,858 0,912 0,943
0,3 0,515 0,737 0,852 0,911 0,943 0,962
0,4 0,613 0,790 0,885 0,933 0,958 0,973
0,5 0,696 0,846 0,917 0,952 0,970 0,980
0,6 0,769 0,889 0,941 0,965 0,978 0,985
0,7 0,834 0,924 0,961 0,977 0,986 0,990
0,8 0,893 0,953 0,976 0,986 0,991 0,944
0,9 0,948 0,979 0,989 0,994 0,996 0,997
Продолжение табл. 2-1
1
8 7 8 1 1 9 10 1 1 11 12
0,1 0,929 0,950 0,964 0,974 0,979 0,984
0,2 0,961 0,972 0,980 0,985 0,988 0,990
0,3 0,974 0,981 0,986 0,989 0,991 0,993
0,4 0,981 0,986 0,990 0,991 0,993 0,994
0,5 0,986 0,990 0,992 0,994 0,995 0,996
0,6 0,990 0,992 0,994 0,995 0,996 0,997
0,7 0,993 0,995 0,996 0,997 0,997 0,998
0,8 0,996 0,997 0,997 0,998
0,9 0,998 0,998 0,999 0,999 — —
В работе [Л. 2-6] также предлагается аналитическое
выражение связи /, е и Епэфф, аппроксимирующее точные
данные Спэрроу, Эккерта и Алберса [Л. 2-1]:
I — 1/"®п эфф ® ехр [— In е —•
- (dinв4-0,5) In(1 эфф)], (2-12)
где а=0,482; 6 = 0,218; d=0,0737.
Учитывая одно- и двукратное отражение с визируе-
мого элемента поверхности dw, расположенного в цен-
тре дна цилиндрической модели, Де Вос1 [Л. 2-7] полу-
чил значения епэфф (табл. 2-2) для материала с е=0,4
---------- <?
1 Метод Де Воса подробно рассмотрен для случая смешанного
отражения.
38
в первом и во втором приближениях соответственно.
Де Вос не учитывал изменение угловой плотности дву-
направленной отражательной способности r*sl (опреде-
ление— см. гл. 6) в телесном угле Q*, стягиваемом
отверстием модели при элементе поверхности dx.
Т а б л и ц а 2-2
Нормальная эффективная излучательная способность
изотермических моделей
1 Диффузное отражение (рис. 2-22, а) Смешанное отражение
рис. 2-22, б рис. 2-22, в рис. 2-22, г
1 1 11 1 1 11 1 1 11 1 1 11
Цилиндр, закрытый с одного конца
6 0,983 0,970 0,977р 0,954 0,948 0,865 0,913 0,668
10 0,994 0,990 0,992 0,985 0,978 0,953 0,945 0,864
15 0,997 0,995 0,996 0,994 0,989 0,980 0,973 0,947
20 0,998 0,997 0,998 0,997 0,993 0,989 0,983 0,972
30 0,999 0,999 0,999 0,999 0,996 0,996 0,992 0,988
Сфера
10 1 0,994 I I 0,992 | [ 0,992 I I 0,989 1 I 0,978 I I 0,963 I [ 0,945 | I 0,894
20 1 0,998 0,998 0,998 0,998 | 0,993 | 0,991 ] | 0,983 | | 0,976
Трубка с отверстием в центре боковой
поверхности
6 0,985 0,978 0,986 0,975 0,988 0,970 0,990 0,960
10 0,994 0,990 0,994 0,989 0,995 0,985 0,996 0,980
15 0,997 0,996 0,997 0,996 0,997 0,994 0,998 0,990
20 0,997 0,997 0,998 0,998 0,998 0,996 0,998 0,993
30 0,998 0,998 0,998 0,998 0,998 0,998 0,999 0,996
40 0,998 0,998 0,998 0,999 0,999 0,999 0,999 0,998
В работе [Л.2-8] при рассмотрении двукратного отра-
жения (во втором приближении) вычисляется точно произ-
ведение r™s и выражение для еп эфф модели имеет
1 Индексы обозначают, что излучение падает на элемент по-
верхности dx от элемента поверхности dw и отражается в направ-
лении элемента ds (отверстия).
39
вид:
епЭфф= 1 — р//2 — P2Q3; (2-13)
l «/2
0 — — C C l~x he-1 Г2со5ф \ -
42 ~ « J J {1 + (I — X)2}2 Vs \ % J
0___1C
2
2x cos Ф
x2 + 4 cos2 Ф
d$dx,
(2-14)
где p — направленная отражательная способность мате-
риала стенок модели; Ф — угол, характеризующий поло-
жение элемента dx на поверхности модели в полярных
координатах.
Для диафрагмированной цилиндрической модели нет
необходимости точно вычислять , тогда еп Эфф мо-
дели (дна) равна в первом приближении
рг2
®пэфф=1-----(2-15)
где гд — радиус отверстия в диафрагме.
Во втором приближении
2
епэфф^!--^--?7^'2’ (2‘16)
где
I
(У ___ о Г_______х (I — х)_________<
J с1 + *2)2{1 + (/-х)2}2
о
В результате численного интегрирования уравнения
(2-14) получены значения Q& которые представлены
вместе со значениями Q'2 в табл. 2-3.
в?г эфф изотермической цилиндрической модели определя-
лась также в работах [Л. 2-9 и 2-10]:
sn эфф---6
Я0+4Г
р2/2
2
• 1 + т л
Д1-Н4//2)]1'2 /
(2-17)
40
Таблица 2-3
Значения параметров Q2 и
1 Qa Q'a l Qa Qza
4 0,0508 0,0488 12 0,0019 0,0017
5 0,0282 0,0267 13 0,0015 0,0013
6 0,0168 0,0155 14 0,0012 0,0010
7 0,0105 0,0096 15 0,0009 0,0008
8 0,007 0,0063 16 0,0008 0,0007
9 0,0049 0,0043 17 0,0006 0,0005
10 0,0035 0,0031 18 0,0005 0,0005
11 0,0025 0,0022 19 0,0004 0,0004
20 0,0004 0,0003
Полученные для цилиндрической модели выражения
ДЛЯ 8эфф довольно сложны, вычисления по ним трудоем-
ки и иногда требуют применения электронных машин.
Далее будет показано, чго при аналогичном подходе
к нахождению еЭфф (путем решения интегрального урав-
нения) и для других геометрических форм моделей вы-
ражения также сложны. Поэтому было бы хорошо по-
лучить такое соотношение для 8Эфф, которое было бы
простым и универсальным, т. е. приложимым к моделям
любой формы.
Такое соотношение получено в работе Гуффе
[Л. 2-11],.который развил другой подход к оценке совер-
шенства модели, впервые предложенный Рибо [Л. 2-12].
Пусть единичный поток энергии излучения входит по нормали
в отверстие модели, стенки которой отражают диффузно и имеют
направленную отражательную способность ра. Рассмотрев первое,
второе и последующие отражения и допустив, что отраженное излу-
чение равномерно распределяется по полости, можно найти общий
поток энергии, покидающий отверстие после многочисленных отра-
жений, который в сущности представляет нормальную эффективную
отражательную способность модели рп эфф. При учете 8П эфф = 1—
—Рп эфф Гуффе получил:
_ *{1+(1-е) .R.
епэфф— ! _(1 — е) [1 —f/F'] ’
где 8 = 8П—нормальная (монохроматическая или для серого излу-
чения — интегральная) излучательная способность материала стенок
модели; fc — площадь сферического сегмента, вырезаемого отвер-
стием на воображаемой сфере, проведенной через края выходного
отверстия и касающейся площадки визирования. Она представляет со-
бой индикатрису равномерного распределения отраженной энергии
(после первого диффузного отражения); Fq — площадь этой сферы;
41
F'— общая площадь полости, равная площади всей внутренней по-
верхности модели F и площади отверстия f.
Для улучшения качества моделей последние часто диафрагми-
руются, причем диаметр входной диафрагмы 2гд значительно меньше
основного конструктивного диаметра полости 2R. Для диафрагмиро-
ванных моделей уместно пользоваться классической приближенной
формулой для еп эфф, предложенной Рибо (Л. 2-12] и учитывающей
лишь первое отражение:
2
^эфф^-р—> (2-19)
где 2 — телесный угол, стягиваемый отверстием диафрагмы из точки
отражения. Выражение (2-19) можно использовать и не для диафраг-
мированных полостей, но полученные значения еп эфф будут слиш-
ком завышены.
Следует заметить, что из формулы (2-18) для данного отношения
высоты (или длины) модели к радиусу отверстия I модель, имеющая
большую площадь поверхности F', имеет и большую еп эфф. С этой
точки зрения сферическая модель более эффективна как источник
излучения черного тела, но только для глубоких полостей (/>2).При
малых отношениях I (/<2) цилиндрическая полость совершенней сфе-
рической модели. При 1=2 сферическая и цилиндрическая модели
дают одно и то же значение еп эфф.
К недостатку метода Гуффе следует отнести невозможность уче-
та неизотермичности модели и получения распределения локальной
эффективной излучательной способности еЭфф(х) вдоль поверхности
модели.
При проведении экспериментального определения епЭфф необхо-
димо значения, вычисленные из выражений Гуффе, скорректировать
на (реальную геометрию падающего луча (отклонение луча от центра
визируемого элемента и наличие падающего потока определенного
поперечного сечения).
Если входящий поток падает не в центр стенки, противополож-
ной отверстию, то в этом случае учет отраженной энергии, которая
выйдет из полости, не испытав второго отражения, для цилиндриче-
ской модели производится следующим образом (Л. 2-13, 2-14]:
_____I, (2.20)
/•'о 2\ \.(W?)2+1]1/2 / 1 ’
l2 + WR^-l
M/R==---------,
где tn — расстояние от центра дна до точки падения единичного аю-
тока.
В реальных условиях падающий поток отличается от единичного,
имея определенное поперечное сечение, поэтому вводится средняя ве-
личина отношения (/с/Г0)сред для освещенного пятна. Не зная гео-
метрических размеров освещенной площади [диаметр и (или) смеще-
ние от центра] невозможно аналитически получить решение, поэтому
для конкретного случая можно применить графическое решение для
определения (fc/Fo) сред [Л. 2-13, 2-14].
42
Сравнение значений Впэфф изотермической цилинд.
рической модели черного тела, выполненных по раз-
личным теориям не дает хорошего согласования.
Например, для цилиндрической модели, излучательная
способность стенок которой равна 8 = 0,75, для того
чтобы получить нормальную эффективную излучательную
способность 8П эфф = 0,998, отношение длины цилиндра
к радиусу должно быть равно Z = 6 [Л. 2-4], Z=12
[Л. 2-8], Z=20 [Л. 2-11] ит. д.
Возникает необходимость попытаться объяснить рас-
хождения между различными вычислениями.
Хотя решение интегральных уравнений (2-3) и (2-4)
проводится в [Л. 2-1] менее строго, чем в [Л. 2-3], согла-
сование результатов [Л. 2-3] с величинами еПэфф, приве-
денными в [Л. 2-1], находится в пределах 0,1%.
Результаты [Л. 2-1, 2-3 и 2-8], находящиеся в очень
хорошем согласовании между собой (рис. 2-4), хотя и
полученные различными методами, следует считать наи-
более точными и достоверными для изотермической ци-
линдрической модели.
Де Вос {Л. 2-7] получил значительно более низкие
значения еПэфф по отношению к точным [Л. 2-8], причем
расхождение может быть объяснено его допущениями
о постоянстве г™ в пределах телесного угла Q*, вы-
раженного к тому же приближенно, и ошибкой, допу-
щенной в его вычислениях.
Следует заметить, что результаты [Л. 2-8] справедли-
вы для длинной модели
(Z>4-f6), поскольку при
расчете 8Эфф(г) принималась
постоянной по дну.
Вычисления Гуффе по
формуле (2-18) приводят
к слишком заниженным зна-
чениям 8п эфф ДЛЯ ДЛИННЫХ
цилиндрических моделей, но
для коротких моделей ре-
зультаты, полученные по
(2-18), находятся в хорошем
согласовании с точными зна-
чениями, полученными из
уравнения (2-13).
Допущение Гуффе о рав-
номерности распределения
Рис. 2-4. Сравнение еп эфф,
вычисленных по различным
теориям для цилиндрической
модели при е=0,75 [Л. 2-8].
/ — Бакли [Л. 2-4]; 2 — Спэрроу,
Эккерт, Алберс [Л. 2-1] и Пиви
[Л. 2-3]; 3—Квинн [Л. 2-8]; 4 —
Гуффе [Л. 2-11]; 5-епэфф сфе-
рической модели [Л. 2-11].
43
излучения в модели после двух отражений соответству-
ет тому, что одна и та же часть излучения, отраженного
от элементов стенки как вблизи отверстия, так и вблизи
дна, выходит из отверстия. А это происходит лишь в слу-
чае, когда угловой коэффициент один и тот же для всех
точек dx на стенке модели (например, для сферической
модели). Однако вполне очевидно, что для длинного
цилиндра большая часть излучения, отраженного после
двух внутренних отражений и вышедшая из отверстия,
приходится на элементы dx, находящиеся вблизи отвер-
стия, угловой коэффициент для которых значительно
превосходит угловые коэффициенты элементов, находя-
щихся вблизи дна цилиндра. В результате большие
количества отраженного излучения значительно умень-
шают еп эфф длинной модели. Вычисление (Л. 2-15], осно-
ванное на допущениях, аналогичных Гуффе, также при-
водит к величинам еЭфф, слишком заниженным для длин-
ных цилиндрических моделей.
Для короткой модели угловые коэффициенты соиз-
меримы для всех элементов dx стенок модели, и еПэфФ
согласуется с точными значениями.
Постоянство углового коэффициента для сфериче-
ской модели оправдывает допущение Гуффе, и резуль-
таты расчета по уравнению (2-18) совпадают с точны-
ми, причем 8П Эфф сферической модели очень близка
к точным значениям еПэфф для цилиндрической модели,
глубина которой равна диаметру сферы, а диаметр ра-
вен диаметру отверстия сферы. Отсюда, используя соот-
ношение f/F' для сферы при определении 18Пэфф по урав-
нению (2-18) для цилиндрической модели, можно полу-
чить значения еПэфф, близкие к точным результатам для
цилиндра (рис. 2-4).
Результаты Бакли дают завышенные значения еПэфФ
(рис. 2-4). Причина состоит в допущении о равномерной
освещенности дна цилиндра и использовании одночлен-
ного приближения для угловых коэффициентов при ре-
шении интегральных уравнений (2-3) и (2-4).
Ямаути [Л. 2-5], используя трехчленное приближение,
дает результаты, более близкие к данным точных работ.
Экспериментальные исследования епэфф, проведенные
на коротких цилиндрических полостях (Л. 2-13, 2-14,
2-16 и 2-17], показали хорошее согласование результа-
тов точных работ и [Л. 2-11] и завышение 8Пэфф, получае-
мой Бакли,
44
Известна лишь одна работа [Л. 2-18], посвященная
экспериментальному изучению 8Эфф цилиндрических по-
лостей, результаты которой хорошо совпали с расчетами
по теории Бакли.
Решение интегрального уравнения (2-2) можно про-
вести таким образом, чтобы получить полусферическую
эффективную излучательную способность изотермиче-
ской цилиндрической модели [Л. 2-20, 2-21 и 2-22]. По-
лученные результаты по едэфф представлены на
рис. 2-13.
Изотермическая сферическая модель черного тела.
Сфера является такой геометрической конфигурацией,
для которой возможно точное решение интегрального
уравнения (2-2).
Можно показать, что элементарный угловой коэф-
фициент d^dx-dw между визируемым dw и произвольным
dx элементами поверхности сферической модели опреде-
ляется выражением
(2-22)
где R — радиус сферы.
Следовательно, интеграл в уравнении (2-2) опреде-
ляется только 8Эфф(я) и является постоянной величиной,
не зависящей от координаты xw визируемого элемента
поверхности dw. Тогда
еэфф (xw) = е (1 е) ^8эфф (х) dw. (2-23)
F
Выражение (2-23) свидетельствует о том, что эффек-
тивная излучательная способность сферической модели
во всех точках поверхности стенки является постоянной
величиной.
Интеграл в (2-23) принимает более простой вид, если
интегрирование проводить не по площади, а по телес-
ному углу Q (dx/R2 = d£l) [Л. 2-22]. Полный телесный
угол Q равен:
Й = 47г-2«(1 -]/Г^7г), (2-24)
где г=Готв//? — относительный радиус круглого отвер-
стия в модели (Os^/4g: 1).
Используя (2-24) в уравнении (2-23), получаем, что
нормальная эффективная излучательная способность
45
дна сферической модели (элемента dw напротив
стия) равна:
е ________________[2?__________
"Эфф 2 —(1—е)(1 + К1—Г2)',’
отвер-
(2-25)
Поскольку ]/"!— r2 = cos<p*, то выражение (2-25)
принимает другой вид (в зависимости от ф*) [Л. 2-21,
2-22 и 2-24]:
sn эфф = 2 — (1 — е) (1 + cos <Р*) • (2-26)
Эта зависимость представлена на рис. 2-5.
Формула (2-18) Гуффе, выведенная для модели лю-
бой геометрии, как уже говорилось, наиболее справед-
Рис. 2-5. Полусферическая эффек-
тивная излучательная способность
сферической модели черного тела
[Л. 2-24].
лива для сферической мо-
дели.
Для сферической мо-
дели разность (f/F'—fc/Fo)
близка к нулю, поэтому
для этого типа моделей
существует приближен-
ная формула для оценки
нормальной эффективной
излучательной способно-
сти:
8" Эфф e(l-f/f') + f/F' •
(2-27)
Нормальная эффек-
тивная излучательная
способность в первом и
во втором приближениях согласно Де Восу [Л. 2-7] при-
ведена в табл. 2-2. Благодаря более благоприятному по-
ложению элементов поверхности dx члены второго по-
рядка для сферической модели меньше соответствующих
членов для цилиндрической модели.
Используя метод Де Воса, в работе [Л. 2-9 и 2-25]
получено выражение для епЭфф с учетом многократных
отражений внутри сферической модели:
еп эфф = 8 + 2рД - , (2-28)
где
Ъ_____ 1 + cos у* t <________ 2
1 4 1 sin у* ‘
46
Изотермическая коническая модель черного тела.
Для изотермической конической модели интегральное
уравнение (2-2) можно представить в виде
1
еэфф(-^го)=6 + (1 —®) J еэфф (•’'-) d^dx-dioi (2-29)
о
где еЭфф (Хц>)—локальная эффективная излучательная
способность визируемого конического кольца dw при
xw\ еЭфф(х) —локальная эффективная излучательная
способность конического кольца dx при х; dq>dx-dw — эле-
ментарный угловой коэффициент с кольца при xw на
кольцо при х, равный согласно [Л. 2-26]
, cos* (9/2)
“rdx-dw— 2х sin (9/2) A
X/1 - |X - Xw |-----x»)l+6xxwsin* (9/2) | (2-30)
I 1 1 [(x —xTO)2 + 4xxwsin2(0/2)]3/2 / ’
где x=X/Li и xw=Xw/Li — безразмерные координаты
колец dx и dw соответственно; Ц — длина образующей
конуса; 0 — угол при вершине конуса.
Выражение в фигурных скобках уравнения (2-30)
является функцией, производная которой терпит разрыв
в точке xw=x.
Элементарный угловой коэффициент d^dx-dw не определен в вер-
шине конуса (при Xw=0), но неопределенность можно раскрыть с по-
мощью правила Лопиталя. Однако угловой коэффициент и после рас-
крытия неопределенности будет не аналитичен в точке xw=x. Чтобы
обойти возникшую трудность, предлагается в бэфф(х) выделить неко-
торую постоянную часть еЭфф(0), относящуюся к вершине конуса, и
переменную часть у(х), которая обращается в нуль при х=0, т. е.
бэфф (^) = Еэфф w =0) "by (х). (2-31)
1
Тогда для постоянной части еэфф (х=0) интеграл J можно
о
представить как сумму интегралов:
1 х 1
У d^dx-dw “ Г d<fdx-dv) ~Ь У d<fdx-dw (^w)> (2-32)
о а х
которая после интегрирования равна для вершины конуса (xw = 0)
J(xw=0) = 1—sin3 (0/2). (2-33)
47
И весь интеграл уравнения (2-29) принимает вид:
1 1
У ®эфф (х) ^?dx — dw~ 6эфф (-^w — 0) (Х"ш) + jY (#) d^dx - dw (2'34)
0 О
Для второго члена производная от выражения в фигурных скоб-
ках (2-30) для d(pdx-dw тождественно равна нулю при xw=0, за
исключением х=0, но в точке х=0 согласно (2-31) у(х)=0.
1
Следовательно, J у (х) = 0 при xw ~ 0.
о
Применяя подстановку (2-31) для произвольной точки конуса xw
8эфф (х) — 8эф ф (Xw) Н~ Y (х, Xw) ,
интегральное уравнение (2-29) можно представить в виде {Л. 2-2]
( 1
еэфф (Хад) = е (1 — е) < £эфф (Xw) J (Хцо) "Т Y (^) ^?dx-dw *• (2-35)
I 0
Для вершины конуса (xw=0), когда у(х)=0, решение уравнения
(2-35) равно:
е»ФФ (xw = 0) = g_|_p_e) sin» (0/2) (2-36)
Функция еэфф(Хш) в уравнении (2-35) является аналитичной, по-
этому малое отклонение от вершины по сравнению с размерами кону-
са будет мало влиять на получаемый результат.
Ввиду этого в уравнении (2-35) с хорошей степенью точности
1
можно принять, 'что интеграл j* у (х) d^>dx^dw для конуса с беско-
0
нечной образующей^[равен нулю.
Тогда уравнение (2-35) превращается в
еэфф (xw)'= j _(1 __е) J(Xw) • (2’37)
Выражение (2-37) можно считать хорошим прибли-
жением к уравнению (2-35) для конических моделей
с излучательной способностью 8 ^>0,7 и для конических
моделей с углами при вершине 0<12О° и излучательной
способностью 8<0,3 [Л. 2-2].
Численный расчет, проведенный в [Л. 2-2], показал
очень хорошее совпадение полученных результатов с бо-
лее ранними данными (Л. 2-21, 2-22 и 2-26], где реше-
48
ние интегрального уравнения (2-29) проводилось также
численным методом, но без строгой аналитической
формулировки относительно вершины конуса: разрыв
производной выражения в фигурных скобках уравнения
(2-30) преодолевался с по-
мощью линейной экстрапо-
ляции функции в точке раз-
рыва.
Следовательно, ошибка,
вызываемая линейной экс-
траполяцией в [Л. 2-21, 2-22
и 2-26], была незначитель-
ной. Поэтому приведем по-
лученные в результате чис-
ленного решения, проведен-
ного в {Л. 2-21, 2-22 и 2-26],
значения 8Пэфф конической
модели и распределение
еЭфф(х) вдоль образующей
в зависимости от 0 и е
(рис. 2-6).
Для усеченной кониче-
ской модели с внешней диа-
фрагмой 8пэфф исследова-
лась в [Л. 2-9 и 2-10].
В работе (Л. 2-27] приво-
дится выражение для эффек-
тивной излучательной спо-
собности конической моде-
ли, но оно применимо толь-
ко для вершины конуса.
Формула Де Воса для
конической модели, исполь-
зованная Эдвардсом (Л. 2-28
и 2-29], является частным ре-
Рис. 2-6. Распределение эффек-
тивной излучательной способ-
ности вдоль стенок конической
модели. е=0,3; 0,5; 0,7 и 0,9
[Л. 2-26].
шением для угла 0 = 30°,^
причем рассматривается
8Эфф в зависимости от отно-
шения высоты конуса к наи-
большему радиусу. Расхож-
дение данных [Л. 2-10] с дан-
ными Эдвардса обусловлено либо приближенностью ме-
тода Де Воса, либо допущениями, сделанными в вычис-
лениях Эдвардса.
4—192
49
Изотермическая труйчатая модель с отверстием
в центре боковой поверхности. В результате решения
интегрального уравнения (2-2) с привлечением экспери-
ментальных значений угловых коэффициентов, получен-
ных на световой модели трубчатого нагревателя, произ-
веден расчет 8пэфф для бесконечного цилиндра, средняя
часть которого изотермична на длине I [Л. 2-30]. Резуль-
Рис. 2-7. Нормальная эффективная излучательная способность изо-
термической трубчатой модели с отверстием в центре боковой по-
верхности [Л. 2-30].
таты расчета представлены на рис. 2-7. Для цилиндра
ограниченной длины проведен расчет для двух значений
/==5 и 11 (точки на рис. 2-7).
Влияние отраженного от холодных зон модели излу-
чения на Еп эфф существенно для коротких цилиндров
(/<5) и излучательной способности 8<0,7. Однако
для />11 бесконечный и ограниченный цилиндр дает
практически одинаковые результаты.
Де Вос [Л. 2-7] получил в результате численного ре-
шения значения эффективной излучательной способно-
сти трубчатой модели, которые представлены в табл. 2-2.
Следует отметить, что результаты получены для от-
ношения диаметра трубки к радиусу отверстия (3 =
= 27?/г = 20.
50
Изотермическая модель черного тела в виде прямо-
угольного паза. Полусферическая эффективная излуча-
тельная способность этой модели исследовалась в рабо-
тах [Л. 2-21, 2-22 и 2-31], результаты этого исследования
представлены на рис. 2-15.
Изотермическая клиновидная (V-образная) модель
черного тела. В работе [Л. 2-21, 2-22 и 2-32] получены
значения 8/1эфф клиновидной (V-образной) модели. За-
висимость е^эфф от угла 0 приведена на рис. 2-16.
Эффективная излучательная способность неизотер-
мических моделей черного тела. Для вывода интеграль-
ного уравнения обратимся к балансу энергии излучения,
которое для визируемого элемента dw неизотермической
модели черного тела имеет вид:
Еэфф (^w) ~Есоб(Хю} + (1 8) £"пад ИЛИ
£эфф (-^w) — (1 s) ^пад»
где ЕЭфф (xw)—эффективная плотность потока излуче-
ния визируемого элемента dw, которая является суммой
плотности собственного.излучения визируемого элемента
dw—Eco6(*w) =^aQT^w и плотности отраженного излуче-
ния (1—8)ЁПадл представляющего часть падающей на ви-
зируемый элемент dw энергии излучения от всех осталь-
ных элементов неизотермической модели:
^эффТ#d^dx-dw> где Тх — var.
F
Если разделить обе части уравнения баланса энергии
на плотность потока излучения черного тела о0/1* при
температуре стенки модели Ts в точке X —0, то полу-
чается интегральное уравнение эффективной излуча-
тельной способности для неизотермической модели чер-
ного тела:
“<*•)=• $-+(' (м«)
5 F
где отношение T^JT^ == f (х) — функция общего вида,
которой задается неравномерное распределение темпе-
ратуры по поверхности модели.
4* 51
Следует также отметить, что в дальнейшем при рас-
смотрении неизотермических моделей индекс «неизо»
опускается, однако необходимо помнить, что эффектив-
ные излучательные способности в уравнениях (2-2) и
(2-38) разные, причем между ними существует связь
(нормирующая температура Ts)
£Эфф (*w)__ неизо ____ изо , к 1 w ,
ЛТ4 эфф (xw) — %ффИ^ -уг»
° 1 s 1 S
с т*
^пад __ „неизо ( _еизо z х
яот< вФФ эфф^ Т4 ’
° 1 S S
Отсюда видно, что s^30 при нормировке по Ts может
быть и больше единицы, если температура падает от до-
нышка к отверстию, т. е. TW/TS>1.
Неизотермическая цилиндрическая модель черного
тела. Для неизотермической цилиндрической модели
интегральные уравнения (2-4) и (2-3) запишутся соот-
ветственно для боковой поверхности
t
еэфф C^w) == S1Z W + U Sl) Уеэфф («^) X
О
1
X d^dx-dw 0 si) ^еэфф (^) d<fdr-dw> (2-39)
о
где f(x)—функция, учитывающая неравномерное рас-
пределение температуры вдоль боковой поверхности.
Для дна цилиндра
I
еэФФ (г) (Г) -И 1 ~ 6а) |Хфф (х) (2-40)
6
где f (г) — функция, учитывающая неравномерное рас-
пределение температуры вдоль дна.
Любое распределение температуры, которое может быть пред-
ставлено в форме полинома [Л. 2-3]. В этом случае
74 (х)
f (*)==—^4 со + <Ч* + ••• + спхт; (2-41)
7 о
Г* (г)
f (г) = 1 + ZV2 + ... + Dkr**t (2-42)
1 о
52
где Го—температура в центре дна (r=0); x=x/Z. Для удобства при-
мем, что 8i = e2=e и обозначим в уравнениях (2-39) и (2-40) коэф-
фициенты при 1—8 через
I 1
[еэфф (х), еэфф (г)] === У еэфф^^я: - dw У еэфф (^) ^?dr-dw,
о о
I
^2 [еэфф (#)] = J еэфф (я) fltydr -dw
0
и перепишем их:
еЭфф(х„)=е/(х) + (1—8)С1[еЭфф(х), евфф(г)]; (2-43)
еЭфф (г) = tif (г) + (1—е) в&эфф (х)]. (2-44)
Компоненты эффективной излучательной способности определяют-
ся из двух рядов интегральных уравнений:
Еп (xw) = «х" + (1 — е) G, [Еп (х), Еп (г)]; (2-45)
£»(r)=8+(l-e)G2[E„(x)]> (2-46)
где п—0, 1, 2..т и
МДх) =8+ (l-e)Gi[.Mj(x), (г)]; (2-47)
Mi (г) = 8Х2^ + (1 —8) G^Mi (х)], (2-48)
где / = 1, 2, ..k.
Тогда эффективная излучательная способность
8эфф(х)=с'о£(х)+С1£1(х)+ •••
... +cmEm(x)+DlMi(x)+ ... +DhMh(x)\ (2-49)
Вэфф(г) = с,оЕо(г)+с1Е1(г)+ ...
... +стЕт (г) +£>1^ (г) + ... +DhMh(r), (2-50)
которые удовлетворяют (2-43), (2-44) для c'q=cq—Di—D2— ... Dk,
дающего непрерывность температуры в угловой точке.
Линейный характер изменения температуры. Числен-
ный расчет проведен в предположении постоянства тем-
пературы вдоль дна и линейного характера изменения
температуры вдоль боковой поверхности, что дает воз-
можность сравнить полученные результаты с данными
[Л. 2-33].
Изотермичность дна при То(ir) = 1) приводит урав-
нения (2-49) и (2-50) к виду:
т
еэфф (-^w) ’==‘ S СпЕп (^w)» (2"51)
п=0
т
8эфф (г) S Cn^n (г)« (2-52)
п=0
53
Поскольку температура падает по линейному закону
от То до 7\*=О,9То на открытом конце, которому в рас-
сматриваемой работе [Л. 2-3] соответствует полином чет-
вертой степени, то
f(x) = 0,656 + 0,2916х + 0,0486х2+
+ 0,0036х3+0,0001х4.
Компоненты эффективной излучательной способно-
сти Еп(г = 0), Еп(г=\) и En(xw = 0) приведены в [Л. 2-3].
В работе [Л. 2-33] в дополнение к постоянству темпера-
туры вдоль дна предполагается, что дно цилиндра имеет
равномерную эффективную излучательную способность
вэфф ) •
Тогда интегральные уравнения (2-39) и (2-40) име-
ют вид:
i
еэфф C^w) — («^) | ’ 0 е) ^еэфф С^) dtfdx-dw “Н
0
+ (1 ~ е) 8эфф (wa) d<?R_dw; (2-53)
I
еЭфф(дна) = f (х= 1) s + (1 - е) ^эфф (х) <?dx_R . (2-54)
о
Кроме того, угловые коэффициенты выражаются при-
ближенно в виде одночленной экспоненциальной функ-
ции.
Решение интегрального уравнения (2-53) имеет вид
[Л. 2-33]:
8Эфф (**+) = G) + С1 е Х~\~С2е V +
+ с3х + г4х2 + с 5х3 + свх4,
(2-55)
где Со ... со — константы, выражения для которых при-
ведены в [Л. 2-33].
Результаты численного расчета, проведенного для из-
лучательной способности стенок 8 = 0,7, представлены на
рис. 2-8.
Сплошные кривые относятся к случаю, когда темпе-
ратура растет от отверстия к дну модели (Тг/7\)>1;
пунктирные кривые относятся для случая убывания тем-
пературы от отверстия к дну модели.
Результаты, полученные в [Л. 2-33], применимы из-за
принятых допущений для довольно глубоких цилиндпи-
54
ческих моделей. Из результатов для изотермической мо-
дели [Л. 2-1, 2-3] очевидно, например, что 8Эфф(г) изме-
няется значительно вдоль дна для малых /. Поэтому, до-
пущения, сделанные в [Л. 2-33], несправедливы и для
неизотермических коротких цилиндрических моделей.
Тем не менее наблюдается хорошее согласование
эффективной излучательной способности дна цилиндра,
полученной в результате численных расчетов [Л. 2-3 и
Рис. 2-8. Нормальная эффективная излучательная способность не-
изотермической цилиндрической модели (дна цилиндра). е=0,7
[Л. 2-33].
2-33] для всех совпадающих параметров (8 = 0,7; 1 = 2
и 4; коэффициент линейной неизотермичности со = 0,9).
Экспоненциальный характер изменения температуры.
В работах [Л. 2-34 и 2-35] проведено приближенное ре-
шение интегральных уравнений (2-53) и (2-54), анало-
гичное решению в [Л. 2-33], с той лишь разницей, что
рассматривалось распределение температуры Т(х) =
= То+ (Ti—To) (1— е~Рх) (обычно р>2) и f (х) выражена
через экспоненциальные функции.
Из анализа результатов работ [Л. 2-34 и 2-35] сле-
дует, что неравномерное распределение температуры да-
55
же при изменении длины модели I от 5 до 4 оказывает
большое влияние на отклонение 8Пэфф от 1. Но для />5
даже значительные изменения распределения температу-
ры не приводят к большим отклонениям. По сравнению
с влиянием длины наличие диафрагмы в модели оказы-
вает малое влияние. Если же вместо введения диафраг-
мы увеличивают длину модели, то еПэфф дна получается
очень близкой к 1. Таким образом, влияние неоднород-
ного распределения температуры на 8Пэфф оказывается
слабым, однако если не обращать достаточного внима-
ния на распределение Тх вдоль боковой поверхности
коротких моделей (Z<4), то можно получить довольно
большую погрешность 8Пэфф— более 1% [Л. 2-35].
Температуры дна и боковой поверхности различны, но постоянны.
Если температура вдоль боковой поверхности Тх постоянна, но отли-
чается от постоянной температуры дна Т (т. е. Тж=/#=7,дНа), при
этом
Т4
f(x) = TT-
В работе (Л. 2-34] при решении интегральных уравнений (2-53)
и (2-54) учитывались разные излучательные способности дна е2 и бо-
бовой поверхности еь
Выражение для нормальной эффективной излучательной способ-
ности модели можно записать:
еп эфф = е2+(1—&2)kf(x)f (2-56)
где
(1 0 ~ е 2Г'*г ) (^е1 — О —
k = 1 + (1 + V7) (2 е2 К^ + е2)- (1 - Кч) X
, ________________________1____
(_2П]+е!Г^ + *г) -2^ .
Для довольно длинных полостей (1^4) собственное излучение бо-
ковой поверхности составляет значительную долю от общего излуче-
ния модели и, следовательно, значение еА будет оказывать большое
влияние на еп эфф- И чем меньше е2, тем большее влияние оказывает
излучение боковой поверхности цилиндра.
Для того, чтобы скомпенсировать отклонение еп эфф от 1, вызы-
ваемое наличием отверстия в модели, превышение температуры боко-
вой поверхности Тх относительно температуры дна Т при обычной
длине модели и температуре Т=Х 300 К составляет всего лишь 10 К.
Неизотермическая сферическая модель черного тела.
Для неизотермической сферической модели в результа-
те ряда преобразований [Л. 2-23] уравнение (2-38) при-
56
нимает вид:
4 тс—й
е J f(X)dQ
еэфф (^w) = sf (xw) -|- (1 е) 4я__ _е) _2) > (2-58)
где й — телесный угол, характеризующий отверстие мо-
дели, если вершина угла лежит в центре сферы.
Неизотермическая модель черного тела из двух полу-
сфер при разных температурах. Для неизотермической
сферической модели с различными температурами полу-
сфер в уравнении (2-58) f(xw) = l, а второй член — инте-
грал делится на две части, соответствующие различной
температуре. Для поверхности полусферы, прилегающей
к отверстию, можно записать:
f(x)=-^=A, (2-59)
где Т — температура дна «задней» полусферы модели,
где расположен визируемый элемент; Т'— температура
«передней» полусферы модели.
Поскольку для поверхности полусферы, противолежа-
щей отверстию модели, f(xw) = l, то уравнение (2-58)
можно записать в виде
еэфф (Xw) = е 4- (1 -s)-~XL^— (2-60)
Эфф\ w; i \ ' 2-(1—Г») v >
При малых 8 изменение епэфф значительно и увеличи-
вается с ростом До (при значениях До>1). В зависимо-
сти от размеров отверстия 8ПэФФ изменяется еще более
заметно.
Линейное распределение температуры вдоль оси,
нормальной к отверстию. Основываясь на методе Де Во-
са, выведено уравнение для нормальной эффективной
излучательной способности неизотермической сфериче-
ской модели с любым температурным распределением
[Л. 2-25].
Вычисление 8Пэфф проводится для линейного измене-
ния температуры вдоль оси, нормальной к отверстию:
«ч эфф = (®п!эфф)изо 4- 4(0® + 8 (1 — е)о>£2 (2-61)
57
где <i> = Tw/Ts—1; Tw — температура визируемого элемен-
та; Ts — температура стенки модели в сечении х=0;
(епэфф) изо —нормальная эффективная излучательная
способность изотермической сферической модели (Ts —
= TW);
Р 1 + cos ?* .
-----4----.
l=D/r,
где D — диаметр сферической модели; г — радиус отвер-
стия в этой модели.
На рис. 2-9 представлены значения епЭфф> полученные
из уравнения (2-61) для сферической модели, излуча-
тельная способность стенок которой е = 0,7 и угол <р*/2<
<л/4.
В работах [Л. 2-23, 2-33 и 2-34] проводилось опреде-
ление и сравнение эффективной излучательной способно-
сти неизотермической цилиндрической и сферической
Рис. 2-9. Нормальная эффективная излучательная способность неизо-
термической сферической модели (линейное распределение темпера-
туры). е=0,7 [Л. 2-25].
моделей черного тела. Для неизотермических длинных
моделей (в отличие от изотермических), когда сущест-
вует спад температуры от дна модели по направлению
к отверстию, 8пэфф дна цилиндрической модели выше
нормальной эффективной излучательной способности
сферической плоскости (разумеется, при одних и тех же
геометрических характеристиках) [Л. 2-35].
58
Неизотермичёскдя коническая модель черного тела.
Для неизотермической конической модели интегральное
уравнение принимает вид:
8пэфф(Хю) = ef(x) + (1—е) Сз[еэфф(х)], (2-62)
где Сз[еЭфф(х)] — коэффициент при (1—е) в уравнении
(2-62).
Распределение температуры в виде полинома. Тем-
пература изменяется таким образом, что ее распределе-
ние может быть представлено в виде полинома [Л. 2-3]:
f (х) = 1 + <\х + с2х3 +... + cmxm, (2-63)
7 о
где То — температура вершины конуса. В этом случае
получаем систему ш+1 интегральных уравнений для со-
ставляющих эффективной излучательной способности:
Еп(х) = exn+ (1—е) G3 [8Эфф (%)], (2-64)
где п = 0, 1,2,..., ш.
Тогда нормальная эффективная излучательная спо-
собность неизотермической конической модели
8П эфф (^w) — Eq (х) + С\Е± (%) + • • • + СтЕт (х) •
(2-65)
Вычисление (2-64) и подстановка в (2-65) дает точ-
ное решение (2-63). Однако приближенно 8Пэфф(*™)
можно оценить следующим образом:
8эфф (Xw) — (вэфф)изоf(x), (2-66)
где эффективная излучательная способность изотермиче-
ской конической модели приближенно можно оценить по
(2-37) и (2-32).
Выражение (2-66) справедливо для 8^0,7 и любого _
угла; 0<12О° и 8<0,3, как и в случае (2-37).
Неизотермическая трубчатая модель черного тела.
В случае экспоненциального характера распределения
температуры (по длине трубки) для трубчатой модели
черного тела длиной I с отверстием в центре боковой по-
верхности с помощью дифференциального метода
[Л. 2-30] получено выражение для нормальной эффектив-
59
ной излучательной способности
епэфф==г-Ь
ХрфехР(Ф)|^ (^~ТГр/2 + /2-Г )“
____________ехр (1/2 Ке )________________V п
ехр (1/2 Ке )+ ехр^----------g- / К® ) ?
х ехр (8/р) (//2 у^/2 + /2s/p) -
-W(/2e/p)]-]/sth(//2)A), (2-67)
где I — отношение длины средней части трубки, в центре
которой расположено отверстие, к радиусу трубки; р —
эмпирический коэффициент распределения температуры
Т^=Т^е~Рх2 или коэффициент неизотермичности, посто-
янный для каждого распределения; х — расстояние от
центра трубки — отверстия, отнесенное к диаметру труб-
ки; N — табулированная функция Лапласа или инте-
грал вероятностей [Л. 2-36].
Для неизотермической длинной трубчатой модели
(/—>оо; р#=0) формула (2-67) принимает вид:
епЭфф = е + (1-е){2/?(1+/ё)(К^//Г) X
Хехр(е/р)[0>5-^(]/ад]--ГГ}. (2-68)
На рис. 2-10 представлена епЭффл рассчитанная по
уравнению (2-67).
С использованием интегрального уравнения (2-2) для
трубчатой модели и угловых коэффициентов, экспери-
ментально определенных на световой модели трубчатого
60
излучателя, получена нормальная эффективная излуча-
тельная способность [Л. 2-30].
Результаты представлены на рис. 2-11, причем ими
можно пользоваться для достаточно длинных моделей
(Z>20), когда влияние торцов модели на 8пэфф ме-
нее 1 %.
Из сравнения результатов расчета 8пэфф для неравно-
мерной достаточно длинной трубчатой модели по урав-
нению (2-67) и по решению интегрального уравнения
видно, что дифференциальный метод дает несколько за-
ниженные значения епЭффл поэтому оценка степени со-
вершенства трубчатой модели в этом случае происходит
с некоторым запасом.
Способы увеличения еп Эфф. Для увеличения 8П эфф не-
обходимо уменьшить зеркальную составляющую потока
энергии излучения, отраженного визируемым элементом
после первого отражения. Это достигается, например,
наклоном визируемого элемента под некоторым углом
к оси визирования Т, тогда в первом приближении
епэфф=1 - pAC0Sf. (2-69)
Отражательная способность также уменьшается, если
на визируемом элементе сделать «выемки». В этом слу-
чае эффективная излучательная способность модели
в первом приближении будет:
Зпэфф=1-Р'4- (2'7°)
Согласно {Л. 2-19] р' равна:
Р' = {1 + (1 + 1/25) ’’J”, (2-71)
где р — направленная (нормальная) отражательная спо-
собность гладкой поверхности; 0 — угол при вершине
«выемки».
Для уменьшения выходящего из отверстия после вто-
рого отражения излучения можно установить перего-
родки на боковой поверхности цилиндра на небольшом
расстоянии друг от друга. Для глубокой цилиндрической
модели большее количество отраженной энергии (после
двух отражений) приходится на второе отражение, кото-
рое происходит при очень больших углах падения.
В этом случае допущение о диффузности отражения
61
Рис. 2-10. Нормальная эффективная излучательная способность не-
изотермической трубчатой модели с отверстием в центре боковой
поверхности [Л. 2-30]. (р=0— изотермическая модель.)
Рис. 2-11. Нормальная эффективная излучательная способность не-
изотермической длинной (/>20) трубчатой модели черного тела
[Л. 2-30].
62
в общем случае несправедливо [Л. '2-36, 2-38], посколь-
ку с ростом угла падения растет зеркальная составляю-
щая отраженной энергии. Именно из-за этой составляю-
щей еЭфф для диффузных полостей оказывается занижен-
ной, однако установка круговых перегородок уменьшает
выход отраженной энергии в результате зеркального
отражения.
Недостаток перечисленных теорий и работ, посвящен-
ных определению 8Эфф моделей, состоит в том, что всюду
предполагалось отражение внутренних стенок полости
совершенно диффузным. Поэтому помимо ошибок, при-
сущих каждой из теорий или работ, в расчете всегда
имеет место ошибка вследствие принятия этого допу-
щения.
Более низкие значения реальной эффективной излу-
чательной способности модели, вероятно, объясняются
отклонением излучения от закона Ламберта, которое
весьма велико для полированных металлов.
2-2. ЭФФЕКТИВНАЯ ИЗЛУЧАТЕЛЬНАЯ СПОСОБНОСТЬ
МОДЕЛИ ЧЕРНОГО ТЕЛА С ЗЕРКАЛЬНЫМ
ОТРАЖЕНИЕМ СТЕНОК
В последнее время появилась необходимость учета
распределения отраженного излучения по направлению.
В связи с этим естественно рассмотреть такие модели
черного тела, поверхности которых диффузно излучают,
но зеркально отражают и которые представляют собой
другой предельный случай реального процесса отра-
жения.
Для нахождения эффективной излучательной способ-
ности может быть использован метод интегрального
уравнения, однако в случае зеркального отражения, как
показано в (Л. 2-39], вместо элементарного углового ко-
эффициента d(pdx-dw вводится так называемый элемен-
тарный разрешающий угловой коэффициент dtydx-dw- Он
представляет собой часть энергии, диффузно излучае-
мой одним из элементов поверхности модели и воспри-
нимаемой другим элементом как непосредственно, так и
после всевозможных первичных и повторных зеркальных
отражений, т. е.
dtydx-dw = d($dx-dw + pfl + p2f2+ . .
63
где ft, f2 и т. д.— части диффузно излучаемой элемен-
том dw энергии, переносимые за счет одного, двух ит. д.
зеркальных отражений на элемент dx.
В количественном отношении элементарный разре-
шающий угловой коэффициент аналогичен обычному
элементарному угловому коэффициенту для диффузного
излучения, но зависит не только от геометрических вели-
чин, но и отражательной способности.
При рассмотрении криволинейных зеркальных по-
верхностей (например, цилиндрические и конические
модели) расчет разрешающего углового коэффициента
значительно сложнее [Л. 2-39], чем для плоских поверх-
ностей, для которых метод построения изображений да-
ет возможность легко рассчитать теплообмен излучением.
Введя элементарный разрешающий угловой коэффи-
циент [Л. 2-39] в уравнение результирующего локально-
го теплового потока, получим выражение для полусфе-
рической эффективной излучательной способности мо-
дели:
dtydx-dw* (2-72)
F
где а — поглощательная способность поверхности мо-
дели.
Поскольку необходимо определить полусферическую
эффективную излучательную способность (е^эфф) моде-
ли, то уравнение (2-72) при использовании локального
разрешающего углового коэффициента между визируе-
мым элементом dw и всей внутренней площадью поверх-
ности модели F принимает вид:
'ВЛ эфф —'8 ^d^F—dW’ (2-73)
В уравнении (2-73) принято, что а = & и стенки поло-
сти изотермичны при Tw.
Выражение для елэфф цилиндрической модели конеч-
х ных размеров имеет вид [Л. 2-39]:
( °° )
еЛэфф = е+у / £ p«n/l+(W(4)] ’ <2-74)
п=\
где п. — число контактов луча с поверхностью; I — отно-
сительная длина модели, выраженная в единицах ра-
диуса R.
64
В работе [Л. 2-39] получено также выражение для ел Эфф кони-
ческой модели черного тела
{9
COS2 -у 00
1 +-----V р«-*Х
п=2
Cn(l — cos Ду)
2 — (1 — cos Ду) sin2
(2-75)
где 0 — угол при вершине конуса; ф — угол положения; Аф — угло-
вое смещение, которое претерпевает луч при первом и повторном
отражениях, Аф постоянно и равно угловому смещению первой точ-
ки контакта относительно излучающей точки, т. е. Аф = ф1—ф2;
— функция, приведенная в приложении работы [Л. 2-39]; сп —
ряд, представляемый уравнением
/ s=t
Т П + s)b (2-76)
где / — целая часть в (п—1)/2;
К = 2 — 2 (1 — cos Ду) sin2 -у - •
Подробно ряд (2-76) рассмотрен в работе [Л. 2-40].
По уравнениям (2-74) и (2-75) в работе (Л. 2-39] проведены чис-
ленные расчеты. Результаты расчета для конической полости пред-
ставлены на рис. 2-12.
Анализ полученных зависимостей Эфф=f(-0/2 и е)
показывает, что е/гэфф резко увеличивается приуменьше-
нии угла конуса 0/2, а «эффект полости» самый большой
для поверхностей с малой 8 и при малом угле раскрытия
конуса 0/2.
Для цилиндрической модели получены зависимости
елэфф = /(^ 8), которые представлены на рис. 2-13.
• Для значений 8 = 0,4; 0,6 и 0,8 полусферическая
эффективная излучательная способность исследовалась
в работе [Л. 2-41], результаты исследования приведены
на рис. 2-14. На основе метода, предложенного в [Л. 2-42
и 2-43], выведено расчетное уравнение, имеющее следую-
щий вид:
р — g -2о/2У (1-£)w+1 fi __ Fl I (n + x Yl1/2l
елэФФ—s e 2/ 2j (n+i) i1 L + ( 1 ) J г
n=0
5—192
(2-77)
65
--------— диффузное отражение
----зеркальное отражение
Рис. 2-12. Сравнение эффективности (полостного эффекта) ел эфф
конической модели черного тела с диффузно и зеркально отражаю-
щими стенками [Л. 2-22].
Рис. 2-13. Сравнение елэфф круглой цилиндрической модели черного
тела с диффузно и зеркально отражающими стенками.
Уравнение (2-77), полученное методом, отличным от
метода, изложенного в (Л. 2-39], совпадает с уравне-
нием (2-74),что дает уверенность в надежности резуль-
татов, приведенных на рис. 2-13 и 2-14.
Для бесконечно длинной цилиндрической модели, от-
крытой с обоих концов, полусферическая эффективная
излучательная способность определяется выражением
[Л. 2-41]:
е, -е2—V Г (1~е)” ~|у
71 эфф— « 2 /X L п + 1 J А
/2=0
(2-78)
Результаты расчета по (2-78) представлены на рис. 2-14.
Для моделей черного тела, имеющих плоские поверх-
ности, вычисление эффективной излучательной способно-
сти может быть упрощено
за счет использования
основного свойства пло-
ских зеркал: луч, отра-
женный от плоского зер-
кала, кажется приходя-
щим от изображения, рас-
положенного за зеркалом.
Расстояние между изо-
бражением и зеркалом
равно расстоянию между
предметОхМ и зеркалом.
Как показано в [Л. 2-44 и
2-45], теплообмен излу-
чением, обусловленный
зеркальным отражением,
-рассчитывается с приме-
нением угловых коэффи-
циентов для диффузного
излучения между дей-
ствительными поверхно-
стями полости и поверх-
ностями изображений.
Рис. 2-14. Полусферическая
эффективная излучательная спо-
собность цилиндрической модели
черного тела, закрытой с одного
конца, и модели, открытой с обоих
концов, стенки которых отра-
жают зеркально.
Метод изображений применялся в вычислении влэфф по-
лостей в виде прямоугольного паза глубиной L и шири-
ной h [Л. 2-31] и клиновидной (V-образной) модели
[Л. 2-32], (рис. 2-15 и 2-16 соответственно).
5*
67
К рассмотренным выше значениям полусферической
эффективной излучательной способности моделей черного
тела следует подходить осторожно, поскольку направ-
ленная эффективная излучательная способность зеркаль-
ной модели еаЭфф может меняться по различным на-
правлениям.
При практическом использовании зеркальных цилин-
дрических полостей необходимо проводить измерения
в возможно большем апертурном угле или использовать
дирлрузное отражение
- —- зеркопьпое отражение
Рис. 2-15. Сравнение 8/гЭфф модели черного тела в виде прямо-
угольного паза с диффузно и зеркально отражающими стенками
[Л. 2-22].
излучение, выходящее под углом к оси цилиндра, отлич-
ном от нуля.
В общем случае направленная эффективная излуча-
тельная способность модели черного тела с зеркальным
отражением определяется числом предварительных от-
ражений луча в направлении визирования [Л. 2-47]
эфф = 1 - 0 - (2-79)
68
йлй
ё А-1-р™ (2-80)
а эфф г ' '
Для вычисления направленной эффективной излуча-
тельной способности в работе [Л. 2-46] путем расчета ви-
димой площади изображений отверстия модели на визи-
------ диффузное отражение
------зеркальное отражение
Рис. 2-16. Сравнение £лэфф клиновидной (V-образной) модели чер-
ного тела с диффузно и зеркально отражающими стенками [Л. 2-22].
верхности были получены, выражения для определения
8аэфф и е^эФФ клиновидной (V-образной) и цилиндриче-
ской зеркальных моделей.
Для клиновидной (V-образной) модели черного
тела
и—2а
— 1 *
8а Эфф Р
(2-81)
где а — угол выхода луча из полости; 0 — угол при вер-
шине клина.
Следует заметить, что степень при р представляет
число отражений п луча, вошедшего в полость.
69
Для излучения, вышедшего в направлении а = 0, по-
лучим формулу Менденхолла [2-48]
1С
®а=0^эфф 1 Р
(2-82)
Для цилиндрической модели эффективная излуча-
тельная способность в направлении а
8 = 1
а эфф
к/2 I tg а
Pacos’ И,
о
(2-83)
где а — угол, образованный осью цилиндра и направ-
лением пучка лучей, выходящих из полости; р — угол,
определяющий длину хорд, стягивающих точки кон-
такта пучка лучей с цилиндрической поверхностью, пред-
ставляющий проекцию цилиндра на его торцевую пло-
скость; длины этих хорд равны между собой и состав-
ляют величину:
y=2Rcos р.
s h эфф "* 1 j cos a d£l'
2к
«/2«/2 lig а
= 1--------- ( f р cos ₽ cos2 р sin 2а d& da.
6 о
(2-84)
В табл. 2-4 даны результаты расчетов по формулам
(2-83) и (2-84).
Для бесконечно длинного (Z = oo) цилиндра еаэфф =
= 1 независимо от р. 8аЭфф возрастает с отклонением на-
правления от осевого и для всех размеров моделей и
отражательной способности р достигает значения, теоре-
тически равного единице, при угле 90°. В осевом направ-
лении 8пэфф=1—р, и «эффект полости» не существует
независимо от глубины полости, поскольку в направле-
нии нормали к поверхности дна (направлении визирова-
ния) энергия излучения не будет отражаться. Поэтому
с точки зрения получения высоких значений 8пэфф рас-
70
Таблица 2-4
Направленная и полусферическая эффективные излучательные способности цилиндрической
модели черного тела, стенки которой отражают зеркально
Р
0,25 0,60 | 0,90
а, град 1
5 15 25 5 15 25 5 15 25
0 0,7500 0,7500 0,7500 0,4000 0,4000 0,4000 0,1000 0,1000 0,1000
5 0,8803 0,970 0,9921 0,5457 0,7336 0,8412 0,1510 0,2432 0,3243
10 0,9413 0,9960 0,9997 0,6545 0,8783 0,9555 0,1994 0,3628 0,4903
20 0,9862 0,9999 1,0000 0,8029 0,9753 0,9969 0,2915 0,5531 0,7142
30 0,9972 1,0000 1,0000 0,8942 0,9958 0,9998 0,3822 0,6985 0,8439
45 0,9999 1,0000 1,0000 0,9681 0,9999 1,0000 0,5267 0,8591 0,9562
60 1,0000 1,0000 1,0000 0,9958 1,0000 1,0000 0,6985 0,9609 0,9945
75 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 0,9084 0,9987 1,0000
90 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000 1,0000
6 Л Эфф 0,9932 0,9992 0,9997 0,9258 0,9867 0,9950 0,5468 0,8055 0,8930
сматриваемая цилиндрическая полость с чисто зеркаль-
ным отражением по всей поверхности для моделирова-
ния черного тела непригодна.
Для улучшения качества модели черного тела (повы-
шения 8пэфф) дно зеркально отражающей полости жела-
тельно обработать таким образом, чтобы отражение от
Рис. 2-17. Зависимость нормальной эффективной излучательной спо-
собности дна цилиндрической модели от радиуса для диффузного
отражения (пунктирные линии) и диффузного отражения дна и
зеркального отражения боковой поверхности (сплошные линии)
[Л. 2-49].
него приближенно можно было рассматривать как диф-
фузное [Л. 2-49].
Выражение для еПэфф такой цилиндрической модели
в этом случае выведено в [Л. 2-50], полученные резуль-
таты приведены на рис. 2-17.
В работе [Л. 2-50] также рассмотрен вопрос о 8Пэфф
в случае линейного убывания температуры боковой стен-
ки от дна к отверстию полости.
Полагая приемлемое 8Пэфф(г = 0), можно рассчи-
тать допустимый коэффициент неизотермичностц со =
72
— (Tr=0—Ti)/Tr==o. Например, для
8n эфф(r=0) =0,98 и 1=8 получе-
на зависимость <о от е, которая
представлена на рис. 2-18.
Переход от плоского к кони-
ческому дну также приводит
к увеличению нормальной эф-
фективной излучательной способ-
ности дна цилиндрической поло-
сти с зеркальным отражением
[Л. 2-52].
На рис. 2-19 приведена мини-
мальная глубина полости Z, при
которой достигается 8пэфф = 0,99
в зависимости от излучательной
способности поверхности 8 для
оптимальных значений углов1
01=О,667л (кривые 1 и 2) и
02=0,581л (кривые 3 и 4).
В работе [Л. 2-53] приводится
расчет эффективной излучатель-
ной способности круглой трубча-
той модели с узким щелевым от-
верстием, расположенным парал-
лельно образующим цилиндриче-
ской поверхности трубки.
Численные расчеты проведены
Рис. 2-18. Сравнение до-
пустимого коэффициента
неизотермичности со для
цилиндрической полости,
стенки которой отра-
жают диффузно (пунк-
тирная линия) и дно
отражает диффузно, а
боковая поверхность
зеркально (сплошная ли-
ния) [Л. 2-49].
для определения на-
правленной эффективной излучательной способности
(угол выхода а=15°) в плоскости поперечного сечения
трубки в зависимости от относительной ширины щели2
ро и представлены в табл. 2-5.
Можно сделать вывод, что при р^0,7 и практически
допустимых значениях относительной ширины щели
Рс(<0,25) трубчатая модель со щелевым отверстием
удовлетворительно приближается к черному телу. Для
1 Оптимальными являются те значения углов в вершине конуса
дна, при которых необходимая эффективная излучательная способ-
ность поверхности дна 8П эфф достигается при минимальной глубине
полости /, представляющей собой суммарную длину цилиндриче-
ского и конического участков модели, выраженную в единицах
радиуса /?.
2 Относительная ширина щели р0=Л/22? есть ширина щели, вы-
раженная в единицах диаметра трубки. Она может быть представ-
лена и в размерном виде (в градусах): p0 = arcsin p0 = arcsin й/2/?.
73
Таблица 2-5
Направленная (а=156) эффективная излучательная
способность трубчатой модели черного тела со щелевым
отверстием
Р
0,5 0,6 0,7 0,8 0,9
~0 1,000 1,000 0,999 0,996 0,987
0,05 0,999 0,996 0,990 0,976 0,946
0,10 0,992 0,981 0,960 0,920 0,841
0,15 0,991 0,978 0,953 0,897 0,778
0,20 0,991 0,978 0,952 0,894 0,758
0,25 0,991 0,978 0,952 0,893 0,750
материалов с высокой отражательной способностью (р =
= 0,8-т-0,9) ширина щели
в 50 раз меньше диаметра
Рис. 2-19. Сравнение минимальной
глубины полости Z, при которой
достигается нормальная эффек-
тивная излучательная способ-
ность дна цилиндрической поло-
сти Еп эфф=0,99. (пунктирной ли-
нией показана зависимость Z=/(e)
для диффузно отражающей ци-
линдрической полости с плоским
дном; сплошные линии относятся
к цилиндрической полости с кони-
ческим дном, поверхность которой
отражает зеркально [Л. 2-52]).
должна быть примерно
трубки, иначе отклонение
модели от условий черно-
го тела будет значитель-
ным [Л. 2-53].
Трубчатая модель чер-
ного тела с щелевым от-
верстием по всей длине
трубки исследовалась в
[Л. 2-54]. Получено рас-
пределение еа эфф поперек
щели, которое неоднород-
но и зависит от ширины
и расположения щели.
Для сравнительно широ-
кой щели трубки (|3о =
= 0,25) имеется ряд до-
вольно узких участков,
где еаэфф близка к едини-
це. С уменьшением шири-
ны щели р0 (ро = О, 1) ве-
личина sa этих участ-
ков и их число увеличи-
ваются. Поскольку в ре-
альных условиях выходя-
щее из щели излучение
рассматривается в неко-
тором телесном угле Qo,
74
то эффективная излучательная способность определен-
ным образом усредняется и не достигает максимальных
значений, характерных для направленной излучательной
способности.
Сравнение эффективных излучательных способностей
моделей черного тела с диффузно и зеркально отража-
ющими стенками. На рис. 2-12, 2-13, и 2-15 и 2-16
проводится сравнение елэфф для цилиндрической, кони-
ческой, клиновидной (V-образной) полостей и полости
в виде прямоугольного паза соответственно [Л. 2-22].
Результатов расчета еЭфф для сферической модели
с зеркальным отражением в настоящее время не
имеется.
Для диффузно отражающих моделей е/гэфф увели-
чивается с увеличением глубины полости или уменьшени-
ем угла раскрытия (для данной е), но она стремится
к предельному значению при L—>оо или 0—>0, которое
меньше единицы.
Для моделей с зеркальным отражением при доста-
точно большой глубине или достаточно малом угле рас-
крытия е/i эфф стремится к единице.
Для конечной глубины или угла раскрытия модели
е^эФФ Для зеркально отражающей модели также превосхо-
дит ел эфф для диффузно отражающей модели. Например,
для модели в виде прямоугольного паза с Llh=\G и
8 = 0,5 величины 8дЭфф равны 0,963 и 0,850 соответствен-
но для зеркальных и диффузных условий. Большая эф-
фективность полости зеркальной модели над диффузной
зависит от 8 и глубины или угла раскрытия. Для ко-
ротких полостей и низкой 8 эффективная излучательная
способность для обеих моделей практически совпадает,
однако с увеличением 8 растет полостной эффект у зер-
кально отражающей модели и, например, для 8=0,9
уже при очень малых значениях I величина 8лЭфф зер-
кальной модели выше б^эфф диффузной. Наиболее же
сильно заметно расхождение в полостных эффектах для
глубоких полостей или малых углах раскрытия и ма-
лой 8.
Таким образом, зеркально отражающая модель чер-
ного тела любой конфигурации осуществляет лучшее
приближение к условию черного тела с точки зрения
получения максимальной полусферической эффективной
излучательной способности по сравнению с диффузно
отражающей моделью,
75
Сравнение нормальной эффективной излучательной
способности 8П эфф плоского диффузно отражающего дна
изотермической цилиндрической модели с зеркальным
характером отражения боковой поверхности приводится
на рис. 2-17 (сплошные линии). Для сравнения на этом
же рисунке нанесены данные [Л. 2-20] по эффективной
излучательной способности дна цилиндрической полости,
вся поверхность которой отражает диффузно. Как видно
из рис. 2-17, sn эфф — наименьшая в центре дна и увели-
чивается при приближении к боковой поверхности ци-
линдра (г—>1), но эфф для полости с указанным
в [Л. 2-49] характером отражения всегда остаются мень-
ше, чем для полости, отражающей только диффузно.
Однако, по мере увеличения 8 поверхности и глубины I
полости характер отражения все меньше влияет на
величину нормальной эффективной излучательной спо-
собности. Например, при / = 8, 8 = 0,9 и г=1 разница
ДВп эфф =|(8п эфф}диф—(вп эфф}диф-»зерк СОСТаВЛЯСТ ЛИШЬ
0,0007 [Л. 2-50].
Таким образом, для цилиндрической полости доста-
точно большой глубины характером отражения боковой
поверхности можно пренебречь и вести расчет вПэфф для
любого характера отражения, но требование диффузно-
сти отражения плоского дна остается в любом случае.
На рис. 2-20 представлены сглаженные кривые раз-
ности Двп эфф при диффузном и указанном в [Л. 2-49]
характере отражения в зависимости от глубины полости
I и в поверхности, причем кривые 1 относятся к впэфф
(г —0) в центре плоского дна, а кривые 2 характеризуют
изменение разности впэфф(^=1) на краю плоского дна.
Из анализа графиков рис. 2-17 и 2-20 следует, что ци-
линдрические полости с диффузным отражением поверх-
ности более эффективны по сравнению с полостями
с диффузно отражающим дном и зеркально отражаю-
щей боковой поверхностью с точки зрения значений
8пэфф'[8пэфф = /:(л)1 близких к единице.
Для неизотермической цилиндрической модели (/ = 8)
сравнение представлено на рис. 2-18 [Л. 2-49].
Из графика видно, что перепад температур Т(0) —
—Т(1) для диффузной полости превышает аналогичный
перепад для диффузно-зеркальной полости, но эта раз-
ница уменьшается с увеличением е, и при стремлении 8
к единице коэффициент неизотермичности возрастает
неограниченно для обеих полостей.
76
Таким образом, преимущество того или иного харак-
тера отражения с точки зрения получения высокой эф-
фективной излучательной способности модели зависит
от вида Вэффл конкретной конфигурации модели, излуча-
тельной способности поверхности 8, глубины I или угла
раскрытия и т. д., и в общем случае нельзя отдать пред-
почтение ни тому, ни другому крайнему характеру отра-
жения.
Расчет эффективной излучательной способности мо-
делей черного тела при допущении крайних характеров
отражения можно вести, если искусственно приблизить
Рис. 2-20. Зависимость от глубины полости разницы в нормальной
эффективной излучательной способности Деп Эф$ центра (кривые 1)
и края (кривые 2) плоского дна цилиндрических моделей, стенки ко-
торых отражают диффузно и дно отражает диффузно, а боковая
поверхность зеркально [Л. 2-50].
реальный характер отражения стенки полости к зеркаль-
ному или диффузному. Например, для тщательно поли-
рованных металлов и сплавов можно вести расчет на
основе теории зеркального отражения, а для моделей,
изготовленных из керамики, моделей с карбидизацией
или чернением внутренней поверхности расчет излуча-
тельной способности можно проводить, принимая диф-
фузный характер отражения.
Расчет 8Эфф реальной модели черного тела при допу-
щении любого крайнего характера отражения стенок
приводит к значениям 8Эфф, отличающимся от истинных,
поскольку реальную отражательную способность повёрх-
77
ности следует рассматривать в первом приближении
как сумму диффузной и зеркальной составляющих р =
= рд+р3 [Л. 2-55]. Однако для реальной поверхности
трудно разделить р на рд и р3.
Наиболее правильным подходом к расчету моделей
черного тела с реальным характером отражения явля-
ется снятие индикатрис отражения поверхности модели
и введение их в расчет по методу, который излагается
в следующем параграфе.
2-3. ЭФФЕКТИВНАЯ ИЗЛУЧАТЕЛЬНАЯ СПОСОБНОСТЬ
МОДЕЛИ ЧЕРНОГО ТЕЛА СО СМЕШАННЫМ
ОТРАЖЕНИЕМ СТЕНОК
Используя понятие двунаправленной отражательной
способности и ее угловой плотности (определение см.
в гл. 6), можно определить эффективную излучательную
Рис. 2-21. Черное тело произ-
вольной геометрической фор-
мы с одним отверстием.
dw — визируемый элемент внутрен-
ней поверхности: dx — произволь-
ный элемент внутренней поверхно-
сти.
способность модели со смешанным характером отраже-
ния на основе расчета излучения, посылаемого визиру-
емым элементом в отверстие полости [Л. 2-7].
Полное количество энергии излучения для произвольной модели
черного тела (рис. 2-21), посылаемое элементом dw в направлении
отверстия в пределах телесного угла dQsw в единицу времени, равно:
QX = 4 b'dw cos 9* dQsw + J ft® dw cos 9* dQxw r™dQsw , (2-85)
X
где bQ — яркость (интенсивность) излучения черного тела при темпе-
ратуре 7W; — излучательная способность элемента dw в направ-
лении при температуре Tw; b™ — яркость (интенсивность) излу-
чения dx в направлении площадки^ dw при температуре Tw; —
угловая плотность двунаправленной отражательной способности пло-
щадки dw в направлении s при падении излучения от направления х<
78
Остальные обозначения ясны из рис. 2-21. Интегрирование
в уравнении (2-85) производится по всей поверхности полости за
исключением отверстий.
В [Л. 2-7] используется соотношение
’r£coS9£=r£cos9‘, (2-86)
и интеграл в уравнении (2-85) записывается в виде
dw cos bsw dtfw § b™ rsxdQ.xw .
X
(2-87)
В первом приближении Де Вос полагает, что стенки полости из-
лучают как черное тело, т. е.
Ь%=Ь°, (2-88)
где Ьо = — яркость (интенсивность) излучения
Тогда
= bo cos bsw dwdQsw esw + J ,
черного тела.
(2-89)
но при наличии, кроме визируемого отверстия ds, еще (пг—1) допол-
нительных отверстий в модели:
J = J r™dQ”, (2-90)
х 2те tn
т. е. из интеграла по полусфере вычитается интеграл по объединен-
ному телесному углу, стягиваемому всеми ш отверстиями из ви-
зируемого элемента dw.
Возможна иная запись второго интеграла в правой части (2-90)
m
J = S .
tn
В соответствии с определением направленной отражательной
способности визируемого элемента dw в направлении отверстия:
^rsxdQxw^fw, (2-91)
2 тс
и так как
(пг \
1-2 (2-92)
т. е. эффективная излучательная способность изотермической модели
в первом приближении равна:
m
(2-93)
Во втором приближении учитывается отклонение 6® от 6°, вы-
званное наличием отверстий:
2 r™b£ts\ (2-94)
79
Подстановка b® согласно (2-94) вместо bQ в (2-87)~и (2-85) при-
водит к
(т т \
1 - Е - J rSX Е 'TW • (2-95)
X /
Эффективная излучательная способность изотермической модели
во втором приближении
т т
4U = 1 - Е « - J r°*dtfw 2 (2-96)
X
При наличии неизотермичности стенок модели, вводимой коэф-
фициентом неизотермичности
Ь*(Т^-Ь*(ТХ)
"* - 6» (Tw)
где Тх — температура элемента dx; Tw — рабочая температура мо-
дели (визируемого элемента dw)-, bQ(Tx) и b°(Tw)—яркость (интен-
сивность) излучения черного тела при Тх и Tw соответственно;
Ь™ = &о (1 - f . (2.97)
Эффективная излучательная способность неизотермической моде-
ли во втором приближении выражается следующим образом:
tn ш
4U=1 -Е - Е rwxm^ J ^doz-
X
rwdQw> (2-98)
X
где —излучательная способность dx в направлении визируемого
элемента dw.
Как правило, в моделях черного тела имеется одно отверстие
(яг = 1), через которое наблюдается визируемый элемент dw.
Рассмотрим изотермическую цилиндрическую модель
черного тела, закрытую с одного конца.
В оценке членов уравнения (2-96) для цилиндриче-
ской модели Де Вос сделал ряд приближений:
излучательная способность вдоль дна постоянна;
телесный угол Q^ = ^2/L2;
телесный угол Q^ = tc/?2/(/?2-]-%2);
считалось, что угловая плотность двунаправленной отра-
жательной способности rws не изменялась в пределах
телесного угла Q*.
80
В результате получаются приближенные выражения
для нормальной эффективной излучательной способно-
сти дна изотермической цилиндрической модели.
В первом приближении из уравнения (2-96)
е1 =1 -rss^,
пЭфф w 12
(2-99)
во втором приближении из уравнения (2-96):
i
р rsx rwsjv
gll ____i __ JSS __п 2 I _______га> гх ах____
П9фф W /2 J (%2_р 1) {(*_ /)2 + 1}3/2 ’
о
(2-100)
где x=X/R (длина измеряется в единицах радиуса).
Решения уравнений (2-99) и (2-100) проведены чис-
ленным методом с использованием нескольких типов
распределений угловой плотности двунаправленной от-
ражательной способности по углам отражения, и пред-
ставлены на рис. 2-22.
Кроме того, расчеты выполнены для одного значения
направленной отражательной способности рп при нор-
мальном падении излучения, равном 0,6.
... В табл. 2-2 приведены значения е1 и е11 , при-
г п эфф п эфф г
чем значения эффективной излучательной способности
дна по второму приближению приведены с учетом ис-
правления Эдвардсом цифровой ошибки, допущенной
Де Восом при вычислениях (Л. 2-28].
Для изотермической сферической модели черного
тела диаметром D с круглым отверстием радиуса г нор-
мальная эффективная излучательная способность в пер-
вом приближении из уравнения (2-96):
е1 =i_rss ", (2-101)
п эфф w I2 ' '
где l=D/r,
во втором приближении из уравнения (2-96)
тс/2
е" = 1 - rss ™ f rsx rws (2-102)
n эфф W /2 I2 J W X ’ ' 7
0
6—192
81
Рис. 2-22. Кривые распределения угловой плотности двунаправленной отражательной способности (в плоскости падения для углов,
падения, указанных стрелками в логарифмическом масштабе) для направленной отражательной способности р—0,6.
° — диффузная поверхность; б — довольно грубая металлическая поверхность; в — металлическая поверхность, степень шерохо-
ватости которой промежуточная между поверхностями а и г; г — умеренно полированная металлическая поверхность.
где 'О’—угол, под которым видно отверстие с визируе-
мого элемента.
Расчеты s* и е11 _ проведены для одной индикат-
рисы угловой плотности двунаправленной отражатель-
ной способности, относящейся к углу падения а=20°.
Для трубчатой изотермической модели черного тела
длиной 2L и радиусом R с отверстием в центре боковой
поверхности радиусом г нормальная эффективная излу-
чательная способность в первом приближении из урав-
нения (2-96) равна:
е1 = 1 — rss -Д-- 2rst' (2-103)
п Эфф W р2 W '
где $ = 2Rlr; l=L[R; I' — расстояние от концов трубки.
Во втором приближении из уравнения (2-96)
II ___I _ SS ГС___Л Sl> ГС_
ПЭфф W р2 w I2
I
- 4^ ----------£_0L------ (2-104)
J (х2 4-1) {(х —/)2 + 1}3/2-
о
Выражения (2-103) и (2-104) являются приближен-
ными. В табл. 2-2 приведены значения нормальной эф-
фективной излучательной способности в первом и во
втором приближениях для 0 = 20 и величин I от 6 до 40,
при этом в расчет закладывались угловые плотности
двунаправленных отражательных способностей для угла
падения а = 20°, взятые из рис. 2-22.
Следует заметить, что и откорректированные Эдвард-
сом значения являются приближенными, поскольку и он
считал rws постоянной во всем телесном угле . Оче-
видно, что это несправедливо около открытого конца
(отверстия полости), где для элемента dx телесный угол
Q* очень большой (стремится к тс). Поэтому, чем короче
полость, тем менее справедливы приближенные значе-
ния нормальной эффективной излучательной способно-
сти модели (Де Вос, Эдвардс). Для достаточно глубоких
полостей погрешность 8Пэфф от принятого допущения
мала, и значения Епэфф можно считать точными.
Аналогично могут быть выполнены третье и последу-
ющие приближения (т. е. учет тройного и последующих
6* 83
отражений). Однако, как показали расчеты, для моделей
даже 'простой геометрии найти 8Эфф по выражению
(2-96) очень трудно.
В реальных же условиях, особенно при достаточно
большой отражательной способности, такое ограничение
двумя отражениями может оказаться недостаточным
[Л. 2-57]. Для получения хорошей точности расчета 8п эфф
следует учесть яркость, создаваемую дальнейшими от-
ражениями.
Для изотермической модели методом так называемой «отрица-
тельной яркости» отверстия полости получено выражение для эффек-
тивной излучательной способности [Л. 2-57]:
МФ=’-^Г-’ (2-Ю5)
где 6°—яркость черного тела при рабочей температуре; Д&отв —
яркость визируемого с данного направления участка полости, созда-
ваемая излучением отверстий, которые представлены светящимися
с отрицательной яркостью — Ь°.
Отрицательная яркость визируемого элемента поверхности моде-
ли (—ДЬотв) складывается из яркости, создаваемой отрицательным
излучением, непосредственно упавшим на элемент от всех имеющих-
ся в полости отверстий, а также за счет излучения, попадающего на
него во время многократных отражений этого отрицательного излу-
чения от стенок полости.
С учетом яркости, создаваемой первым и вторым отражениями,
получено выражение для эффективной излучательной способности
модели:
о С dfig г АО?
,ФФ=1- J] q™ J «Г -IT ’ (2-Ю6)
X
(q — коэффициент яркости, определение см. гл. 6), которое аналогич-
но формуле (2-96), за исключением обратного написания индексов
при угловой плотности двунаправленной отражательной способности
в [Л. 2-7]. Чтобы избежать трудностей, с которыми столкнулся Де
Вос при практическом вычислении значений еЭфф с учетом третьего,
четвертого и последующих отражений, в [Л. 2-57] предлагается усред-
нить яркость после второго отражения и учесть поток энергии излу-
чения, участвующий в третьем отражении и последующих, следующим
образом:
ДРз=Р1,О2Лб°/п(1—ао) (1—Ui) (1—w2), (2-107)
где Pi и р2 — направленные отражательные способности поверхности
т
полости при первом и втором отражениях; т = S Ат—суммарная
площадь всех отверстий, имеющихся в полости; ио, «ь и2 — доли по-
тока, выходящие из полости до отражения (ц0), после первого отра-
жения (wi) и второго отражения (и2).
84
При упрощающих допущениях pi^p2 = p, а также при
= и для нормального падения (9* = 0) или 0 < 90° яркость ви-
зируемого элемента dw от третьего отражения
з до"1
= • (2-108)
1 Р “
Внося (2-108) в [2-106), получим для изотермической полости
с усреднением яркости после второго отражения выражения для
нормальной эффективной излучательной способности:
jns &
4w п
(2-109)
Из (2-109) можно получить для изотермической полости с усред-
нением яркости после первого отражения для 8П эфф*.
Л в» Л ДЙ?
епэфф = 1 — У] Я™ Г-Г? • (2-110)
Для оценки влияния последнего члена (2-109), учитывающего
последующие отражения после второго отражения, на £пэфф и
оценки точности расчета по упрощенной формуле (2-110) рассмотрим
нормальную излучательную способность изотермической цилиндриче-
ской модели.
Поскольку два первых члена уравнения (2-109)
в сущности являются членами уравнения (2-96) [Л. 2-7],
то для их расчета можно воспользоваться результатами
Де Воса, приведенными в табл. 2-2 [Л. 2-7], разумеется,
для поверхностей, приведенных на рис. 2-22 [Л. 2-7].
Из анализа результатов расчета можно заключить,
что отражения, начиная с третьего, хотя ДЬ3 и меньше
Д&1+Д&2, все-таки сказываются на величине еп эфф, и
пренебрежение третьим членом ДЬ3 в уравнении (2-109)
может привести к заметным ошибкам в 8пэфф, особенно
при проведении прецизионных измерений (например,
температуры или ех). Следует заметить, что формула
(2-109) непригодна для чисто зеркальных полостей,
а формула (2-110) может быть использована для поло-
стей, очень близких к диффузным.
Для неизотермической полости в уравнение (2-105)
вводится дополнительный член
е (2-111)
sn Эфф-- 1 fco “Г fco ' 1
85
где AbT—так называемая неравновесная яркость, соз-
даваемая участками поверхности полости, находящими-
ся при температуре, не равной рабочей температуре
полости Tw, &Ьт = (Ь°У—bQ; (b°)' — яркость в предполо-
жении отсутствия отверстий в полости.
Для получения выражения 8Пэфф неизотермической
модели необходимо оценить последний член AbTlbQ
в уравнении (2-111) [Л. 2-58].
Расчет эффективной излучательной способности даже
для изотермической полости со смешанным характером
отражения в общем случае довольно сложен, поскольку
функция угловой плотности двунаправленной отража-
тельной способности не задана аналитически. Расчет
Вп эфф выполняется обычно лишь для снятой индикатри-
сы отражения конкретного материала и не может быть
использован для другого материала.
При аналитическом задании функции г* и расчет
8эФФ полостей может быть в значительной мере упрощен
[Л. 2-59]. В (Л. 2-60, 2-61] отмечается, что при смешан-
ном отражении ось отраженного пучка лучей направле-
на ,в! соответствии с законом зеркального отражения,
а его телесный угол увеличен за счет рассеяния неодно-
родностями отражающей поверхности. С использовани-
ем полученных в [Л. 2-57] выражений для г* и 7*
можно упростить численные расчеты или довести вычис-
ление 8П эфф до аналитического выражения.
Например, в [Л. 2-59] дается расчет эфф цилиндри-
ческой модели со значительным направленным отраже-
нием.
Теория излучения различных полостей в последнее
время все более совершенствуется, причем рассматри-
вается влияние реального характера отражения, раз-
личного вида изменения температуры по поверхности
модели и эффектов поляризации [Л. 2-62] при отражении
на эффективную излучательную способность модели
черного тела.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
2-1. Sparrow Е. М., Eckert Е. R. G., Albers L. U.—«Journ. Heat
Transfer», Trans. ASME, Ser. C, 1962, v. 84, № 2.
2-2. Sparrow E. M., Albers L. U.— «Journ. Heat Transfer», Trans.
ASME, Ser. C., 1960 v. 82, p. 233,
2-3. Peavy В. A.— «Engineering and Instrumentation», Section C,
Journ. Research NBC, 1966, v. 70C, № 2, p. 139.
2-4. Buckley H.—«Phil. Mag.», 1927, v. 4, p. 753; «Phil. Mag.»,
1928, v. 6, p. 447; «Phil. Mag.», 1934, v. 16, p. 576.
2-5. Yamauti M. Z.— «Р-V. Seanc. Com. Int.», Poids Mes, Ser. 2,
1933, t. 15—16, p. 243.
2-6. Листовничий В. E.— «Инженерно-физический журнал», 1964,
т. 7, № И, с. 32.
2-7. De Vos J. С.—«Physica», 1954, v. 20, p. 669.
2-8. Quinn T. J.—«Brit. J. Appl. Phys.», 1967, v. 18, p. 1105.
2-9. Campanaro P., Ricolfi T.— «La Termotecnica», 1966, v. 20,
p. 653.
2-10. Campanaro P., Ricolfi T.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1967,
v. 57, № 1, p. 48.
2-11. Gouffe A.— «Rev. Opt.», 1945, t. 24, p. 1.
2-12. Рибо Г. Оптическая пирометрия. М., ГТТИ, 1934.
2-13. Kelly F. J., Moore D. G.— «Appl. Optics», 1965, v. 4, p. 31.
2-14. Kelly F. J., Moore D. G.— In: Symposium of Thermal Ra-
diation of Solids. Wash., 1965, p. 117.
2-15. Casselton R. E. W., Erer G., Quinn T. J.— «J. Inst. Metals»,
1963, v. 91, p. 408.
2-16. Bauer G.— «Optik», 1961, Bd 18, S. 603.
2-17. Michaud M.—«С. R. Acad. Sci.», Paris, 1948, t. 226, p. 999.
2-18. Vollmer J.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1957, v. 47, p. 926.
2-19. Psarouthakis J.— «Journ. Amer. Jnst. Aero. Astro.», 1963,
v. 1, p. 1879.
2-20. Sparrow E. M., Albers L. U., Eckert E. R. G.— «Journ.
Heat Transfer», Trans. ASME, Ser. C, 1963, v. 84, № 1, p. 73.
2-21. Sparrow E. M.— In: Symposium on Thermal Radiation of
Solids, Wash., 1965, p. 103.
2-22. Sparrow E. M., Cess R. D. Radiation Heat Transfer. Bel-
mont, Calif., 1966.
2-23. Дзетаки M., Ямада X.— «Денки сикэнсё ихо», 1955, т. 19,
№ 10, с. 9.
2-24. Sparrow Е. М., Jounson V. К.— «Journ. Heat Transfer»,
Trans. ASME, Ser. C, 1962, v. 84, № 2, p. 188.
2-25. Campanaro P., Ricolfi T.— «Appl. Optics», 1966, v. 5, № 8,
p. 1271.
2-26. Sparrow E. M., Jounsson V. K.—«Journ. Opt. Soc. Amer.»,
1963, v. 53, p. 816.
2-27. Kelly F. J.-«Appl. Optics», 1966, v. 5, p. 925.
2-28. Williams C. S.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1961, v. 51,
p. 564.
2-29. Edwards D. E. University of Michigan Research Institute
Report, 1956, № 2144-105-T.
2-30. Хрусталев Б. A.— В кн.: Теплообмен, гидродинамика и
теплофизические свойства веществ. М., «Наука», 1968, с. 219.
2-31. Sparrow Е. М„ Jounsson V. К.— «J. Applied, Mechanics»,
1963, v. ЕЗО, р. 237.
2-32. Sparrow Е. М., Lin S. Н.— «Int. Journ. Heat Mass. Trans-
fer», 1962, v. 5, p. 1 111.
2-33. Sparrow E. M.— «Appl. Opt.», 1965, v. 4, p. 41.
2-34. Дзетаки M., Ямада X. — «Дэнки сикэнсё ихо», 1955, т. 19,
№ 11, с. 837.
87
2-35. Дзётаки М., Ямада X.— «Дэнки сикэнсё ихо», 1955, т. 19,
№ 12, с. 918.
2-36. Яковлев К. П. Математическая обработка результатов из-
мерений. ГИТТЛ, 1953.
2-37. Birkebak R. G., Eckert Е. R. G. — «Journ. Heat. Transfer»,
Trans. ASME, Ser. C, 1965, v. 87, p. 85.
2-38. Nicodemus F. E.— «Appl. Optics», 1965, v. 4, p. 767.
2-39. Лин, Спэрроу. — «Теплопередача», 1965, № 2, 163.
2-40. Lin S. H. Ph D thesis. Department of Mechanical Enginee-
ring. University of Minnesota, Minneapolis, 196'4.
2-41. Williams C. S.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1960, v. 59, p. 249.
2-42. Jain S. C.— «Indian Journ. Pure Appl. Phys.», 1963, v. 1,
p. 7.
2-43. Krishnan K. S.— «Nature», 1960, v. 187, p. 135.
2-44. Eckert E. R. G., Sparrow E. M.~- «Int. Journ. Heat Mass
Transfer», 1961, v. 3, p. 42.
2-45. Sparrow E. M., Eckert E. R. G., Jounsson V. K.— «Journ.
Heat Transfer», Trans. ASME, Ser. C, 1962, v. 84, p. 294.
2-46. Холопов Г. К.— «Светотехника», 1966, № 3, с. 19.
2-47. Блох А. Г. Основы теплообмена излучением. М.— Л., Гос-
энергоиздат, 1962.
2-48. Mendenhall С. Е.— «Astrophys. Journ.», 1911, v. 33, № 2.
2-49. Русин С. П.— В кн.: Теплофизические свойства твердых
тел при высоких температурах. Т. 1. М., Издательство стандартов,
1969, с. 52.
2-50. Поскачей А. А., Русин С. П. Измерение температуры
в электротермических установках (Методы и приборы). М., «Энер-
гия», 1967.
2-51. Русин С. П.— «Теплофизика высоких температур», 1968,
т. 6, № 3, с. 552.
2-52. Листовничий В. Е.— «Теплофизика высоких температур»,
1964, т. 2, с. 90.
2-53. Холопов Г. К.— «Светотехника», 1966, № 12, с. 18.
2-54. Холопов Г. К.— «Теплофизика высоких температур», 1969,
т. 7, № 2, с. 2'52.
2-55. Спэрроу, Эккерт, Джонсон.— «Теплопередача», серия С,
1962, т. 84, № 4, с. 27.
2-56. Heimholtz Н. V. Handboch der physiologische Optik. Hum-
burg und Leipzig, Verlag L. Voss, 1896, S. 207.
2-57. Холопов Г. К., Струков В. С.— «Оптико-механическая про-
мышленность», 1963, № 7, с. 34.
2-58. Холопов Г. К.— «Оптико-механическая промышленность»,
1963, № 8.
2-59. Холопов Г. К.— «Оптико-механическая промышленность»,
1968, № 1, с. 1.
2-60. Мешков В. В. Основы светотехники. Ч. 1. М-Л. Госэнерго-
издат, 1957.
2-61. Покровский Н. С.— «Электричество», 1929, № 1.
2-62. Эдвардс, Тобин.— «Теплопередача», 1967, № 2, с. 14.
ГЛАВА ТРЕТЬЯ
МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ТЕМПЕРАТУР.
ПРИЕМНИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ
Методы измерения температуры обычно делят на две
большие группы: контактные и бесконтактные.
К первой группе относят методы, требующие непо-
средственного контакта термоприемника с исследуемым
телом или введения его в исследуемую среду. В термо-
приемнике осуществляется измерение изменения той или
другой физической величины, которая является функ-
цией температуры. Наиболее часто применяют термопри-
емники, в которых используется зависимость от темпера-
туры таких величин, как электросопротивление, термо-
э. д. с., тепловое расширение и др.
Ко второй группе относят методы, применение кото-
рых не связано с непосредственным контактом между
термоприемником и исследуемым объектом. В этом слу-
чае температура обычно измеряется по интенсивности
теплового излучения или по распределению энергии
в сплошном спектре теплового излучения твердых тел.
Действие приемников лучистых потоков основано на
превращении лучистой энергии в другие виды энергии.
3-1. ИЗМЕРЕНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ ТЕРМОМЕТРАМИ
СОПРОТИВЛЕНИЯ И ТЕРМОПАРАМИ
Термометры сопротивления широко применяются для
точного измерения температуры, так как электрическое
сопротивление чистых металлов и некоторых сплавов
хорошо воспроизводится в зависимости от температуры.
Наиболее распространенными являются платиновые тер-
мометры сопротивления. Это обусловлено исключитель-
ными свойствами платины: высокая чистота и химиче-
ская стойкость металла обеспечивают хорошую воспро-
изводимость показаний термометров. Чистота платины
оценивается по величине отношения электрических со-
противлений платиновой проволоки при 100 °C—/?(100°С)
и 0°C — /?(0°С).
Требования к чистоте платины согласно положению
о Международной практической температурной шкале
1968 г. (МПТШ-68) [Л. 3-1] повышены и выражаются
величиной отношения [/?(100оС)//?(0°С)]^1,39250 вме-
сто 1,3920 по МПТШ-48 (Л. 3-2]. Одновременно нижний
89
предел температур МПТШ-68 расширен до 13,81 К, в то
время как нижняя температура МПТШ-48 была 90,18 К.
Соответственно расширена также область применения
платиновых термометров для воспроизведения МПТШ-68
от тройной точки водорода 13,81 К (—259,34 °C) до точ-
ки затвердевания сурьмы 903,89 К (630,74 °C).
Конструкции термометров сопротивления могут быть
самыми разнообразными. Однако, чтобы показания тер-
мометра 'были в достаточной мере воспроизводимыми,
необходимо устранить механические напряжения прово-
локи термочувствительного элемента. В связи с этим
проволока смонтированного термометра должна быть
отожжена в воздухе при температуре, превышающей
температуру использования термометра, но не ниже
450 °C. В большинстве случаев термочувствительный
элемент термометра для измерения температур до 630 °C
изготовляется в виде спирали из проволоки 0,05—0,1 мм
и монтируется или на кварцевом геликоидальном карка-
се (конструкция Стрелкова [Л. 3-6]), или в U-образной
трубочке из стекла пирекс [Л. 3-7], или на других кар-
касах [Л. 3-8]. Смонтированный термочувствительный
элемент помещают в защитную трубочку, которую в не-
которых конструкциях после откачки воздуха заполняют
сухим газом (воздух или смесь его с гелием). Присутст-
вие кислорода в газе желательно, чтобы следы примесей
в платине оставались в окисленном состоянии.
Электрическое сопротивление термометра измеряется либо по
потенциометрической схеме, либо по мостовой схеме [Л. 3-21, 3-22].
Рис. 3-1. Потенциометриче-
ская схема измерения со-
противления.
Каждая .из них в зависимости от
конкретных условий имеет свои преи-
мущества и недостатки. В случае
применения потенциометрической
схемы (рис. 3-1) к концам тер-
мометрического элемента Rt подклю-
чается по два провода — токовые
и потенциальные. Последовательно
с Rt в цепь питания включается
известное сопротивление Rn — об-
разцовая катушка, сопротивление
которой должно быть близким
к Rt. Потенциальные провода тер-
мометра сопротивления и -образцо-
вой катушки при помощи переклю-
чателя Ki поочередно подключают-
ся к потенциометру постоянного то-
ка Z7 с гальванометром Г для из-
мерения падений напряжений Ut и
(У tv. Зная сопротивление образцо-
90
бой катушки, вычисляют сопротивление
термометра
Rt=RNUt/UN. (3-1)
Преимущество потенциометрической
схемы заключается в исключении влия-
ния подводящих проводов на результа-
ты измерений, так как при достижении
компенсации сила тока в потенциальных
отводах равна нулю. Однако примене-
ние потенциометрической схемы связано
с необходимостью поддержания посто-
янства силы тока в цепях потенциомет-
ра и термометра за время измерения
падений напряжения Ut и UN. Невы-
полнение этого условия ведет к ошибке
измерения. Чтобы свести к минимуму
изменение силы тока за счет изменения
сопротивления термометра, в его цепь
питания включается последовательно до-
статочно большое сопротивление R
(рис. 3-1).
Основное преимущество мостовой
схемы по сравнению с компенсационной
заключается в возможности более быст-
tZP
/ft
Рис. 3-2. С^ема уравно-
вешенного одинарного
моста.
рого измерения сопротивления термомет-
ра, так как для этого достаточно произве-
сти только одно измерение. Наиболее распространенной схемой являет-
ся схема уравновешенного одинарного моста (мост Уитстона), который
состоит из трех известных сопротивлений Ri, R2l Rx и измеряемого
Rt (рис. 3-2). Величина сопротивления Rx изменяется до тех пор,
пока ток в цепи гальванометра Г не будет равен нулю. Тогда, исходя
из равенства падений напряжений на плечах моста Ri и R2, а также
на Rt и Rx, получаем:
RiI'^RJ' и RtI"=RxI'. (3-2)
Разделив одно равенство на другое, находим искомое сопротив-
ление термометра:
Rt=RxRl/R2. (3-3)
Из уравнений (3-2) видно, что изменение напряжения источника
питания Е мостовой схемы не нарушит равновесия моста. В этом
заключается второе преимущество мостовой схемы по сравнению
с потенциометрической.
Однако схема уравновешенного одинарного моста имеет свои
недостатки. Прежде всего к ним следует отнести то, что сопротивле-
ние подводящих проводов ri и г2 искажает результаты измерения,
так как оно входит в сопротивление термометра. Кроме того, п и
г2 могут изменять свое сопротивление из-за изменения температур-
ных условий. Устранить влияние подводящих проводов можно не-
сколькими способами [Л. 3-22].
Помимо платиновых термометров широко использу-
ются медные термометры сопротивления (Л. 3-26], одна-
ко из-за окисления эти термометры применяются только
91
До 180 °C. Зависимость сопротивления МеДи от темпера-
туры близка к линейной:
Rt = RQ(\+AT). (3-4)
Для изготовления термометров сопротивления применя-
ются также другие металлы (например, вольфрам, ни-
кель, железо) и сплавы металлов.
Полупроводниковые термометры сопротивления отли-
чаются большим сопротивлением (5-Ю3—105 Ом) и
большим отрицательным температурным коэффициентом
сопротивления, который обычно на порядок больше, чем
у металлов. Благодаря этому полупроводниковые тер-
Рис. 3-3. Схема вариантов включения измерительного прибора Б
в цепь термопары.
мометры обладают соответственно большой чувствитель-
ностью по сравнению с металлическими, а сопротивле-
нием подводящих проводов можно пренебречь. Сущест-
венным ограничением применения полупроводниковых
термосопротивлений является их нестабильность, по-
этому для точных измерений температуры они не могут
быть применены. Кроме того, верхний температурный
предел применения полупроводниковых термосопротив-
лений не превышает 250—300 °C [Л. 3-27, 3-28].
Термопары используются для измерения в широком
интервале температур [Л. 3-9, 3-21, 3-22]. Как показано
на рис. 3-3, термопара представляет собой замкнутую
электрическую цепь, состоящую из двух разнородных
материалов (термоэлектродов а и &),спаи которых нахо-
дятся при различных температурах TQ и Т. В цепи возни-
кает термо-э. д. с., которая зависит только от темпера-
тур Tq и Т (чем больше их разность, тем больше термо-
э. д. с.).
Возможные схемы включения прибора Б для измере-
ния развиваемой термо-э. д. с. изображены на рис. 3-3,а
92
И б. Необходимо, чтобы в схеме на рис. 3-3,6 места кон-
тактов термоэлектрода Ъ с проводами от измерительно-
го прибора Б имели одинаковую температуру, так как
введение в цепь термопары третьего проводника, концы
которого имеют одинаковую температуру (Т' = Т"), не
изменяет измеряемой термо-э. д. с.
Если в термопаре один из спаев поддерживать при
постоянной температуре То (эти концы термоэлектродов
обычно называют свободными), то термо-э. д. с. будет
однозначно определяться температурой рабочего спая
термопары Т. При градуировке, а потом при измерениях
свободные концы термопары рекомендуется помещать
на дне тонкостенных стеклянных трубочек, которые
заливают трансформаторным маслом на высоту 3—5 см
и располагают в сосуде Дьюара с тающим льдом, т. е.
температура То равна 273,15 К.
Термо-э. д. с. термопар наиболее точно может быть измерена
низкоомными потенциометрами постоянного тока с зеркальными
гальванометрами или с микровольтмикроамперметрами с фотоком-
пенсационными усилителями типа Ф116/1, Р-325, Ф118 и др. [Л. 3-29].
Из отечественных потенциометров для таких измерений можно ре-
комендовать потенциометры типа КЛ-48, ПМС-48, Р-306, Р-308, Р-330,
Р-345, Р-348, Р-355 [Л. 3-29, 3-30]. Чтобы свести к минимуму влияние
механических напряжений в термоэлектродах на их термоэлектриче-
скую неоднородность, проволоку термопары перед градуировкой от-
жигают в однородном температурном поле при температуре, кото-
рая не должна быть ниже температуры использования термопары.
Кроме того, при измерениях желательно иметь глубину погружения
термоэлектродов в печи равной или большей, чем глубина погруже-
ния, имевшая место при градуировке. Это связано с тем, что при
высоких температурах градуировки имеются благоприятные условия
для нарушения однородности участков термоэлектродов, расположен-
ных в печи, поэтому они не должны находиться в поле градиента
температур печи.
В зависимости от задач измерения применяют раз-
личные схемы соединения термопар. Для измерения
малых разностей температур использщрт дифференци-
альную термопару, схема которой по существу не отли-
чается от схемы, изображенной на рис. 3-3,6. Для повы-
шения чувствительности измерения употребляют не-
сколько дифференциальных термопар, соединенных
последовательно в виде батареи (гипертермопара,
термостолбик). Для наиболее точных измерений темпе-
ратуры широко используют платинородий-платиновые
термопары (ПП), отличающиеся высокой воспроизводи-
мостью показаний. У термопары ПП положительный
теомоэлектрод выполнен из сплава 90% Pt+10% Rh,
93
а Отрицательный — из спектрально чистой платины. Пла'
тинородий-платиновые термопары используют в качестве
эталлонных для реализации Международной практиче-
ской температурной шкалы 1968 г. [Л. 3-1] в интервале
температур 903,89—1 337,58 Кив качестве образцовых
термопар для проверки термопар /повышенной точности
и технических термопар [Л. 3-41].
Эталонную термопару рекомендуется изготовлять из проволоки
диаметром от 0,35 до 0,65 мм. Для обеспечения постоянства термо-
э. д. с. во время применения платиновую проволоку необходимо
отжечь до температуры не ниже 1370 К и платинородиевую до
1 720 К. В работе [Л. 3-41] приведена оценка погрешности измерения
температуры эталонной термопарой и образцовыми термопарами I
и II разрядов для интервала температур 900—1 400 К, которые соот-
ветственно равны: ±0,14; ±0,3 и ±0,4 К. В эту погрешность входят
погрешность градуировки термопар и погрешность невоспроизводимо-
сти термо-э. д. с. Оценки погрешностей были сделаны из предполо-
жения, что электроды термопар термоэлектрически однородны. При
несоблюдении этого условия указанные погрешности могут суще-
ственно возрасти.
Процессы загрязнения и изменения свойств термоэлектродов не-
обратимы. В связи с этим для уменьшения возможности нарушения
стабильности платинородий-платиновых термопар установлены сле-
дующие предельные температуры их применения: для термопар
I разряда —11 400 К; для термопар II и III разрядов и термопар
повышенной точности— 1 600 К. Кратковременное применение тех-
нических термопар возможно до 1 900 К.
Наряду с термопарами ПП применяют термопары,
у которых оба термоэлектрода изготовлены из платино-
родиевых сплавов с различным содержанием родия. Они
отличаются большей стабильностью при более высоких
температурах применения по сравнению с термопарой
ПП. Наибольшее распространение получила термопара
ПРЗО/6 (30% Rh + 70% Pt — положительный термоэлек-
трод и 6% Rh + 94% Pt — отрицательный термоэлек-
трод). Термопару ПРЗО/6, армированную соломкой из
окиси алюминия, можно применять длительно при тем-
пературах до 1 900 К и кратковременно (несколько ча-
сов) при температурах до 2-100 К [Л. 3-48].
Хромель-алюмелевая термопара используется для из-
мерения температуры от 170 до 1700 К. Предельные
температуры использования термопары зависят от мно-
гих факторов, в том числе от продолжительности изме-
рений, среды, в которой /проводятся измерения, диаметра
термоэлектродов и др. Термопара может хорошо рабо-
тать в нейтральной и восстановительной средах, однако
в воздушной среде при высоких температурах происхо-
94
дит окисление хромеля. Это уменьшает термо-э. д. с.
термопар, особенно тех, у которых термоэлектроды сде-
ланы из проволоки малого диаметра. Поэтому хромель-
алюмелевыми термопарами малых диаметров, применя-
емыми наиболее часто в лабораторных условиях,
рекомендуется проводить измерения до 1 300 К при диа-
метре электродов 0,5—0,7 мм и до 1 100 К при диа-
метре электродов 0,2—0,3 мм, если время измерения не
превышает 100 ч. Обычно за это время градуировка тер-
мопары изменяется не более, чем на 1 %! [Л. 3-9]. Перед
употреблением термоэлектроды хромель-алюмелевой
термопары отжигают при 1 100 К в течение 1 ч в одно-
родном температурном поле, чтобы снять механические
напряжения.
Хромель-копелевая термопара может применяться
при более низких температурах по сравнению с хромель-
алюмелевой из-за более низкой жаростойкости копеля
(55% меди и 45%' никеля). Верхний предел температур
для хромель-копелевых термопар при измерении в воз-
духе не более 100 ч не должен превышать 1 000 К для
термоэлектродов диаметром 0,5—0,7 мм и 900 К — для
диаметров 0,2 — 0,3 мм. Хромель-копелевая термопара
имеет термо-э. д. с. почти на порядок больше, чем пла-
тино-платинородиевая термопара градуировки ПП-1,
а изменение термо-э. д. с. на 1 градус достигает при
900 К величины 90 мкВ/К.
Медь-константановые термопары применяют от 80 до
620 К. Благодаря большому постоянству термоэлектри-
ческих свойств термоэлектродов медь-константановые
термопары имеют стабильные показания, но верхний
температурный предел применения термопары в окисли-
тельной среде ограничен из-за окисления меди.
Термопара НК-СА интересна тем, что в интервале
температур 273 — 470 К развиваемой термо-э. д. с. мож-
но пренебречь, поэтому отпадает необходимость термо-
статировать свободные концы этой термопары. В интер-
вале температур 700—1 300 К зависимость термо-э. д. с.
термопары от температуры практически линейна. Термо-
пара НК-СА может быть использована для работы в об-
ласти температур 600—1 300 К в различных средах, в том
числе в окислительной.
Для измерения высоких температур используют раз-
личные сплавы на основе тугоплавких металлов: вольф-
рама, молибдена, рения, иридия, рутения и др. В СССР
95
широкое распространение получили термопары из спла-
вов вольфрама с рением — ВР5/20 (положительный элек-
трод изготовлен из сплава 95% W+5% Re, а отрица-
тельный— из сплава 80% W + 20% Re). Эти термопары
отличаются высокой термоэлектрической чувствительно-
стью, и их с успехом применяют для длительных изме-
рений при температуре до 2 300 — 2 800 К в нейтральной
атмосфере, вакууме и в атмосфере водорода {Л. 3-47,
3-50, 3-51]. Градуировка большинства термопар (около
80% термопар, скомплектованных случайным образом
из термоэлектродной проволоки 85 различных техноло-
гических партий) лежит в пределах ±1% от усреднен-
ной градуировки, представленной в [Л. 3-51].
Кроме термопар ВР5/20 в [Л. 3-56] рекомендованы
для использования термопары из сплавов молибдена
с рением МР20/50 и МР20/40. Термоэлектроды содержат
20 и 50% рения в первой термопаре и 20 и 40%—во
второй. Термопары могут удовлетворительно- работать
в вакууме, в атмосфере нейтральных газов и водорода
до 2 200 К.
3-2. ИЗМЕРЕНИЕ ЯРКОСТНЫХ ТЕМПЕРАТУР
Бесконтактные методы измерения температуры твер-
дых тел основаны на использовании законов излучения
абсолютно черного тела (см. гл. 1). Соответствующие
этим методам приборы показывают температуру (ярко-
стную, цветовую или радиационную), которая связана
с тем или иными излучательными свойствами абсолютно
черного тела. Измеряемая температура реальных тел
будет тем больше отличаться от действительной, чем
больше характер излучения этих тел будет отличаться
от характера излучения абсолютно черного тела.
Яркостная температура тел может быть измерена по
зависимости их яркости от температуры при данной дли-
не волны. Если в лучах с длиной волны i величины яр-
кости абсолютно черного тела и излучающего реального
тела равны, то температура абсолютно черного тела
будет равна яркостной температуре Тя излучающего
тела. Согласно этому определению, используя закон
Кирхгофа, формулу Вина (1-2) и известную монохрома-
тическую излучательную способность реального тела
96
в лучах с длиной волны X три температуре Т, получаем:
(3-5)
Для нахождения связи между яркостной и истинной темпера-
турами тела более правильно было бы использовать не формулу
Вина (1-2), а точную формулу Планка (1-4). Однако в последнем
случае получается более сложное выражение по сравнению с фор-
мулой (3-5), что менее удобно для практических расчетов и ана-
лиза. Кроме того, результаты расчета по формуле Вина мало отли-
чаются от результатов расчета по формуле Планка, если %Т<
<2 000 мкм • К- Для видимой области спектра существенное различие
в результатах расчета может быть ощутимым только при темпера-
турах выше 3 000 К.
Например, для длины волны 0,665 мкм абсолютные температуры,
вычисленные по формуле Вина, будут занижены по сравнению с точ-
ным расчетом по формуле Планка на 0,5 К при 3 000 К и на 4 К при
4 000 К (Л. 3-52]. Естественно, что при необходимости эти отклонения
могут быть учтены.
Измерения яркостных температур реальных тел
вдэсновном производятся в видимой области спектра. При
этом используют различные методы и приборы: опти-
ческие пирометры с исчезающей нитью, фотографические
методы, методы использования поляризованного света и
др. Наиболее распространенным прибором для измерения
яркостных температур является оптический пирометр
с исчезающей нитью, который, кроме того, используется
для экстраполяции Международной практической шкалы
температур на основе законов излучения черного тела.
В последнее время эта задача выполняется более точно
объективными фотоэлектрическими спектропирометрами.
Для -монохроматизации излучения объекта в пиро-
метрах с исчезающей нитью в качестве светофильтра
используется красное стекло марки КС-15 толщиной
2 мм, через которое глаз человека воспринимает
яркость объекта на участке спектра 0,6 — 0,72 мкм.
Поэтому для расчетов необходимо использовать эффек-
тивную длину волны %Эфф, которая представляет собою
некоторую среднюю величину, относящуюся ко всему
спектральному интервалу, пропускаемому пирометром
[Л. 3-53].
Отечественный прецизионный оптический пирометр
с исчезающей нитью типа ЭОП-51 или ЭОП-66 [Л. 3-49,
3-55] применяют для эталонных работ по воспроизведе-
нию шкалы температур и в научных исследованиях для
точного измерения температур. В пирометре ЭОП-51
имеется пять диапазонов измерений температуры: до
7—192
97
1 700 К (погрешность измерений 0,1 %); До 2300 К (0,2%);
до 3300 К (0,2%); до 4,300 К (0,5%); до 6300 К (1%).
Помимо двух одинаковых красных светофильтров для
измерений в монохроматическом свете длиной волны
0,66 мкм, пирометр имеет зеленый светофильтр, что
позволяет измерять цветовую температуру.
Широкое применение в научных исследованиях полу-
чил образцовый пирометр типа ОП-48, с помощью кото-
рого можно измерять температуру объектов размером
от 1 мм и более на расстоянии от 0,5 м и более. Дости-
жимая точность измерения температуры: 0,2%до 2 300 К
и 0,5% от 2 300 до 3 300 К. Сила тока в пирометрах
измеряется потенциометрическим методом.
Пирометры типа ОППИР используются для промыш-
ленных измерений и имеют встроенный измерительный
прибор. Точность измерения яркостной температуры эти-
ми пирометрами составляет величину около 1,5%.
Для измерения температуры объектов с размерами
1 мм и менее применяются микропирометры типов
МОП-48, ОМП-019 и ОМП-054. Дальнейшим развитием
этой серии микропирометров является микропирометр
типа ВИМП-015 [Л. 3-3, 3-42], который отличается тем,
что помимо обычного диапазона измеряемых температур
1 100 — 4 300 К для длины волны 0,65 мкм им можно
измерять более низкую температуру — до 700 К.
Температурные лампы передают температурную шка-
лу градуируемым по ним приборам. Чтобы в интервале
длин волн 0,60—0,75 мкм приблизить распределение
энергии в спектре лампы с вольфрамовой лентой к рас-
пределению в спектре черного тела, перед лампой уста-
навливается корректирующий светофильтр в виде пур-
пурного стекла ПС-5 толщиной 5 мм. Если для погло-
щающих стекол пирометра выполняется известный
критерий Фута [Л. 3-54], то стеклом ПС-5 можно не поль-
зоваться. Газонаполненные температурные лампы, гра-
дуированные для длины волны 0,65 мкм, могут длительно
использоваться при температурах до 2 500 К (со стеклом
ПС-5 до 2 300 К). Вакуумные лампы можно длительно
использовать до 1 700 К и кратковременно до 2 300 К.
Наряду с визуальными оптическими пирометрами,
где индикатором равенства яркостей является челове-
ческий глаз, высокого совершенства достигли фотоэлек-
трические пирометры, у которых в качестве чувствитель-
ного элемента используется фотоэлемент или фотосопро-
98
тивление. В отличие ог глаза чувствительный элемент
фотоэлектрического пирометра уравнивает или измеряет
световые потоки излучающих тел, создающие определен-
ные освещенности на катоде, которые пропорциональны
яркостной температуре.
В зависимости от того, какую роль выполняет чувст-
вительный элемент, фотоэлектрические пирометры мож-
но разделить на две группы.
Первая группа включает пирометры, у которых чув-
ствительный элемент работает в нулевом режиме, т. е.
служит средством уравнивания светового потока источ-
ника сравнения со световым потоком источника, яркост-
ная температура которого измеряется.
Во второй группе пирометров величина фототока или
сопротивления чувствительного элемента является мерой
падающего на него светового потока от излучающего
объекта.
Пирометры, у которых ток фотоэлемента использует-
ся в качестве меры светового потока, обычно имеют не-
высокую точность и используются в качестве техниче-
ских пирометров. К таким пирометрам относятся фото-
электрические пирометры типа АРС-49 с фотоэлементом
СУВ-3 (Л. 5-43], АРС-52-у ![Л. 3-44] и пирометр ФП
с кислородно-цезиевым фотоэлементом [Л. 3-45, 3-46].
Широко используются схемы фотоэлектрических пирометров,
у которых чувствительный элемент служит только индикатором ра-
венства двух сравниваемых потоков излучения и работает в нулевом
режиме. В такой схеме нелинейность характеристик чувствительного
элемента или изменение их со временем, а также нестабильность
усилительной схемы практически не сказываются на точности изме-
рения яркостной температуры. В связи с этим пирометры такого
типа имеют явное преимущество по сравнению с фотоэлектрическими
пирометрами, у которых фототок или сопротивление чувствительного
элемента являются мерой непосредственного измерения яркостной
температуры. Более того, пирометры, у которых чувствительный
элемент работает в нулевом режиме, могут существенно повысить
точность измерения высоких температур по сравнению с визуальными
оптическими пирометрами, предельная точность которых ограничена
контрастной чувствительностью человеческого глаза.
Например, прецизионные объективные фотоэлектрические пиро-
метрические компораторы типов СПК-1 [Л. 3-24, 3-25] и СПК-2
[Л. 3-23] почти на порядок имеют меньшую погрешность воспроизве-
дения уравнивания яркостей в видимой области спектра. Кроме того,
применение призменного монохроматора обеспечивает более точное
определение эффективной длины волны. Установки СПК-1 и СПК-2
предназначены для градуировки и поверки эталонных и образцовых
температурных ламп на яркостные и цветовые температуры в лучах
различной длины волны. Такие приборы могут применяться для
точных измерений температур в теплофизических исследованиях.
7* 99
Воспроизводимость уравнивания яркости излучателей, если не
изменять их расположения на оптической скамье установки СПК,
составляет 0,2—0,03 градуса и улучшается с ростом температуры.
В связи с этим прецизионные фотоэлектрические пирометры типа
СПК дают возможность более точно, чем визуальным пирометром,
экстраполировать температуру вверх от «точки золота» в практиче-
ски монохроматических лучах видимой области спектра. Такая
экстраполяция осуществляется температурными лампами с помощью
специального устройства, в которОхМ полупрозрачные зеркала исполь-
зуются для удвоения яркости первоначального излучателя [Л. 3-31].
На принципе действия спектропирометров СПК был создан пере-
носной спектропирометр СПП-58 [Л. 3-32] для измерения температур
в условиях научно-исследовательских лабораторий. Прибор СНП-38
имеет встроенную температурную лампу сравнения и может быть
применен для непосредственного измерения яркостной и цветовой
температур в диапазоне длин волн 0,4—0,8 мкм. Нижний температур-
ный предел пирометра СПП-58 равен 1 2и0 К. Измерение температу-
ры выше 1 700 К производится при помощи пирометрического ослаб-
ления. Порог чувствительности СПП-58 равен 0,1—0,05 градуса в ин-
тервале температур 1 200—1 700 К для длин волн 0,55—0,65 мкм.
Как вытекает из закона смещения Вина, с уменьше-
нием температуры максимум кривых распределения
энергии излучения тел смещается в длинноволновую
область спектра. В связи с этим использование фото-
электрических пирометров инфракрасного излучения для
бесконтактного измерения более низких температур имеет
определенное преимущество перед методами оптической
пирометрии. Для этих целей создан инфракрасный спект-
ропирометр ИКП-57 (Л. 3-33, 3-34], впоследствии модер-
низированный [Л. 3-35]. Спектропирометр может рабо-
тать в диапазоне длин волн 0,8—2,4 мкм. Этим прибором
можно измерять яркостные температуры от 700 до
1400 К с погрешностью 1—2 градуса. Размеры объектов
излучения могут быть 1X1 мм2. Устройство инфракрас-
ного спектропирометра основано на модуляционном ме-
тоде, как и в ранее рассмотренной установке СПК-2.
Необходимо учитывать, что при измерении яркостной
температуры в инфракрасной области излучение тел
в некоторых участках спектра может поглощаться угле-
кислым газом и водяным паром, которые имеются в воз-
духе.
Универсальный автоматический спектропирометр
типа УСП-1 является дальнейшим шагом в развитии
объективной спектропирометрии [Л. 3-36]. Прибор может
работать в диапазоне длин волн 0,43—2,4 мкм и в обла-
сти температур 700—6 000 К. УСП-1 является фотоэлек-
трическим пирометром, работающим по ранее описанно-
му методу нулевой модуляции. Спектропирометр имеет
100
три приемника излучения: фотоумножитель, фотодиод и
сернисто-свинцовое фотосопротивление с максимумом
чувствительности в различных областях спектра: 0,5; 0,9
и 2,4 мкм соответственно. Это позволяет получить доста-
точную чувствительность при любой длине волны в ин-
тервале 0,4—2,4 мкм, установив соответствующий при-
емник.
В отличие от рассмотренных точных объективных
спектральных фотоэлектрических пирометров, в которых
используется нулевой модуляционный принцип, у техни-
ческих фотоэлектрических пирометров эффективная дли-
на волны измеряется менее точно, так как у них вместо
монохроматоров используются светофильтры и селектив-
ная чувствительность приемников излучения к опреде-
ленному интервалу спектра излучения. Например, техни-
ческие фотоэлектрические пирометры типа ФЭГ1-3 и его
модификация ФЭП-4 [Л. 3-4] имеют эффективную длину
волны 0,65 мкм и охватывают спектральный интервал
от 0,6 до 0,72 мкм.
Фотографические методы измерения яркостных тем-
ператур обычно применяют при исследовании быстро-
протекающих тепловых процессов или при мгновенной
фиксации распределения температур по поверхности
изучаемого объекта [Л. 3-9, 3-37, 3-38], а также для изме-
рения температур в теплофизических исследованиях
[Л. 3-39, 3-40].
По измеренной яркостной температуре и известной
монохроматической излучательной способности можно
рассчитать действительную температуру поверхности
объекта. Более эффективным методом измерения дейст-
вительной температуры объекта является создание в нем
модели абсолютно черного тела (см. гл. 2). Кроме того,
для измерения действительных температур поверхности
может быть использован метод измерения яркостных
температур в поляризованном свете под углом излуче-
ния 45° [Л. 3-5, 3-9, 3-11, 3-13] или 80° |[Л. 3-14], а также
метод подсветки и др. (см. гл. 5).
3-3. ИЗМЕРЕНИЕ ЦВЕТОВЫХ ТЕМПЕРАТУР
Измерение цветовой температуры основано на том, что
по мере изменения температуры тела изменяется распре-
деление энергии в его спектре. В видимой области спект-
ра это приводит к изменению цвета тела при изменении
101
его температуры. Поэтому согласно одному из определе-
ний цветовой температурой называется такая температу-
ра абсолютно черного тела, при которой черное и нечер-
ное тела имеют одинаковый цвет. Более общее опреде-
ление цветовой температуры гласит , что цветовой
температурой называется такая температура абсолютно
черного тела, при которой в данной области спектра
черное и нечерное тела характеризуются подобным
распределением энергии. Практически, однако, использу-
ют не область спектра, а отношение монохроматических
интенсивностей излучения для двух длин волн Xi и
для черного и нечерного тела. Если эти отношения оди-
наковы, то тогда цветовая температура будет равна
температуре абсолютно черного тела. В соответствии со
сказанным можно записать:
Далее, используя формулу Вина, получаем:
с2 _ Са
---1--------------- 7-=---------9
С2 С а
_ _К ____г ХдТ
е сЛг 5е ц
откуда после сокращений и логарифмирования имеем:
Т-1 _ т-' = [сг (V1- V1)]-11П (еХ1/е>а). (3-8)
Если известны яркостные температуры 7\i и Тя2 тела,
измеренные в лучах с длиной волны Xi и ta, то отноше-
ние соответствующих монохроматических интенсивностей
излучения с длиной волны М и Х2 согласно (3-7) будет
равно отношению монохроматических интенсивностей
излучения черного тела с температурой Тц для тех же
значений длины волны:
с &
___с 2
сЛ]“5<? ),7ц
___ ^2
с,Л.2 ае ц
(3-9)
102
После преобразования получаем зависимость цвето-
вой температуры от измеренных яркостных температур
7я1 и Тяг в лучах двух длин волн и %2’
- (W*](V'- V1)'1- (з-Ю)
Зависимость (3-10) используют для построения шка-
лы цветовых температур с помощью температурных
ламп. Зная значения яркостных температур ТЯ1 и 7я2
для двух каких-либо длин волн и А2, измеренных при
одной и той же силе тока питания данной температур-
ной лампы, можно по формуле (3-10) вычислить значе-
ние цветовой температуры Тц ленты лампы для данной
силы тока в лампе. Необходимо отметить, что погреш-
ность расчета цветовой температуры объекта по двум
его яркостным температурам согласно формуле (3-10)
в несколько раз больше, чем погрешность измерения
самих яркостных температур. Кроме того, эта погреш-
ность обратно пропорциональна разности длин волн
(Z2—Ad), использованных для определения цветовой
температуры. В сказанном легко убедиться, если про-
дифференцировать формулу (3-10) по Тя и Тц.
Шкала цветовых температур передается от эталонных
ламп к образцовым лампам I разряда, которые в интер-
вале температур 1 700—3 100 К имеют случайную по-
грешность градуировки ±2 и ±6 К соответственно.
Погрешность градуировки образцовых температурных
ламп II разряда оценивается соответственно ±5 и
±15 К- Эти лампы используются для градуировки и
периодической проверки технических цветовых пиромет-
ров [Л. 3-9].
Большинство современных технических цветовых пи-
рометров основано на принципе измерения отношения
монохроматических яркостей для двух длин волн. В ча-
стности, автоматический фотоэлектрический цветовой
пирометр ЦЭП-3 [Л. 3-12] работает именно по такому
принципу.
Цветовые пирометры имеют в определенных условиях ряд пре-
имуществ по сравнению с пирометрами, измеряющими яркостную
температуру. Например, при визировании излучающего объекта через
окна из стекла или кварца измеренная яркостная температура будет
занижена. Введение в поле зрения цветового пирометра смотрового
бесцветного стекла или другой среды (пыль, дым и др.) практически
не изменяет показания этого прибора, если при этом ослабляются
одинаково оба спектральных пучка, используемых в пирометре. По
той же причине показания цветного пирометра не изменяются, если
103
в его поле зрения ввести какие-либо нейтральные ослабляющие свет
предметы (например, проволочную сетку) или его поле зрения частич-
но перекрыть каким-либо непрозрачным телом. В последнем случае
неизменность показаний цветового пирометра сохраняется лишь
тогда, когда уровень освещенности катода фотоэлемента не сни-
жается ниже границы, допустимой для данного пирометра. Вторым
условием является наличие одинаковой спектральной чувствитель-
ности в отдельных точках катода.
На степень различия действительной и цветовой тем-
ператур тел, как это вытекает из формулы (3-8),
влияет не абсолютная величина монохроматической
излучательной способности поверхности тела, а отноше-
ние для длин волны М и Х2. Поэтому изменение шеро-
ховатости поверхности, которое обычно вызывает про-
порциональное изменение и еХа, практически не ска-
зывается на величине отношения и не меняет
разности между действительной и цветовой температу-
рами. В этом заключается еще одно преимущество цве-
товой пирометрии по сравнению с яркостной, где необ-
ходимо знать зависимость монохроматической излуча-
тельной способности от шероховатости для правильного
измерения истинной температуры поверхности. Однако
если исходить из одинаковой величины погрешностей
цветового и яркостного пирометров, то отношение ярко-
стей по формуле (3-6) и отношение монохроматических
излучательных способностей для длин волн М и %2 по
формуле (3-8) в цветовой пирометрии должны измерять-
ся в несколько раз точнее, чем измеряются величины
спектральной яркости и в яркостной пирометрии.
В [Л. 3-5, 3-10] показано, что методами цветовой
пирометрии можно определить действительную- темпе-
ратуру селективного излучателя, если измерить два зна-
чения цветовых температур Т'ц и Т'\ излучателя соот-
ветственно для двух примыкающих друг к другу спект-
ральных интервалов Xi—%2 и Хг—Хз и если изменяется
линейно в рассматриваемом диапазоне длин волн —Хз.
3-4. ИЗМЕРЕНИЕ РАДИАЦИОННЫХ ТЕМПЕРАТУР
Для измерения радиационной температуры исполь-
зуются радиационные пирометры [Л. 3-15]. Радиацион-
ная температура является характеристикой полной (во
всем спектральном интервале) энергии излучения тел.
Если энергии полного излучения черного тела и нечер-
ного тела равны, то температура черного тела будет
104
определять радиационную температуру Тр нечерного
тела, истинная температура которого равна Т. По зако-
ну Стефана— Больцмана сказанное можно выразить
следующим соотношением:
Вт/м2. (3-11)
В соответствии с (3-11) получаем формулу для рас-
чета истинной температуры тела, если измерена радиа-
ционная температура и известна ы
Т = (3-12)
'Уравнение (3-12) справедливо только в том случае,
когда отраженным от тела излучением окружающих
предметов можно пренебречь. Необходимо подчеркнуть,
что если излучение нечерного тела не подчиняется зако-
ну Ламберта, то полусферическая интегральная излу-
чательная способность и нормальная интегральная
излучательная способность не будут равны. Для изме-
рения радиационной температуры обычно используется
нормальная интегральная излучательная способность.
1В качестве прибора для измерения радиационной
температуры применяется радиационный пирометр, про-
градуированный по излучению абсолютно черного тела.
Для концентрации измеряемого потока лучистой энергии
на приемниках в телескопах радиационных пирометров
используют либо рефракторную (с собирающей линзой),
либо рефлекторную (с собирающим зеркалом) оптиче-
ские системы. Приемник излучения пирометра не должен
быть селективным, т. е. должен поглощать всю падаю-
щую на него энергию излучения вне зависимости от
спектрального состава (см. § 3-5). Обычно в качестве
приемника излучения используется тонкая металлическая
пластинка, покрытая сажей. Повышение температуры
приемника за счет поглощения падающей энергии излу-
чения измеряется термобатареей или болометрами.
Однако применяемые радиационные пирометры име-
ют чувствительность в ограниченных интервалах длин
волн, что определяется значениями спектральных коэф-
фициентов поглощения и отражения линзы, зеркала или
окошка пирометра, а также спектральными характери-
стиками поглощения приемника излучения в пирометре.
Использование данных по нормальной интегральной
излучательной способности или излучательной способно-
105
стй, определенной в ограниченном участке спектра, для
расчета истинной температуры по измерениям на радиа-
ционном пирометре с ограниченным спектральным ин-
тервалом пропускания во многих случаях может приве-
сти к понижению точности измерения действительной
температуры реальных тел, так как их излучательные
способности для различных областей спектра могут
отличаться друг от друга, а также от нормальной интег-
ральной излучательной способности для всего спектра
теплового излучения.
На основании решения уравнения теплового баланса для при-
емника излучения пирометра рекомендована (Л. 3-9] следующая
приближенная формула для расчета разности температур между
приемником Т и корпусом Тк телескопа пирометра:
о0 .
— 0ы(Т*-Т*)Р
T — Ts =--------, (3-13)
a.F +—г---|-2_(4п — Q)aF^(Tx, Т)
ь л
где а — коэффициент теплоотдачи конвекцией от поверхности прием-
ника F в окружающую среду; К, L, f, п — соответственно коэффи-
циент теплопроводности, длина, площадь сечения и число термоэлек-
тродов термобатареи; а —среднее значение поглощательной способ-
ности поверхности приемника; т—среднее значение пропускательной
способности линзы; Q — телесный угол, внутри которого излучает
единица поверхности приемника на линзу;
Ф (Г*, Т) = Г® + Г® Т + УцГ2 + Г»;
То температура излучателя.
Из приведенного соотношения (3-13) видно, что повысить чув-
ствительность термоприемника можно за счет увеличения Q, т, a, F
и уменьшения а (вакуумный термоприемник), К, f, Тк. По формуле
(3-13) можно оценить оптимальное количество термопар п в термо-
батарее, принимая во внимание то, что с увеличением и происходит
увеличение термо-э. д. с., а увеличение оттока тепла по проводам
приводит к уменьшению Т—Тк и термо-э. д. с.
При измерении высоких температур, когда Т4о^>Г4, изменение
показаний термо-э. д. с. приемника приблизительно пропорционально
74о. Отклонение этой зависимости от Т4о может произойти из-за огра-
ниченности измеряемого спектрального интервала для реального се-
лективного излучателя и из-за того, что эффективные значения т и
а зависят от распределения энергии по спектру измеряемого излу-
чения, т. е. зависят от температуры излучателя.
Из-за больших показателей визирования радиацион-
ных пирометров существенно усложняется их градуи-
ровка по черному телу. Поэтому обычно производится
градуировка по черному телу только пирометров II раз-
ряда. Среднеквадратичная погрешность градуировки
106
пирометров II разряда составляет [Л. 3-9]: ±2,5 К для
интервала 900—1 200 К; ±3 К для 1 200—1 700 К; ±4,5
К для 1 700—2 300 К и 8 К для 2 300—2 800 К.
Образцовые пирометры II разряда используются для
градуировки пирометров III разряда с помощью нечер-
ных излучателей. Важно подчеркнуть, что градуировку
по нечерному излучателю необходимо производить толь-
ко для однотипных пирометров. Радиационные пиромет-
ры разных типов дают одинаковые показатели при из-
мерении температуры черного тела, однако их результа-
ты будут различными при измерении температуры
одного и того же объекта, имеющего селективное излу-
чение. Это объясняется тем, что пирометры разных типов
в той или иной мере являются селективными приемни-
ками излучения, которые охватывают различные области
спектра. Ширина этих областей спектра в основном
определяется различными характеристиками пропуска-
ния излучения линз из стекла, кварца, фтористого ли-
тия и др.
В случае измерения температуры радиационными
пирометрами получают менее точные результаты по
сравнению с другими бесконтактными методами измере-
ния температуры. Это связано с рядом причин. В част-
ности, если то радиационная температура не-
черного тела отличается от его истинной температуры
значительно больше, чем яркостная. Следовательно, по-
грешности в значении нормальной интегральной излуча-
тельной способности будут существенно сказываться на
результатах измерения температуры. В связи с этим
следует помнить, что нормальная интегральная излуча-
тельная способность реального тела с селективным из-
лучением может быть различной в зависимости от
различных рабочих диапазонов длин волн в применяе-
мых пирометрах. С другой стороны, имеется то неудоб-
ство, что для измерения радиационной температуры не-
обходимы относительно большие площадки излучающих
объектов, чтобы получить достаточный сигнал на прием-
нике. В связи с этим создание модели черного тела в из-
меряемом объекте является трудно осуществимой за-
дачей.
Существенные погрешности при измерении радиаци-
онной температуры могут возникнуть из-за наличия
поглощающих газов СОг, СО и НгО между излучателем
и пирометром. Не следует также забывать, что показа-
107
ния пирометра зависят от его температуры, поэтому
корпус пирометра необходимо термостатировать или
применять другие меры для температурной компенсации.
Вместе с тем пирометр суммарного излучения очень удо-
бен для автоматической записи температуры во времени
или для контроля поддержания постоянства температу-
ры источника излучения.
Отечественный радиационный пирометр типа РАПИР
с различными телескопами типа ТЕРА-50 предназначен
для измерения радиационной температуры в диапазоне
400—2 800 К [Л. 3-57]. В качестве приемника излучения
используется термобатарея, на которую с помощью объ-
ектива фокусируется лучистая энергия от объекта.
Показатель визирования пирометра равен V? или V20
в зависимости от установленного объектива.
Компенсация измерения температуры корпуса пиро-
метра производится сопротивлением, шунтирующим
термобатарею приемника. Телескоп пирометра работает
в комплекте с милливольтметрами или электронными
автоматическими потенциометрами. Инструментальная
погрешность пирометра равна ±1%', тепловая инерци-
онность — около 4 с.
3-5. ПРИЕМНИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ
Измерение потоков лучистой энергии производится
при помощи различных приемников излучения [Л. 3-16—
3-20]. В приемниках лучистая энергия превпащается
в другие виды энергии: электрическую, механическую, хи-
мическую, тепловую и др. По принципу действия прием-
ники излучения подразделяют на тепловые, фотоэлек-
трические, фотохимические и т. п.
Приемники излучения характеризуются следующими основными
параметрами.
Коэффициент преобразования или интегральная
чувствительность приемника излучения У=3/Ф представляет собой
отношение сигнала S на выходе приемника к полному потоку излу-
чения Ф, падающему на приемник при определенной температуре
излучателя. Последнее замечание важно, так как У зависит от рас-
пределения энергии в спектре источника излучения, поэтому для
сравнения различных приемников излучения необходимо применять
одинаковые источники излучения при одной и той же температуре.
С п е к’т’рО л ьО ы й’к о э фф ициент преобразования или
спектральная чувствительность1 = S/Фу определяется отношением
сигнала S на выходе приемника излучения к падающему потоку мо-
нохроматического излучения * Фу. Спектральную'^ чувствительность
108
—«ы
необходимо знать для правильного выбора, приемника излучения.
Наибольшая эффективность использования приемника будет достиг-
нута в том случае, если его спектральная область применения будет
соответствовать максимуму спектрального распределения энергии
излучателя. Необходимо отметить, что при измерениях желательна
линейность показаний приемника, т. е. пропорциональность величины
сигнала на выходе приемника лучистому потоку.
Пороговая чувствительность определяется мини-
мальным потоком излучения, который может быть зарегистрирован
приемником. Обычно пороговая чувствительность обусловлена соб-
ственными шумами приемника или (Ьоном внешних помех.
Инерционность или постоянная времени приемника излу-
чения tv характеризуется временем, за которое выходной сигнал
приемника достигнет какой-то доли и от стационарного значения
сигнала S = /zSrT. После мгновенного изменения уоовня мощности
излучения источника сигнал приемника увеличивается постепенно и
достигает SrT за какое-то время. Величина и обычно принимается
равной 0.5: 0,63; 0,9. Для правильной работы приемника излучения
необходимо, чтобы tu приемника излучения было меньше времени,
в течение которого величина лучистого потока заметно изменится.
Инерционность приемника излучения определяет его амплитудно-
частотную характеристику, т. е. зависимость сигнала на выходе
приемника от частоты модуляции падающего потока. Основные ха-
рактеристики различных приемников излучения приведены
в табл. 3-1.
В зависимости от того, какие физические явления
используются для измерения падающего на приемник
излучения, приемники излучения можно разбить на две
группы. В приемниках первой группы — тепловых при-
емниках— лучистая энергия превращается в тепловую,
что приводит к повышению температуры приемника. Ко
второй группе относятся фотоэлектрические приемники,
в которых используются квантовые эффекты, обуслов-
ленные непосредственным воздействием фотонов из-
лучения на энергетическое состояние атомов прием-
ников.
К группе тепловых приемников принадлежат: термо-
элементы, болометры, пневматические приемники, радио-
метрические приемники, калориметрические приемники
и др. Неселективность тепловых приемников обеспечива-
ется тем, что в качестве покрытий чувствительных эле-
ментов используется платиновая чернь, сажа и другие
вещества с высоким коэффициентом поглощения. Прак-
тически такие приемники охватывают широкий интервал
спектра излучения от ультрафиолетовой до далекой ин-
фракрасной области.
В результате поглощения лучистой энергии теплового
приемник излучения нагревается и разность температур
ДТ между ним и корпусом изменяется во времени со-
109
Таблица 3-1
° Основные характеристики приемников излучения
Тип приемника Порог чувстви- тельности, Вт Ч у ветвительность Постоянная времени, с Спектральнтя область применения
Тепловые приемники
Термоэлементы,^болометры метал- лические Сверхпроводящий болометр при 7=4 К Болометры полупроводниковые Диэлектрические болометры Пневматические приемники 10-’—ю-1» 5-Ю-12 Ю-’—Ю-’ ю-8 10-ю 1—30 В/Вт 20 В/Вт 14)2—103 В/Вт 300 В/Вт 105 В/Вт Ю-1—10-2 IO’2 10-2—Ю-з IO’2 10-2—Ю-з От ультрафиолетового до далекой инфракрасной области
Фотоэлектрические приемники
Вакуумный фотоэлемент Газонаполненный фотоэлемент Фотоумножители Фотосопротивление при: Т=300 К Г=77К Фотоэлементы с запирающим сло- ем Фотодиоды 10-ю 10"’ 10-1»—Ю-12 10-8—Ю-Э 10-11 10-’ 310-ю 104—105 мкА/Вт 105—2-105 мкА/Вт Ю-9—10Ю мкА/Вт 1—103 В/Вт 1 — 103 В/Вт 105—107 мкА/Вт До 25 В/Вт О (О о г» III 1 ООО О •» «о 777 7 1 г 2 со иэ со III 1 ООО о От ультрафиолета до X—1,2 мкм > Ближняя и средняя ин- > фракрасные области Видимая и ближняя ин- фракрасная области до Х=1,3 мкм Видимая и ближняя ин- фракрасная области
гласно следующему выражению:
ДГ = ДГсД1-е C₽J, (3-14)
где t — время; ср — теплоемкость приемника; ДГСТ =
= аФ/А — разность температур между приемником и
корпусом для стационарного состояния, которая нахо-
дится по формуле (3-13); А — знаменатель в формуле
(3-13), выражающий тепловые потери приемника излу-
чением, теплопроводностью и конвекцией; Ф— поток
излучения, падающий на приемник в единицу времени.
Д1Т изменяется по экспоненциальному закону и при
t—>оо стремится к постоянному значению ДТСт. Исполь-
зуя формулу (3-14), легко оценить постоянную вре-
мени 4 приемника, задавшись, например, величиной
и= (Д77ДТст) =0,9:
/u = 2,3-^lg(l-U)-l = 2,3-^-. (3-15)
Из выражения (3-15) вытекает, что для уменьшения
инерции теплового приемника необходимо уменьшать его
теплоемкость и увеличивать теплообмен с окружающей
средой. Отсюда можно сделать вывод, что тепловой при-
емник будет иметь большую инерцию, если он находится
в вакууме, а при низких температурах его инерция бу-
дет меньшей.
Прямо противоположные условия необходимы для
улучшения пороговой чувствительности приемника. Эту
характеристику приемника можно оценить, если для про-
стоты принять, что шумы в нем определяются только
флуктуациями температуры, т. е. (AT)2=kT2/cp, где k —
постоянная Больцмана. Тогда, приравнивая
и используя (3-14) и (3-15), получаем выражение для
минимального потока излучения:
(3-16)
Ы* Ы/ f Ср v**
Изменением входящих в уравнение (3-16) величин
в соответствующую сторону можно уменьшить величину
тепловых шумов в приемнике излучения. Вместе с тем
111
йе следует забывать, что шумы другого происхождения
могут преобладать над тепловыми шумами. Лучшие те-
пловые приемники излучения позволяют обнаружить
ДГст~Ю~6—10-7 градуса и имеют Фмин—Ю-10—10“н Вт.
Рассмотрим некоторые наиболее часто употребляе-
мые приемники теплового излучения.
Термоэлементы в принципе не отличаются от обычных термопар,
однако выполняются более миниатюрными и легкими. Чувствитель-
ная часть термоэлемента является горячим спаем, а холодные спаи
поддерживаются при постоянной температуре. Параметры термоэле-
ментов зависят от свойств материалов термоэлектродов и конструк-
ции. В вакууме чувствительность термоэлемента улучшается в десят-
ки раз по сравнению с газовой средой, однако одновременно увели-
чивается его инерционность. Для уменьшения постоянной времени
электроды термоэлемента или термобатареи изготовляют в виде лент
из фольги толщиной около 1 мкм или через шаблон осаждают элек-
трическим способом различные металлы на тонкой пленке из изо-
ляционного материала. Хорошие результаты получаются при исполь-
4 зовании катодного распыления или испарения металла в вакууме.
Толщина слоя металла в этом случае равна 0,05—1 мкм, а пленки, на
которые наносится металл, имеют толщину 0,01—0,1 мкм. Широкое
применение имеют термоэлементы торцевого типа, отличающиеся тем,
что у них контакт двух термоэлектрических материалов происходит
через металлическую полоску (чаще всего золотую), которая одно-
временно служит приемной площадкой излучения.
Термоэлементы могут изготовляться с одним спаем или в виде
термобатареи. Контакт электровыводов с электродами термоэлемен-
та осуществляется через слой золота, наносимый на концы электро-
дов. К слою золота легкоплавкими припоями припаивают отводы.
Материалами для изготовления термопар обычно служат висмут,
сурьма, теллур, селен, никель, медь, сплавы 95% Bi+5% Sn, 97% Bi+
+3% Sb, сплав селена с медью и др.
Болометры. Действие этих тепловых приемников основано на
изменении их сопротивления при нагревании лучистым потоком.
Чувствительность болометров зависит от величины температурного
коэффициента сопротивления используемых материалов и от кон-
струкции. В связи с этим для изготовления болометров используют
материалы, обладающие большим температурным коэффициентом со-
противления, а сами болометры выполняются такими, чтобы свести
к минимуму потери излучением и отвод тепла по подводящим прово-
дам.
Для измерения изменения сопротивления болометра обычно ис-
пользуется мостовая схема, питаемая постоянным или переменным
током. Необходимо отдать предпочтение мостовой схеме, в которой
используются два одинаковых болометра, включенных параллельно
в плечи моста. Такая схема позволяет исключить влияние колебания
температуры окружающей среды, а также изменение напряжения
источника питания, так как оба болометра в этом случае одинаково
изменяют свое сопротивление и равновесие моста не нарушается.
Измеряемый лучистый поток нагревает только один болометр, изме-
нение сопротивления которого измеряется. При малых токах пита-
ния болометра напряжение выходного сигнала прямо пропорциональ-
но току. Однако при слишком большом токе питания происходит
112
Дополнительное нагревание болометра этим Током, что неблагоприят-
но сказывается на его динамических характеристиках.
Металлические болометры изготовляются из платины, золота,
никеля, сурьмы, висмута и других металлов, которые применяются
в виде тонкой фольги (толщина несколько десятых микрометра)
или пленки (толщина до 0,05 мкм), наносимой на тонкую подложку
напылением. Современные болометры допускают измерение повыше-
ния температуры приемного элемента до 10“6—10-7 К.
В полупроводниковых болометрах чувствительным
элементом являются тонкие слои полупроводников из окиси меди,
марганца, никеля, кобальта и др. Благодаря большому температур-
ному коэффициенту сопротивления чувствительность полупроводнико-
вых болометров может достигать большой величины 102—103 В/Вт.
Однако полупроводниковые болометры имеют высокий уровень то-
кового шума, что несколько снижает порог чувствительности.
Еще большая чувствительность достигнута в болометрах, у ко-
торых чувствительным элементом служат пленки из диэлектрических
материалов: нитробензола или целлофана [Л. 347] (см. табл. 3-1).
Сверхпроводящие болометры отличаются тем, что
в них в качестве чувствительного элемента используется проволока
из сверхпроводника, находящегося при критической температуре
перехода. При нагревании такого болометра падающим лучистым
потоком температура его повышается, при этом происходит резкое
увеличение сопротивления. Так как переход из сверхпроводящего
состояния в нормальное происходит в очень узком температурном
интервале, то температурный коэффициент сопротивления при этом
достигает больших величин. Поэтому сверхпроводящие болометры
отличаются высокой чувствительностью. Одновременно низкая ра-
бочая температура обеспечивает низкий уровень шумов и малую
теплоемкость, т. е. низкий порог чувствительности до 10“12 Вт. Для
сверхпроводящих болометров используют тантал (7\р=4,4 К), олово
(Т’Кр=3,7 К), нитрид ниобия (ТКр~15 К) и др.
Пневматический приемник Голея. В этом тепловом приемнике
чувствительным элементом является небольшое количество газа,
увеличивающееся в объеме при нагревании его лучистой энергией.
Приемник Голея схематически изображен на рис. 3-4.
Полость приемника 3 закрыта пленкой 2, поглощающей лучи-
стую энергию, падающую на нее через окно 1. Выход из полости
3 с другой стороны закрыт гибкой пленкой 5. Излучение нагревает
газ в полости, и газ расширяется, прогибая пленку 5. Деформация
Рис. 3-4. Схема пневматического приемника Голея.
8—192
113
пленки регистрируется Светооптическим устройством следующим об-
разом. Источник света 9 с (помощью конденсатора 8 освещает решет-
ку 7, имеющую восемь линий на 1 мм. Когда пленка 5 плоская, то
линза 6 проектирует изображение решетки обратно на решетку без
увеличения таким образом, чтобы изображение решетки перекрывало
промежутки самой решетки. В этом случае свет обратно через кон-
денсор не проходит. Искривление зеркальной пленки 5 при расши-
рении газа смещает изображение решетки так, что оно не совпадает
с промежутками решетки. Свет проходит 'через конденсор, попадает
на плоскость зеркала и отражается на регистрирующий фотоэлемент
10. Капилляр 4 служит для медленного выравнивания давления и
возвращения пленки 5 в исходное положение. Диаметр приемника
Голея равен 2,5—3 «мм. Толщина подложек поглощающей и гибкой
пленок достигает 0,01 мкм. На гибкую пленку нанесен слой алюми-
ниевой пленки примерно такой же толщины. Порог чувствительности
правильно сконструированного пневматического приемника опреде-
ляется флуктуациями температуры газа.
Радиационно-кинетический приемник излучения представляет
собою баллон с разреженным газом и с подвешенным на кварцевой
нити в горизонтальном положении стеклянным стержнем. На конце
стержня укреплены легкие, зачерненные с одной стороны пластины.
Другая сторона пластин покрыта хорошо отражающим веществом.
Падая на зачерненную сторону пластинок, излучение нагревает их,
и тем самым создается неодинаковое давление газа на обе стороны
пластинок. Появление разности давления связано с тем, что моле-
кулы газа отталкиваются с большей кинетической энергией от более
нагретой стороны пластинки, чем от. холодной. Благодаря избыточно-
му давлению стержень повернется на нити. Угол закручивания зави-
сит от мощности лучистой энергии, падающей на пластинки, плеча
стержня, размера пластин и упругих свойств нити.
Калориметрические приемники широко применяются для абсо-
лютного измерения энергии излучения. Обычно они имеют вид ме-
таллического диска, облучаемая сторона которого зачерняется,
или полости. По повышению температуры калориметра и его теп-
лоемкости определяют энергию излучения, если тепловые потери
известны.
Кроме перечисленных явлений в тепловых приемниках излучения
можно использовать другие тепловые эффекты: тепловое расширение;
зависимость термоэлектронной эмиссии от температуры оксидных ка-
тодов; изменение показателя преломления; сдвиг границы пропуска-
ния некоторых полупроводников в зависимости от температуры;
испарение тонкой пленки жидкости при поглощении ею энергии лу-
чистого потока (эвапорография); возникновение электрических заря-
дов на поверхности кристаллических диэлектриков при их нагревании
(пироэлектричество) и др.
Ко второй группе приемников теплового излучения относятся
фотоэлектрические приемники, в которых используются три вида
фотоэлектрического эффекта: внутренний, внешний и в запирающем
слое. Для всех типов фотоэлектрических приемников излучения ха-
рактерным является то, что падающий поток излучения генерирует
дополнительные носители тока. Спектральная чувствительность ма-
териалов фотоэлектрических приемников связана со спектром погло-
щения, который определяется структурой энергетических зон. Поэто-
му в отличие от тепловых приемников они имеют неодинаковую чув-
ствительность к излучению для различных длин волн.
114
Фотоэлектрические приемники. В основе работы полупроводнико-
вых фотоэлектрических приемников излучения, охватывающих в ос-
новном ближнюю и среднюю инфракрасные области, лежит внутрен-
ний фотоэффект (фотопроводимость и фотогальваномагнитный эф-
фект). Электропроводность собственного полупроводника обусловле-
на потоком электронов в зоне проводимости и перемещением дырок
в валентной зоне. Фотопроводимость в собственном полупроводнике
проявляется в том случае, когда энергия поглощаемых фотонов пре-
вышает ширину запрещенной зоны. В результате электроны валент-
ной зоны возбуждаются до перехода в зону проводимости, оставляя
дырки в валентной зоне. Под действием приложенного электриче-
ского поля образовавшиеся электроны и дырки текут в противопо-
ложных направлениях, что увеличивает проводимость приемника и
и фиксируется приборами.
В том случае, когда полупроводник имеет примеси, в нем могут
возникнуть дополнительные уровни внутри запрещенной зоны.
У примесного полупроводника n-типа энергетические уровни примеси
(донора) находятся вблизи зоны проводимости. В таком полупровод-
нике электроны донора в результате возбуждения лучистым потоком
переходят в зону проводимости, создавая электронную проводимость.
При этом энергия фотонов, возбуждающих эти электроны, меньше,
чем ширина запрещенной зоны чистого полупроводника. Полупро-
водник, у которого энергетические уровни примеси (акцептора) нахо-
дятся вблизи валентной зоны, называется полупроводником р-типа.
Так как примесные атомы такого полупроводника имеют меньшую
валентность, чем атомы основной решетки, то при возбуждении элек-
троны могут перейти из валентной зоны на примесные уровни, обра-
зуя дырки проводимости в валентной зоне.
Граница спектральной чувствительности чистого полупроводника
определяется шириной запрещенной зоны ЛЕ. Если энергия фотона
hx—hc X-1 равна или больше ширины запрещенной зоны ЛЕ, то фо-
тон поглощается и образует пару электрон — дырка. Фотоны, которые
обладают меньшей энергией, чем ЛЕ, не будут образовывать носи-
телей тока. Очевидно, что длинноволновая граница проводимости
будет равна:
he 1,24
= д/т > мкм. (3-17)
В примесных полупроводниках длинноволновая граница превос-
ходит порог, определяемый ЛЕ для того же чистого полупроводника,
поскольку разности энергий между примесными уровнями и нижней
границей зоны проводимости ЛЕп и между примесными уровнями
и верхней границей валентной зоны ЛЕР являются меньшими, чем
ЛЕ. Отсюда вытекает, что полупроводники с относительно широкой
запрещенной зоной (например, германий, кремний) обнаруживают
чувствительность к длинноволновому излучению только благодаря
введению примесей в кристаллическую решетку. Так как концентра-
ция примеси на много порядков ниже концентрации атомов основной
решетки, то примесное поглощение и интенсивность фотовозбуждения
значительно слабее собственного.
У примесных полупроводников концентрация неионизированных
атомов примеси, играющих основную роль в образовании фототока,
зависит от температуры полупроводника. С увеличением температу-
ры степень ионизации увеличивается и тем самым уменьшается ко-
3* 115
личество атомов примеси, участвующих в процессе фотопроводимости.
Одновременно тепловая ионизация увеличивает концентрацию носи-
телей тока, что приводит к повышению уровня шума и, следователь-
но, ухудшает пороговую чувствительность. Таким образом, приме-
нение охлаждения полупроводников до температуры ниже 100 К
улучшает качество приемника, так как уменьшает тепловое возбуж-
дение электронов и эффективно улучшает пороговую чувствитель-
ность. При понижении температуры полупроводника изменяется
длинноволновая граница чувствительности. В одних случаях она
перемещается в сторону меньших длин волн, в других — в сторону
больших.
Внутренний фотоэлектрический эффект используется в приемни-
ках излучения, где чувствительным элементом служит фотосопротив-
ление. Через чувствительный элемент пропускается электрический
ток. Под действием падающего на приемник излучения его электри-
ческое сопротивление изменяется. Падение напряжения на фото-
сопротивлении изменяется непосредственно или после соответствую-
щего усиления.
Наибольшее распространение получили фотосопротивления из
PbS, CdS, Bi2O3, CdSe и др. Охлаждаемые фотосопротивления изго-
товляют из монокристаллов германия с примесью золота (60 К), гер-
мания с примесью ртути (30 К) и германия с примесью цинка
(10 К).
Фотогальваномагнитные приемники. Фотогальваномагнитный эф-
фект наблюдается у собственных полупроводников, помещенных
в магнитное поле. Фотоны, энергия которых больше ширины запре-
щенной зоны, создают в полупроводнике электронно-дырочные пары
в основном у облучаемой поверхности. Здесь непрерывно протекает
процесс диффузии носителей тока от поверхности в глубь полупро-
водника. Если полупроводник помещен в магнитное поле, которое
направлено по нормали к падающему излучению, то происходит
разделение носителей тока. Движущиеся дырки и электроны откло-
няются магнитным полем в противоположные концы полупроводни-
ка, между которыми возникает разность потенциалов. Изменение
потока излучения вызывает пропорциональное изменение разности
потенциалов.
Фотогальванические приемники. Приемники, у которых исполь-
зуется фотоэлектрический эффект в запирающем слое (вентильный
эффект), основаны на возникновении фото-э. д. с. под действием из-
лучения на металл, находящийся в контакте с полупроводником,
или на полупроводник с р-«-переходом. При электрическом контакте
двух полупроводников из одного материала, но обладающих прово-
димостью «-типа и проводимостью p-типа, на границе образуется
потенциальный барьер. Образование потенциального барьера объ-
ясняется диффузией электронов из «-области в p-область и диффузи-
ей дырок в обратном направлении по причине разности концентраций
соответствующих носителей тока по обе стороны раздела. В резуль-
тате ухода электронов в «-области вблизи границы остается неком-
пенсированный положительный объемный заряд неподвижных иони-
зированных доноров. В свою очередь в p-области из-за ухода дырок
вблизи границы образуется отрицательный объемный заряд непод-
вижных ионизированных акцепторов. Заряды противоположного
знака препятствуют дальнейшему перемещению носителей тока, обра-
зуя запорный слой. Увеличение концентрации носителей тока, вызван-
ное потоком излучения, увеличивает пропорционально потенциальный
116
барьер на границе двух полупроводников. Возникающая в приемнике
фото-э. д. с. может измеряться непосредственно.
Приемник с р-п-переходом может быть также использован как
переменное сопротивление, величина которого зависит от интенсив-
ности излучения. В этом случае к чувствительному элементу при-
кладывается напряжение в запорном направлении. Под действием,
излучения происходит изменение величины потенциального барьера,
что приводит к изменению сопротивления и падению напряжения
на приемнике. Такой режим работы приемника называется фото-
диодным.
Фотоэмиссионные приемники излучения. Электроны некоторых
веществ способны возбуждаться тепловым излучением до уровней
энергий, достаточных для выхода за пределы * поверхности этого
вещества. В фотоэлементе вылетевшие с фотокатода электроны мо-
гут быть собраны на аноде под действием приложенного напряжения.
Для каждого вещества фотокатода согласно выражению (3-17) суще-
ствует граничная частота или длинноволновая граница (наибольшая
длина волны), за которой внешний фотоэффект не наблюдается. Эта
граница определяется суммой ширины запрещенной зоны и работы
выхода электрона в вакуум. Работа выхода соответствует минималь-
ной энергии, необходимой для преодоления потенциального барьера
на поверхности фотокатода. Эффективность работы фотокатода ха-
рактеризуется квантовым выходом — отношением числа фотоэлектро-
нов к числу падающих фотонов. В вакуумных фотоэлементах коли-
чество эмиттируемых электронов пропорционально интенсивности из-
лучения в том случае, если все вылетающие из катода электроны
попадают на анод. Однако у многих фотоэлементов такая линейная
зависимость соблюдается лишь при малых потоках излучения. Инер-
ционность вакуумного фотоэлемента мала и составляет 10-8—10_9 с.
В газонаполненных фотоэлементах допустим значительно больший
ток, чем в вакуумных. Увеличение в них тока в 5—7 раз достигается
за счет ионизации молекул инертного газа, а также за счет бомбар-
дировки поверхности фотокатода положительными газовыми ионами.
У газонаполненных фотоэлементов инерционность гораздо больше,
чем у вакуумных, и кроме того их характеристики менее линейны.
Фотоэлементам свойственно утомление, т. е. понижение чувстви-
тельности в результате длительного облучения фотокатода, при этом
газонаполненные фотоэлементы утомляются значительно сильнее, чем
вакуумные. Наиболее распространенными фотокатодами являются:
сурьмяно-цезиевые, кислородно-цезиевые, висмуто-серебряно-цезиевые,
многощелочные, цезий-теллуровые и др.
Более мощное средство усиления фототока, чем в газонаполнен-
ных фотоэлементах, заключается в использовании вторичной элек-
тронной эмиссии в фотоумножителях. Явление вторичной эмиссии
наблюдается при ударе электронов, обладающих достаточной энер-
гией, о поверхность тела. В результате удара из тела вылетают вто-
ричные электроны. Число вторичных электронов может в несколько
раз превышать число первичных электронов. Описанный эффект
используется в фотоумножителях, где лучистый поток падает на
фотокатод и освобождает первичные электроны. Эти электроны под
воздействием ускоряющего электрического поля попадают на элек-
трод и выбивают из него вторичные электроны. Каждый первичный
электрон рождаег в среднем 3—10 вторичных электронов. Вылетев-
шие из первого электрода вторичные электроны снова ускоряются
электрическим полем, падают на следующий электрод и выбивают
117
из него еще большее количество вторичных электронов. Повторение
этого процесса приводит к увеличению первичного тока в миллион
раз. У фотоумножителей используются те же типы фотокатодов,
что и у фотоэлементов. Фотоумножители применяются главным обра-
зом для измерения малых лучистых потоков.
Помимо перечисленных выше тепловых и фотоэлектрических при-
емников для измерения лучистых потоков используются также фо-
тографические методы. Отличительной чертой фотографического ме-
тода является то, что при этом происходит суммирование фотохи-
мического действия излучения. Для определения интенсивности
изучения используются методы фотографической фотометрии. По
сравнению с другими методами достоинства фотографической фото-
метрии проявляются тогда, когда интенсивность излучения очень
мала.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
3-1. «Metrologia», 1969, v. 5, № 2, р. 35.
3-2. Положение о Международной практической темпратурной
шкале 1948 г. Редакция 1960 г. Труды институтов Комитета стан-
дартов, 1962 г., вып. 63 (12), с. 151.
3-3. Коган А. В.— «Теплофизика высоких температур», 1965,
т. 3, № 5.
3-4. Гуревич А. М.— «Заводская лаборатория», 1950, т. 16, №11.
3-5. Свет Д. Я. Объективные методы высокотемпературной пи-
рометрии в непрерывном спектре излучения. М., «Наука», 1968.
3-6. Бриллиантов Н. А., Линьков В. И., Стрелков П. Г.— «Труды
МГИМИП», 1950, вып. 3, с. 3.
3-7. Barber С. R.— «Journ. Scient. Instrum.», 1950, v. 27, p. 47.
3-8. Meyer С. H.— «Journ. Res. Nat. Bur. Standards», 1932, v. 9,
p. 807.
3-9. Гордое A. H. Основы пирометрии. M., «Металлургия», 1964.
3-10. Свет Д. Я.— В кн.: Экспериментальная техника и методы
исследования при высоких температурах. М., Изд-во АН СССР,
1959, с. 546.
3-11. Tingwaldt С., Schley U.—«Zeitschr. fur Instrument», 1961,
Bd. 69, H. 7.
3-12. Свет Д. Я.—«Измерительная техника», 1960, № 6.
3-13. Саяпина В. И., Свет Д. Я.—«Журнал прикладной спектро-
скопии», 1968, т. 9, № 2.
3-14. Pepperhoff W.—«Zeitschr. fur Angew. Physik», 1960, Bd. 12,
S. 168; «Arch. Eisenhiittenwes.», 1959, Bd. S. 131.
3-15. Гаррисон T. P. Радиационная пирометрия. M., «Мир», 1964.
3-16. Джемисон Дж. Э., Мак-Фи Р. X. и др. Физика и техника
инфракрасного излучения. М., «Советское радио», 1965.
3-17. Марголин И. А., Румянцев Н. П. Основы инфракрасной
техники. М., Воениздат, 1957.
3-18. Смит Р., Джонс Ф., Чесмер Р. Обнаружение и измерение
инфракрасного излучения. М., Изд-во иностр, лит., 1960.
3-19. Марков М. Н. Приемники инфракрасного излучения. М.,
«Наука», 1968.
3-20. Кременчугский Л. С. — «Приборы и техника эксперимента»,
1970. № 3.
3-21. Преображенский В. П. Теплотехнические измерения и при-
боры. М.— Л., Госэнергоиздат, 1953.
Ц8
3-22. Попов М. М. Термометрия и калориметрия. М., Изд-во
МГУ, 1954.
3-23. Ковалевский В. А., Боярский Л. А.— «Измерительная тех-
ника», 1958. № 6.
3-24. Кандыба В. В., Ковалевский В. А.—«Доклады АН СССР»,
1956, т. 108, с. 633.
3-25. Ковалевский В. А., Иосельсон Г. Л., Кандыба В. В.—
«Измерительная техника», 1956, № 2.
3-26. Daupnince Т. М., Preston-Thomas И,— «Rev. Scient.
Instrum.», 1954, v. 25, № 9.
3-27. Шефтель И. Т. Термосопротивления. Л., Изд-во Института
полупроводников АН СССР, 1957.
3-28. Нечаев Г. К. Термосопротивления в температурном конт-
роле. Киев, Гостехиздат, 1969.
3-29. Беленький Б. И., Минц М. Б. Высокочувствительные уси-
лители постоянного тока с преобразователями. Л., «Энергия»,
1970.
3-30. Электроизмерительные приборы (каталог). ЦНИИТЭИ при-
боростроения. М., 1968.
3-31. Крахмальникова Г. А. Труды институтов Комитета стан-
дартов, 1963, вып. 71 (131), с. 46.
3-32. Боярский Л. А., Ковалевский В. А.—«Измерительная тех-
ника», 1960, № 1.
3-33. Финкельштейн В. Е., Старунов Н. Г.— «Измерительная
техника», 1960, № 1.
3-34. Финкельштейн В. Е., Старунов Н. Г.— «Приборы и техни-
ка эксперимента», 1960, № 3.
3-35. Лапина Э. А. Труды институтов Комитета стандартов,
1963, вып. 71 (131), с. 62.
3-36. Финкельштейн В. Е. и др.— «Теплофизика высоких темпе-
ратур», 1968, т. 6, № 4.
3-37. Шрамко Ю. П.— «Теплофизика высоких температур», 1967,
т. 5, № 2.
3-38. Гренишин С. Г., Солодовников А. А., Старцев Г. П. Тру-
ды ВНИИМ, № 1, 1958, с. 57.
3-38а. Гренишин С. Г., Старцев Г. П. — «Оптико-механическая
промышленность», 1956, № 2.
3-39. Платунов Е. С., Федоров В. Б.— «Теплофизика высоких
температур», 1964, т. 2, № 4.
3-39а. Платунов Е. С., Шрамко Ю. П. — «Теплофизика высоких
температур», 1967, т. 5, № .1.
3-40. Хрусталев Б. А., Раков А. М.— В кн.: Теплообмен, гидро-
динамика и теплофизические свойства веществ. М., «Наука», 1968,
с. 191.
3-41. Эргардт Н. Н. Труды институтов Комитета стандартов,
1961, вып. 51 (111), с. 73.
3-42. Коган А. В.—«Измерительная техника», 1967, № 12.
3-43. Кандыба В. В. и др. «Бюллетень технической информа-
ции», Киев, 1956, с. 12.
3-44. Катыс Г. П. Оптические датчики температуры. М.— Л.,
Госэнергоиздат, 1959.
3-45. Коган М. П.— «Вестник машиностроения», 1955, № 12.
3-46. Брыкушин Н. И. Труды институтов Комитета стандартов,
вып. 42 (102), 1960, с. 69.
3-47. Эргардт Н. Н.— «Измерительная техника», 1968, № 10.
119
3-48. Адаховский А. П., Гордое А. Н. и др. Труды институтов
Комитета стандартов, 1960, вып. 42 (102), с. 29.
3-49. Кандыба В. В.— «Измерительная техника», 1956, № 1.
3-50. Данишевский С. К., Смирнов Н. И. и др.— «Приборы и
средства автоматизации», 1962, № 2.
3-51. Данишевский С. К. и др.— «Измерительная техника», 1968,
№ 7.
3-52. Финкельштейн В. Е. Труды ВНИИМ, 1958, вып. 35 (95),
с. 36.
3-53. Рибо Г. Оптическая пирометрия. М., ГТТИ, 1934.
3-54. Крамп Л. И., Юрьев М. А.— «Точная индустрия», 1935,
№ 9, № 10.
3-55. Кандыба В. В.— «Заводская лаборатория», 1956, № 1.
3-56. Данишевский С. К., Ипатова С. И. и др.— «Измеритель-
ная техника», 1966, № 4.
3-57. Радиационный пирометр РАПИР. Госплан СССР,
ЦИНИКА, 1958. Изд. ЦБТИ.
ГЛАВА ЧЕТВЕРТАЯ
МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ИНТЕГРАЛЬНОЙ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНОЙ СПОСОБНОСТИ
Несмотря на широкое разнообразие методов исследо-
вания и конструкций экспериментальных установок для
определения интегральной излучательной способности
в отечественной литературе имеется крайне мало работ,
обобщающих накопленный к настоящему времени опыт.
В основном же как в монографиях [Л. 4-2, 4-3], так и
в отдельных статьях [Л. 4-4,4-5] имеются лишь очень крат-
кие описания методов и соответствующих конструкций
установок. Наиболее подробным обзором является ста-
тья Л. А. Новицкого [Л. 4-1]. Из имеющейся зарубежной
литературы следует отметить изданные труды несколь-
ких симпозиумов по тепловому излучению, проведенных
Национальным управлением по аэронавтике и исследо-
ванию космического пространства США (Л. 4-6—4-8], где
собрано большое число статей по исследованию излуча-
тельных характеристик различных веществ в широком
диапазоне температур — от гелиевых до 3 000 К. Однако
подробного обзора имеющихся методов исследования
эти труды также не содержат.
Среди большого числа имеющихся методов исследо-
вания интегральной излучательной способности можно
выделить два основных: радиационный и калориметри-
ческий. В последние годы получили развитие также не-
стационарные методы.
120
4-1. РАДИАЦИОННЫЙ МЕТОД
Определение интегральной излучательной способно-
сти радиационным методом (методом приемника) состо-
ит в сравнительном измерении специальным термопри-
емником лучистой энергии, испускаемой исследуемым и
абсолютно черным телом или телом, излучательная спо-
собность которого известна. Радиационный метод явля-
ется универсальным. Его можно применять практически
для всех веществ при любых температурах.
Экспериментальные установки для определения ин-
тегральной излучательной способности радиационным
методом имеют печь или другое устройство для нагрева-
а — схема осуществления радиационного метода измерения интегральной нор-
мальной излучательной способности; б — схема «условного» радиометра.
ния образца до нужной температуры и приемник излуче-
ния. Работа отдельных видов приемников полного излу-
чения рассмотрена в гл. 3. Поэтому здесь мы не будем
рассматривать выбор того или иного приемника, а оста-
новимся лишь на общих вопросах, связанных с реали-
зацией радиационного метода.
Если в системе нет фокусирующей оптики и образец
1 с температурой Л излучает на приемник 2 (рис.4-1,а),
поверхность которого является абсолютно черной, то
лучистый поток, падающий на приемник, может быть
рассчитан, если известна геометрия системы. Как прави-
ло, в системе всегда имеются диафрагмы, определяющие
площадь визирования на исследуемом теле.
В данном случае телесный угол со, в котором распро-
страняется излучение от каждого элемента образца,
определяется площадью приемника, т. е. co=F2/Z2. На
1?1
образце можно выделить площадку bob, для которой
этот телесный угол можно считать постоянным. Кроме
этой площадки, на приемник попадает излучение с коль-
цевой площадки образца, расположенной между точками
b и а. Излучение с кольца виньетируется диафрагмой
dd. Если элемент площадки, расположенный вблизи
точки Ь, посылает на приемную площадку излучение в
телесном угле, близком к со, то элемент вблизи точки а
посылает излучение на приемную площадку практически
в нулевом телесном угле. Как правило, приемную пло-
щадку термоприемника делают малой по сравнению с
расстоянием до объекта. Это приводит к существенному
уменьшению виньетируемой площадки. Следует иметь
в виду, что обычно перед приемной площадкой стоит
вторая диафрагма, но ее можно не принимать во внима-
ние, поскольку расстояние между этой диафрагмой и
приемной площадкой мало, и считать, что воспринимаю-
щая излучение поверхность равна площади диафрагмы.
Наличие большой виньетируемой площадки является
нежелательным, так как необходимо обеспечивать посто-
янство температуры на всей как невиньетируемой, так
и виньетируемой площади, а удельные потоки излучения
на приемный элемент с виньетируемой площади меньше.
Поэтому стараются систему диафрагмирования сделать
такой, чтобы обеспечить максимальный сигнал при воз-
можно меньшей общей площади визирования.
Так как соотношение между виньетируемой и невинье-
тируемой площадками остается постоянным при измере-
ниях и при градуировке, мы не будем для простоты кар-
тины рассматривать вклад виньетируемой площадки.
Схема такого «условного» радиометра показана на
рис. 4-1,6. Поток излучения, посылаемый площадкой Fi
объекта на приемник площадью F2, равен:
Qn = ^эфф "уг •
Следует иметь в виду, что под яркостью объекта
здесь понимается эффективная яркость, которая опреде-
ляется как собственная яркость плюс дополнительная
яркость за счет потока, падающего от диафрагмы
и других частей установки на площадку Fi и отра-
женного в направлении приемника. При этом нужно
учитывать, что яркость реального объекта зависит от
направления. Практически любой приемник, используе-
122
мый для измерения интегральной излучательной способ-
ности радиационным методом, регистрирует излучение
лишь в сравнительно узком телесном угле. В случае,
представленном на рис. 4-1, б, центральная часть пло-
щадки Fi посылает на F2 нормальное излучение, в то
время как периферийные участки посылают излучение
по углом а к нормали. Обычно приемник расположен
достаточно далеко от исследуемого объекта, угол а — не-
большой, а зависимость яркости от угла вблизи нормали
слабая, поэтому считают, что измеренная излучательная
способность при расположении оси приемника по норма-
ли к визируемой площадке является «нормальной».
В этом случае можно записать:
Qi 2:=: эфф •
Попадающий на приемную площадку поток излуче-
ния повышает температуру термоприемника. Для расче-
та зависимости изменения температуры от величины
падающего потока излучения необходимо составить ура-
внение теплового баланса термоэлемента с учетом всех
источников и стоков тепла. Этот вопрос рассмотрен ра-
нее в гл. 3. Необходимо отметить, что приемники излу-
чения могут иметь линейные и нелинейные характеристи-
ки. Наибольшее распространение при определении ин-
тегральной излучательной способности получили
приемники с так называемыми «линейными» характери-
стиками, т. е. приемники, величина показаний (сигнал)
которых пропорциональна (с какой-то точностью) па-
дающему на них от образца результирующему потоку
излучения, т. е.
Qi2—kiS,
где ki— коэффициент пропорциональности, aS — пока-
зание термоприемника.
Для линейных приемников наиболее простой метод
определения излучательной способности — визирование
приемника на исследуемый объект и на черное тело
(эталонный излучатель) с одной и той же температурой.
В этом случае обычно установку конструируют таким
образом, чтобы эффективное излучение образца было
возможно ближе к собственному. С этой целью все дета-
ли установки зачернены, находятся на большом рассто-
янии от образца и имеют низкую по сравнению с образ-
цом температуру. Поэтому расчетное соотношение будет
123
выглядеть так:
ff — bn _ S
Stn—- 0 SO-
un
Но условие постоянства температуры черного тела
и исследуемого объекта не является обязательным. Для
нахождения ki приемник можно визировать на черное
тело с произвольной температурой Топ Тогда
b^F^ktf; и
При определении е/п приемник визируется на иссле-
дуемое тело с температурой Т. Тогда
b^F^k.S
ИЛИ
6 = НО b = &tnba.
Тогда
(4-1)
Вопрос линейности используемого приемника излуче-
ния, однако, не является простым. Линейность может
быть обеспечена лишь в определенном интервале падаю-
щих потоков и с определенной точностью. Поэтому в об-
щем случае приемник излучения следует считать нели-
нейным. Тогда наиболее распространенной схемой
осуществления радиационного метода является схема,
основанная на равенстве сигналов от исследуемого об-
разца и черного тела (эталона) с разными температу-
рами.
При полной воспроизводимости условий эксперимен-
та в случае измерения сигналов от образца и от черно-
го тела при равенстве сигналов равны результирующие
потоки излучения:
Ьп ^-F.-ЬО (Г2) Fj^b^TJ^-F,-
- ba (Л) F2^. (4-2)
124
Эффективная яркость образца определяется собст-
венным и отраженным излучением. Если считать, что
температура всех частей установки, окружающих обра-
зец, равна температуре приемника и равна Т2, и все
части установки с поверхностью FyCT являются абсолют-
но черными, то они посылают на образец поток излуче-
ния
оу-4 р
и 1 2 1 УСТ Р
г уст
Из этого потока излучения на .приемник отразится
07-4 I? 1 /*" 2
Pin обрЗ 2 рГВ 9
где ptn обр — нормальная интегральная отражательная
способность образца с температурой Т для излучения,
падающего от черного тела с температурой Т2. Из фор-
мулы (4-2) следует:
+Р1П обр3’71 Ft А
U 7Г 12
или
+ (4-3)
Тогда окончательную формулу можно записать:
7-4 Л т4
1 0 Р*п обр7 2
stn --- уч
(4-4)
В такохМ виде, как правило, расчеты провести нельзя,
так как невозможно определить pin обр. Поэтому учиты-
вая, что обычно величина pin обрТ42 мала, почти всегда
принимают, что ptn обр=1—&tn, и тогда
7^4
________ У0 " У2
stn Ti _ Г4 •
(4-5)
Последняя формула используется в большинстве
работ. Однако почти нигде не оценивается погрешность
из-за принятого допущения.
К сожалению, все имеющиеся приемники излучения
не являются абсолютно черными. Это может привести
к дополнительной погрешности в определении излуча-
тельной способности.
125
Рассмотрим этот случай. При учете теплообмена
между образцом и приемником необходимо воспользова-
ться уравнениями, применяемыми для теплообмена не-
серых тел. Для некоторого упрощения задачи примем,
что окружающие образец части установки (кроме при-
емника) являются абсолютно черными и имеют темпе-
ратуру Т2. Результирующий поток излучения между об-
разцом и приемником в соответствии с уравнением
теплового баланса запишется в виде
Qpi2 ‘— (Ef эфф1 Et эффг) F
где ft эфф — плотность потока интегрального эффектив-
ного излучения; <Pi2 “ средний угловой коэффициент с об-
разца на приемник.
В соответствии с определением
Еэфф = £собст+ (1—СЦ пад}£пад,
где агпад — интегральная поглощательная способность
для падающего излучения; £Пад — плотность потока па-
дающего излучения.
Падающий на приемник поток энергии излучения
складывается из собственного и отраженного излучения
образца и излучения боковых стенок (окружающих ча-
стей установки). Обозначим поток за счет собственного
и отраженного излучения образца Qi. Излучаемый при-
емником эффективный поток излучения определяется
собственным излучением приемника плюс отраженной
частью падающего от образца эффективного излучения.
Обозначим его Q2. Кроме того, будем считать, что как
в случае градуировки, так и в случае измерения излуча-
тельной способности приемник воспринимает от окру-
жающих абсолютно черных частей установки с темпе-
ратурой Т2 и поверхностью FyCT поток излучения Фбок.ст.
Тогда можно записать:
Qp = Qi+Фбок.ст—Qi,
Q. = £+(1 - ^пад) '% X
V F ^2
А уст /'уст я/2 ’
Здесь принято, что площадь приемника пренебрежи-
мо мала по сравнению с поверхностью всех окружающих
126
частей установки;
Q2 ~ £tn приема а°^2 ^2 “Ь (1 ^72пад) X
X + (! - <!,,„) № х
X ^2 ] 4“(1 “ ^Г/2пад)^бок.ст-
В формулах а^пад — интегральная поглощательная спо-
собность образца для излучения, падающего от окружаю-
щих частей установки; я/зПад — интегральная поглоща-
тельная способность приемника для эффективного излу-
чения, падающего от образца; — интегральная по-
глощательная способность приемника для излучения, па-
дающего от боковых стенок. В случае визирования прием-
ника на черное тело с температурой То:
по °ого Л^2 .
Q2— sin приема0^ 1 “^пад) X
X 12 4“(1 ^\пад)^бок.ст-
Если при этом сигналы приемника равны, то равны
и результирующие потоки. Тогда
л /2 TP ° 1 2 „/2
4"Q6ok.ct £in приема0 ^2 ^2 (1 ^/2пад) X
Хр—-р^+<’ °’Т'гХ
X ^22 ] (I ““ а\2пад)Фбок.ст =
__ ° ^0 ^1^2 _1_/Э о ^.ОТ*4 77
— [2 “Г'хбок.ст ®tnприема0 2 2 г2
n °°Tn F F
- (> - < J -ТГ -(• - «»...«
127
Отсюда получаем:
еыЛ + (1-^1Пад) Т\ - (1 - а/1Пад) X
X № + (1 - аЛпад) Т4 ] = Т4 — (1-<пад) Т4. (4-6)
Нетрудно видеть, что при = а/з11ад = 1, т. е. при
абсолютно черном приемнике, это уравнение обращается
в (4-3).
В общем случае мы получили довольно сложное
уравнение. Сложность его заключается в необходимости
вычисления интегральных коэффициентов поглощения
образца и приемника для излучения, падающего соот-
ветственно от окружающих образец частей установки и
от образца. Эти вычисления можно сделать лишь на
основании данных по монохроматической излучательной
способности образца и монохроматической поглощатель-
ной способности приемника. Если последние обычно име-
ются, то данные по монохроматической излучательной
способности образца не известны либо известны лишь
в узком интервале длин волн. Тем не менее величину
погрешности от обычно принимаемых допущений с це-
лью упрощения расчетных соотношений необходимо
учитывать.
Сделаем оценки возможных погрешностей для одного конкрет-
ного примера. Предположим, что в качестве приемника используется
полупроводниковый болометр БКМ-5(б). Типичная кривая зависимо-
сти поглощательной способности этого болометра от длины волны
Рис. 4-2. Зависимость поглоща-
тельной способности болометра
БКМ-5 от длины волны.
(представлена на рис. 4-2. Пред-
положим далее, что этот боло-
метр мы используем для изме-
рения интегральной нормаль-
ной излучательной способности
вольфрама при 1 400 К. Вольф-
рам обладает типичной для ме-
таллов сравнительно низкой из-
лучательной способностью, по-
этому в данном случае мы смо-
жем судить о максимально воз-
можных ошибках при выбран-
ной температуре. Согласно
имеющимся в литературе дан-
ным 8/п вольфрама можно
принять равной 0,127. Если бы приемник излучения был абсолютно
черным, то его сигнал от вольфрама при 1 400 К был бы равен
в соответствии с формулой (4-4) сигналу от черного тела при
83'8,7 К. Но у нас приемник не абсолютно черный. Рассчитаем, исхо-
дя из этого, другое значение гш вольфрама, полагая, что равенство
сигналов имеет место при тех же температурах.
128
Для этого необходимо вычислить интегральные поглощательные
способности ^1Г1ад» «/2Пад и а/2чад, входящие в формулу (4-6). Расчет
величины (1—Л/1Яад) проводился по формуле
00
[ ^Х, Т =293К “ еХ/г)
U —Лиад) ,
J ^Х,Г=293К^
О
где г=293к—интенсивность излучения обсолютно черного тела при
293 К; —монохроматическая излучательная способность вольф-
рама.
Для нашего случая было найдено, что (1—я^пад) = 0,954.
Величина л^пад вычислялась по формуле
00
JaX eXn^X,T—1400К^^“
________ _0__________________
^/2пад оо____________________’
J еХ^Х,Т^1400К^
О
а величина я? пад — по формуле
00
J аХ^Х,Г=838,7
^0 =_о____________________
^Зпад оо
j ^Х,Т= 838,7^
О
Здесь — монохроматическая поглощательная способность боло-
метра.
Нетрудно видеть, что расхождения в а^пад и будут связаны
в основном со смещением максимума зависимости интенсивности из-
лучения черного тела от длины волны с температурой. Чем больше
разница температур между То и 7' (чем меньше излучательная спо-
собность), тем больше разница в л^пад и ^пад. В нашем конкрет-
ном случае оказалось, что я^пад = 0,96, а а® ад == 0,91.
Это приводит к тому, что расчет интегральной нормальной из-
лучательной способности по формуле (4-6) дает величину £tn =
=0,121. Последнее означает, что расчет по приближенной формуле
(4-6), выведенной на основании допущения об абсолютно черном
приемнике, даст ошибку, в нашем случае равную 5%. С этой ошиб-
кой нельзя не считаться. Поэтому при анализе данных, полученных
радиационным методом, необходимо знать характеристики приемника
излучения и (хотя бы приближенно) зависимость монохроматической
излучательной способности исследуемого материала от длины волны.
9—192 129
После вывода общих соотношений для результирующего потока из-
лучения, использованных при получении (4-6), следует вернуться
к проведению эксперимента по определению интегральной излуча-
тельной способности с использованием линейного относительно ре-
зультирующего потока приемника излучения (метод равных темпе-
ратур).
Рассмотрим погрешность, возникающую при использовании фор-
мулы (4-1). Если линейный приемник излучения является черным, то
результирующий поток излучения от образца с температурой Т
к приемнику с температурой Т2 при тех же допущениях вызовет сиг-
нал Si. В этом случае можно записать следующее соотношение:
etna»T*Fi<fi2 + (1 — а/1Пад) (fyciFycubs + +
4" °° гует ^"T^F2<р21 = k2S2.
Учитывая, что Ft<ft2 = F2<?21-, Fyei<fycilft2 =Ft<fITei<fI2=F2<f21<f„a;
^устТумг = F2<f2YeT; fiyer “b Ti2 = । > получаем:
е,яТ*+(1-Л<|Пад) Г*-/•< = «>,,
где в коэффициенте k учтен и геометрический фактор. Для черного
тела с той же температурой можно записать:
7j = feS«.
Поделив одно выражение на другое, получим:
®*п7Ч"“"а*1пад7'2 Si
Г4 So ‘ (4"?)
Это несколько более строгое выражение, чем (4-1). Оно показы-
вает, что всегда желательно температуру окружающей среды (кор-
пуса приемника) делать много ниже температуры исследуемого об-
разца, тогда вторым членом числителя первой дроби можно прене-
бречь.
Например, в нашем случае для вольфрама при Т = 1 400 К, хотя
д^пад= величина я^пад^г от etn^4 составляет меньше 0,1%,
и ее в технических измерениях можно не учитывать. Однако в общем
случае нужно в расчете погрешности использовать оценки по фор-
мулам (4-7) и (4-1).
Если приемник не является абсолютно черным, то соотношение,
аналогичное (4-7), будет выглядеть следующим образом:
etn°0^4^,2’P2i + (1 —Я^пад) °°^2^2?21+ °°^2^2’Р2УСТ
— efn приемы0 ° ^2^'2?2уст приемы0 ° 0 ‘ ^/2пад)
X [efn°0^4^2?21 + (1 — ^71Пад) о0^,2^2сР21+о0^,2^2?2уст] =
130
После прёобразований получим:
Т4 I (1 /» \ 7'4 I ( ^2УСТ У2УСТ
Чп* + О — ^1Пад) Т2 + Т2 I — — efn пРиемн — *
etп пРиемн у (1 ^пад)
e^ + Cl-^J^+^X
Х^- = *S„
<?21 J
При визировании приемника на черное тело с topi же темпера-
турой Т можно записать:
7^4 т4 ( ?2УСТ ?2УСТ \
1 '21 — efn пРиемн — etn пРиемн
\ ?21 ?21 У
- (1 I + 7-2 = >&.
\ ^21 /
После преобразований двух предыдущих выражений и деления
одного на другое получим:
_ 7^4 I [ 1 ___п I Угуст ?2УСТ \т4
efn' “Г I 1 а/хпад л“ — efn приемы — stn пРиемн 1'2
\ ?21 ?21 /
Т4 Т4 I ^2уст <?2уст
' г ' 2 I — ef л пРиемн — etn приемн
\ ?2i ?21
-(’-^пад) Ь^+Н-^пад)^ + |
|_ *21 -
X (т*+ Ti-1—
\ ?2> J
(4-8)
Оценим расхождения в результатах расчета по формулам (4-1)
и (4-8) для указанного ранее случая. Расчеты показывают, что для
вольфрама при 1 400 К ^72пад— 0,96, а для черного тела при 1 400 К
— 0’95* ^T0 приводит к значению егп=0,124, если Sj/S°=0,127T
т. е. в нашем случае допущение о том, что приемник поглощает все
падающее на него излучение, может привести к дополнительной
погрешности в 2,5%-
Сравнение оценок в случае обработки экспериментальных данных
по методу равных температур и по методу равных потоков пока-
ди 131
зывает, что для нашего случая использование линейного приемника
в случае сравнительно небольших отличий поглощательной способ-
ности от единицы может дать меньшую дополнительную погрешность.
Правда, приемник всегда является не строго линейным, и в каждом
случае сравнение нужно проводить индивидуально.
Очень часто при определении излучательной способ-
ности радиационным методом возникает необходимость
размещения приемника излучения вне вакуумной каме-
ры. В этом случае приходится учитывать поглощение
в смотровом окне и атмосфере. Кроме того, для повыше-
ния величины потока излучения, падающего на термо-
приемник с единицы поверхности исследуемого образца,
иногда применяют оптические элементы: зеркала и
линзы.
Для определения излучательной способности широко
используют выпускаемые промышленностью радиацион-
ные пирометры. Зеркала и линзы вносят искажения
в тепловой поток, приходящий к приемнику излучения.
Отражательная способность зеркал не равна 100% и
зависит от длины волны. Пропускательная способность
линз также не равна 100%, существенно меняется в за-
висимости от длины волны. Приходится считаться и
с отражением на поверхности линзы. Поэтому погреш-
ности определения излучательной способности в данном
случае будут существенно зависеть от материала линз,
зеркал и смотровых окон. Конечно, рассмотреть все воз-
можные варианты здесь не представляется возможным,
поэтому рассмотрим это несколько упрощенно, исполь-
зуя метод, применяемый в радиационной пирометрии
[Л. 4-9].
Всякое смотровое стекло или линза имеют ограниче-
ния по пропусканию как со стороны коротких, так и со
стороны длинных волн. Однако, как правило, незначи-
тельная доля энергии излучения приходится на длины
волн, которые выходят за коротковолновую границу
пропускания. Поэтому коротковолновую границу про-
пускания можно не принимать во внимание. При при-
ближении к длинноволновой границе пропускания коэф-
фициент поглощения все возрастает. Кроме того, в про-
межутке между длинноволновой и коротковолновой
границами могут быть отдельные полосы поглощения.
При упрощенном рассмотрении поглощения лучистой
энергии в смотровом окне и линзе в теории радиацион-
ной пирометрии пользуются понятием эквивалентной
132
Предельной длины волны пропускания X&DKb. Смысл этой
эквивалентной предельной длины волны заключается
в том, что доля энергии излучения абсолютно черного
тела, пропущенной оптикой, такая, как будто нет ни-
какого поглощения при длинах волн, меньших Хьэкв, и
происходит полное поглощение при больших длинах
волн. Для подсчета величины эквивалентной 1предельной
длины волны необходимо знать зависимость показателя'
поглощения материала смотрового окна или линзы от
длины волны, а также зависимость отражательной спо-
собности от длины волны. Хотя этот расчет приближен-
ный, а само понятие Хьэкв весьма условно, тем не менее
использование этого понятия позволяет сделать интерес-
ные качественные выводы и количественные оценки.
Обычно значение эквивалентной предельной длины
волны убываете возрастанием температуры черного тела
Для кварцевой линзы радиационного пирометра «Ра-
пир», например, это значение изменяется от 3,77 до>
3,71 мкм в интервале температур 1 200—2 000 К.
Довольно подробно вопрос об использовании радиа-
ционного линзового пирометра для определения интег-
ральной излучательной способности изложен в (Л. 4-10J.
Полученные расчетные соотношения можно использовать
и в случае, когда приемник без фокусирующей оптики
визируется на образец через смотровое стекло. Поэтому
здесь мы остановимся лишь на использовании радиаци-
онного пирометра.
В соответствии с введенным понятием об эквивалент-
ной предельной длине волны радиационный линзовый
пирометр или термоприемник, воспринимающий излуче-
ние через стекло, измеряют интегральную излучатель-
ную способность лишь в пределах пропускания оптиче-
ской системы, т. е.
экв
J ex(T)&’(T) d\
а
Ч экв
J 6’(T)dX
X
а
причем коротковолновую границу пропускания можно,
как правило, не учитывать и считать, что измеряется
так называемая «частичная» интегральная излучатель-
133
йая способность.
\ экв
J
о
АЬ экв
J ^(Г)Л
о
Отличие «частичной» излучательной способности от
интегральной во всем спектре теплового излучения оп-
ределяется интервалом пропускания оптической системы
и зависимостью е =f(K) для исследуемого материала.
К сожалению, в справочниках иногда приводятся значе-
ния излучательной способности, полученные радиацион-
ным методом, но не указываются границы спектрального
интервала. Несомненно, при проведении исследований
нужно стремиться к тому, чтобы оптическая система
пропускала возможно большую долю излучения. Эта
доля меняется с изменением температуры. Например,
если между приемником и исследуемым объектом поме-
стить окно из стекла К-8, то при визировании черного
тела с температурой 1 200 К через стекло пройдет лишь
около 0,3 общей излучаемой энергии, а три 2 500 К —
около 0,8. Поэтому отличия между «частичной» и «пол-
ной» интегральной излучательной способностью могут
быть большими, особенно вблизи нижнего температурно-
го предела. Кроме того, следует иметь в виду, что зна-
чения Хьэкв отличаются в случае визирования образца
и абсолютно черного тела.
Определение интегральной излучательной способно-
сти с помощью радиационного пирометра или с исполь-
зованием смотрового окна так же, как и в случае поме-
щения термоприемника без фокусирующей оптики в ва-
куумную камеру, может производиться по двум
вариантам: равенство сигнала или равенство температур.
В случае равенства сигналов от искусственного графита и от
черного тела оценки показывают, что для линзы радиационного пи-
рометра «Рапир» из стекла К-8 и окна из плавленого кварца раз-
ница в долях излучения, пришедших к термоприемнику от графита
с температурой 1 200 К и от черного тела с температурой, обеспечи-
вающей ту же величину сигнала, составляет около 6%, а при 2 500 К
уменьшается до 2%. В случае же исследования материала с малой
излучательной способностью из-за большего различия в температу-
рах, при которых наблюдается равенство сигналов, расхождения
в интегральном пропускании оптической системы будут еще больше.
Поэтому осуществление радиационного метода измерения интеграль-
134
ной излучательной способности при наличии поглощающей оптики
без аналитического учета ее пропускания может приводить к слиш-
ком большим погрешностям и не желательно.
В этом случае, несомненно, метод равных температур будет
приводить к меньшим погрешностям, так как различия в интеграль-
ном пропускании излучения исследуемого образца и черного тела
будут определяться лишь зависимостью ех от длины волны. Правда,
здесь возникают дополнительные трудности из-за отклонения зависи-
мости сигнала приемника излучения от линейной относительно при-
ходящего к термоприемнику потока излучения.
Использование зеркальной фокусирующей системы
позволяет повысить величину потока излучения, воспри-
нимаемого термоприемником
образца. Однако при этом, во-
первых, увеличивается величи-
на телесного угла регистрируе-
мого излучения, и тогда нужно
оценивать отклонение измеряе-
мой излучательной способно-
сти от нормальной. Во-вторых,
нужно иметь в виду, что отра-
жательная способность любого
зеркала не равна единице и
зависит от длины волны. Ме-
Рис. 4-3. Зависимость отра-
жательной способности
алюминированного зеркала
от длины волны.
таллические покрытия могут наноситься различными
методами, полученное зеркало может покрываться раз-
личными защитными пленками и поэтому несколько от-
личаться по отражательным характеристикам. В опти-
ческом приборостроении наибольшее распространение
получили алюминированные зеркала. На рис. 4-3 пред-
ставлена зависимость отражательной способности одно-
го из типов алюминированных зеркал от длины волны
в инфракрасной области.
Влияние зеркала на измерение излучательной способности ра-
диационным методом из-за искажения спектра излучения, приходя-
щего к приемнику, может рассматриваться аналогично селективности
приемника излучения. Это влияние будет сказываться как в методе
равных температур, так и в методе равных потоков (сигналов). Од-
нако в последнем случае влияние будет больше, причем тем больше,
чем меньше излучательная способность исследуемого материала.
Оценки для нашего конкретного случая определения интегральной
излучательной способности вольфрама при температуре 1 400 К пока-
зывают, что значения интегральной отражательной способности алю-
минированного зеркала для вольфрама при 1 400 К и для черного
тела при 839 К составляют соответственно
PiV7=i 400К ~ 0»949; Ру—839 к — 0,966.
135
Отражательная способность зеркала для излучения черного тела
при 1 400 К равна 0,953. Отсюда можно заключить, что в методе
равных сигналов селективность отражения зеркала может привести
к погрешности в 1,7%, а в методе равных температур — к погрешно-
сти в 0,4%.
Однако выбор того или иного метода в данном слу-
чае так же как и в случае использования схемы без
фокусирующей оптики, будет зависеть от линейности
приемника. В зависимости от интервала температур и
класса исследуемых материалов конструкции экспери-
ментальных установок могут значительно различаться.
Рассмотрим некоторые характерные варианты осуще-
ствления радиационного метода. Как правило, радиаци-
онный метод осуществляется при условии, когда темпе-
ратура исследуемого объекта выше температуры прием-
ника и поток излучения поступает от объекта к приемни-
ку. Для надежного измерения этого потока различие
температур между объектом и приемником не должно
быть очень малым. Поэтому радиационный метод обычно
используют для определения при температурах выше
комнатной. Радиационный метод определения интег-
ральной излучательной способности получил наибольшее
распространение при исследовании неэлектропроводных
материалов. Употребляется он и при исследовании элек-
тропроводных материалов в том случае, если непосредст-
венный нагрев образца проходящим электрическим то-
ком затруднен. Это довольно часто бывает при разработ-
ке новых материалов, из которых трудно изготовить об-
разцы необходимых размеров и конфигурации.
В интервале температур от комнатной до 1 200 —
1 500 К наиболее часто применяются установки с прин-
ципиальной схемой, представленной на рис. 4-1. Напри-
мер [Л. 4-11], образец находился в контакте с медной
пластиной, которая в свою очередь нагревалась прово-
лочным нагревателем, помещенным в керамическую
изоляцию. Установка позволила проводить измерения
в интервале температур 300—700 К. Высокая чувстви-
тельность приемника излучения достигалась применени-
ем термостолбика, имеющего 160 последовательно
’Соединенных дифференциальных термопар серебро —
константан. Диафрагма, определяющая площадку визи-
рования на образце, охлаждалась водой. Приемная
площадка термостолбика и все его поверхности были
почернелы ламповой сажей. Приемник калибровался hq
136
стандартной вольфрамовой лампе накаливаний. Анализ
погрешностей, связанных с селективностью эталона и
приемника излучения, не производился. Для повышения
чувствительности метода авторы использовали весьма
большую площадь визирования на образце, и излучение
периферийных участков могло отличаться от нормально-
го. Несмотря на указанные недостатки, подобная схема
осуществления радиационного метода без фокусирующей
оптики обладает одним важным преимуществом — на
результаты измерений не оказывает влияния селектив-
Рис. 4-4. Установка для одновременного определения интегральной
нормальной излучательной способности на шести образцах в интер-
вале температур 100—1 000 °C.
/ — исследуемые образцы; 2 — нагреватель; 3 — водоохлаждаемые диафрагмы;
4 — приемник лучистой энергии; 5 — термоэлемент; 6 — направляющие; 7 —
водоохлаждаемое кольцо; 8 — направляющая приемника излучения.
ность отражения или пропускания оптических элементов,
зачастую используемых для увеличения сигнала прием-
ника. Поэтому подобная схема осуществления радиаци-
онного метода находит широкое распространение.
Примером удачного осуществления радиационного
метода без фокусирующей оптики может являться рабо-
та [Л. 4-12]. Спроектированная Г. А. Жоровым установка
(рис. 4-4) позволяет сократить время, отводимое на
исследования путем измерения излучательной способно-
сти практически одновременно на шести образцах. Тер-
моэлемент, укрепленный в массивной медной шайбе,
137’
составлен из десяти последовательно соединенных хро-
мель-алюмелевых термопар. Для градуировки приемни-
ка использовалась специально спроектированная труб-
чатая модель черного тела, помещаемая на место одного
из образцов. При измерении излучательной способности
различных образцов приемник излучения перемещался
по направляющим.
В некоторых случаях необходимо учитывать, что рас-
пределение излучения по углам может существенно от-
клоняться от закона Ламберта. Для учета влияния
направления излучения на излучательную способность
термоприемник может визироваться на образец под раз-
личными углами.
В <[Л. 4-13] описана конструкция установки, позволя-
ющей производить измерения под углами от 0 до 70° по от-
ношению к нормали, в интервале температур примерно
от 500 до 1 500 К.
В упомянутых выше работах, как и в большинстве
исследований, проводимых при температурах до 1 500 К,
температура образца обычно измеряется термопарами,
расположенными в образце вблизи поверхности.
Гораздо большие трудности представляет измерение
температуры поверхности, а следовательно, и излуча-
тельной способности диэлектриков при температурах
выше 1 500 К. В этом случае конструкции эксперимен-
тальных установок могут существенно различаться из-за
того или иного способа нагрева.
Диэлектрики нагреваются в печах сопротивления, в пламени га-
зовых горелок, в отражательных печах, в индукционных печах. При
их исследовании наибольшую трудность представляет устранение
излучения нагревателя, отраженного от исследуемого образца, и по-
лучение изотермичности на площадке, с которой излучение регистри-
руется. Следует также учитывать, что прозрачность диэлектриков
для инфракрасного излучения, как правило, во много раз больше,
чем металлов. Поэтому излучение, воспринимаемое приемником, мо-
жет исходить из слоя конечной толщины, где имеется перепад тем-
ператур, так как теплопроводность диэлектриков, как правило, мала.
Поэтому результаты измерений могут, строго говоря, быть примене-
ны лишь в том случае, когда условия работы материала соответству-
ют условиям нагрева образца при измерениях. .
При исследовании диэлектриков особую трудность представляет
измерение температуры излучающей поверхности. Из-за малой теп-
лопроводности создание изотермичной модели черного тела в виде
цилиндрической полости, ось которой перпендикулярна излучающей
поверхности, в материале, нагреваемом с одной стороны, практически
невозможно. Поэтому приходится либо делать малую глубину этой
полости и рассчитывать ее эффективную излучательную способность,
либо измерять температуру вблизи поверхности высокотемператур-
138
ними термопарами, либо использовать метод дополнительной под-
светки, либо наносить на поверхность напыление с известной излу-
чательной способностью. Каждому из этих методов присущи свои
недостатки.
С точки зрения обеспечения равномерности температуры по ис-
следуемому образцу диэлектрика предпочтительнее нагрев его произ-
водить со всех наружных поверхностей. Это можно делать, помещая
образец внутрь печи сопротивления. Однако при измерении теплового
потока образец нужно подводить к смотровому окну. В связи с ко-
нечным временем проведения измерений образец при этом будет
охлаждаться. Поэтому исследователи обычно вводят поправки на
охлаждение образца.
Среди имеющихся методик измерения излучательной
способности неэлектропроводных материалов, часто при-
меняется метод с вращающимся образцом в трубчатой
печи сопротивления. Ос __________________
новы этой методики были
заложены в 1902 г.
[Л. 4-14]. Дальнейшее раз-
витие методика получила
в [Л. 4-15, 4-16].
Схема установки, ис-
пользованной в [Л. 4-16],
приведена на рис. 4-5.
Установка представляет
собой графитовую печь 5
с теплоизоляцией 2. Ис-
следуемый образец 9 со-
ставлен из двух полови-
нок, каждая в виде ци-
линдра с фаской на одном
торце. При наложении
двух половинок торцами
друг к другу между ними
по периферии оставалась
клиновидная щель 5, ко-
торая имитировала чер-
ное тело. На рис. 4-5 эта
щель показана в увели-
Рис. 4-5. Схема установки [Л. 4-16]
для измерения интегральной излу-
чательной способности.
1 — водоохлаждаемые электроды; 2 —
теплоизоляция; 3— вакуумная камера;
4 — экраны; 5 — трубчатый нагрева-
тель; 6 — смотровой водоохлаждаемый
канал; 7 — окно из флюорита; 8 —
щель, имитирующая черное тело; 9 —
образец.
ченном по отношению
к образцу масштабе. Образец вращался, а радиацион-
ный пирометр визировался на него через окно 8 и
водоохлаждаемый канал 6. Для измерения излучатель-
ной способности радиационный пирометр поочередно ви-
зировался на образец и модель черного тела. Было при-
нято, что температура излучающей поверхности образца
139
равна температуре модели черного тела. Последняя из-
мерялась оптическим пирометром через то же окно.
•В этой работе поправка на охлаждение образца вбли-
зи смотрового окна не вводилась, так как авторы счита-
ли, что благодаря местному повышению плотности
электрического тока из-за наличия отверстия в нагрева-
теле дополнительная выделяющаяся энергия полностью
компенсирует потери тепла излучением. Однако допол-
нительная мощность выделяется не на участке визирова-
ния, и ее влияние может оказаться несущественным.
Охлаждение образца вблизи смотрового окна будет
зависеть от скорости вращения и свойств самого мате-
риала. При этом температура поверхности будет отли-
чаться от температуры модели черного тела в образце.
В [Л. 4-17] дается аналитический метод расчета темпе-
ратуры поверхности и радиального распределения тем-
пературы в образце, вращающемся в печи, а также при-
водятся результаты экспериментальной проверки этого
метода. Естественно, что аналитическое решение получено
при некоторых упрощающих предпосылках, и неточное
определение температуры поверхности неминуемо ска-
жется на погрешности определения излучательной спо-
собности.
Вторым недостатком методики с вращающимся образ-
цом следует считать несовершенство модели черного
тела. Обычно принимают, что модель черного тела явля-
ется бесконечным клином с излучением и отражением
стенок, подчиняющимися закону Ламберта. Кроме того,
стенки считаются изотермическими. Для материалов со
сравнительной малой излучательной способностью или
низкой теплопроводностью при этом могут возникать
значительные ошибки. Вместо вращательного движения
образца в цилиндрической печи иногда применяют по-
ступательное.
Примером такого определения интегральной нормаль-
ной излучательной способности неэлектропроводных
(в основном окисных) материалов может являться рабо-
та [Л. 4-18]. Схема установки представлена на рис. 4-6.
С целью сокращения времени исследований четыре плоских об-
разца 3 с размерами примерно 50 X 50 мм подвешивались одновре-
менно в вертикальной печи. Образцы нагревались в зоне постоянной
температуры и перемещались к окну для наблюдений. В зоне посто-
янной температуры каждый образец находился около 24 с, а в зоне
отверстия около 2 с. Температура измерялась термопарой, которая
заделывалась в образце. Приемник излучения 5 размещался в бло-
140
ке, охлаждаемом водой. Охлаждаемый водой конус 7 приемника был
сделан в соответствии с отверстием в печи. Внутри конуса разме-
щена диафрагма, определяющая поле зрения приемника. Приемник
мог перемещаться по рельсам, и во время измерений конус приемни-
ка входил в конус отверстия и тем самым исключал попадание из-
лучения стенок печи на активный элемент. В печи было сделано
Рис. 4-6. Схема установки
Олсона для измерения
интегральной излучательной
способности нескольких не-
проводящих образцов.
1 — печь; 2 — нагреватель; 3 —
образцы; 4 — подвеска образ-
цов; 5 — приемник излучения;
6 — модель черного тела; 7 —
водоохлаждаемый конус.
два смотровых окна, располагавшихся по одной оси, и с противопо-
ложной стороны от приемника размещалась аппаратура, в которой
осуществлялась модель черного тела.
В этой методике, так же как и в методике с враща-
ющимся образцом, могут быть значительные погрешно-
сти в определении температуры. Помимо обычных по-
грешностей, присущих термопарам, из-за охлаждения
образца температура его излучающей поверхности будет
отличаться от температуры в месте заделки термопары.
При исследовании неэлектропроводных материалов
(особенно окислов) часто используют пламенный нагрев.
Примером является (Л. 4-19].
Цилиндрический образец длиной 50 мм и диаметром 20 мм
нагревался в пламени кислородно-газовой горелки с несколькими от-
верстиями. Во время измерений образец вращался. Одновременно
горелка перемещалась вперед и назад. Для измерения температуры
по оси образца с одного торца было сделано отверстие диаметром
4,5 мм и глубиной 20 мм, которое являлось моделью черного тела.
Приемник полного излучения визировался на боковую поверхность
образца и градуировался отдельно. Эксперимент проведен в интер-
вале 1 300—1 900 К.
Иногда для исследований используют плоские образ-
цы и нагревают их либо с поверхности, обращенной
к приемнику излучения, либо с противоположной поверх-
ности. И в том, и в другом случае большие трудности
представляет измерение температуры поверхности. Пре-
имущества первого способа нагрева — возможность про-
ведения исследований при более высоких температурах,
однако его трудно осуществить технически.
141
В случае использования пламенного нагрева необхо-
димо отметить, что пламя из-за поглощения и собствен-
ного излучения может оказать влияние на точность
полученных результатов. В [Л. 4-19], например, считали,
что поскольку толщины продуктов сгорания малы,
поправку на поглощение и излучение Н2О и СО2 можно
не вводить. Но в каждом конкретном случае этот вопрос
нужно рассматривать.
Если оценивать в целом использование пламенного
нагрева, то можно сказать, что из-за неравномерности
температуры на поверхности, неточности ее определения
Рис. 4-7. Аппаратура для одновременного определения интеграль-
ной и монохроматической излучательной способности [Л. 4-20].
1 — источник излучения (образец или высокотемпературное черное тело); 2 —
зеркальный прерыватель (модулятор); 3 — низкотемпературное черное тело;
2 —зеркало; 5 — монохроматор; 6 — входная щель; 7 — выходная щель; 8 —
приемник монохроматического излучения; 9 — приемник полного излучения,
и возможного влияния продуктов сгорания пламенный
нагрев можно применять лишь для технических измере-
ний, если другие методы не пригодны.
Осуществление радиационного метода определения
интегральной излучательной способности электропровод-
ных материалов производится проще, и обычно в этом
случае исследуемый образец нагревают проходящим
через него электрическим током, а температура измеря-
142
ется либо термопарой, либо оптическим пирометром
с шомощью модели черного тела, осуществленной в об-
разце.
Примером комплексных установок, где, помимо
интегральной нормальной излучательной способности,
измеряется также интегральная направленная и
монохроматическая излучательные способности, явля-
ются установки, описанные в работах [Л. 4-20 и 4-5].
Схема установки работы [Л. 4-20] представлена на
рис. 4-7.
Аппаратура спроектирована на базе монохроматора 5, приемни-
ков излучения — термисторных болометров 8 и 9, зеркального преры-
вателя (модулятора) 2; используются два черных тела — высокотем-
пературное (7 = 500—1 300 К),
помещаемое на место образца, по
которому снимается эталонная
кривая, и низкотемпературное 3,
которое является эталонным ис-
точником для потока от окружаю-
щей среды. Когда оптический ка-
нал полного излучения перекры-
вается передней поверхностью мо-
дулятора и поток от образца на-
правляется в монохроматор, зад-
няя поверхность, также зеркаль-
ная, направляет излучение от
низкотемпературного черного тела
через зеркало 4 к приемнику пол-
ного излучения. Когда же оптиче-
ский канал полного излучения от-
крыт, в монохроматор поступает
излучение от низкотемпературного
черного тела. Частота модуля-
ции — 80 Гц.
Исследуемый образец, нагре-
ваемый проходящим током, был из-
готовлен в виде полоски длиной
150 мм, шириной 10 мм и толщиной
1,5 мм. Радиометры получали из-
лучение от центральной изотерми-
ческой части образца. Там же изме-
рялась температура термопарами.
Блок-схема регистрации сигна-
ла при определении интегральной,
Рис. 4-8. Блок-схема измери-
тельной системы.
1 — излучение от исследуемого
образца; 2 — модулятор; 3 — прием-
ник канала полного излучения; 4 —
приемник канала монохроматиче-
ского излучения; 5, 6 •— предусили-
тели; 7, 8 — усилители и синхрон-
ные детекторы; 9 — двухканальный
самописец; 10 — синхронный гене-
ратор.
а также монохроматической излучательной способности, представлена
на рис. 4-8. Схема регистрации по каждому каналу принципиально
одинакова и включает приемник излучения, предусилитель, усилитель
с синхронным детектором и регистрирующий прибор.
Установка позволяет весьма быстро проводить ком-
плексные исследования. Хотя эта работа и не является
прецизионной (среднеквадратичная погрешность состав-
143
ляет ±7-4-10%), однако для технических целей спроек-
тированная установка является очень удобной.
Часто возникает необходимость исследования электро-
проводных образцов, из которых нельзя сделать плоскую
ленту или трубку. В этом случае нагрев образцов можно
осуществлять токами высокой частоты.
В Институте высоких температур АН СССР созданы
две установки для определения интегральной нормаль-
ной излучательной способности с помощью болометриче-
ского приемника излучения без фокусирующей оптики.
Установка, работающая в интервале температур 1 200—
3 000 К, использует высокочастотный нагрев (рис. 4-9).
Исследуемый образец 4 в виде цилиндра диаметром 18 мм и
высотой 25 мм нагревается в высокочастотном поле двухвиткового
индуктора 3. В качестве приемника излучения использован полупро-
водниковый болометр 8 с компенсационным элементом для исклю-
чения влияния окружающей среды, который воспринимает излучение
с верхней торцевой поверхности образца. Температура измеряется
снизу по излучению модели черного тела, выполненной непосред-
ственно в образце в виде глубокого сверления диаметром 2 мм, не
доходящего до исследуемой поверхности на 1,8—2 мм. Подробное
описание конструкции экспериментальной установки имеется
в (Л. 4-21]. Болометр размещен в охлаждаемом водой корпусе. Тем-
пература охлаждающей воды поддерживается постоянной с по-
мощью термостата. Охлаждаемыми рубашками снабжены также две
зачерненные медные диафрагмы 9 и 10. Диафрагмы позволяют ис-
ключить попадание отраженного излучения на активный элемент
болометра, а также ограничивают площадку образца, излучение
с которой воспринимается приемником, до пятна диаметром 6 мм.
В [Л. 4-21] использованы различные схемы регистра-
ции. Наиболее простой являлась схема, в которой боло-
метр был включен в уравновешенный мост с зеркальным
гальванометром в качестве нуль-прибора. В момент из-
мерений убиралась поворотная заслонка между образ-
цом и приемником, и сопротивление активного элемента
болометра изменялось под действием падающего излу-
чения. Поэтому для баланса мостовой схемы соответст-
вующим образом изменялось противоположное регули-
ровочное сопротивление. Это изменение регулировочного
сопротивления являлось мерой падающего потока излу-
чения. Предварительно проводилась градуировка термо-
приемника. С этой целью на место образца помещалась
графитовая модель черного тела (рис. 4-10). В основу
расчетной формулы было положено равенство изменений
регулировочного сопротивления при визировании боло-
метра на образец и модель черного тела.
144
Рис. 4-9. Установка ИВТ
АН СССР для определения
интегральной нормальной
излучательной способности
в интервале температур
1200—3 000 К.
/ — корпус установки; 2—рубашка охлаждения; 3 — индуктор; 4 —образец;
5 —призма; 6 — смотровое окно; 7 — верхний фланец; 8 — корпус болометра;
9, 10 — диафрагмы; // — поворотная заслонка; 12—16 — система крепления
образца; 17 — нижний фланец; 18 — коаксиальный ввод индуктора.
10—192 145
Ф20
Рис. 4-10. Модель
черного тела.
Мостовая схема измерений является весьма стабиль-
ной и надежной. Однако при исследовании материалов
с малой излучательной способностью с использованием
площадки визирования диаметром 6 мм при температу-
рах порядка 1 200 К чувствительность мостовой схемы
с использованием в качестве нуль-прибора гальваномет-
ра оказывается недостаточной. Поэто-
му для условий измерения слабых сиг-
налов разработан второй вариант рав-
новесного моста постоянного тока,
в котором в качестве нуль-индикатор а
применена цепь из вибропреобразова-
теля, усилителя, детектора и микроам-
перметра. Использование вибропреоб-
разователя позволило применить уси-
литель переменного тока и устранить
дрейф нуля.
Для измерения интегральной нор-
мальной излучательной способности
в интервале 600—1600 К в ИВТ АН
СССР создана вторая эксперименталь-
ная установка с болометрической схе-
мой регистрации потоков излуче-
ния. Для повышения чувствительности схемы здесь-
пришлось увеличить площадь визирования на образце
до диаметра 18 мм. Кроме того, в качестве нуль-прибора
был использован микровольтнаноамперметр Ф116 с фо-
тогальванометрическим усилителем постоянного тока.
Контроль за постоянством нуля в измерительной схеме
и его корректировка осуществляются непрерывно как во
время градуировки по черному телу, так и во время
измерений.
Использование схем с усилением сигнала характерно
для радиационного метода. В большинстве имеющихся
работ применяются электронные усилители. Поэтому
зачастую от электронной схемы зависит точность экспе-
римента. Каждой электронной схеме присущи те или
иные дополнительные погрешности. Поскольку этот воп-
рос не совсем соответствует теме настоящей книги, мы
его разбирать не будем, отметим только, что наибольшее
распространение получили схемы с усилителями пере-
менного тока, подобные представленным на рис. 4-8.
В этом случае обычно схема состоит из механического
модулятора, периодически прерывающего лучистый по-
146
ток от исследуемого объекта, усилителя переменного
тока, синхронного детектора и регистрирующего прибо-
ра. Однако технически осуществить подобную схему не
всегда просто. Обычно исследования излучательной спо-
собности проводят в вакууме или в атмосфере инертного
газа, и для реализации указанной схемы при размеще-
нии приемника внутри установки необходимо там же
размещать и модулятор. Размещение же приемника и
модулятора вне вакуумной камеры вызывает необходи-
мость установки смотрового окна с неизбежным ограни-
чением спектрального интервала пропускаемого излуче-
ния. Поэтому в случае, когда эксперимент проводится
в вакууме, модуляционная схема измерения излучатель-
ной способности получила наибольшее распространение
при монохроматических измерениях. При исследовании
на воздухе она может быть успешно применена и для
интегральной излучательной способности. В большинстве
случаев модуляционная схема применяется в техниче-
ских, полуавтоматических измерениях, причем модулятор
размещен вне вакуумной камеры, а в установке имеется
смотровое окно из материалов, обладающих высокой
пропускательной способностью в видимой и инфракрас-
ной областях.
4-2. КАЛОРИМЕТРИЧЕСКИЙ МЕТОД
Вторым наиболее распространенным методом изме-
рения интегральной излучательной способности являет-
ся калориметрический, называемый иногда методом
излучателя. В основу метода положено непосредствен-
ное измерение количества энергии, излучаемой телом.
Для этого исследуемое тело обычно в форме цилинд-
ра или шара, снабженного внутри источником тепла, по-
мещают в замкнутую оболочку. Тепловой поток, который
необходимо подвести к образцу для получения на его
поверхности некоторой температуры Т, определяется
темплообменом между образцом и оболочкой. Рассмот-
рим это на примере длинного цилиндрического образца,
помещенного в замкнутую цилиндрическую оболочку,
в которой поддерживается высокий вакуум. Температу-
ра образца fi, температура оболочки Т2, их диаметры
d и D.
Будем рассматривать теплообмен между образцом и
оболочкой, используя схему, опубликованную в [Л. 4-22
10* 147
и 4-23]. Для некоторого упрощения задачи примем, что
яркость собственного и отраженного излучения не зави-
сит от направления, и локальные угловые коэффициен-
ты постоянны по поверхностям как исследуемого образ-
ца, так и оболочки. Однако для общности задачи будем
учитывать зависимость излучательной способности от
длины волны. Для написания выражения результирую-
щего потока излучения от образца к оболочке восполь-
зуемся методом сальдо Г. Л. Поляка. Если выделить
в спектре результирующего потока излучения малый
интервал <Д, в котором излучательные и отражательные
характеристики можно считать постоянными, то резуль-
тирующий поток излучения между образцом и оболочкой
запишется в виде
dQ > — dE. — dE. аЛА0Е2<₽21,
А Эфф! 1*12 Хэфф2 2 г 21’
где — плотность потока эффективного излучения
в пределах интервала dK; <pi2 и cp2i— угловые коэффици-
енты переноса энергии излучения соответственно с об-
разца поверхностью Fi на оболочку поверхностью F2,
и наоборот.
Обозначим через излучательную способность иссле-
дуемого образца внутри спектрального интервала rfZ, а
через еХ2 — ту же величину для оболочки. Тогда для по-
тока результирующего излучения получим выражение
Полный поток во всем спектре теплового излучения
составит:
Qpi —
dE^
dK d\
Из формулы (4-9) видно, что для определения интег-
ральной излучательной способности образца недостаточ-
но знать величину результирующего потока и геометрию
системы, так как величина Qpi зависит еще от свойств
148
оболочки. Обычно эксперимент стремятся проводить
таким образом, чтобы влияние оболочки было возможно
меньше. Для этого стенки оболочки покрывают мате-
риалами с высокой поглощательной способностью. Пред-
положим, что в (4-9) = 1, тогда
Обычно образец выполняют такой Й ормы, что <?12=1.
Тогда
dE\2 \ FxdX
d\ )
или
оо
. Г
QP1 = Л - Л J 8м -ar-dX. (4-10)
0
Для того чтобы вклад второго члена в правую часть
равенства (4-10) был мал, температуру оболочки под-
держивают много ниже, чем температура исследуемого
образца. Тогда можно записать:
(4-11)
Последнее выражение наиболее часто используется
для расчетов излучательной способности. В том случае,
если исследуемый материал можно считать серым телом,
расчетная формула с учетом излучения оболочки, т. е.
с учетом члена, аналогичного второму в правой части
(4-10) будет иметь несколько иной вид:
(4-12)
Эта формула широко используется различными авто-
рами при расчете излучательной способности. Однако
не всегда оцениваются погрешности, вносимые за счет
тех допущений, которые используются при выводе этой
формулы.
149
Например, для вольфрама при 1 400 К различие в ве-
00
р ^^0
личинах I и etftaor* для обычно поддерживав-
I Л1 6Z А. &
О
мой в опытах температуры Г2, равной комнатной, со-
ставляет 2,7 раза. При этом сама величина по
отношению к е^а°Г4 составляет О,2°/0. Однако это соот-
ношение может сильно меняться с изменением темпера-
туры. При 7\, равной, например, 600 К, отношение этих
величин составляет 5,8%, и в данном случае из-за допу-
щения о том, что в теплообмене между вольфрамовым
образцом и черной оболочкой излучение вольфрама мож-
но считать серым, при определении е//г будет вноситься
погрешность, соответственно равная около 3%.
Необходимо также оценивать влияние отклонений
излучения (поглощения) оболочки от черного на опреде-
ляемую излучательную способность. В этом случае фор-
мулу (4-9) можно переписать в виде:
Предположим, что е>2 = 0,90. Тогда вклад третьего
члена в величину знаменателя будет зависеть от отно-
шения F1/F2. Обычно это отношение стремятся сделать
возможно меньшим, однако технические трудности зача-
стую существенно его ограничивают. Пусть/?i/F2 = rfi/d2 =
— 0,05. Тогда при средней величине $Х1 =0,4 вклад третье-
го члена в величину знаменателя составит (примерно)
0,2% • С этим же приходится считаться. Поскольку обыч-
но зависимость излучательной способности стенок оболоч-
ки от длины волны достаточно хорошо неизвестна, обо-
лочку покрывают чернящими покрытиями (аквадагом,
ламповой сажей, различными чернями) с поглощательной
(излучательной) способностью не менее 0,94, а диаметр
оболочки делают возможно больше. Однако в каждом
конкретном случае нужны индивидуальные оценки по-
грешности по приведенным выше соотношениям.
150
Практически во всех вариантах калориметрического
метода приходится иметь дело с посторонними потерями
тепла теплопроводностью от исследуемого образца по
элементам крепления, термопарам и т. п. Кроме того,
иногда возникает необходимость проведения экспери-
мента в среде какого-либо газа, и тогда нужно учиты-
вать отвод тепла конвекцией и теплопроводностью через
газ. Трудности возрастают при низких температу-
рах в связи с тем, что интегральная излучательная
способность, как правило, мала, особенно у металлов,
а теплопроводность металлов достигает высоких зна-
чений.
Все низкотемпературные калориметрические опыты
проводятся в высоком вакууме.
Примеры конкретного осуществления установок на
основе данной схемы можно найти в [Л. 4-24, 4-25].
В [Л. 4-26] рассмотрены некоторые ошибки, присущие
калориметрическому методу определения интегральной
полусферической излучательной способности при низких
температурах.
В интервале температур от комнатной вплоть до точ-
ки плавления или температуры разрушения исследуемо-
го материала калориметрический метод получил наиболь-
шее распространение и осуществляется в многочислен-
ных вариантах в зависимости от свойств и технологии
изготовления исследуемых образцов, интервала темпе-
ратур, применяемой измерительной аппаратуры.
Наиболее старым вариантом осуществления метода,
который, однако, не потерял своей ценности и по сегод-
няшний день, является метод нити. Этим методом Вор-
тинг еще в первой четверти нашего века провел тща-
тельные исследования интегральной полусферической
излучательной способности вольфрама, молибдена, тан-
тала, платины и некоторых других металлов. Подробный
анализ метода нити сделан им в обзоре [Л. 4-28]. Сущ-
ность метода заключается в том, что из исследуемого
металла изготавливают тонкую и длинную нить, поме-
щают ее в эвакуированную стеклянную колбу и нагре-
вают электрическим током. Измеряют ток, протекающий
через нить, и падение напряжения на участке с постоян-
ной температурой. Иногда, чтобы не учитывать отводы
тепла по потенциальным проводам, приваренным к нити
в зоне постоянной температуры, проводят опыт с нитями
одного диаметра, но разной длины. Если все остальные
151
собности электропро-
водных материалов [Л. 4-29].
1 — конус; 2 — втулка прижимная; 3 — токоподвод верхний; 4 — шпилька; 5 —
фланец-стакан; 6 — сильфон; 7 —гайка специальная; 8 — призма полного
внутреннего отражения; 9 — планка прижимная; 10 — фланец; // — гайка спе-
циальная; 12 — прокладка; 13 — штуцер; 14 — прокладка; 15 — прокладка; 16 —
фланец; 17 — втулка изоляционная; 18 — шпилька; 19 — фланец; 20 — корпус;
21 — кольцо; 22 — прокладка; 23 — конус; 24—исследуемый образец; - 25 —
прокладка; 26 — гайка специальная; 27 — прокладка; 28 — контактный конус;
29 — втулка прижимная; 30 — кольцо уплотнения; 31 — фланец; 32 — фланец;
33 — токоподвод нижний.
условия при этом одинаковы, то разность мощностей
при одной и той же температуре в центре нити дает зна-
чение мощности, выделяемой на центральном изотерми-
ческом участке более длинной нити. Наибольшие труд-
ности в методе нити представляет измерение ее темпе-
ратуры. Для этого предварительно определяют либо
зависимость удельного электросопротивления от темпе-
ратуры, либо монохроматическую излучательную способ-
ность для эффективной длины волны используемого пи-
рометра (обычно для 0,65 мкм). Второе можно осущест-
вить лишь при температурах выше 1 100 К. Иногда для
измерения температуры к исследуемой нити приварива-
ют термопару, однако при этом возникает отвод тепла
по термопаре, который бывает трудно учитывать. По-
этому обычно опыт с термопарами проводится на
массивных стержнях или трубках. Сами же термопа-
ры выполняют по возможности из более тонкой про-
волоки.
Метод «трубки» является наиболее распространен-
ным и точным вариантом калориметрического метода
в связи с тем, что при Т>\ 100 К внутри трубки просто
осуществляется модель черного тела, и это позволяет
провести точное измерение температуры внутренней
стенки, а при -более низких температурах вывод термо-
пар можно осуществлять внутри трубки. Подбором не-
обходимой длины и диаметров трубки добиваются ее
изотермичности в центральной части.
По методу «трубки» проведено обширное число ис-
следований. В отечественной литературе описания конст-
рукций установок и особенностей измерительных схем
имеются в [Л. 4-5, 4-29—4-32]. Лучшие измерения
выполнены с точностью 2,5—3%. Рассмотрим кон-
кретное осуществление метода на примере установки,
описанной в [Л. 4-29]. Ее конструкция показана на
рис. 4-11.
Экспериментальная установка представляет собой
герметичную камеру, в которой находится образец, на-
греваемый проходящим через него электрическим током.
Удлинение образца при нагреве компенсируется переме-
щением верхнего токоподвода 3 за счет подвижного
герметичного соединения его латунным сильфоном 6 с
крышкой установки через фланец-стакан 7.
Верхний конец трубчатого верхнего токоподвода уп-
лотняется фланцем 10 с призмой полного внутреннего
|5§
отражения 8. Призма позволяет менять ход лучей, исхо-
дящих из центральной части опытной трубки (где осу-
ществлена модель черного тела), на 90°, что удобно для
пирометрического визирования.
Для различных материалов необходимое соотноше-
ние между длиной и диаметром образца различно. Для
металлических образцов полная длина опытной трубки
составляет около 300 мм при диаметре 9—12 мм. Потен-
циальные отводы вставляли обычно в отверстия диамет-
ром 0,3 мм. Напряжение снимали с участка 40—50 мм.
Зона постоянной температуры равна 80—100 мм и конт-
ролируется измерением поля температур вдоль трубки.
Для графитов и карбидов полная длина образца состав-
ляла 150—170 мм, так как максимальное напряжение
на выходе трансформатора ОСУ 40/0,5 равно 20 В. Для
обеспечения необходимой длины изотермического уча-
стка здесь использовали графитовые токоподводы спе-
циальной конструкции, которые были нагреты и позво-
ляли свести к минимуму отвод тепла от образца тепло-
проводностью.
К опытному образцу подавали переменный электри-
ческий ток от сети 220 В через феррорезонансный стаби-
лизатор напряжения. Силовая и измерительная схемы
установки приведены на рис. 4-12. Напряжение регули-
руют автотрансформатором АОСК-25 и низковольтным
трансформатором ОСУ 40/0,5; ток измеряют на фотоком-
пенсационном компараторе Ф13.
Высокую точность измерения переменного тока до-
стигают благодаря большой чувствительности фотоэлек-
тронного усилителя компаратора Ф13 и применения
для измерения постоянного тока в магнитоэлектрической
системе потенциометра ПМС-48.
Фотокомпенсационный компаратор измеряет действу-
ющее значение переменного тока I. Падение напряже-
ния на опытном участке U измеряют потенциометром
переменного тока типа Р-56. Рабочий ток потенциометра
измеряют амперметром типа Д-57 класса 0,1. Для про-
верки и сравнения измерение тока и напряжения можно
дублировать и производить на фотокомпараторе Ф13
или потенциометре Р-56.
Интегральная полусферическая излучательная спо-
собность рассчитывается на основании измерений элек-
трической мощности, выделяемой на опытном участке
образца, и температуры излучающей поверхности в соот-
154
Вакуумная лечь
СП
СП
Оптический пирометр
ОП-^8
Магазин
сопротив-
лений
Вакуумметр
ВИг~1Л Манометр
О'С
Переклю-
чатель
0666
пмс-м
t ЛТ~2ДМ~2 баллон
h------4><h Ч—
Жидкий азот (*7$б°С)
Фордакуумный
наеосВН-2
^И=0-1 °*
Диф. насос ЦВЛ-700
охлажден, бода
' ^)ом
УТТ~6м
Тр~уМ~5№ cyvyy'
5,П6 бДВТЛЛТ^Л^ Переключательл
1/1*
\ФЮ[-
Компар^___________
тор Усилитель
Кдоб
I Переключатель
Тр-р 0СУ40/0.5/Щ-25
Тр-р питающий Стабилизатор
И-57 напряжения
ЛЛТР
Частотомер
*5 Д-57
Рис. 4-12. Силовая и измерительная схемы установки [Л. 4-29].
I -woe-
Зажимы освещения
гальванометра.
Р-56/Г
йетствии с формулой
_ _ ит
sth ’
В отличие от обычно используемых в методе «труб-
ки» моделей черного тела в виде радиального отверстия
использованная в [Л. 4-29] модель (рис. 4-13) представ-
ляет собой цилиндрическую полость, длина которой не-
сколько больше длины опытного уча-
стка исследуемой трубки. Две тонкие
~~Г диафрагмы, плотно вставленные в
трубку, ограничивают размеры этой
полости. Для измерения температуры
в середине верхней диафрагмы .про-
сверлено отверстие диаметром 2 мм.
Над этой диафрагмой расположены
две другие, ограничивающие излучение
центральной. Размеры отверстий
в верхних диафрагмах имеют величи-
ны, соответствующие большему углу
Рис. 4-13. Модель Рис. 4-14. Принципиальная электрическая
черного тела. схема осуществления калориметрического
метода с нагревом электронной бомбарди-
ровкой.
1 — образец; 2 — катод; 3 — антидинатронная
сетка.
раствора, чем необходимый для полного перекрытия
объектива оптического пирометра. Ниже глухой ди-
афрагмы также имеются две дополнительные диафраг-
мы, играющие роль экранов.
В настоящее время широко используется нагрев элек-
тропроводных материалов электронной бомбардировкой
или высокочастотным электромагнитным полем. Эти
варианты нагрева используются и при осуществлении
калориметрического метода измерения интегральной
полусферической излучательной способности.
1&_
В Институте высоких температур АН СССР разрабо-
таны конструкции установок [Л. 4-33, 4-34], позволяю-
щие определять интегральную полусферическую излуча-
тельную способность металлов с использованием нагре-
ва их электронной бомбардировкой. Принципиальная
схема измерений показана на рис. 4-14.
Исследуемый образец 1 устанавливается в центре вакуумной
камеры. Системой электродов на него подается высокое напряжение.
Параллельно оси образца на некотором расстоянии от его поверхно-
сти натянута вольфрамовая нить 2, выполняющая роль прямонакаль-
ного катода. Нагрев образца осуществляется потоком электронов,
ускоренных электрическим полем. Мощность, выделяемая на образце,
находится на основании измерений ускоряющего напряжения и тока
эмиссии. Подавление вторичной электронной эмиссии с образца
обеспечивается специальным цилиндрическим сетчатым экраном 3,
окружающим как образец, так и катодную систему. На экран подает-
ся отрицательный по отношению к катоду потенциал.
Конструкция одного из последних вариантов уста-
новки показана на рис. 4-15. Электронный способ нагре-
ва позволяет исследовать образцы небольших размеров
и простой геометрической формы. Для измерений доста-
точен, например, цилиндр диаметром 8 мм и длиной
15 мм.
Исследуемый образец 3 устанавливают на вольфрамовые стерж-
ни диаметром 0,2 мм, закрепленные в специальной детали 14, вы-
полняющей роль токоподвода к образцу, и в стержне 13, который
может компенсировать термическое расширение, перемещаясь во
втулке 12. Охлаждаемый токоввод 4 находится под одним потен-
циалом с образцом, но изолирован от него слюдяной прокладкой
16 для исключения шунтирования водой.
В данной методике эксперимента имеется некоторая
неизотермичность образца то высоте. Поэтому темпера-
тура измеряется в трех точках с помощью моделей чер-
ного тела в виде радиальных отверстий. Кроме поправ-
ки на неизотермичность, вводятся поправки на отвод
тепла но элементам крепления, на излучение катода,
а также на излучение пирометрических каналов. Различ-
ными конструктивными мероприятиями величины этих
поправок могут быть снижены [Л. 4-35], а погрешность
измерения интегральной полусферической степени чер-
ноты уменьшена до 4,5—5%.
Высокочастотный нагрев широко используется при
измерениях монохроматической излучательной способно-
сти, а также интегральной излучательной способности
радиационным методом. Лишь недавно разработана
157
Схема, позволяющая определять интегральную полусфе-
рическую излучательную способность и измерять мощ-
ность, вводимую в образец [Л. 4-36]. В результате реше-
ния математической задачи по нагреву цилиндрического
образца получена формула, связывающая мощность,
Рис. 4-15. Конструкция экспериментальной установки.
/ — корпус вакуумной камеры; 2 — катод; 3 — образец; 4 — охлаждаемый токо-
ввод; 5 — токоввод антидинатронной сетки; 6 — токовводы катода; 7 — нижний
фланец установки; 8 — смотровой патрубок; 9 — кварцевое стекло; 10 — за-
слонка; // — магнит; 12— втулка; 13 — стержень; 14 — токоподвод к образцу;
/5 — кольцо; 16 — прокладка.
вводимую в металлический образец, с амплитудным зна-
чением напряженности магнитного поля на его поверх-
ности, электропроводностью и эффективной толщиной
скин-слоя. Величина напряженности магнитного поля
определяется по величине высокочастотной э. д. с., инду-
цируемой в круговом контуре, охватывающем образец,
частоте колебаний электромагнитного поля и радиусу
контура. По оценке авторов погрешность определения
158
мощности составляет ±3%, а погрешность определения
интегральной полусферической излучательной способно-
сти ±5%.
Существует одна разновидность калориметрического
метода, заключающаяся в том, что для определения теп-
лового потока, излучаемого образцом, измеряется не
мощность, вводимая в образец, а мощность, излучаемая
образцом, причем эта мощность измеряется абсолютным
методом. Для этого может быть использовано калори-
метрическое вещество с точно известной теплоемкостью
(например, вода), либо тепловой поток может проходить
через материал с известным коэффициентом теплопровод-
ности, как, например, сделано в [Л. 4-37]. Метод может
быть осуществлен на образцах простой формы, в част-
ности на пластинах. Однако из-за трудности равномер-
ного нагрева на .поверхности его применение ограниче-
но температурой около 1 000 К.
4-3. НЕСТАЦИОНАРНЫЕ МЕТОДЫ
Наряду с классическими калориметрическим и радиа-
ционным методами измерения интегральной излучатель-
ной способности в последние годы широкое распростра-
нение получили нестационарные методы, которые можно
использовать в широком интервале температур от гели-
евых вплоть до 1 000—1 200 К.
Как правило, во всех абсолютных нестационарных
методах основой является уравнение теплового баланса
при охлаждении образца излучением в вакууме:
тСр^=еэфф^(^-^)’ (4-13)
где т — масса образца; Ср — теплоемкость; dTIdx —
производная температуры образца Т по времени; F—
поверхность образца; Т2 — температура окружающей
среды.
Это уравнение предполагает, что образец является
достаточно тонким, перепадоАм температур можно прене-
бречь и скорость изменения температуры во всех точках
одинакова.
Под 8Эфф здесь обозначена условная величина — эф-
фективная излучательная способность или приведенная
степень черноты, в общем случае зависящая от излуча-
тельных характеристик образца и окружающей среды,
их температур и геометрии системы. Если формулиро-
159
вать задачу точно, то в правую часть равенства (4-13)
нужно вводить результирующий тепловой поток между
образцом и окружающей средой и рассматривать его
аналогично рассмотрению теплообмена между образцом
и приемником в радиационном методе измерения излу-
чательной способности.
Обычно, однако, в нестационарных методах, так же,
как и в других методах, стремятся приблизить величину
еэфф к излучательной способности образца sth путем ох-
Рис. 4-16. Схема установки [Л. 4-38] по определению интегральной
полусферической излучательной способности в режиме охлаждения.
/ — пучок от дуговой отражательной печи; 2 —кварцевое окно; 3—медная
заслонка; 4 — подача жидкого азота; 5 — выводы термопары; 6 — жидкий
азот; 7 — привод заслонки; 8 — медный конус; 9 — образец; 10 — магистраль
к вакуумному насосу.
лаждения и чернения стенок камеры, в которую поме-
щается образец, и за счет малости поверхности образца
по сравнению с поверхностью стенок. Для получения
низких температур стенки камеры обычно охлаждают
жидким азотом [Л. 4-38, 4-39]. Схема установки
[Л. 4-38] представлена на рис. 4-16.
160
Образец диаметром около 20 мм и толщиной 1 мм подвешивался
на тонкой термопаре (диаметром около 0,1 мм) в центре камеры,
охлаждаемой жидким азотом. На внутренних медных стенках камеры,
для увеличения поглощательной способности были сделаны V-образ-
ные канавки и почернены. Заслонка перед опытом находилась также
в охлаждаемом азотом кожухе, хотя он на схеме не показан.
Образец нагревался до необходимой температуры (максимум
до 500 К) излучением от дуговой отражательной печи. Излучение
отсекалось сначала внешней заслонкой, на схеме не показанной,
а затем закрывалась холодная внутренняя заслонка 3 и измерялась
зависимость температуры образца от времени охлаждения.
Измерения можно проводить в режиме нагревания
образца, используя так называемый метод параллель-
ных пластин, предложенный в {Л. 4-40]. В этом методе
две близко расположенные параллельные пластины об-
мениваются энергией, одна — имеет хорошо известную
интегральную полусферическую излучательную способ-
ность и излучение, подчиняющееся закону Ламберта,
а вторая — исследуемая с известной массой и теплоем-
костью. По изменению температуры исследуемой пла-
стины определяют результирующий лучистый поток и
«приведенную степень черноты», по которой затем рас-
считывают интегральную полусферическую излучатель-
ную способность.
В. А. Осиповой разработаны методики измерений и
конструкции установок, использующие методы регуляр-
ного теплового режима [Л. 4-2]. В относительном методе
регулярного теплового режима используется охлаждение
двух тел произвольной, но одинаковой геометрической
формы и размеров в среде постоянной температуры, для
одного из которых интегральная излучательная способ-
ность является известной величиной. При одинаковых
температурных условиях конвективные составляющие
коэффициентов теплоотдачи будут одинаковы, а лучи-
стые составляющие будут отличаться из-за разли-
чий в излучательной способности образца и эталона.
«Эффективную» излучательную способность образца
можно определить, если известны теплоемкости образ-
ца и эталона, темп охлаждения образца и эталона и
температура печи. Обычно разница между температурой
образца и температурой опытной печи составляла 20—
25°. Предварительно образец нагревался до необходимой
температуры в другой печи, идентичной опытной. Сле-
дует заметить, что темп охлаждения образца, конечно,
определяется результирующим потоком с его поверхно-
сти, поэтому расчет его собственной излучательной спо-
11—192 161
собности — не простая задача. Трудности здесь возника-
ют из-за того, что в отличие от обычных калориметриче-
ских или радиационных методов, где образец помещают
в камеру с холодными стенками, в данном случае тем-
пература стенок близка к температуре образца. Поэто-
му пренебречь излучением стенок печи нельзя. Для того
чтобы можно было более надежно перейти от «эффектив-
ной» излучательной способности к собственной, поверх-
ность образца выполняют много меньшей, чем поверх-
ность внутренних стенок печи. Кроме того, различными
конструктивными приемами желательно увеличить по-
глощательную способность стенок печи.
Достоинством относительного метода регулярного
теплового режима является возможность проведения ис-
следований в различных газовых средах, в том числе и
на воздухе. Однако необходима тарировка установки по
материалу с известными излучательными характеристи-
ками. Этого недостатка лишен абсолютный метод регу-
лярного теплового режима, в котором используется ох-
лаждение образца в вакууме. Расчет проводится по фор-
муле (4-13). При этом образцы могут быть достаточно
массивными, но необходимо, чтобы наступил регулярный
режим. Последнее накладывает ограничения на форму и
размеры образцов и разность температур между поверх-
ностью образца и внутренними стенками камеры.
В заключение отметим, что все нестационарные мето-
ды ограничены по максимальной температуре и требуют
надежных экспериментальных данных по теплоемкости
исследуемого материала.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
4-1. Новицкий Л. А.—«Теплофизика высоких температур», 1966,
т. 4, с. 577.
4-2. Осипова В. А. Экспериментальное исследование процессов
теплообмена. М., «Энергия», 1969.
4-3. Свет Д. Я. Объективные методы высокотемпературной пи-
рометрии при непрерывном спектре излучения. М., «Наука», 1968.
4-4. Хрусталев Б. А. — «Инженерно-физический журнал», 1970,
т. 18. с. 740.
4-5. Хрусталев Б. А., Раков А. М.— В кн.: Теплообмен, гидро-
динамика и теплофизические свойства веществ. М., «Наука» 1968,
с. 174—190.
4-6. First Symposium — Surface Effects on Spacecraft Materials.
N. Y., John Wiley and Sons, 1960.
4-7. Measurement of Thermal Radiation Properties of Solids. Ed.
J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31, 1963.
162
4-8. Symposium on Thermal Radiation of Solids, Ed. S. Katzoff.
Wash. D. C., NASA, SP-55, 1965.
4-9. Гаррисон T. P. Радиационная пирометрия. M., «Мир», 1964.
4-10. Петров В. А. Излучательная способность высокотемпера-
турных материалов. М., «Наука», 1969.
4-11. Snyder N. W., Gier J. Т., Dunkle R. V.— «Trans. ASMiE»,
1955, v. 77, p. 1101.
4-12. Жоров Г. A.— «Заводская лаборатория», 1963, т. 29, с. 490.
4-13. Митор В. В., Конопелько И. Н.— «Теплоэнергетика», 1968,
№ 7, с. 67 и 1969, № 5, с. 29.
4-44. Fery С.— «Ann. Ch-im. de Phys.», 1902, t. 29, p. 490.
4-15. Kingery W. D.— In: Property Measurements at High Tem-
peratures. N. Y., John Wiley, 1959, p. 114.
4-16. Plunkett J. D., Kingery W. D.— In: Proceedings of Forth
Conf, on Carbon, N. Y., Pergamon Press, 1960, p. 457.
4-17. Peavy B. A., Eubanks A. G. Measurement of Thermal Ra-
diation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA,
SP-31, 1953, p. 553.
4-18. Olson О. H., Katz S.—In: First Symposium — Surface Ef-
fects on Spacecraft Materials. Ed. F. J. Clauss. N. Y., John Wiley and
Sons, 1960, p. 164.
4-19. Michaud M.—«Silicates Industriels», 1954, v. 19, № 6/7,
p. 243.
4-20. Gravina A., Bastian R., Dyer J.— In: Measurement of
Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash.
D. C., NASA SP-31, 1963, p. 329.
4-21. Винникова A. H., Петров В. А., Шейндлин A. E.— «Тепло-
физика высоких температур», 1969, т. 7, с. 121.
4-22. Ключников А. Д.— «Теплофизика высоких температур»,
1968, т. 6, с. 121.
4-23. Ключников А. Д., Иванцов Г. П. Теплопередача излуче-
ния в огнетехнических установках. М., Энергия», 1970, с. 223.
4-24. Wittenberg А. М.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1965, v. 55
p. 423.
4-25. Funai A. J.—In: Measurement of Thermal Radiation Pro-
perties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31,
1963, p. 317.
4-26. Nelson К. E., Bevans J. T.— In: Measurement of Thermal
Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 55.
4-27. Новицкий Л. А., Петреченко Б. H., Варакина Л. П.—
«Измерительная техника», 1966, № 12, <c. 28.
4-28. Worthing A. G.— In: Temperature, Its Measurement and
Control in Science and Industry. N. Y., Reinhold Publ. Corp., 1941,
p. 1464.
4-29. Петров В. А., Чеховской В. Я., Шейндлин А. Е.— «Тепло-
физика высоких температур», 1963, т. 1, с. 24.
4-30. Гордон А. Р., Мучник Г. Ф.— «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1964, т. 2, с. 562.
4-31. Новицкий Л. А., Трушицына А. В., Варакина Л. П.—«При-
боры и системы управления», 1969, № 6, с. 30.
4-32. Жоров Г. А., Сивакова Е. В.— «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1966, т. 4, с. 182.
4-'33. Тимрот Д. Л., Пелецкий В. Э.— «Теплофизика высоких
температур»^ 1963, т. 1, с. 168.
11* . 163
4-34. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П.— «Теплофизика высоких
температур», 1969, т. 7, с. 65.
4-35. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П., Соболь Я. Г. — «Тепло-
физика высоких температур», 1970, т. 8, с. 774.
4-36. Филиппов Л. П., Макаренко И. Н. — «Теплофизика высо-
ких температур», 1968, т. 6, с. 149.
4-37. Агабабов С. Г.—«Теплоэнергетика», 1962, № 3, с. 71.
4-38. Butler С. Р., Jenkins R. J.—In: Measurement of Thermal
Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 39.
4-39. Gaumer R. E., Stewart Y. V.— In: Measurement of Ther-
mal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 127.
4-40. Worthing A. G.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1940, v. 30,
p. 91.
ГЛАВА ПЯТАЯ.
МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ МОНОХРОМАТИЧЕСКОЙ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНОЙ СПОСОБНОСТИ
В данной главе рассматриваются методы измерения
монохроматической излучательной способности непро-
зрачных твердых тел.
Ввиду большей 'практической и теоретической значи-
мости, а также из-за относительной простоты измерения
в подавляющем большинстве случаев определяется на-
правленная ( в том числе нормальная), а не полусфери-
ческая монохроматическая излучательная способность.
Все методы измерения направленной монохроматиче-
ской излучательной способности sx разделяются на пря-
мые и косвенные. Прямыми методами измеряется непос-
редственно sx, косвенными — отражательная способность
рх или поглощательная способность av а затем напоено*
вании закона Кирхгофа находится излучательная способ-
ность. К косвенным методам относится также расчет
значений ех по измеренным значениям оптических кон-
стант п и k.
Прямые методы измерения ех применяют, как прави-
ло, при высоких температурах, когда образец в узком
спектральном интервале излучает достаточное для ре-
гистрации приемником излучения количество энергии.
При низких температурах для определения sx применя-
ют почти исключительно косвенные методы.
164
В прямых методах можно выделить два основных спо-
соба организации измерений — способ пирометра и спо-
соб непосредственного сравнения с эталоном, излуча-
тельные свойства которого считаются известными. Клас-
сический способ пирометра основан на использовании
известной формулы, легко получаемой из выражения,
определяющего монохроматическую излучательную спо-
собность, при условии применимости формулы Вина
(1-2):
<5-'>
где Т—истинная температура образца; Тя— яркостная
температура образца при длине волны X, которая изме-
ряется яркостным пирометром. В более общем смысле
о способе пирометра можно говорить в том случае, ког-
да в расчетную формулу для sx температура входит
в качестве одного из основных параметров. Рабочие
формулы всех этих методов в конечном счете сводятся
к формулам типа (5-1). Существующий в настоящее
время уровень температурных измерений существенно
ограничивает точность ех, определяемой этим способом.
Величина погрешности составляет несколько процентов
[Л. 5-1].
Способ непосредственного сравнения с эталоном
обычно предполагает наличие линейного по отношению
к лучистому потоку приемника излучения. Определение
sx основывается на выполняющемся при определенных
условиях равенстве:
где &х, &х — спектральные яркости образца и эталона
соответственно; S, S9 — соответствующие этим яркостям
сигналы на выходе регистрирующего прибора.
Равенство (5-2) равносильно следующему:
Р-З)
Температура при этом является лишь параметром
отнесения, что позволяет в некоторых случаях добивать-
ся погрешности определения ех значительно меньшей
(десятые доли 'процента [Л. 5-2—5-4]), чем при исполь-
зовании способа пирометра.
165
5-1. МЕТОД ЧЕРНОГО ТЕЛА
Наиболее радикально решает проблему измерения
монохроматической излучательной способности ех ор-
ганизация черного тела.
Черное тело в образце. Для материалов с хорошей
теплопроводностью и электропроводностью модель чер-
ного тела выполняют чаще всего в виде длинной тонко-
стенной трубки с отверстием той или иной формы в стен-
ке. Трубка нагревается электрическим током. Есди ма-
териал не может быть нагрет непосредственным про-
пусканием тока, то он может быть нанесен тонким слоем
на токопроводящую трубку. Трубчатая конструкция
черного тела впервые была использована Вортингом
[Л. 5-5] и вслед за ним использовалась многими иссле-
дователями [Л. 5-2—5-4, 5-6—5-11], которые применяли
как способ пирометра [Л. 5-6—5-9], так и способ .непо-
средственного сравнения с эталоном [Л. 5-2—5-4, 5-10,
5-11]. Все наиболее точные измерения ех были проведе-
ны именно с такой конструкцией черного тела (Л. 5-2—
5-4, 5-10] способом непосредственного сравнения с эта-
лоном— черным телом.
Принципиальная схема измерений в последнем слу-
чае заключается в следующем. Трубчатый образец поме-
щают в вакуумную камеру. С помощью оптической си-
стемы на входную щель монохроматора и далее на ли-
нейный приемник излучения поочередно направляется
излучение поверхности трубки и отверстия, которое яв-
ляется эталоном. Излучательная способность отвер-
стия может быть сделана весьма близкой к единице,
в первом приближении sx =1, и на основании (5-3) по-
лучается:
где S — сигнал при визировании поверхности трубки,
S0 — сигнал при визировании отверстия.
При точном измерении должны быть учтены сле-
дующие факторы, являющиеся источниками системати-
ческих погрешностей: темновой сигнал; излучение, рас-
сеянное во внешней (по отношению к монохроматору)
оптической системе; отражение излучения от смотрового
166
стекла; эффективная излучательная способность модели
черного тела; излучение, рассеянное в монохроматоре;
перепад температур в стенке трубки; отклонение эффек-
тивной длины волны от длины волны, выставляемой по
отсчетному механизму монохроматора; поляризационные
эффекты.
Для хорошо сконструированной установки суммар-
ная поправка к значениям ег обусловленная перечис-
ленными факторами, не превышает 1—2% в видимой
области спектра и нескольких процентов в инфракрас-
ной ,[Л. 5-12].
При невозможности изготовления трубчатого черного
тела из-за технологических трудностей или по иным
причинам в качестве черного тела может служить углуб-
ление (чаще всего цилиндрической формы), высверлива-
емое в толще материала {Л. 5-13—5-16]. Как показано
в гл. 2, цилиндрические сверления при определенных
условиях являются достаточно эффективными черными
излучателями.
На ранних этапах исследования применялись так-
же менее эффективные модели черных тел — спираль, на-
витая из проволоки или ленты металла [Л. 5-17, 5-18] и
V-клин [Л. 5-19—5-21], -предложенный Менденхоллом
[Л. 5-22]. Разновидностью клина Менденхолла является
вращающийся образец с клинообразным вырезом
[Л. 5-23], применяемый для определения керамики.
Черное тело и образец, размещаемые отдельно друг от
друга. Наряду с организацией черного тела в толще иссле-
дуемого материала применяют схемы, в которых обра-
зец и черное тело размещаются и нагреваются отдельно
[Л. 5-24—5-32]. Достоинством такого расположения яв-
ляется легкая доступность больших площадок визирова-
ния, что важно при низких температурах и в далекой
инфракрасной области спектра, когда мала излучаемая
образцом энергия. Осуществлению метода раздельного
расположения образца и черного тела в инфракрасной
области благоприятствует то, что в Инфракрасной обла-
сти спектра условие равенства температур образца и
черного тела не является столь жестким, как в видимой.
При низких и умеренно высоких температурах для под-
держания равенства температур используются термопа-
ры [Л. 5-24, 5-26, 5-31] и дифференциальные термопары
[Л. 5-28].
167
Температуры образца и черного тела можно не под-
держивать равными, тогда необходимо измерять их по
возможности точно, так как они войдут в расчетную
формулу [Л. 5-25, 5-29, 5-30, 5-32]. Яркости образца при
температуре Т и черного тела при температуре выра-
жаются в виде
• ^2 .
( W \
£»х= ех<\й. 51 е — 1 ),
о ткуда
^2
о VT
_ S е — 1
S0
КТО
е — 1
(5-5)
(5-6)
(5-7)
где 3, 3°—сигналы при визировании образца и черного
тела соответственно.
В случае применения нелинейного приемника излу-
чения может быть использован метод равных энергий
[Л. 5-27]. Температура черного тела изменяется до тех
пор, пока излучаемая им энергия не сравняется с энер-
гией, излучаемой образцом, о чем свидетельствует ра-
венство сигналов при визировании черного тела и при
предыдущем визировании образца. Измерив при этом
температуры образца Т и черного тела Т°, легко найти
излучательную способность (стоит лишь принять в
(5-7) 3=3°) :
с2
Во всех последних методах, в которых s х находится
согласно (5-7), (5-8), погрешность излучательной спо-
собности определяется в основном погрешностью изме-
рения температур.
Черное тело и образец, размещаемые в одном блоке.
Промежуточной между вышеописанными схемами раз-
мещения черных тел является схема, при которой обра-
зец -размещается в блоке хорошо теплопроводящего ма-
168
териала, в этом же блоке выполняется черное тело
[Л. 5-33, 5-34].
Основным преимуществом этого метода перед мето-
дом раздельного размещения образца и черного тела
является более легкое выполнение условия равенства
температур образца и черного тела.
5-2. МЕТОД ПЯТНА
В качестве эталона, с которым сравнивается излу-
чение образца, может служить не только модель черного
тела, но и любое вещество с известными излучательны-
ми характеристиками. Такой материал обычно наносят
тем или иным способом на поверхность образца [Л. 5-35—
5-38]. Пятно должно иметь минимальные необходи-
мые размеры и по возможности хорошую теплопровод-
ность, чтобы не вносить заметных искажений в темпе-
ратурное поле исследуемого образца. Естественно, иссле-
дуемое вещество можно также наносить на подложку
с известными излучательными свойствами [Л. 5-36,5-39].
В качестве эталонных используются материалы с хорошо
изученными излучательными характеристиками: вольф-
рам, платина [Л. 5-36]; платиновая чернь, масса Нерн-
ста (85% окиси циркония и 15% окиси иттрия) [Л. 5-37],
платина [Л. 5-38], вольфрам [Л. 5-35, 5-39]. При исполь-
зовании способа непосредственного сравнения с этало-
ном ех находят по формуле (5-3), при использовании
способа пирометра — по следующей формуле:
(5-9)
Выражение (5-9) справедливо при одинаковых тем-
пературах пятна и образца. Если материал пятна имеет
малую теплопроводность, по толщине пятна могут иметь
место значительные перепады температур (при исполь-
зовании массы Нернста в [Л. 5-37] примерно до 100 К),
что необходимо учитывать при определении ех.
Этот метод был модифицирован Вортингом [Л. 5-18],
который спаивал две нити из разных металлов. Для од-
ного из металлов излучательные характеристики были
известны. Считая, что в непосредственной близости от
места контакта температуры металлов одинаковы, спо-
собом пирометра определялась ех другого металла.
169
5-3. МЕТОД ПИРОМЕТРА
По этому методу яркостным пирометром измеряется
яркостная температура образца. Измерив действитель-
ную температуру образца, излучательную способность
можно найти согласно (5-1) в области спектра, где
справедлива формула Вина, или по формуле
^3
XT
•>= • (5-Ю)
е™* —1
Во многих случаях температура образца может быть
измерена термопарой [Л. 5-40, 5-41]. Особенно удобен
этот способ в том случае, если исследуемый материал
может служить одним из термоэлектродов термопары.
При температурах выше точки плавления золота изме-
рение температуры термопарами в принципе менее точ-
но, чем пирометром, и излучательная способность этим
способом будет измеряться с большей погрешностью,
чем «классическим» способом пирометра (измерение
действительной температуры по излучению черного тела
в образце).
Для измерения температуры поверхности образца
могут применяться тела с известной температурой плав-
ления. Небольшие кусочки таких веществ помещают на
поверхность образца; в момент расплавления кусочка
температура поверхности считается равной температуре
плавления материала кусочка [Л. 5-40, 5-42, 5-43]. Не-
смотря на ряд недостатков (ограниченный выбор темпе-
ратур, температура плавления кусочка не равна темпе-
ратуре поверхности из-за искажения температурного
поля образца, температуры плавления веществ часто не-
достаточно точно определены, при наличии примесей
в веществе плавление происходит в интервале темпера-
тур), этот метод используется до настоящего времени
[Л. 5-44], где таким образом исследована Ge, Si,
GaAs.
До недавнего времени возможности метода пирометра
в смысле исследования при разных длинах волн были
сильно ограничены из-за использования визуальных пи-
рометров. С появлением объективных спектропиромет-
ров [Л. 5-45, 5-46] спектральная область исследования
сильно расширилась [Л. 5-44, 5-47].
170
5-4. СПЕКТРОБОЛОМЕТРИЧЕСКИЙ МЕТОД
Спектроболометрический метод представляет^ собой
по существу метод пирометра для измерений ех в широ-
кой спектральной области. Свое название метод получил
потому, что в ранних измерениях в качестве приемника
излучения использовался болометр [Л. 5-48]. В этом ме-
тоде при использовании приемника излучения с извест-
ной чувствительностью при различных длинах волн из-
меряется энергия излучения образца, приходящаяся на
малый интервал длин волн АХ, т. е. по существу нахо-
дятся кривые спектральной яркости исследуемого тела
при постоянной температуре. При этом для нахождения
эффективной чувствительности всей установки необхо-
димо знать показатели преломления всех оптических
деталей спектрального прибора (для вычисления потерь
излучения на отражение), поглощение в оптических де-
талях и атмосфере, дисперсию спектрального прибора
и геометрические характеристики либо находить эф-
фективную чувствительность экспериментальным пу-
тем.
Если температура тела известна, то для всех длин
волн, для которых была найдена спектральная яркость
образца, можно вычислить спектральную яркость черно-
го тела (или энергию излучения черного тела, приходя-
щуюся на малый интервал длин волн АХ). Отношение
яркостей образца и черного тела дает излучательную
способность sx. Отличительной особенностью спектробо-
лометрического метода является абсолютное измерение
энергии излучения при различных длинах волн.
Этот метод был применен в [Л. 5-48] для изучения ех
платины, палладия и тантала. Действительная темпера-
тура образца измерялась при помощи V-клина.
В [Л. 5-49] модифицированный спектроболометрический
метод использовался при исследовании ех вольфрама
в видимой области спектра. Эффективная чувствитель-
ность установки определялась экспериментальным пу-
тем.
Следует отметить сложность спектроболометрическо-
го метода, поэтому достижимая точность определения
невысока.
171
5-5. МЕТОД ПОДСВЕТКИ
Если на поверхности нагретого образца имеются уча-
стки с разными излучательными характеристиками и
одинаковой температурой Т, то излучательная способ-
ность может быть определена методом подсветки
[Л. 5-50—5-52], который заключается в следующем.
На площадку визирования направляется излучение
вспомогательного источника. Его яркость изменяется до
тех пор, пока участки визируемой поверхности с разны-
ми излучательными характеристиками не приобретут
одинаковую яркость, при этом если участки имеют оди-
наковую площадь, то они будут посылать в оптическую
систему одинаковые потоки энергии излучения. Изме-
ренная в этот момент яркость поверхности равна ярко-
сти черного тела Ь®. Отношение первоначальной ярко-
сти образца к яркости в момент исчезновения различий
в излучении различных участков поверхности, измерен-
ное способом пирометра или способом непосредственно-
го сравнения, представляет собой излучательную способ-
ность sr
Пусть два участка визируемой поверхности с одинаковой пло-
щадью &F имеют разные излучательные способности е'х, и, сле-
довательно, яркости Ь'\:
= = (5-11)
На первый участок площадки визирования от вспомогательного
источника излучения по направлению 90, ?о (9о— полярный угол, <р0 —
азимутальный угол) падает поток Ф®; в направлении визирования
9r, у>г отражается поток р'р\0оФ®, при этом
0г = Оо; фг='фо4-л. (5-12)
Величина р\0 является направленной отражательной способностью
(определение дано в гл. 6). Произведение р'р\д0 представляет собой
двунаправленную отражательную способность р\ (90, <р0:9г, ?г), т. е.
P\(9o.Mr<M ,
р =--------й’----- <5'13)
Величина р' является нормализованной индикатрисой отражения.
От второго участка соответственно отражается поток
172
Согласно закону Кирхгофа для излучательной способности в на-
правлении 6г выполняются равенства:
е\дг = 1 "" Р'х90» е"18г = 1 “ Р”х90, (5-14)
где учтено условие (5-12).
Предполагая, что потоки эффективного излучения от рассматри-
ваемых участков одинаковы, можно записать:
cos 0г Д2 + ХФ> (1 - Л9г) = е”мгЬ\ cos М2 +
+ р"Фвх(1 -в"ч ), (5-15)
где £2 — телесный угот, определяемый апертурой приемника излу-
чения.
Учитывая, что = b\&F cos 9ОД2В, где Ь* — яркость излуче-
ния, падающего от вспомогательного источника на образец, Д2В —
телесный угол падающего излучения, выражение (5-15) можно пере-
писать в виде
п Д2В Д2В
®19/А+ ~ е'мг ) = &£!”(' —е,,Мг^ <5’16)
При зеркальном отражении участков Д2В — Д2 и р^(90, ?о‘9г» ?г)=
= Рх90(/’= ’)> т. е.
(1 - ) (5-17)
<9г (6).-&х) = е"Ч(6х-&!.)• (5-18)
Так как по условию е\0 ф е"^0 , то
&« = &». (5-19)
Подставив (5-19) в (5-17), можно видеть, что эффективная яр-
кость обоих участков равна яркости черного тела
% == е\ог 6°Х + &Х (1 - % ) = -И (1 - А9г) =
(5-20)
При диффузном отражении участков рг = р" = р = — cos 9Г Д2.
Аналогом уравнения (5-18) будет уравнение:
е\9г (^х — = е\9г (^х ~ Рь\ ~Д2“)’ (5’21)
откуда
РЪ-^- = Ь\. (5-22)
173
Подставив (5-22) в (5-16), можно убедиться, что и в этом слу"
чае = &J.
При смешанном отражении участков рг может быть равно р"
вне зависимости от угла 9Г только тогда, когда оба участка имеют
одинаковые индикатрисы отражения, в этом случае pf ~ рп = р =/=
^-^-cos9rA2 и при использовании (5-21), (5-22) и (5-16) получается
= ftj. Поскольку характер индикатрисы отражения определяется
в основном обработкой поверхности (по крайней мере при малых
длинах волн), разные материалы могут иметь одинаковые нормализо-
ванные индикатрисы отражения.
Метод подсветки можно применять даже в случае разных ин-
дикатрис отражения участков. Кривые, представляющие распределе-
ние интенсивности отраженной энергии в плоскости падения, пере-
секаются между собой; в точках пересечения выполняется равенство
р'=р" (рис. 5-1). Для индикатрис, изображенных на рис. 5-1, визи-
рование образца необходимо производить под углом 10°. При этом,
однако, не может быть выполнено условие (5-12) 0о¥=Ог; уравнение
(5-16) превращается в следующее:
еЧэг “мГ — eW ~ +
Д2В
+ 0-*"»„)• (5-23)
в зависимости от угла меняется гораздо слабее, чем р^(9о,?о’9г.
уг), при малых углах можно считать не зависящей от угла излу-
чения и принимать в (5-23) еХ0 == е^, что делает (5-23) эквивалент-
ным уравнению (5-16).
Эффективная яркость поверхности образца устанавливается рав-
ной яркости черного тела тем точнее, чем больше различие е\ и .
В работе [Л.5-53] найдено, что практически этот метод может при-
меняться при разности |е\ — е'\| 0,02.
Разновидность метода подсветки для зеркальных от-
ражателей предложена в [Л. 5-54]. Излучение, испуска-
емое под углом к поверхности, частично поляризовано.
Если под тем же углом направить на поверхность непо-
ляризованное излучение от вспомогательного источника
излучения, то при определенной яркости этого источни-
ка эффективное излучение поверхности будет неполяри-
зованным и, кроме того, «черным».
Яркости излучения, поляризованного в плоскости ис-
пускания и перпендикулярно ей, можно представить в
виде &°(1 -рХ||) и 6°(1-рх±), где рХ||, рх± представ-
ляют собой отражательные способности поверхности для
излучения, поляризованного соответственно параллельно
плоскости испускания и перпендикулярно ей. Яркости
174
Рис. 5-1. Индикатрисы смешанного отражения при нормальном па-
дении.
/ — индикатриса отражения, близкого к зеркальному; 2 — индикатриса отра-
жения, близкого к диффузному.
эффективного излучения будут равны (1 — рХ]|) -\-Ьу рХ|1
и 6Х (1 — рх±) + £\рХ1. В этих выражениях через 6Х обоз-
начена яркость неполяризованного излучения от вспомо-
гательного источника. За счет изменения 1\ достигают
равенства яркостей поляризованных компонент эффек-
тивного излучения:
bl (1 - р >,)+м». = (1 - р>±)+4A1- (5-24>
Так как согласно формулам Френеля рх± рхп (рх± >
>РХЦ), то &Х = 6Х. Вместе с тем яркость каждой поля-
ризованной компоненты эффективного излучения равна ,
т. е. эффективное излучение является черным излуче-
нием.
В [Л. 5-54] описанным методом с использованием
способа пирометра исследовалась излучательная спо-
собность вольфрама. Вследствие рекристаллизации об-
разца при высоких температурах нарушается зеркаль-
ность отражения. Площадку визирования приходится
выбирать в пределах одного кристалла [Л. 5-54].
5-6. МЕТОД ИЗМЕРЕНИЯ В ПОЛЯРИЗОВАННОМ СВЕТЕ
Для определения ех используются свойства поляризо-
ванного излучения, испускаемого образцом под углом
45° (Л. 5-52, 5-55]. Из формул Френеля для амплитуд
175
падающей и отраженной электромагнитных волн при
наклонном падении излучения на зеркально отражаю-
щую поверхность следует, что
_ tg (б — Ф) Р _ sin (9- ф) * 525
II — tg (9 + Ф) | ’ sin (9 + ф) ’
где 0 — угол падения; -ф — комплексный угол преломле-
НИЯ.
Для Q = tl/4 при подстановке в выражения для рх
и вместо 6 величины z/4 можно видеть, что рху =
= При использовании закона Кирхгофа для поляри-
зованных компонент излучения можно получить:
('-М (5-26)
Таким образом, для угла испускания 45° действи-
тельно соотношение
+ (5-27)
Измерив пирометром под углом 45э к поверхности
яркостные температуры образца 7яН и Гя^ для излуче-
ния, поляризованного в плоскости, параллельной плоско-
сти испускания и перпендикулярной ей, при использова-
нии формулы Вина можно найти рх^ из формулы:
-Г----T1-==7Lln(1+PxJ- <5'28)
7 Я1 1 Я II -С
Действительная температура образца находится из
выражения
(5-29)
а затем методом пирометра определяется излучательная
способность ех.
Однако излучательная способность может быть най-
дена и без определения действительной температуры,
достаточно лишь измерить отношение b^/b^ В [Л. 5-55]
для этого используют секторный диск, помещенный
перед пирометром. За счет раскрытия щелей диска ток
через пирометрическую лампочку пирометра поддержи-
176
вается постоянным при -визировании под углом 45° излу-
чения образца, поляризованного в двух перпендикуляр-
ных плоскостях. Для этих условии
(5-з°)
где тп и — коэффициенты пропускания секторного
диска.
находится из выражения:
’ 1 1 Т1 ( т
g ---- I____________-1- - / _:
* 2 тн ( т
(5-32)
Следует
только для
еще раз подчеркнуть, что метод применим
образцов с зеркально отражающей поверх-
ностью.
5-7. МЕТОД ОПТИЧЕСКИХ ПОСТОЯННЫХ
Если известны оптические константы материала —
показатель преломления п и показатель поглощения k,
излучательная способность (в нормальном направлении)
может быть рассчитана по формуле
4п
(5-33)
(«+ 1)2 + й2 ’
что следует из (1-11) и закона Кирхгофа.
В последнее время этот метод получает все большее распро-
странение [Л. 5-56—5-58]. При определенных условиях он начинает
конкурировать с наиболее точным прямым методом — методом труб-
чатого черного тела при измерениях по способу непосредственного
сравнения. Это позволило, авторам [Л. 5-59] предложить устройство,
основанное на методике определения оптических постоянных, в каче-
стве высокотемпературного эталонного источника излучения.
Измерения п и k {Л. 5-56, 5-59] осуществляются следующим
образом. На основании (5-25) и закона Кирхгофа излучательные
способности для излучения, поляризованного параллельно
дпкулярпо плоскости испускания, будут равны:
tg (9 — Ф) 2. I sin (9 — Ф)
J sin (0 + ф)
где 0 — угол излучения. Угол ф связан с углом излучения зависи-
мостью:
sinO=Nsinip. (5-35)
Из уравнений (5-34), (5-35) (и учитывая, что N = п—ik) можно
выразить отношение ехц/еХ4_ как ФУНК1ХИЮ б, я Д:
Il £ /Л I Ч
-----= f (9,4,fe).
и перпеп-
\ (5-34)
и — 1
(5-36)
12—192
177
В соответствии с уравнением (5-36) оптические константы могут
быть определены, если отношение ехц/ехд. измерены при двух или
более углах испускания, отличающихся от нормального. Соотношение
(5-36) слишком сложно для выражения его в явном виде.
В [Л. 5-56] значения отношения 8хц/ехд. были рассчитаны для
большого числа различных значений п и k и для углов испускания
0=60, 65, 70, 75, 80°. Для некоторого измеренного значения ехц/ехд_
(при фиксированном 0) существует бесчисленное количество подхо-
ординатах п и k. Пересечение двух таких кривых, соответствующих
значениям ехц/ехд_’ измеренным при двух углах испускания, одно-
значно определяет п и k (рис. 5-2). Если измерения проводить при
трех или более углах, то разброс точек пересечения может исполь-
зоваться для контроля точности измерений.
Отношение при^линейном приемнике излучения равно от-
ношению сигналов для двух поляризованных составляющих излуче-
ния. Поскольку рассмотренный метод применим лишь к оптически
гладкой поверхности, то его целесообразно применять для исследова-
ния монокристаллов |[Л. 5-56]. Погрешность данного метода опреде-
ления составляет 1—2%.
Другие методы определения п и k, не рассматриваемые здесь,
описываются в [Л. 5-60].
5-8. МЕТОД ПОГЛОЩЕНИЯ
В этом методе определяется поглощательная способ-
ность образцаav
На основании закона Кирхгофа
— ег
(5-37)
178
Поглощаемый образцом поток энергии излучения
определяется калориметрическим способом — по повы-
шению температуры образца до некоторого уровня, ко-
торый определяется равенством подводимого к образцу
потока тепла (за счет излучения) и отводимого от
образца потока тепла (за счет теплопотерь в окружаю-
Рис. 5-3. Принципиальная схема установки для измерения методом
поглощения [Л.5 32].
/ — образец; 2—абсорбер; 3 — тонкостенный корпус из нержавеющей стали;
4— кварцевая линза; 5 — труба для откачки; 6, 7 — подставки для абсорбера
и образца; 8 — медное основание; 9 — зачерненный экран; 10 — прокладка из
золота; // — нагреватель; /2 —термометр сопротивления.
щую среду). Поскольку на образец падает монохрома-
тический поток энергии излучения (т. е. поток энергии
излучения в малом интервале длин волн АХ), то энер-
гия, подводимая к образцу, мала. Повышение темпера-
туры образца также мало и может быть зафиксировано
только при низких температурах. Таким образом, метод
поглощения применим в основном для исследования
при низких (гелиевых) температурах [Л. 5-61, 5-62]. Тем-
пературная область применения метода может быть ра-с-
12е 179
ширена в сторону более .высоких температур при исполь-
зовании высокоинтенсивных монохроматических источ-
ников излучения, какими являются, например, лазеры.
На рис. 5-3 представлена принципиальная схема
установки [Л. 5-62].
Вся установка погружена в жидкий гелий. Монохроматическое
излучение поступает через трубу для откачки системы до глубокого
вакуума 5 и собирается линзой 4 на образце 1, Часть излучения
отражается образцом на абсорбер 2, покрытый палладиевой чернью,
и поглощается им. В стационарном режиме между образцом и осно-
ванием 8 и между абсорбером и основанием устанавливается неко-
торая разность температур, измеряемая угольными термометрами со-
противления. Затем монохроматическое излучение перекрывается и
с помощью нагревателей Н, расположенных в подставках образца
и абсорбера, устанавливаются зафиксированные ранее разности тем-
ператур между абсорбером и основанием и между образцом и осно-
ванием.
Поглощательная способность находится
^об + ^аб ’
где Woб — мощность нагревателя образца;
ность нагревателя абсорбера.
Разности температур между образцом и
регулируются .изменением падающего на образец моно-
хроматического потока излучения и изменением тепло-
потерь образца вследствие оттока тепла от образца
к основанию по тонким медным проволочкам, соединяю-
щим образец с основанием (на рис. 5-3 они не пока-
заны). Точность измерений по этому методу около
10% с воспроизводимостью результатов около 2%
[Л. 5-61].
по формуле
(5-38)
И?аб — МОЩ-
основанием
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
5-1. Чеховской В. Я., Латыев Л. Н. Доклады научно-техниче-
ской конференции МЭИ по итогам научно-исследовательских работ
за 1966—1967 гг. Теплоэнергетическая секция. Подсекция теплофи-
зическая. 1967, с. 121. (Изд. МЭИ).
5-2. De Vos J. С.— «Physical, 1954, v. 20, p. 690.
5-3. Larrabee R. D.— «Journ. Opt Soc. Amer.», 1959, v. 49, p. 619.
5-4. Латыев Л. H., Чеховской В. Я., Шестаков Е. Н.— «Тепло-
физика высоких температур», 1969, т. 7, с. 666.
180
5-5. Worthing A. G.— «Phys. Rev.», 1917, v. 10, p. 377.
5-6. Malter L. and Langmuir D. B.—«Phys. Rev.», 1939, v. 55,
p. 343.
5-7. Хрусталев Б. А., Колченогова И. П., Раков А. М.— «Тепло-
физика высоких температур», 1963, с. 1, с. 17.
5-8. Петров В. А., Чеховской В. Я., Шейндлин А. Е.— «Тепло-
физика высоких температур», 1963, т. 1, с. 462.
5-9. Жоров Г. А., Сивакова Е. В. — «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1966, т. 4, с. 182.
5-10. Дрешфилд, Хауз. — «Ракетная техника и космонавтика»,
(русск. пер.), 1966, № 2, с. 249.
5-11. Ковалев И. И., Мучник Г. Ф.— «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1970, т. 8, с. 983.
5-12. Latyev L. N., Chekhovskoi V. Ya. and Shestakov E. M.—
«High Temp.— High Press.», 1970, v. 2, p. 175.
5-13. Henning F. und Heuse W.—«Zeitschr. fur Physik», 1923,
Bd 16, S. 63.
5-14. Riethof T. R. and Santis V. J.— In: Measurement of Ther-
mal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash., D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 565.
5-15. Петров В. А., Чеховской В. Я., Шейндлин А. Е., Николае-
ва В. А., Фомина Л. П.— «Теплофизика высоких температур», 1967,
т. 5, с. 995.
5-16. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П., Соболь В. Г. — «Тепло-
физика высоких температур», 1970, т. 8, с. 774.
5-17. Langmuir J.—«Phys. Rev.», 1915, v. 6, p. 138
5-18. Worthing A. G.— «Phys. Rev.», 1925, v. 25, p. 846.
5-19. Mendenhall С. E. and Forsythe W. E.— «Astrophys. Journ.»,
1915, v. 37, p. 380.
5-20. Whitney L. V.— «Phys. Rev.», 1935, v. 48, p. 458.
5-21. Hurst C.— «Proc. Roy. Soc.» (bond.), '1933, v. A142,
p. 466.
5-22. Mendenhall С. E.—«Astrophys. J.», 1911, v. 33, p. 91.
5-23. Кинджери В. Д. Исследования при высоких температурах.
М., Металлургиздат, 1963, с. 151.
5-24. Stubbs С. М. and Prideaux Е. В. R — «Proc. Roy. Soc.»
(bond.), 1912, v. А87, р. 451.
5-25. Hoffman F. und Willenberg H.— «Phys. Zeit.», 1934, Bd 35,
S. 713.
5-26. Maki A. G., Stair R. and Johnston R. G.— «Journ. Res.
Nat. Bur. Stand.», 1960, v. 64C, p. 99.
5-27. Maki A. G. and Plyler E. K.— «Journ. Res. Nat. Bur.
Stand.», 1962, v. 66C, p. 283.
5-28. Richmond J. C., Harrison W. H. and Shorten F. J.—In:
Measurement of Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C.
Richmond. Wash., D. C. NASA SP-31, 4963, p. 403.
5-29. Seban R. A.—In: Measurement of Thermal Radiation Pro-
perties of Solids., p. 425.
5-30. Дмитриев В. Д., Холопов Г. К. — «Журнал прикладной
спектроскопии», 1965, т. 2, с. 481.
5-31. Вознесенский А. А., Ферт А. Р.— «Инженерно-физический
журнал», 1967. т. 12, с. 610.
181
5-32. Абрамов А. С., Барыкин Б. М., Романов А. И., Спиридо-
нов Э. Г.— В кн.: Материалы для канала МГД-генератора. М.,
«Наука», 1969, с. 129.
5-33. Аутио, Скала. — «Ракетная техника и космонавтика»
(русск. пер.), 1965, № 4, с. 206.
5-34. Gautheric М.— «С. г. Acad. Sci.», 1966, t. 263, р. 1331В.
5-35. Петров В. А. Излучательная способность высокотемпера-
турных материалов. М., «Наука», 1969.
5-36. Burgess G. К., Waltenberg R. G.— «Bull. Bur. Stand.»,
1915, v. 11, p. 591.
5-37. Liebmann G.—• «Zeitschr. fiir Phys.», 1930, Bd 63, S. 404.
5-38. Mollwo E.— «Zeitschr. fiir angewandte Physik», 1954, Bd 6,
S. 257.
5-39. Shaw M. L.—«Journ. Appl. Phys.», 1966, v. 37, p. 919.
5-40. Waidner C. W. and Burgess G. K.— «Bull. Bur. Stand.»,
1907, v. 3, p. 163.
5-41. Seemiiller H. und Stark D.—«Zeitschr. fiir Physik», 1967,
Bd 198, S. 261.
5-42. Waidner C. W. and Burgess G. K.— «Bull. Bur. Stand.»,
1905, v. 1, p. 189.
5-43. Wiegand E.— «Zeitschr. fiir Physik», 1924, Bd 30, S. 40.
5-44. Jona F., Wendt H. R.—«Journ. Appl. Phys.», 1966, v. 37,
p. 3637.
5-45. Ковалевский В. А., Иосельсон Г. Л., Кандыба В. В.— «Из-
мерительная техника», 1956, № 2, с. 16.
5-46. Финкельштейн В. Е., Старунов Н. Г.— «Измерительная тех-
ника», 1960, № 1, с. 28.
5-47. Лапина Э. А., Чудновский А. Ф.— «Теплофизика высоких
температур», 1965, т. 3, с. 686.
5-48. Me Cauley G. V.—«Astrophys. Journ.», 1913, v. 37, p. 164.
5-49. Дмитриев В. Д., Холопов Г. К.— «?Курнал прикладной
спектроскопии», 1967, т. 6, с. 425.
5-50. Fastie W. G.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1951, v. 41, p. 872.
5-51. Техника высоких температур. Под ред. И. Э. Кэмпбелла.
М., Изд-во иностр, лит., 1959.
5-52. Гордое А. Н. — «Теплофизика высоких температур», 1963,
т. 1, с. 149.
5-53. Гордое А. Н., Миклашевичюте О. М. Материалы научной
конференции молодых ученых. Лит. ССР. Вильнюс, 1967, с. 124.
5-54. Tingwaldt С.—«Zeitschr. fiir Metallk.», 1960, Bd 51, S. 116.
5-55. Tingwaldt C. und Schley U.—«Zeitschr. fiir Instrumentenk.»,
196-1, Bd 69, S. 205.
5-56. Martin W. S., Duchane E. M. and Blau H. H. — «Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1965, v. 55, p. 1923.
5-57. Tingwaldt C., Schley U., Verch J., Takata S.— «Optik», 1965,
Bd 22, S. 48.
5-58. Barnes В. T.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1966, v. 56, p. 1546.
5-59. Blau H. H., Martin W. S., Chaffe E.—In: Temperature. Its
Measurement and Control in Science and Industry. Ed. С. M. Herz-
feld. Reinhold Publ. Corp., N. Y., 1962, v. 3, pt 2, p. 1035.
5-60. Пришивалко А. Г. Отражение света от поглощающих сред.
Минск, изд. АН БССР, 1963.
5-61. Biondi М. А.— «Phys. Rev.», 1956, v. 102, р. 964.
5-62. Biondi М. A. and Rayne J. A.— «Phys. Rev.», 1959, v. 115,
p. 1'522.
182
ГЛАВА ШЕСТАЯ
МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ОТРАЖАТЕЛЬНОЙ
СПОСОБНОСТИ
6-1. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ОТРАЖАТЕЛЬНОЙ СПОСОБНОСТИ
Отражательная способность обычно определяется как отноше-
ние потока энергии излучения, отраженного от площадки, к потоку,
падающему на рассматриваемую площадку. При этом подразуме-
вается, что отраженный поток собирается на приемник излучения,
вообще говоря, из полусферы, т. е. на приемник излучения попадает
весь отраженный поток. Однако такое определение является
неполным.
Наиболее общим образом отражательная способность р может
быть определена как отношение определенной части отраженного
потока к падающему. В зависимости от угловых условий падения
и собирания лучистого потока можно выделить девять видов отра-
жательной способности, показанных в табл. 6-1 и взятых из работы
Джудда [Л. 6-1]. В таблице используются обозначения:
6 — угол между нормалью к поверхности и направлением луча
(полярный угол); ф— азимутальный угол; 0о, фо— углы падения;
Or, фг — углы отражения, Q — телесный угол падения; Q' — телес-
ный угол отражения, йперекр — телесный угол, определяемый частью
конуса падения с, совмещающейся с зеркальным изображением ко-
нуса отражения с'.
Первый член в названии р определяет условия падения: полу-
сферическое, коническое, направленное. Падающий поток равномерно
распределен по полусфере, или равномерно распределен по телес-
ному углу, меньшему, чем 2зт, или ограничен одним направлением
соответственно. Второй член определяет условия собирания отражен-
ного излучения.
Вид отражательной способности может быть определен одним
словом, которое в этом случае определяет условия падения, при этом
подразумевается, что отраженный поток собирается из полусферы.
К идеальной зеркальной поверхности приближаются полирован-
ные металлические поверхности. Чаще всего применяют серебряные
и алюминиевые зеркала, которые имеют высокую отражательную
способность, в инфракрасной области спектра приближающуюся
к единице. В качестве идеальной диффузной поверхности чаще всего
используют поверхность из окиси магния.
Согласно принципу обратимости Гельмгольца [Л. 6-2] при опре-
делении двунаправленной отражательной способности получается
одно и то же значение, если источник и приемник излучения поме-
нять местами.
Следует отметить, что в подавляющем большинстве случаев из-
меряется монохроматическая отражательная способность, так как
при измерениях интегральной отражательной способности сталки-
ваются с рядом специфических трудностей, к которым в первую
очередь относятся: необходимость применения для освещения образ-
ца черного тела с температурой, равной температуре образца; селек-
тивность используемой оптической системы; часто имеющая место се-
лективность приемника излучения. В данной главе рассматриваются
методы определения монохроматической направленной отражатель-
ной способности.
183
. Таблица 64
Виды отражательной способности и их значения для идеальной зеркальной и идеальной
диффузной поверхностей
Значение
Вид отражательной способности Обозначение для идеальной зеркальной поверхности для идеальной диффузной поверхности
Двуполусферическая (полусфе- рическо-полусферическая; по- лусферическая) р (2тс:2тс) (Рл) 1 1
Полусферическо-коническая р (2ти:с') ~ J cos 9r dQ' 1 f — | cos 9r dQ' 7X 1 1
Qf Й'
Полусферическо-направленная р (2л:9г, <?г) — cos 9Г dQ' 1 — cos 9r dQ' 71
Коническо-полусферическая (коническая) р (с :2л) 1 1
J cos 9r dQ'
Двукойическая (коническо-ко- ническая) р(с:с') йперекр — j* cos 9r dQ' Й'
J cos 90 dQ $2
Вид отражательной способности Обозначение
Коническо-направленная р(с:9г, ?г)
Направленно-полусферическая (направленная, в том числе нормальная) р(60, <р0:2л) (Ра > Рп)
Направленно-коническая р(®о> ¥о:с')
Двунаправленная (направлен- но-направленная, частичная) р(90. <р»:0г. <tr)
* Углы 9Г и <рг задают направления внутри конуса с’.
Продолжение табл, 6-1
Значение
дЛя идеальной зеркальной поверхности для идеальной диффузной поверхности
cos 9r dOS
J cos 90 dQ
Я
1 для 9Г, <рг, лежащих внутри
зеркального изображения конуса с\
О для 9Г, <рг вне изображения
1
1 для 90, равного какому-либо 9Г
и <р0, равного какому-либо <рг + тх;
О для 90, не равному ни одному
из 9Г, или для <р0, не равному ни
одному (f>r + тх*
1 для 90 = 9Г и <р0 = <рг-р я;
О для 9О^9Г или для <р0 ф <рг + тх
— cos 9r dQ!
тх
§ cos 9Г dQf
я'
— cos 9Г dQ'
тх
6-2. МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ОТРАЖАТЕЛЬНОЙ
СПОСОБНОСТИ МАТЕРИАЛОВ С ЗЕРКАЛЬНОЙ
ПОВЕРХНОСТЬЮ
(6-1)
Из определения отражательной способности следует,
что для ее нахождения необходимо измерить падающий
на образец и отраженный от него поток энергии излу-
чения. При измерении направленной отражательной спо-
собности падающий поток определить несложно, доста-
точно взять приемник излучения с апертурой, равной
(или несколько большей) апертуре источника излучения.
В случае зеркально отражающей поверхности образца
столь же просто и измерение отраженного потока. Отно-
шение сигналов S при использовании линейного прием-
ника или отношение потоков Ф, найденных по градуиро-
вочной кривой, при использовании нелинейного прием-
ника дает отражательную способность:
р или Р. = ^
Все ранние измерения отражательной способности
были проделаны на зеркально отражающих образцах
(серия работ Хагена и Рубенса [Л. 6-3] и Кобленца
[Л. 6-4]). В настоящее время такие измерения доведены
до высокой степени совершенства; абсолютные значе-
ния рх могут быть измерены с погрешностью 0,1%
[Л. 6-5], а относительные изменения еще точнее [Л. 6-6].
На рис. 6-1 в качестве типичной представлена уста-
новка для измерения отражательной способности зер-
кальных образцов [Л. 6-5].
Основными источниками систематических погрешно-
стей при измерении рх, которые должны приниматься во
внимание при точных измерениях, являются следующие.
1. При измерениях падающего и отраженного пото-
ков из-за наклона и смещения образца излучение может
попадать на разные участки чувствительного элемента
приемника излучения. Чувствительность многих прием-
ников излучения зависит от того, на какое место чувст-
вительного элемента попадает лучистый поток.
2. Поляризационные эффекты могут вызвать замет-
ную ошибку, когда излучение падает на образец и отра-
жается под достаточно большим углом.
3. Вследствие рассеяния излучения в монохроматоре
на приемник излучения, отразившись от образца, по-
186
падут лучи длин волн, отличных от длины волны, вы-
деляемой монохроматором.
4. Излучение рассеивается также в рефлектометре
(во внешней по отношению к монохроматору оптиче-
ской системе), вызывая ошибку.
5. Отражательная способность может определяться
по отношению к эталонному зеркалу. Относительные
изменения отражательной способности в этом случае
Образец, б&еден
Рис. 6-1. Принципиальная схема установки [Л. 6-5].
Mi, М2 — зеркала; Ф — падающий лучистый поток; р — отражательная способ-
ность образца; г — отражательная способность зеркал Mi и М2; Si, S2 — сиг-
налы.
могут быть измерены весьма точно. Точность абсолют-
ных значений будет зависеть от точности, с которой
известна отражательная способность эталонного зерка-
ла в момент измерений.
6. Оптические пути при измерениях падающего и от-
раженного потоков энергии излучения могут быть не-
идентичны (разное количество оптических деталей, раз-
ное поглощение в них и т. д.).
7. Отклонение эффективной длины волны от выстав-
ляемой согласно отсчетному механизму монохроматора
187
может вызывать заметную ошибку, особенно при ис-
пользовании широких щелей и при малой дисперсии
монохроматора.
8. Главными источниками систематических ошибок
неоптического характера являются нестабильность изме-
рительной схемы 'и источника излучения («дрейф») за
время между измерениями падающего и отраженного
потока и нелинейность приемника излучения.
В установке [Л. 6-5] погрешность из-за смещений
образца практически устраняется использованием инте-
грирующей сферы. В установке падение и отражение
луча близки к нормальному (0о = 0г~7°), поэтому Рх
нечувствительна к поляризационным эффектам. На вход
рефлектометра (рис. 6-1) подается монохроматический
луч. Монохроматизация излучения производится двой-
ным монохроматором, что исключает рассеянное в моно-
хроматоре излучение. Рассеянное в рефлектометре излу-
чение уменьшается установкой диафрагм и чернением
внутренних частей.
Ввод образца для измерения отраженного потока
осуществляется поворотом цилиндра, состоящего из
двух частей А и В. Производится измерение абсолютно-
го значения рх, так как при измерении как падающего,
так и отраженного потока имеется одинаковое количест-
во отражений (одно) от вспомогательных зеркал Afi
и М2.
Отклонение эффективной длины волны от выстав-
ляемой в [Л. 6-5] не рассматривается, хотя оно может
вызывать на отдельных участках спектра ошибку в зна-
чении рх (как и в значении £х) примерно до 1% [Л. 6-7].
Величина этого типа погрешности зависит от спектраль-
ных характеристик источника излучения, образца и оп-
тической системы.
При высоких температурах из потока энергии излу-
чения, исходящего от образца при освещении его источ-
ником излучения, необходимо вычесть поток энергии
собственного излучения образца:
— ^соб
Px=^S—’ (6‘2)
°пад
где — сигнал приемника излучения, соответствующий
сумме отраженного и собственного' потоков энергии
излучения; SC06 — сигнал приемника, обусловленный
188
собственным излучением образца. 5СОб находится при
визировании образца, когда источник излучения пере-
крыт.
В [Л. 6-8] таким способом была измерена отража-
тельная способность вольфрама вплоть до температур
~ 2 000 К. Следует отметить, что точность определения
рх при высоких температурах уменьшается, во-первых,
из-за необходимости измерения собственного излучения
образца и, во-вторых, что более существенно, из-за
обычно имеющей место рекристаллизации образца, ко-
торая приводит к появлению в отраженном излучении
диффузной составляющей.
Чтобы не учитывать собственное излучение образца
при высоких температурах, излучение источника следует
модулировать и применять для регистрации приемник
Рис. 6-2. Скелетная схема модуляционного рефлектометра.
/ — дополнительный источник излучения; 2 —обтюратор; 3 — объектив № 1;
4 и 10— подвижные зеркала; 5, 9, /3 — линзы; 6 — тигель; 7 — индуктор вы-
сокочастотной печи; 8 — поверхность металла; // — объектив № 2; 12 — мато-
вое стекло; 14 — щель монохроматора; 15 — фотоумножитель с катодным по-
вторителем; 16 — монохроматор; /7 — усилитель с катодным вольтметром.
излучения с узкополосным усилителем. Это направле-
ние развито в работах Д. Я. Света [Л. 6-9—6-12].
Схема модуляционного рефлектометра [Л. 6-10, 6-12]
приведена на рис. 6-2.
Лучистый поток источника излучения 1 (лампы накаливания)
модулируется обтюратором 2. Подвижные зеркала 4 и 10 поочередно
пропускают то модулированный поток от источника излучения, то
189
суммарный поток, состоящий из модулированного отраженного от
образца излучения и немодулированного собственного излучения
образца. С выхода резонансного усилителя 17, настроенного на ча-
стоту модуляции, снимаются сигналы, пропорциональные переменной
составляющей фототоков. Отражательная способность равна отноше-
нию сигналов.
При такой схеме измерений довольно трудно до-
биться полной идентичности хода двух сравниваемых
лучей. Весьма существенное влияние на точность изме-
рения Рх оказывают стабильность и линейность усили-
теля. Практически отражательная способность измеря- i
ется модуляционным рефлектометром с погрешностью
в несколько процентов.
Для зеркальной поверхности отражательная способ-
ность может быть найдена расчетным путем, если из- ’
вестны оптические константы материала и и k. 1
На основании теории электромагнитного излучения
Максвелла (см. гл. 1) нормальная отражательная спо-
собность выражается формулой (1-12).
6-3. МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ОТРАЖАТЕЛЬНОЙ
СПОСОБНОСТИ МАТЕРИАЛОВ С ДИФФУЗНОЙ
ПОВЕРХНОСТЬЮ
Диффузно отражающими поверхностями обладают
материалы, полученные осаждением или прессованием
мелких частичек вещества и имеющие достаточно «рых-
лую» структуру. Таковы, например, уже упоминавшийся
слой окиси магния, сажа, прессованный порошок окиси
алюминия и т. д. Измерение лучистого потока, отра-
жаемого диффузной поверхностью, не представляет со-
бой трудности — достаточно измерить яркость отражен-
ного излучения by отр в одном направлении и проинтегри-
ровать ее на основании закона Ламберта по полусфере
[Л. 6-13].
Особенно удобным становится определение отража-
тельной способности при использовании идеальной диф-
фузной поверхности [Л. 6-14].
На поверхность образца направляют излучение источ-
ника и определяют яркость поверхности by. Затем заме-
190
няют образец пластинкой из окиси магния и измеряют
ее яркость Ь\ . Из этих данных и известной отражатель-
ной способности эталона — пластинки из MgO — на-
ходится отражательная способность образца рх:
f &xcos
РХ ф> -------- ф> » (О’З)
Л X пад X пад
] 6?cos8rdS
J л 1 э
с 2к
Р>= Спад =ФГ~’ М
л пад 'i'x пад
откуда
р>=4~р’- (М)
Необходимо отметить, что чисто диффузных мате-
риалов не существует, даже окись магния, используемая
в качестве стандарта, отражает излучение диффузно
лишь до углов падения 40—50°; при больших углах
падения характер отражения изменяется, отклоняясь от
диффузного [Л. 6-15].
W
6-4. МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ ОТРАЖАТЕЛЬНОЙ
СПОСОБНОСТИ МАТЕРИАЛОВ СО СМЕШАННЫМ
ХАРАКТЕРОМ ОТРАЖЕНИЯ
У большинства материалов в отраженном излучении
присутствует как зеркальная, так и диффузная состав-
ляющая (смешанный характер отражения). Отраженное
излучение неравномерно распределено по полусфере.
Для нахождения отраженного потока уже недостаточно
измерения в одном направлении, как в случае диффуз-
ного отражения; при помощи приемника необходимо
измерить угловую плотность (или яркость) отраженного
излучения в каждой точке полусферы либо собрать
излучение из полусферы на приемник.
Первый способ реализован, например, в работах
[Л. 6-16—6-18].
В [Л. 6-16] излучение источника с помощью призмы
полного внутреннего отражения направляется по нор-
мали к образцу. Индикатриса отраженного излучения
191
имеет осесимметричный характер. При этом достаточно
измерить отраженный поток лишь в плоскости, содер-
жащей нормаль к образцу.
Установка [Л. 6-16] пригодна в основном для опре-
деления отражательной способности образцов с харак-
тером отражения, близким к диффузному. При значи-
тельной зеркальной составляющей рх будет измеряться
с большой ошибкой, так как призма мешает измерению
зеркальной составляющей при нормальном падении. При
падении потока на образец, отличном от нормального,
Рис. 6-3. Схема установки [Л. 6-17].
а — угол визирования; (р— угол при вершине освещающего полого коническо-
го пучка; Дер — раствор падающего элементарного пучка; 1, 2 — параболиче-
ские зеркала; 3 — источник излучения, лампа ДКСШ-200; 4 — образец; 5, 6 —
диафрагма и экран, создающие освещающий полый конус; 7—направляюш,ие;
8 — приемник (включающий ФЭУ, объектив, интерференционный фильтр, диа-
фрагму); 9—усилитель; 10 — синхронный детектор; // — индикатор; 12, 13 —
модулятор; /4 — система поджига; /5 — выпрямитель; 16 — экран.
индикатриса отражения становится неосесимметричной,
что усложняет эксперимент, так как в этом случае не-
обходимо проводить измерение отраженного потока во
всех точках полусферы.
Указанных недостатков в значительной степени ли-
шена установка, описанная в [Л. 6-17] (рис. 6-3). Осе-
симметричная пространственная индикатриса отражения
создается за счет освещения образца полым конусом
света. Освещение образца полым конусом не изменяет
значения отражательной способности по сравнению
192
с сбычным способом освещения при заданных углах
и Дф, так как сводится к увеличению числа аналогично
расположенных относительно поверхности освещающих
пучков, т. е. эквивалентно увеличению интенсивности
падающего пучка (при изотропности отражательных
свойств материала). Для измерения падающего потока
вместо образца ставится приемник излучения.
В работе [Л. 6-18] направленная отражательная спо-
собность рх(0о, %: 2^) при высоких температурах нахо-
дится из измерения двунаправленной отражательной спо-
собности рх(0о, <ро:0г, <рг) за счет введения поправочного
множителя &Х(0О, ?О:0Г> ?г)‘
РХ(0О, <ро:2ти) = £х(0о, ?О:0Г, ?г)рх(0о, ?о:9г’ ?г). (6-6)
Поправочный множитель находится по измеренным
при комнатной температуре рх(0о/ро:2тс) (определяется из-
мерением отраженного потока в каждой точке полусфе-
ры с последующим суммированием) и рх(0о, ?0 : 0Г, ?г)-
Считается, что &Х(0О, <ро:0г, <рг) не зависит от температуры.
Последнее положение, безусловно, неверно, если поверх-
ность образца изменяется при нагреве. Существует и
(обычно слабая) темпе-
ратурная зависимость ин-
дикатрисы отражения.
Кроме того, метод не
освобождает от трудоем-
кого измерения индика-
трисы отражения при
комнатной температуре.
Для собирания отра-
женного излучения из
полусферы на приемник
часто используют зер-
кальную полусферу [Л.
6-19—6-22]. На рис. 6-4
представлена схема ре-
Рис. 6-4. Оптическая схема
установки [Л. 6-22].
Зь З3 — плоские зеркала; 32 — сфе-
рическое зеркало: 34 — поворотное
плоское зеркало; О — образец;
РТЭ *— термоэлемент; Зпс зер-
кальная полусфера; I и II — два
положения зеркала.
13—192
193
флектометра с зеркальной полусферой [Л. 6-22]. Образец
устанавливают вблизи центра полусферического зерка-
ла, а приемник излучения — по другую сторону от цен-
тра в сопряженной точке. При освещении образца моно-
хроматическим светом через отверстие в полусфере
отраженный от образца лучистый поток будет собран
полусферой на приемнике (сигнал S0Tp). Для определе-
ния падающего на образец потока последний путем по-
ворота зеркала З4 направляется непосредственно на
приемник (сигнал 5пад). Отражательная способность
образца рх находится из выражения
(6-7)
где р> — отражательная способность зеркальной полу-
дне
сферы.
Однако значения рх, определенные таким образом,
могут содержать значительную ошибку в основном
вследствие трех причин: ухода части отраженного излу-
Рис. 6-5. Принципиальная схема
рефлектометра с параболическими
зеркалами [Л. 6-23].
/, 2—параболические зеркала с внеш-
ним алюминированием; 3 — плоское
зеркало; 4 — образец в фокусе зерка-
ла /; 5 — приемник излучения в фоку-
се зеркала 2;--------падающие на
образец лучи; — — отраженные от
образца лучи.
чения через отверстие в
полусфере, аберраций
оптической системы и
угловой чувствительности
приемника. Вместо зер-
кальной полусферы могут
использоваться парабо-
лические зеркала [Л. 6-23]
(рис. 6-5). В этой систе-
ме параллельный моно-
хроматический пучок
проходит между парабо-
лическими зеркалами и
падает на плоское зерка-
ло; отразившись от пло
ского и верхнего парабо-
лического зеркала, фоку-
сируется на образце, рас-
положенном в фокусе
верхнего зеркала. Излуче-
ние, отраженное образцом в полусферу, отразившись от
верхнего и нижнего параболических зеркал, собирается
в фокусе нижнего зеркала, где помещается приемник
излучения. Падающий лучистый поток измеряется при
повороте плоского зеркала на 180°,
Д94
Рассмотренная схема имеет по существу те же не-
достатки, что и схема с зеркальной полусферой. Ее пре-
имуществом является возможность легкого изменения
угла падения излучения на образец при движении пло-
ского зеркала в горизонтальном направлении.
Наиболее удачным является применение эллиптиче-
ского зеркала для собирания
потока из полусферы
[Л. 6-24, 6-25]. Образец
помещают в первом фо-
кусе и освещают через
отверстие в эллиптиче-
ском зеркале; отражен-
ное излучение собирается
во втором фокусе, где по-
мещен приемник (рис.
6-6). По сравнению с зер-
кальной полусферой при-
менение эллиптического
зеркала дает следующие
преимущества:
а) существенное сни-
жение аберраций [Л. 6-26];
б) отраженный поток
отраженного лучистого
Рис. 6-6. Принципиальная схема
установки [Л. 6-25].
попадает на приемник не из
полусферы, а из конуса с достаточно малым углом при
вершине, что практически снимает проблему угловой
чувствительности приемника;
в) образец и приемник находятся на достаточном
удалении друг от Друга, что дает определенные выгоды,
если необходимо нагревать или охлаждать образец;
г) возможно определение потерь отраженной энергии
через входное отверстие при смешанном характере от-
ражения образца [Л. 6-25].
Авторы [Л. 6-25] измерили этим методом рх ряда ма-
териалов с погрешностью менее 1°/0.
Вместо собирания излучения из полусферы при паде-
нии луча на образец для [измерения рх материалов со
смешанным характером отражения может быть приме-
нен обратный принцип: полусферическое освещение
образца и измерение отраженного от образца лучистого
потока в данном направлении. Одной из первых осново-
полагающих работ этого рода была работа [Л. 6-27].
В дальнейшем принцип полусферического освещения
был реализован с помощью интегрирующей сферы
13*
195
[Л. 6-28—6-32]. Следует отметить, что большая важность
сферы для фотометрических работ была продемонстри-
рована еще Ульбрихтом [Л. 6-33].
На рис. 6-7 представлена типичная схема использо-
вания интегрирующей сферы. Интегрирующая сфера
представляет собой полый шар, покрытый изнутри хо-
рошо отражающим и диффузно рассеивающим падаю-
щее излучение веществом — MgO в [Л. 6-32], BaSO4
в [Л. 6-30], ZnO в [Л. 6-29], в который помещается
Рис. 6-7. Принципиальная схема рефлектометра с интегрирующей
сферой [Л. 6-32].
/ — источник излучения; 2— держатель с образцом; 3 — интегрирующая сфе-
ра; 4 — внешняя оптика; 5 — двухлучевой монохроматор.
образец. Лучистый поток от источника излучения по-
падает в сферу через отверстие в ’ее стенке. В резуль-
тате многократных отражений излучения внутри сферы
создается равномерная полусферическая освещенность
образца. Через другое отверстие производится измере-
ние отраженного от образца в определенном направле-
нии излучения.
Как видно из табл. 6-1, направленная отражательная
способность рх(0о, у0:2-л) не равна полусферическо-направ-
ленной рх(2ти:9г, <рг), однако измерение рх(0о, в ин-
тегрирующей сфере возможно благодаря тому, что на-
правленная отражательная способность рх(0о, ?0:2-л) в си-
лу принципа обратимости Гельмгольца равна полусфери-
ческому коэффициенту яркости qx(2%:^ri <рг). Коэффициент
яркости q представляет собой отношение яркости отра-
женного образцом излучения в данном направлении
к яркости идеальной диффузной поверхности при иден-
тичном освещении образца и идеальной диффузной по-
196
верХности. В рассматриваемом случае освещение полу-
сферическое.
Пусть по данному направлению внутри телесного
угла rfQ на площадку образца dF попадает лучистый
поток bydF dQ cos 0О. От площадки к стенке сферы отра-
жается поток рх(0о, ^0:2Tt)bydFdQcosb0. В обратном случае,
когда стенка с яркостью Ьх освещает образец, площадка
dF отражает в телесный угол d£l в рассматриваемом
направлении поток энергии излучения b\dF dQcos0r, где
Qr== 9о •
Согласно принципу обратимости
Рх (0О, ?0:2ir) bydF dQ cos 0O = b\dF dQ cos 6r, (6-8)
откуда
Px(®o> ?о:2^) = <7х(2«:бг, = (6-9)
Таким образом, для определения рх(0о, ?0:2'л;) необхо-
димо измерить яркость образца и яркость стенки сферы.
В установке, изображенной на рис. 6-7, для этой цели
применен двухлучевой монохроматор.
Основными источниками ошибок в рассматриваемом
методе являются неравномерность яркости по стенке
сферы, некоторое уменьшение освещенности образца из-
за наличия выходного окна и поляризация излучения
образцом и монохроматором. Суммарная ошибка дости-
гает обычно нескольких процентов. Метод интегрирую-
щей сферы применяется в большинстве случаев в види-
мой и ближней инфракрасной (до ~2,5 мкм) областях
спектра, что связано с отсутствием в других областях
спектра диффузно отражающих покрытий с высокой от-
ражательной способностью.
Полусферическое освещение образца достигается так-
же помещением его в полость черного тела (Л. 6-34—
6-36]. Схема измерений идентична схеме при использова-
нии интегрирующей сферы. При таком способе полусфе-
рического освещения образца основной трудностью
является поддержание стенок полости при' одинаковой
температуре. Кроме того, стенки полости должны иметь
температуру значительно более высокую, чем образец,
т. е. метод применим лишь при достаточно низких (обыч-
но комнатных) температурах образца.
197
Д. я. Светом для определения отражательной способ-
ности при высоких температурах предложен метод отно-
сительной рефлектометрии {Л. 6-37, 6-38]. Модуляцион-
ным рефлектометром измеряется отношение двунаправ-
ленных отражательных способностей при двух длинах
волн Xi и Хг, которое равно отношению направленных от-
ражательных способностей:
Рх2 (в*» ?г) _ Р>а (9о, ?0:2^) _ 1П
РХ1 (9о, <Ро:9г, ?г) Р>г (9о> ?о:2тг) С' \ )
Затем, например, яркостным пирометром измеряют
яркости ЬУ1 и собственного излучения образца в на-
правлении, задаваемом углами 0о и фо. Из определения
излучательной способности и при использовании закона
Кирхгофа для непрозрачных тел получается:
\=U - Л; (6-11)
\=П-РхЛ’ Т). (6-12)
Из уравнений (6-10) — (6-12) можно найти РХ1(0О’
?0:2tl), рх (0о, <р0:2тс) и температуру образца Т. Различные
варианты метода описаны в [Л. 6-38].
Уравнение (6-10) справедливо только в том случае,
если индикатрисы отражения образца для длин волн
М и й,2 одинаковы. Индикатрисы могут существенно за-
висеть от длины волны, т. е. и должны быть по воз-
можности близки, в то же время для обеспечения замет-
ного различия Ьу и Ьу они должны быть достаточно
далеки друг от друга. Погрешность измерения рх по
этому методу в настоящее время составляет около 10%'
{Л. 6-38].
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
6-1. Judd D. В.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1967, v. 57, p. 445.
6-2. Von Helmholtz H. Handbuch der physiologischen Optik.
Hamburg und Leipzig, Verlag L. Voss. 1896, S. 207.
6-3. Hagen E. und Rubens H.—«Ann. Phys.», 1900, Bd 1, S. 392;
1902, Bd 8, S. 1; 1903, Bd 11, S. 873.
6-4. Coblentz W. W.—«Bull. Bur. Stand.», 1911, v. 7, p. 197.
6-5. Bennett H. E. and Koehler W. F.— «Journ. Opt. Soc. Amer.»,
1960, v. 50, p. 1.
198
6-6. Schmidt Е., Lukes F.— «Ceskosl. cas. fys.», 1967, t. A17, № 3,
s. 26'8.
6-7. Латыев Л. H. Дис. на соиск. учен, степени канд. техн,
наук. ИВТ АН СССР. М., 1969.
6-8. Weniger W. and Pfund А. Н.— «Phys. Rev.», 1919, v. 14,
p. 427.
6-9. Свет Д. Я. — «Труды Всесоюзного научного инженерно-
технического общества металлургов», 1955, вып. 5, с. 170.
6-10. Самарин А. М., Свет Д. Я.— «Доклады АН СССР», 1956,
т. 108, № 1, с. 79.
6-11. Свет Д. Я., Нарышкин С. П., Гришин В. В. Модуляцион-
ный рефлектометр для расплавленных металлов и других веществ.
М, Изд-во АН СССР, 1958.
6-12. Свет Д. Я. Объективные методы высокотемпературной пи-
рометрии при непрерывном спектре излучения. М., «Наука», 1968.
6-13. Абрамов А. С., Барыкин Б. М., Романов А. И., Спиридо-
нов Э. Г.— В кн.: Материалы для канала МГД-генератора. М.,
«Наука», 1969, с. 119.
6-14. Pirani М., Konrad К.— «Zeitschr. fur techn. Physik», 1924,
Bd 5, S. 266.
6-15. Торренс, Спэрроу. — «Теплопередача», 1966, т. 88С, с. 81.
6-16. Щербина Д. М.— «Измерительная техника», 1968, № 2,
с. 29.
6-17. Щербина Д. М.—- «Теплофизика высоких температур», 1968,
т. 8, с. 661.
6-il8. Rudolph Н. Н.— «Elektrowarme», 1960, Bd 18, № 5, S. 151.
6-19. Coblentz W. W.—«Nat. Bur. Stand. Bull.», 1913, v. 9, p. 283.
6-20. Козырев Б. П., Вершинин О. E.— «Оптика и спектроско-
пия», 1959, т. 6, с. 542.
6-21. Janssen J. Е. and Torborg R. Н.— In: Measurement of
Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond, Wash.
D. C., NASA SP-31, 1963, p. 169.
6-22. Кропоткин M. А., Козырев Б. П.— «Оптика и спектроско-
пия», 1964, т. 17, -с. 259.
6-23. Dunkle R. V.—In: First Symposium —Surface Effects on
Spacecraft Materials. Ed. F. J. Clauss. N. Y. John Wiley and Sons,
1960.
6-24. Muller H. und Stammen W.— «Elektrowarme», 1962, Bd 20,
№ 5, S. 205.
6-25. Dunn S. T., Richmond J. C., Wiebelt J. A.— «Journ. Res.
NBS», Sec. C, 1966, v. 70C, p. 75.
6-26. Brandenberg W. M.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1964, v. 54,
p. 1235.
6-27. Me Nicholas H. J.— «Journ. Res. Nat. Bur. Stand.», 1928,
v. 1, p. 29.
6-28. Benford F.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1934, v. 24, p. 165.
6-29. Tingwaldt С. P.— «Optik», 1952, Bd 9, S. 323.
6-30. Топорец А. С.— «Оптика и спектроскопия», 1959, т. 7,
с. 803.
6-31. Edwards D. К., Gier J. T., Nelson К. E. and Roddick R. D.—
«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1961, v. 51, p. 1279.
6-32. Brandenberg W. M.— In: Measurement of Thermal Radia-
tion Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C. NASA
SP-31, 1963, p. 75.
§-33. Ulbricht R.— «Elektrotechn. Zeitschr.», 1900, Jg. 21, S. 595.
199
6-34. Shaw С. C.— In: First Symposium — Surface Effects on Spa-
cecraft Materials. Ed. F. J. Clauss. N. Y., John Wiley and Sons, I960,
p. 223.
6-35. Gier J. T., Dunkle R. V., Bevans J. T.— «Journ. Opt. Soc.
Amer.», 1954, v. 44, p. 558.
6-36. Hembach R. J., Hemmerdinger L. and Katz A. J.— In:
Measurement of Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Rich-
mond. Wash. D. C. NASA SP-31, 1963, p. 153.
6-37. Свет Д. Я.—«Доклады АН СССР», 1959, т. 129, с. Г290.
6-38. Свет Д. Я., Нарышкин С. П., Хмелевская Е. А.— «Измери-
тельная техника», 1966, № 3, с. 42.
ГЛАВА СЕДЬМАЯ
МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ КОЭФФИЦИЕНТА
ПОГЛОЩЕНИЯ И ИЗЛУЧАТЕЛЬНОЙ
СПОСОБНОСТИ ЧАСТИЧНО ПРОЗРАЧНЫХ
ВЕЩЕСТВ
При расчете теплообмена излучением и при измере-
нии температуры в частично прозрачных нерассеиваю-
щих материалах необходимо рассматривать как собст-
венное излучение, так и отражение и пропускание посто-
роннего излучения. Эти величины можно рассчитать, если
определить показатель преломления и показатель по-
глощения и их зависимость от длины волны. Несмотря
на то, что экспериментальное определение показателя
поглощения проводится уже в течение длительного вре-
мени, большинство результатов получено при комнатных
температурах. Для таких измерений можно использо-
вать выпускаемые промышленностью спектрофотометры
[Л. 7-1]. В этих приборах излучение от постороннего
источника пропускают через исследуемый материал и
эталон (эталоном может быть и воздух) и по отношению
интенсивностей двух проходящих пучков определяют
пропускательную способность исследуемого образца.
Обычно исследуемые образцы изготовляют в виде пла-
стин. В этом случае с учетом многократных отражений
для нормальной пропускательной способности получена
следующая формула:
'\п
(7-1)
где d— толщина пластины.
200
Наиболее широко распространен метод определения
коэффициента поглощения и отражательной способности
путем определения пропускательной способности для
двух образцов разных толщин с последующим совмест-
ным решением двух уравнений типа (7-1). Точное ана-
литическое решение системы двух уравнений такого типа
затруднительно.
Для нахождения ky и рх широко используют графиче-
ские методы [Л. 7-2]. Следует иметь в виду, что погреш-
ность измерения коэффициента поглощения по методу
двух образцов имеет минимум при ky d=l [Л. 7-3]. По-
этому для обеспечения одной величины погрешности
определения в широкой области спектра необходимо
иметь набор пластин различной толщины.
Иногда опыты проводят с одним образцом, если от-
раженный поток весьма мал или имеются надежные дан-
ные по отражательной способности.
Если собственное излучение велико, что обычно имеет
место в области высоких температур, то его или учиты-
вают расчетным путем, или используют модуляцию па-
дающего светового потока с последующим синхронным
детектированием измеряемого сигнала. Примером экс-
периментального учета собственного излучения образца
при определении коэффициента поглощения может слу-
жить метод, использованный в работе [Л. 7-4]. Для опре-
деления истинной пропускательной способности прово-
дили четыре измерения: световой пучок пропускался
через образец, который помещался в стандартной ячейке,
нагреваемой в печи, и измерялась интенсивность моно-
хроматического излучения за образцом в направлении
пучка /Х1; световой пучок пропускался через стандарт-
ную ячейку, нагретую в печи, и измерялась интенсив-
ность /Х2; световой пучок от источника перекрывался и
измерялась интенсивность излучения стандартной ячейки
с образцом /хз; световой пучок от источника перекры-
вался и измерялась интенсивность излучения стандарт-
ной ячейки без образца /Х4.
Пропускательная способность вычислялась по фор-
муле
201
/с — Поправочный коэффициент для различного числа от-
ражающих поверхностей стандартной ячейки и ячейки
с образцом.
Конечно, такой метод не является прецизионным. Осо-
бенно трудно его осуществить при высоких температу-
рах, где излучение образца, суммированное с излучениегл
печи, становится больше, чем излучение от источника.
Наиболее точными являются модуляционные методы
определения коэффициента поглощения. Модулирование
светового потока от источника и последующее синхрон-
ное детектирование на частоте модуляции сигнала, вос-
принимаемого приемником, позволяет устранить влияние
собственного излучения образца и излучения печи даже
в том случае, если яркость источника соизмерима
с яркостью образца. В последнее время модуляционными
методами проведено обширное число измерений [Л. 7-5—
7-7].
Следует отметить, что измерение коэффициента по-
глощения в широком интервале длин волн — от ближней
ультрафиолетовой до инфракрасной — весьма сложная
задача. Особенно трудно исследовать области с малым
поглощением. Для стекол и монокристаллов тугоплавких
о кисло в такими областями являются видимая и ближняя
инфракрасная. Здесь ослабление света за счет отраже-
ния часто оказывается много больше, чем за счет погло-
щения. Малая величина коэффициента поглощения вызы-
вает необходимость использовать длинные образцы. Это
осложняет измерение в сходящемся пучке, когда на об-
разец фокусируется изображение источника света, как
это обычно делается в спектрофотометрах. Вероятно,
в этой области наиболее целесообразно проводить изме-
рения в параллельном пучке [Л. 7-8], падающем нормаль-
но к поверхности. Поправка на отражение вводится на
основании расчета или на основании опыта с двумя
образцами разной толщины. В первом случае расчет
часто можно проводить по приближенной формуле:
1 16л?
kх = 4- In z—3-7Г7—, (7-3)
получается из формулы (7-1), если в последней
2 —d v
величину малой по сравнению с
которая
считать
ницей.
Для
ломления обычно определяется экспериментально.
202
еди-
комнатных температур значение показателя
пре-
При
высоких температурах определение показателя преломле-
ния— более сложная задача, и имеется лишь очень огра-
ниченное число работ по этому вопросу. Обычно из мате-
риала, показатель преломления которого необходимо
определить, изготовляют призму, помещают ее в печь и
измеряют угол наклона призмы относительно падающего
параллельного пучка света и отклонение пучка. В каче-
стве источников излучения используют источники линей-
чатого спектра с точно установленной длиной волны
[Л. 7-9, 7-10]. Следует отметить, что обычно изменение
показателя преломления с температурой не является
слишком большим и лежит в пределах нескольких про-
центов.
На основании данных по коэффициенту поглощения
и отражательной способности можно определить излуча-
тельную способность различных образцов частично про-
зрачных материалов. Впервые вопрос о связи излуча-
тельной способности с отражательной и пропускательной
способностью изучал Мак-Магон [Л. 7-11]. Мак-Магом
рассматривал лучистые потоки, направленные по нор-
мали к поверхности плоского образца конечной толщины
и поэтому не учитывал наличия преломления. Получен-
ные им расчетные соотношения были приведены в гл. 1.
Более общий случай был рассмотрен в работах Гар-
дона 1[Л. 7-12, 7-13]. Было учтено, что первоначальное
неполяризованное излучение, возникающее в стекле, ста-
новится частично поляризованным при отражении, при-
чем степень поляризации зависит от угла наклона и при
многократном отражении степень поляризации стано-
вится все более заметной. Для монохроматической полу-
сферической излучательной
дующее выражение:
к/2
р x/cos a,
eu= J (1-e
0
способности получено сле-
1 ~~
i_Px±e-^C0S“ "Г
1 — Рхн
< — x/cos a
sinpcospdp»
(7-4)
где a — угол, под которым излучение падает на поверх-
ность изнутри пластины; р— угол, под которым излуче-
ние покидает пластину; —коэффициент отражения
для компоненты, поляризованной перпендикулярно пло-
скости падения; р)( — коэффициент отражения для ком-
203
поненты, поляризованной параллельно плоскости паде-
ния; х — расстояние от поверхности пластины.
Интегрирование проводится графически или числен
ными методами. Используя полученные значения моно-
хроматической излучательной способности для различных
длин волн и различных толщин, Гардон рассчитал ин-
тегральную полусферическую излучательную способ-
ность стекла в зависимости от толщины и температуры.
При этом показатель преломления стекла был принят
постоянным и равным 1,5, а для коэффициента погло-
щения использовались данные [Л.7-6, 7-14]. Гардон не
только провел расчет излучательной способности изотер-
мического слоя стекла, но и рассмотрел вопросы, свя-
занные с расчетом температурного распределения в стек-
лянных пластинах при нагревании и охлаждении.
Битти [Л. 7-15], опираясь на работы Мак-Магона и
Гардона, получил соотношения для монохроматической
нормальной излучательной способности частично про-
зрачного материала в виде пластины. Кроме того, им
были получены формулы для интенсивности монохрома-
тического излучения в направлении нормали к поверхно-
сти в случае линейного и параболического температур-
ного распределения по пластине. Численные расчеты
выполнены для стекол толщиной 3, 6 и 9 мм и несколь-
ких значений температур; они приведены в гл. 13. Дан-
ные по монохроматической нормальной излучательной
способности необходимы при измерении температуры
частично прозрачного материала.
Следует отметить, что как расчетные данные Гардона
по интегральной полусферической излучательной способ-
ности, так и расчетные данные Битти по монохромати-
ческой нормальной излучательной способности получены
с целым рядом допущений. С целью упрощения расчетов
кривая зависимости коэффициента поглощения от длины
волны разбивалась на несколько участков (обычно 2—3)
и значения kx в достаточно широком интервале темпе-
ратур принимались постоянными. Подобные допущения
были сделаны относительно отражательной способности
(показателя преломления). Точный расчет при всей гро-
моздкости вычислений возможен лишь при наличии
экспериментальных данных по коэффициенту поглощения
и отражательной способности во всем интервале длин
волн, существенных для теплового излучения, и в необ-
ходимом интервале температур. Получение таких экспе-
204
риментальных данных — достаточно трудоемкая и слож-
ная экспериментальная задача. При наличии рассеяния
внутри материала на порах, неоднородностях структуры,
границах зерен расчет излучательной способности стано-
вится очень сложным. Кроме данных по пх и kv необ-
ходимо иметь данные по коэффициенту и индикатрисе
рассеяния. Вопрос о точном измерении последних в на-
стоящее время практически не решен. Поэтому в случае
работы частично прозрачного материала в условиях,
близких к изотермичным, предпочтительнее его излуча-
тельную способность определять экспериментально, хотя
и эта задача является не легкой.
При измерении излучательной способности прозрач-
ность образца вызывает погрешность, связанную с по-
паданием прямого, рассеянного и отраженного излучения
печи в термоприемник. Во всех достаточно точных экспе-
риментальных работах вопрос устранения постороннего
излучения является решающим.
В некоторых работах исследуемые образцы нагре-
вались в пламени горелки и излучение пламени не учи-
тывалось [Л. 7-16, 7-17]. Иногда делалась попытка учесть
излучение пламени [Л. 7-18]. Следует отметить, что во
многих случаях вклад излучения пламени был сравни-
тельно невелик, но при использовании горелки наиболь-
шую трудность представляет обеспечение равномерности
нагрева всего объема исследуемого образца. Поэтому все
же в большинстве работ исследуемые образцы нагрева-
лись в печах.
Теоретический учет постороннего излучения [Л. 7-19]
обычно сложен из-за того, что часто пропущенное излу-
чение от нагревателя соизмеримо с излучением образца,
спектральный состав излучения нагревателя малоизве-
стен, а данные по пропускательной способности (коэф-
фициенту поглощения) образца отсутствуют. Дополни-
тельные трудности связаны с возможным рассеянием
в образце. Некоторые авторы добивались исключения или
существенного уменьшения постороннего излучения
путем выбора специальной конструкции нагревателя и
оптической системы термоприемника. В работе [Л. 7-20],
например, использован индукционный нагрев кольцевого
нагревателя из материала с малой излучательной спо-
собностью, охватывающего цилиндрический образец, при-
чем ширина нагревателя не превышала ширину образца.
Если в этом случае отраженное и в значительной мере
205
рассеянное излучение удается устранить, то существен-
ным недостатком является неизотермичность образца.
Наибольшее распространение получили методики,
в которых постороннее излучение исключалось (сущест-
венно уменьшалось) с помощью экранирования образца.
Среди них следует отметить методику Мак-Магона
[Л. 7-21] (рис. 7-1).
Образец 4 полукруглой формы закрепляют на керамическом
стержне 17, который вращается с помощью двигателя 1. Водоохлаж-
даемое окно для измерений 2 вставлено между изоляционными кир-
пичами 3, изолированными от металлического кронштейна 14 асбо-
Рис. 7-1. Схема установки Мак-Магона для измерения излучательной
способности частично прозрачных материалов [Л. 7-21].
цементными прокладками 15. Кронштейн 14 и направляющая для
печи сопротивления 13 установлены на основании 11. Печь состоит
из керамической трубы 12, нагревателей 8 и 10 и теплоизоляции.
Вблизи торцевой части печи находится водоохлаждаемый экран 5,
перемещающийся возвратно-поступательно в вертикальном направле-
нии. Перед экспериментом печь перемещается в крайнее левое поло-
жение. Образец приводится во вращение со скоростью 5 об/мин. Тем-
пература измеряется термопарами 6, 9, 16. В процессе эксперимента
измеряется поток излучения от печи (печь считается моделью абсо-
лютно черного тела), поток излучения от образца плюс поток от
печи, который пропускается образцом и поток излучения от экрани-
рованного обра.зца.
Этим методом можно определять как (интегральную,
так и монохроматическую излучательную способность
206
в йексЛюром телесном угле вблизи нормали. Недостат-
ками метода все же является попадание рассеянного
образцом излучения печи и отраженного от экрана излу-
чения образца в термоприемник, неточное определение
температуры ih некоторая неизотермичность по толщине
образца. Точность может быть повышена приближением
экрана к образцу и уменьшением отражательной способ-
ности экрана, однако здесь возможности все же ограни-
чены.
Другая схема, осуществляемая по этой методике, за-
ключается в периодическом прерывании нагрева и появ-
лении образца перед водоохлаждаемым окном. При этом
образец либо вращается в трубчатой печи [Л. 7-2’2, 7-23],
либо перемещается в ней поступательно [Л. 7-24, 7-25].
Хотя отраженное и рассеянное излучение в какой-то сте-
пени здесь все же остается, наибольшие трудности пред-
ставляет определение температуры образца в момент из-
мерений. В некоторых работах предлагается аналитиче-
ски ввести поправку на охлаждение образца вблизи окна
для измерений [Л. 7-26].
В качестве примера использования периодического
появления образца перед водоохлаждаемым окном при
вращении печи рассмотрим исследование {Л. 7-23]. На
рис. 7-2 приведена конструкция установки для определе-
ния интегральной нормальной излучательной способности
частично прозрачных материалов.
Образец 1 помещают на вращающуюся графитовую подстав-
ку 5, в верхней части которой укреплена модель абсолютно черного
тела с отношением l[d=2>l\. Сбоку от нагреваемой модели черного
тела 3 находится водоохлаждаемая модель черного тела 2. Обе эти
модели вращаются вместе с образцом. В графитовой подставке 5 на-
ходится прямоугольная канавка 4, имеющая эффективную степень
черноты 0,996. На эту канавку через зачерненную трубу визируют
радиационный пирометр 6. Графитовую подставку 5 вместе с образ-
цом помещают в индукционную печь, состоящую из индуктора 5,
графитового экрана 9, графитового порошка 10, заполняющего про-
странство между индуктором и экраном, и графитовой крышки 14.
Печь установлена на графитовом основании 7. В верхней крышке 14
эксцентрично установлена водоохлаждаемая графитовая труба 13
с головкой 12, в которую вставлен радиационный приемник 11. Обра-
зец для достижения стационарного состояния выдерживался в печи
в течение трех часов. При вращении подставки 5 с образцом под
водоохлаждаемую трубу для наблюдений подходят различные
участки образца: участок образца, находящийся под нагреваемым
черным телом 3 (определяется кажущееся нормальное пропускание),
а затем под охлаждаемым черным телом 2 (определяется излуча-
тельная способность). Температура образца и черного тела 4 изме-
ряется термопарами 15 и 16.
207
Рис. 7-2. Схема установки
Клейтона для /измерения
интегральной нормальной
излучательной /способности
частично прозрачных мате-
риалов [Л. 7/23].
В дайной методике
исключено отражение
излучения от поверх-
ности экрана — водо-
охлаждаемого черного
тела. Поправка на рас-
сеянное и отраженное
излучение печи вводит-
ся на основании ре-
зультатов градуировоч-
ного эксперимента,
в котором определяют
отношение энергий,
воспринимаемых термоприемником при изменении рас-
стояния от образца до охлаждаемой трубки для наблю-
дений от 25 до 3 мм. Это отношение затем экстраполи-
руют к нулевому расстоянию. Таким путем вычисляют
поправку для обычно используемого расстояния в 6 мм.
Однако, как отмечает автор, несмотря на такое введение
поправки, погрешность эксперимента из-за отраженного
и рассеянного излучения составляет ±6%. К этой по-
грешности следует добавить погрешность, обусловленную
охлаждением образца, периодически находящегося меж-
ду охлаждаемым окном для наблюдений; она по оценке
автора также составляет ±6%.
Наконец, следует рассмотреть ряд работ, в которых
для определения излучательной способности частично
прозрачных материалов использован вывод образца из
печи. Этот метод впервые применен Пирани [Л. 7-27].
Схема установки представлена на рис. 7-3.
Образец 1 прямоугольной формы с размерами 40X25X6,9 мм,
прикрепленный к прозрачному держателю 8, нагревался в печи со-
противления 2 до требуемой температуры. Держатель образца
соединялся с бронзовым стержнем 7, который перемещается в гори-
зонтальной плоскости в коаксиальной втулке 6. При выводе образца
из печи он устанавливался напротив термопарного приемника лучи-
стой энергии 5, соединенного с гальванометром 5. Пучок лучей выре-
зался нормально к поверхности образца с помощью диафрагмы 4.
Процесс измерения (с учетом вывода образца из печи) длился 5 с.
Остывание образца учитывалось экстраполяцией кривой охлаждения
208
к нулевому^ моменту времени. Однако, несмотря на введение такой
поправки, точность измерения температуры образца была невысокой,
а погрешность определения излучательной способности по оценке
автора [Л. 7-27] составляла около 20%.
Нужно отметить что в данной работе градуировка
термоприемника производилась не по черному телу, а по
излучению кварцевого стекла толщиной 6,88 мм, для
которого излучательные характеристики находились рас-
четным путем на основании имевшихся данных по про-
пусканию при комнатной температуре. Это могло при-
вести к большим систематическим ошибкам, величины
которых трудно оценить. В более поздней работе Вейсса
Рис. 7-3. Схема установки Пирани, использованной для измерения
интегральной нормальной излучательной способности частично про-
зрачных материалов [Л. 7-27].
[Л. 7-28] был также использован вывод образца из печи
с последующим охлаждением образца. Излучательная
способность на цилиндрических образцах определялась
из уравнения теплового баланса. Автор был вынужден
пренебречь отводом тепла теплопроводностью по держа-
телям образца, который составлял 8%', и температурным
градиентом в образце, достигающим за время измерений
200 К/мм. Рассчитанные величины были отнесены
к среднему значению между начальным и конечным зна-
чениями температуры. Сама температура определялась
косвенно. Все это послужило причиной низкой точности
измерений. Полученные зависимости интегральной излу-
чательной способности различных образцов стекол от
температуры даже качественно не соответствуют ни
14—192 г 209
результатам измерений других авторов, ни расчётным
результатам.
В разработанной ИВТ АН СССР методике измерений
[Л. 7-29, 7-30] в основу опыта положен вывод образца
из печи с последующим полным экранированием их друг
от друга. При проектировании установки было учтено,
что время вывода образца из печи должно быть мини-
мальным. С этой целью предусмотрен сброс печи. Прин-
ципиальная схема установки показана на рис. 7-4.
метричнои цилиндрической
У/ Я
Рис. 7-4. Схема установ-
ки В. А. Петрова и
В. Ю. Резника для изме-
рения интегральной нор-
мальной излучательной
способности [Л. 7-29].
Для обеспечения надежного сброса печи и упрощения ее кон-
струкции использован высокочастотный нагрев. В вакуумной каме-
ре 1 помещен индуктор 2 высокочастотного генератора. Внутри сим-
графитовой печи 3 вблизи поперечной
перегородки на кварцевых нитях подве-
шивают образец 4. Каждая половина
печи является моделью черного тела.
Нижняя модель служит для измерения
температуры, а у дна верхней закреп-
ляют исследуемый образец. Печь уста-
навливается на трех фиксаторах 7, сме-
щенных по окружности один относи-
тельно другого на 120° и перемещаю-
щихся возвратно-поступательно в гори-
зонтальной плоскости. Вблизи образца
и чуть ниже его помещается водоох-
лаждаемый экран 6, также перемещае-
мый возвратно-поступательно в горизон-
тальной плоскости. Перемещение фикса-
торов и экрана осуществляется с
помощью электромагнитов. Время сраба-
тывания затвора, который приводит
в действие экран 6, устанавливалось
с помощью линии задержек больше
времени срабатывания фиксаторов на
величину, равную времени падения печи
при ее сбрасывании. Для уменьшения
охлаждения образца во время измере-
ний применена быстродействующая из-
мерительная аппаратура. В качестве ре-
гистрирующих приборов использованы
полупроводниковый болометр 5 с малой
постоянной времени и шлейфовый ос-
циллограф. Непосредственно перед из-
мерениями болометр градуируют по
излучению печи без образца — модели
измерения записывается сигнал от
экранированного образца. Время измерения одной эксперименталь-
ной точки менее 0,1 с. Температура измеряется в стационарном ре-
жиме пирометром 10 или термопарой. Для приема падающей печи и
последующего ее подъема служит направляющая 8 с ловителем 9,
перемещающимся возвратно-поступательно в вертикальном направ-
лении. Необходимая площадка визирования на образце вырезается
210
черного тела. Во время
диафрагмой 11. Перед диафрагмой расположена заслонка 12, откры-
вающая приемник излучения лишь непосредственно перед измере-
нием.
Проведенные расчеты показали, что при проведении
эксперимента на описанной установке обеспечивается
высокая точность результатов. Рассчитанная максималь-
ная ошибка эксперимента не превышает ±6%’.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
7-1. Тарасов К. И. Спектральные приборы. Л., «Машинострое-
ние», 1968.
7-2. Пришивалко А. П. — «Оптика и спектроскопия», 1966, т. 21,
вып. 1.
7-3. Курик М. В.— «Журнал прикладной спектроскопии», 1966,
т. 4, с. 275.
7-4. Van Loethem R., Leger L., Boffe M., Plumat E.— «Journ.
Amer. Ceram. Soc.», 1961, v. 44, p. 321.
7-5. Genzel L.— «Glasstech. Ber.», 1951, Bd 24, S. 55.
7-6. Neuroth N.— «Glasstechn. Ber.», 1952, Bd 25, S. 242.
7-7. Gryvnak D. A., Burch D. E.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1965,
v. 55, p. 625.
7-8. Harper D. W.—«Journ. Sci. Instrum», 1965, v. 42, p. 746.
7-9. Wray J. H., Neu J. T.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1969, v. 59,
p. 774.
7-10. McAlister E. D., Villa J. J., Salzberg C. D.—«Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1956, v. 46, p. 485.
7-Ы. McMahon H. 0,— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1950, v. 40,
p. 376.
7-12. Gardon R.—«Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1956, v. 39, p. 278.
7-13. Gardon R.—«Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1958, v. 41,
p. 200.
7-44. Neuroth N.— «Glasstechn. Ber.», 19*53, Bd 26, S. 66.
7-15. Beattie J. R., Coen E.—«Brit. Journ. Appl. Phys.», 1960,
v. 11, p. 151.
7-16. Eitel W., Lange A.—«Glasstechn. Ber.», 1932, Bid 15, S. 112.
7-17. Michaud M.— «Silicates Industry», 1954, v. 19, p. 243.
7-18. Pattison J. P.—«Trans. Brit. Ceram. Soc.», 1955, v. 54,
p. 698.
7-19. Barnes B. T„ Forsythe W. E., Adams E. Q.— «Journ. Opt.
Soc. of America», 1947, v. 37, p. 804.
7-20. Hatch S. E.—«Appl. Optics», 1962, v. 1, p. 595.
7-21. McMahon H. O.—«Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1951, v. 34,
p. 91.
7-22. Clayton W. A.—«Space Aeronautics», 1963, v. 39, p. 129.
7-23. Clayton W. A.— In: Measurement of Thermal Radiation Por-
perties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31,
1963, p. 445.
7-24. Olson О. H., Katz S.— In: First Symposium — Surface Ef-
fects on Spacecraft Materials. Ed. F. J. Clauss. N. Y., 1960, p. 164.
7-25. Olson О. H., Weigandt A .— In: Radiative Transfer from
Solids Materials, Ed. H. Blan and H. Fischer. N. Y., MacMillan Co.,
1962, p. 106,
И* 2U
7-26. Reavy В. A., Erbunks A. G.— In: Measurement of Thermal
Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.
NASA SP-31, 1963, p. 553.
7-27. Pirani M.— «Journ. Sci. Instrum.», 1939, v. 16, p. 372.
7-28. Weiss W.— «Glassteohn. Ber.», 1964, v. 37, p. 553.
7-29. Петров В. А., Резник В. Ю. Авт. свидетельство № 219248
кл. 42i, 8/60, выдано 30.5.1968.
7-30. Петров В. А., Резник В. Ю.— «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1972, т. 10, с. 425.
ГЛАВА ВОСЬМАЯ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
МЕТАЛЛОВ
Широкое изучение излучательных характеристик
металлов началось с начала нашего века. К настоящему
времени накоплен обширный экспериментальный мате-
риал; авторы попытались его проанализировать и реко-
мендовать, где это возможно, наиболее надежные экспе-
риментальные данные.
Известно, что излучательная способность и отража-
тельная способность металлов сильно зависят от состоя-
ния поверхности (шероховатости, наличия окисных пле-
нок и т. д.) и, следовательно, являются не столько харак-
теристиками материала, сколько характеристиками
поверхности. В настоящей главе рассматриваются, как
правило, экспериментальные данные, относящиеся к чи-
стой полированной поверхности металла. Все другие
случаи будут оговариваться особо. Если в работе иссле-
довано несколько материалов, то метод исследования
описывается обычно при рассмотрении излучательных
характеристик первого упоминаемого материала.
8-1. ВОЛЬФРАМ
Монохроматическая излучательная способность. е1п
вольфрама изучалась в первую очередь в связи с тем,
что он используется в качестве тела накала температур-
ных ламп. Изучение вольфрама было начато Вор-
тингом (Л. 8-1]. С достаточной полнотой и точностью
монохроматическая излучательная способность вольфра-
ма была исследована Де Восом {Л. 8-2] в интервале длин
волн 0,23—2,7 мкм и в интервале температур 1 600—
212
2 800 К. Измерения производились способом непосредст-
венного сравнения излучения вольфрама с излучением
черного тела. При этом использовалось трубчатое черное
тело с треугольным сечением трубки. Погрешность
результатов в видимой области спектра автор оценивает
следующими значениями: 0,6—0,7%' — систематическая
погрешность, 0,2%—случайная среднеквадратичная по-
грешность. В инфракрасной области погрешности воз-
растают примерно вдвое.
В дальнейшем вольфрама исследовалась авторами
работ [Л. 8-3—8-13]. За исключением работы [Л. 8-18] во
всех других работах измерения производились способом
непосредственного сравнения излучения поверхности об-
разца и излучения черного тела. В {Л. 8-4] черное тело
размещалось отдельно от образца, равенство температур
образца и черного тела контролировалось термопарами.
В работах [Л. 8-3, 8-6, 8-7, 8-9, 8-11—8-13] использова-
лась трубчатая модель черного тела, в (Л. 8-5, 8-10] в ка-
честве модели черного тела использовалось цилиндриче-
ское сверление в образце. В [Л. 8-8] для измерения
использовались: метод раздельного черного тела в ин-
фракрасной области спектра и разновидность спектро-
болометрического метода в видимой области спектра
(см. гл. 5). Наиболее точные данные получены авторами
[Л. 8-3, 8-7, 8-11, 8-12].
Результаты Ларраби [Л. 8-3] получены в температур-
ной области 1 600—2 400 К и области длин волн 0,3—
0,8 мкм. Автор оценивает погрешность результатов
в 0,5%’ без разделения систематических и случайных по-
грешностей. Данные лежат примерно на 2% ниже дан-
ных {Л. 8-2], что Ларраби объясняет влиянием рассеян-
ного во внешней оптике света, не исключенного в [Л. 8-2].
Следует отметить, что авторы обзорных работ по тепло-
физическим свойствам материалов [Л. 8-9, 8-14] оцени-
вают погрешность результатов [Л. 8-3] примерно в 1 По-
точность результатов работы [Л. 8-7], в которой исследо-
вался монокристаллический вольфрам в области длин
волн 0,5—5,0 мкм, приближается к точности [Л. 8-2, 8-3].
При измерениях \п в [Л. 8-12] рассматривались и оце-
нивались следующие факторы: рассеяние излучения во
внешней оптике, отражение излучения от смотрового
стекла, рассеяние излучения в монохроматоре, поляри-
зационные эффекты, перепад температур в стенке труб-
213
ки, отклонение эффективной длины волны от выставляе-
мой по отсчетному механизму монохроматора, некоторая
нелинейность приемника излучения.
Погрешность данных [Л. 8-11, 8-12] является следую-
щей: в интервале 0,4—1,0 мкм систематическая погреш-
Рис. 8-1. Зависимость еХд вольфрама от длины волны: область 0,3—
—5,0 мкм при Т = 2 400 К и область 5— 15 мкм.
/-[Л. 8-2]; 2-[Л. 8-3]; 3-[Л. 8-7]; 4 — [Л. 8-8]; 5—[Л. 8-10]; 6 — [Л. 8-12];
7 —(Л. 8-13]; 8 — рекомендация; 9— [Л. 8-4], (Г=523 К, поверхность в состоя-
нии поставки); 10, 11, 12 —[Л. 8-6] (10 — 1 200 К, 11 — 1 427 К , 12— 1 972 К);
13, 14, 15 — [Л. 8-7] (13—\ 366 К, 14 - 1 923 К, 15 — 2 Ml К).
ность — 0,1—0,3%, случайная среднеквадратичная по-
грешность— 0,5%, в интервале—1,0—4,0 мкм система-
тическая— 1—2%,случайная—1 —1,5%. Большие значе-
ния относятся к областям длин волн около 0,4 и 1,0 мкм
в первом интервале и к области длин волн около 4,0 мкм
во втором интервале. Погрешности результатов осталь-
ных работ находятся на уровне 5—10%.
Результаты представлены на рис. 8-1 и 8-2. Рекомен-
дуемые значения монохроматической излучательной спо-
собности вольфрама в области 0,3—0,5 мкм представле-
ны в табл. 8-1,
214
вольфрама в Интервале 0,3—5 мкм
Таблица 8-1
\ мкм г, к
1 200 1 400 1 600 1 800 2 000 | 2 200 2 400 2 600
0,300 0,486 0,483 0,480 0,477 0,474 0,471 0,468 0,465
0,325 0,486 0,483 0,480 0,477 0,474 0,471 0,468 0,465
0,350 0,485 0,482 0,479 0,476 0,473 0,470 0,467 0,464
0,375 0,484 0,481 0,478 0,475 0,472 0,469 0,466 0,463
0,400 0,482 0,479 0,476 0,473 0,470 0,467 0,464 0,461
0,425 0,481 0,478 0,475 0,472 0,468 0,465 0,462 0,458
0,450 0,479 0,476 0,472 0,469 0,466 0,462 0,459 0,456
0,475 0,477 0,473 0,470 0,466 0,462 0,459 0,455 0,452
0,500 0,474 0,470 0,466 0,462 0,459 0,455 0,450 0,447
0,525 0,471 0,467 0,463 0,458 0,454 0,450 0,446 0,442
0,550 0,468 0,464 0,459 0,454 0,450 0,445 0,441 0,436
0,575 0,464 0,459 0,455 0,450 0,445 0,441 0,436 0,431
0,600 0,461 0,456 0,451 0,446 0,441 0,436 0,431 0,426
0,625 0,458 0,453 0,448 0,443 0,438 0,433 0,428 0,423
0,650 0,454 0,449 0,444 0,439 0,434 0,429 0,424 0,419
0,6563 0,453 0,448 0,443 0,438 0,433 0,428 0,423 0,418
0,675 0,450 0,445 0,440 0,435 0,430 0,425 0,420 0,415
0,700 0,446 0,441 0,436 0,431 0,426 0,421 0,416 0,411
0,725 0,442 0,437 0,432 0,427 0,422 0,417 0,412 0,406
0,750 0,438 0,433 0,428 0,422 0,418 0,412 0,407 0,402
0,800 0,428 0,423 0,418 0,413 0,408 0,404 0,399 0,394
0,850 0,418 0,414 0,409 0,404 0,399 0,394 0,390 0,385
0,900 0,408 0,403 0,399 0,394 0,390 0,385 0,381 0,376
0,950 0,397 0,393 0,388 0,384 0,380 0,376 0,372 0,368
1,000 0,386 0,382 0,378 0,375 0,371 0,367 0,364 0,360
1,1 0,364 0,362 0,359 0,356 0,353 0,350 0,347 0,344
1,2 0,342 0,340 0,339 0,337 0,336 0,334 0,333 0,331
1,28 0,322 0,322 0,322 0,322 0,322 0,322 0,322 0,322
1,3 0,317 0,317 0,318 0,318 0,318 0,319 0,319 0,319
1,4 0,295 0,296 0,298 0,299 0,301 0,302 0,304 0,305
1,5 0,277 0,279 0,281 0,283 0,285 0,287 0,290 0,292
1,6 0,259 0,262 0,265 0,268 0,271 0,274 0,277 0,280
1,7 0,241 0,245 0,249 0,253 0,257 0,262 0,266 0,270
1,8 0,222 0,228 0,234 0,239 0,245 0,251 0,256 0,262
1,9 0,204 0,211 0,218 0,226 0,233 0,240 0,247 0,255
2,0 0,186 0,195 0,204 0,213 0,222 0,231 0,239 0,248
2,1 0,172 0,182 0,192 0,202 0,212 0,222 0,232 0,242
2,2 0,160 0,171 0,182 0,192 0,203 0,214 0,225 0,236
2,3 0,150 0,162 0,173 0,184 0,195 0,207 0,218 0,229
2,4 0,142 0,154 0,165 0,177 0,188 0,200 0,212 0,223
2,5 0,135 0,147 0,158 0,170 0,182 0,194 0,205 0,127
2,6 0,129 0,141 0,152 0,164 0,176 0,187 0,199 0,211
2,7 0,124 0,135 0,147 0,158 0,170 0,182 0,193 0,205
2,8 0,119 0,131 0,142 0,154 0,165 0,177 0,189 0,200
2,9 0,115 0,127 0,138 1,150 0,161 0,172 0,184 0,196
3,0 0,112 0,123 0,134 0,146 0,157 0,169 0,180 0,191
3,2 0,105 0,116 0,128 0,139 0,150 0,162 0,173 0,184
215
Продолжение табл. 8 -1
>, мкм т, к
1 200 1 400 1 600 1 800 2 000 2 200 2 400 2 600
3,4 0,100 0,111 0,122 0,134 0,145 0,156 0,167 0,178
3,6 0,095 0,106 0,118 0,129 0,140 0,151 0,162 0,173
3,8 0,091 0,102 0,113 0,124 0,135 0,146 0,157 0,168
4,0 0,086 0,097 0,108 0,119 0,130 0,141 0,152 0,163
4,2 0,082 0,093 0,104 0,115 0,126 0,137 0,148 0,159
4,4 0,080 0,091 0,102 0,112 0,123 0,134 0,145 0,155
4,6 0,079 0,090 0,100 0,111 0,121 0,131 0,142 0,152
4,8 0,079* 0,089 0,099 0,109 0,119 0,129 0,139 0,149
5,0 0,078 0,088 0,098 0,108 0,117 0,127 0,136 0,146
Рис. 8-2. Зависимость вольфрама от длины волны: область 0,3 —
—5,0 мкм при Т = 1 600 К и область 0,1 —0,3 мкм.
/ — [Л. 8-2]; 2 — [Л. 8-3]; 3 — [Л. 8-5]; 4 — [Л. 8-7]; 5 —[Л. 8-8]; 6 - [Л. 8-9]; 7 -
[Л. 8-12]; 8 — [Л. 8-13]; 9 — рекомендация; 10 — [Л. 8-23] (свеженапыленный
вольфрам); // — [Л. 8-23] (вольфрам после трехнедельного пребывания в ва-
кууме); 12 -[Л. 8-2] (Т=2 800К); 13, 14—[Л. 8-24].
216
В интервале длин волн от 0,45 — 0,5 до 4,0 мкм ре-
комендуемые значения е1п совпадают со значениями
из [Л. 8-12]. Табличные значения для области 4,0 —
5,0 мкм получены как результат экстраполяции на эту
область данных [Л. 8-Г2] и усреднения результатов работ
[Л. 8-7—8-10, 8-13].
Значения еХп вольфрама для области длин волн от
0,3 до 0,5 мкм получены усреднением данных (Л. 8-2,
8-3, 8-7, 8-12].
В интервале длин волн от 0,5 до 5,0 мкм результаты
[Л. 8-7] систематически занижены по отношению к ре-
зультатам [Л. 8-12] (рекомендуемым): в области до
1 мкм примерно на 1%, далее расхождение постепенно
увеличивается, достигая при 4—5 мкм 7—8%, что может
быть объяснено влиянием межзеренных границ. Межзе-
ренные границы имеют заметно большую яркость по
сравнению с поверхностью зерен, поскольку границы
представляют собой по существу микроскопическую мо-
дель черного тела. В работе [Л. 8-15] определено, что
излучательная способность межзеренных границ воль-
фрама в видимой области спектра (Х = 0,65 мкм) больше
зерен в среднем на 6,5%, хотя в некоторых случаях
отличие достигало 15—16%'. еХп поверхности зерен мож-
но считать идентичной излучательной способности моно-
кристалла; зерна могут быть ориентированы различным
образом, но для металла с кубической решеткой, каким
является вольфрам, излучательная способность не зави-
сит от ориентации кристалла, так как в этом случае ди-
электрическая постоянная, которая целиком определяет
оптические свойства материала, является скалярной вели-
чиной.
В работе {Л. 8-12] границы между зернами представ-
ляли собой впадины глубиной h, равной 0,9—1 мкм,
шириной I, равной 3—4 мкм. Поверхность границ со-
ставляла ~10% общей поверхности (размер зерен при-
мерно 0,1 мм). В [Л. 8-15] показано, что профиль углуб-
лений между зернами (и отношение h/l) не меняется при
весьма сильном изменении абсолютных размеров углуб-
лений. Из сравнения работ [Л. 8-12 и 8-15] видно, что
в обеих работах h/l^0,25, хотя абсолютные размеры
углублений несколько отличаются. Следовательно, мож-
но считать, что у образца (Л. 8-12] излучательная спо-
217
собность границ в видимой области примерно на 6,5%
больше излучательной способности зерен.
Учитывая относительную площадь границ в [Л. 8-12]
(^10°/0), легко получить, что завышена на 0,65°/0 по
отношению к монокристалла. Это примерно согла-
суется с расхождением в 1 % между работами [Л. 8-7 и
8-12] в области длин волн до 1 мкм.
В инфракрасной области спектра излучательная спо-
собность быстро понижается, при этом отношение еЭфф/е
для модели черного тела растет [Л. 8-16] (еЭфф— излу-
чательная способность модели черного тела, е— излуча-
тельная способность материала). Рост еЭфф/в при умень-
шении 8 очевиден также из физических соображений.
Геометрия межзеренного углубления не тождественна
геометрии модели черного тела в [Л. 8-16], поэтому от-
ношения 8Эфф/е для 8 = 0,5, что является характерным
значением 8 для видимой области спектра, не равны друг
другу. Однако разумно предположить, что относительное
возрастание отношения 8Эфф/е при уменьшении 8 будет
примерно одинаковым. Если проэкстраполировать дан-
ные 1[Л. 8-16], относящиеся к L/d=0,25 (L — глубина по-
лости, d — ее диаметр) до 8 = 0,1, то в результате полу-
чим:
/£эфф \ / /еэфф \ ।
\ е / 6=0,1 / \ ® / 6=0,5
Приняв это значение, найдем, что границ в инфра-
красной области спектра около 4 — 5 мкм, где 0,1,
превышает е1п зерен примерно в 1,5 раза. Таким образом,
измеренная в [Л. 8-12] поликристаллического вольфра-
ма завышена по отношению к монокристалла на 5°/0,
что практически объясняет расхождение между работа-
ми [Л. 8-7 и 8-12] в инфракрасной области спектра.
Такое объяснение различий результатов [Л. 8-7, 8-12]
подтверждается прямыми экспериментами Томаса
[Л. 8-17], который исследовал влияние шероховатости на
монохроматическую излучательную способность в интер-
вале длин волн 0,3—6 мкм. При исследовании поверхно-
сти со средней высотой микронеровностей 1,5 мкм он
получил, что при длине волны 0,3 мкм излучательная
способность по сравнению с ее значением для гладкой
поверхности завышена на 3% (излучательная способ-
218
ность гладкой поверхности при этом примерно 0,45),
а при длине волны 6 мкм — в 1,7 раза (излучательная
способность гладкой поверхности примерно 0,13).
Результаты Де Воса [Л. 8-2] почти везде лежат выше
рекомендуемых значений на 2—3%. В области длин волн
0,5—1,0 мкм такое расхождение может быть объяснено
тем, что Де Вос не учитывал рассеянное во внешней
оптике излучение и отражение от смотрового стекла. Оба
эффекта завышают значения \п. Из анализа работы
[Л. 8-2] и сравнения ее с [Л. 8-12] вытекает, что упомя-
нутые эффекты вызывают ошибку в результатах (Л. 8-2]
примерно 1% и 0,6% соответственно. Кроме того, воль-
фрам, исследованный Де Восом, имел меньшую вели-
чину зерна и, следовательно, большую площадь границ.
По оценкам [Л. 8-15] значения еХпДе Воса завышены
в видимой области спектра по сравнению с монокри-
сталла на 1,3—1,5%; результаты [Л. 8-12] завышены
лишь на 0,65%: Все это вместе взятое объясняет рас-
хождение в видимой области спектра.
В инфракрасной области спектра, конечно, действуют
те же факторы, однако там, ввиду уменьшения точности,
такое расхождение можно считать лежащим в пределах
ошибок эксперимента. Довольно трудно объяснить боль-
шое превышение данных Де Воса по сравнению с данны-
ми 1[Л. 8-12] в области 2,5—2,7 мкм при температуре
1 600 К (рис. 8-2), достигающее 8—9%. Указанные выше
причины несколько уменьшают расхождение, но не объ-
ясняют его целиком. Необходимо, очевидно, принять во
внимание, что значения е>/2 при 1 600 К в этой области
длин волн были получены Де Восом путем экстраполя-
ции данных, относящихся к температурной области выше
2 000 К- Возможно, экстраполяция была не совсем кор-
ректной.
Значения излучательной способности, полученные
Ларраби [Л. 8-3] при 2400 К для длин волн, больших
0,5 мкм, в основном совпадают с рекомендуемыми, лишь
в области около 0,8 мкм превышая их примерно на 3%.
В своей работе Ларраби не учитывал отражение от смот-
рового стекла. Анализ работы (Л. 8-3] показывает, что
в результате действия этого фактора значения най-
денные Ларраби, завышены примерно на 0,7%. Вторым
источником систематической ошибки в данных Ларраби
219
является рассеянный во внешней оптике свет, точнее, его
неверный учет. Рассеянный свет, определяемый при визи-
ровании сквозного отверстия, составлял в [Л. 8-3] 4,6%
излучения образца, причем внешняя оптическая система
состояла из одной линзы, которая давала изображение
передней стенки цилиндра, обращенной к оптической
системе, в плоскости входной щели монохроматора.
Спектропирометр СПК-3, использованный в работе
(Л. 8-12] в качестве спектрального прибора в видимой
области спектра, имеет гораздо более сложную внешнюю
оптическую систему [Л. 8-18], однако рассеянный свет
в [Л. 8-12] составлял лишь 1,7%' излучения образца.
В работе [Л. 8-19] частично расчетным, частично экспери-
ментальным путем показано, что рассеянный свет в такой
простой оптической системе, какая была использована
в [Л. 8-3], не может превышать 2—2,5% даже для весьма
запыленной линзы.
Причиной аномально большого количества «рассеянно-
го» света в (Л. 8-3] является, вероятно, попадание в моно-
хроматор излучения задней стенки цилиндра при визи-
ровании сквозного отверстия. При немалой апертуре
оптической системы отверстие в задней стенке цилинд-
дра должно быть больше отверстия в передней стенке,
чтобы излучение задней стенки цилиндра не попадало
в монохроматор. Из анализа работы Ларраби следует,
что отверстие в задней стенке должно быть не менее
0,6 мм. Между тем диаметр отверстия в задней стенке
цилиндра в {Л. 8-3] был одинаковым с диаметром отвер-
стия в передней стенке и равнялся 0,33 мм.
Если принять в соответствии с [Л. 8-19] количество
рассеянного света 2—2,5%, то значения полученные
Ларраби, оказываются заниженными из-за неправильно-
го определения количества рассеянного света на 1 —1,3%
(или даже несколько более, если для количества рас-
сеянного света брать не предельно высокую оценку).
Суммируя оба вышеописанных эффекта, можно най-
ти, что результаты Ларраби занижены на 0,3—0,6%. По-
являющееся при этом рассогласование между результа-
тами [Л. 8-12 и 8-3] находится тем не менее в пределах
точности обеих работ.
В области около 0,8 мкм результаты Ларраби явно
завышены. В этой области излучательная способность,
найденная в {Л. 8-3], превышает полученную Де
220
Восом, тогда как в общем данные Ларраби лежат ниже
данных Де Воса примерно на 2%. Конкретную причину
завышения выявить трудно, возможно оно вызывается
светом, рассеянным в монохроматоре; во всяком случае
завышение имеет характер, типичный для завышения
излучательной способности из-за рассеянного в монохро-
маторе света на длинноволновом конце интервала чувст-
вительности приемника излучения.
При 1 600 К результаты Ларраби в области около
0,5 мкм лежат ниже рекомендуемых на 1,9%, при увели-
чении длины волны рассогласование уменьшается; в об-
ласти 0,68—0,76 мкм данные Ларраби выше рекомендуе-
мых на 0,2—0,3% и в области около 0,8 мкм — выше
примерно на 1%. При учете занижения результатов Лар-
раби данные [Л. 8-3 и 8-12] согласуются в пределах точ-
ности этих работ практически во всем рассматриваемом
спектральном интервале, исключая лишь область около
0,8 мкм. Завышение \п в области длин волн около
0,8 мкм уже было рассмотрено.
Влияние излучения границ на еУп в работе Ларраби,
вероятно, такое же, как и в (Л. 8-12], так как в обеих
работах поликристаллический вольфрам имел примерло
одинаковые размеры зерна.
Работы других авторов [Л. 8-5, 8-8—8-10, 8-13]
(рис. <8-1 и 8-2) выполнены гораздо менее тщательно, чем
рассмотренные выше; поэтому их подробный анализ
практически невозможен. Следует лишь отметить, чго
результаты этих работ в основном совпадают в пределах
точности с рекомендованными значениями во всем
интервале от 0,5 до 5 мкм.
В интервале длин волн от 0,3 до 0,5 мкм излучатель-
ная способность достигает максимума. Де Вос нашел два
максимума sXzz: при 0,37 и 0,3 мкм. Вероятно, в [Л. 8-13,
8-3] была бы выявлена такая «двугорбая» структура
в кривой если бы в работах исследования были
проведены при более коротких длинах волн. Это под-
тверждается следующим. При низких температурах эту
особенность наблюдать легче, так как максимумы выра-
жены более четко. В работе |[Л. 8-20] характерная «дву-
горбая» структура наблюдалась при комнатной темпера-
туре в поглощательной способности молибдена (см.
221
рис. 8-15), являющегося аналогом вольфрама как rid
структуре энергетических зон, так и по положению уров-
ня Ферми относительно этой структуры [Л. 8-21]. По-
добные максимумы вызываются наложением квантовых
полос поглощения, обусловленных межзонными перехо-
дами электронов.
Расхождение результатов работ [Л. 8-2, 8-3, 8-12]
в области 0,3—0,5 мкм вызвано в основном разным по-
ложением максимумов. В работе (Л. 8-12] первый макси-
мум достигается при длине волны 0,435 мкм, в рабо-
те [Л. 8-2] — при 0,37 мкм, в работе [Л. 8-3] — при
0,33 мкм. Столь большое отличие в положении макси-
мумов трудно объяснить.
Известно, что у сплавов, образующих твердые раство-
ры, энергетические зоны могут сдвигаться и деформиро-
ваться с изменением концентрации одного из компонен-
тов. Это приводит к сдвигу квантовых полос поглощения,
что найдено экспериментально [Л. 8-22]. В [Л. 8-3]
исследовался вольфрам чистотой лучше, чем 99,99%,
в [Л. 8-2] —99,97—99,98%, в 1[Л. 8-Г2] —99,9%. Таким
образом, имеется различие в содержании примесей для
вольфрама, исследованного в рассматриваемых рабо-
тах. Однако это различие весьма незначительно, и по-
этому трудно ожидать, что оно вызовет столь замет-
ный сдвиг квантовых полос поглощения. Очевидно,
в этой области спектра необходимы специальные иссле-
дования.
Погрешность значений еХп вольфрама, рекомендуемых
в области длин волн 0,3 — 0,5 мкм, можно оценить в
2 — 3%. Погрешность в области 0,5 —5,0 мкм
совпадает с погрешностью результатов работы [Л. 8-12].
В заключение следует отметить, что рекомендуемые
значения sXn, представленные в табл. 8-1, относятся
к поликристаллическому отожженному вольфраму чисто-
той не менее 99,9%, находящемуся в вакууме и имею-
щему площадь межзеренных границ ~10%' (величину
зерна ~0,1 мм).
Монохроматическая излучательная способность воль-
фрама для области длин волн 5—15 мкм представлена
на рис. 8-1,а. Данных в этой области длин волн в настоя-
щее время недостаточно для каких бы то ни было обоб-
щений. В качестве предварительных можно использовать
данные (Л. 8-7] с погрешностью 6—10%.
222
Результаты исследования е1п вольфрама в спектраль-
ной области 0,1—0,3 мкм представлены на рис. 8-2,а
[Л. 8-23, 8-24, 8-2]. Данные 1[Л. 8-23] получены на тонких
вольфрамовых пленках, напыляемых на подложку в ва-
кууме, при комнатной температуре по методу отражения
с погрешностью 6%. В [Л. 8-24] также при комнатной
температуре были измерены оптические константы пик
массивного металла и по ним рассчитана еХл. Погреш-
ность определения еХд составила величину около 10%.
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. В работе [Л. 8-25] исследовались два вольфрамо-
Рис. 8-3. Полусферическая интегральная излучательная способность
вольфрама.
Eth: / — [Л. 8-25]; 2 - [Л. 8-26]; 3-[Л. 8-27]; 4 —[Л. 8-27]; 5 - [Л. 8-29]; 6 —
[Л. 8-30]; 7 —[Л. 8-31]; 8 — [Л. 8-32]; 9 — [Л. 8-25]; 10 — [Л. 8-28]; И- ре-
комендация.
вых цилиндрических образца, полученных методом порош-
ковой металлургии с последующей горячей обработкой и
несколько отличающиеся по химическому составу. На
рис. 8-3 результаты исследования первого образца пред-
ставлены прямой а для второго — кривой 9. Нагрев
осуществлялся пропусканием через образцы постоянного
тока. Опыты проводились в атмосфере аргона.
Метод определения sth [Л. 8-25] основан на измерении
яркостной температуры образца как функции теплового
.потока для центра стержня и в предположении, что вся
223
энергия, подводимая к центральной части образца, излу-
чается к стенкам колоколообразного сосуда, в который
помещается образец. Авторы получают без традици-
онного измерения истинной температуры поверхности,
однако эта попытка не оправдана [Л. 8-33], e,th увеличи-
вается с ростом температуры, причем для первого образ-
ца эта зависимость линейна.
Одной из весьма точных работ является работа
В. Э. Пелецкого [Л. 8-27], в которой с погрешностью 5%
получены значения sth калориметрическим методом с ис-
пользованием электронного нагрева образцов. Опытные
образцы изготовлялись из одного прутка, полученного
ротационной ковкой из сваренных штабиков. Материал
содержал не менее 99,85% вольфрама. Один из образцов
полировался, для него среднеквадратичное значение вы-
соты микронеровностей составило 0,21 мкм (кривая 3,
рис. 8-3), другой образец не обрабатывался и имел зна-
чение высоты микронеровностей 12,7 мкм (кривая 4,
рис. 8-3).
Температура измерялась микропирометром по излу-
чению модели черного тела, представляющей радиальное
сверление в цилиндрическом образце. Приведенные зна-
чения 8/й, скорректированы на термическое расширение.
Можно отметить, что в пределах погрешности данные
[Л. 8-27] для массивных полированных образцов метал-
локерамического вольфрама хорошо совпадают с резуль-
татами работы [Л. 8-25]. Тем не менее трудно объяснить
резкое отличие излучательных способностей двух образ-
цов (кривые I и 9) в самой работе [Л. 8-25], лишь немно-
го отличающихся содержанием основного металла 99,95
и 99,91%; очевидно, причина состоит в систематической
погрешности, зависящей от температуры [Л. 8-33].
Слишком сильно выпадают из общей картины данные
работы Р. Л. Рудкина и др. {Л. 8-32]. 8^ определялась
с помощью проволочных образцов, нагреваемых элек-
трическим током; температура измерялась фотоэлектри-
ческим пирометром. Метод позволяет довольно быстро
проводить измерения с точностью ±10%, однако значе-
ния 8/ь полученные на вольфрамовой спектрально чистой
проволоке диаметром 0,25 мм, значительно завышены по
отношению к большинству рассматриваемых работ. Сами
авторы объясняют причину завышения eth изменением
поверхности проволоки при отжиге, предшествующем
эксперименту (6—10 ч при температуре 2800 К). Одна-
224
ко расхождение примерно на 35%, например, с данными
[Л. 8-26] при температуре 1 600 К вряд ли можно объяс-
нить повышением эффективной площади излучающей по-
верхности из-за появления шероховатостей на гладкой
поверхности. Скорее всего это связано либо с карбиди-
зацией образца, либо с погрешностью эксперимента.
В связи с этим работа 1[Л. 8-32] не учитывалась при
проведении усредняющей кривой. Очень хорошее совпа-
дение результатов работы [Л. 8-27] наблюдается с дан-
ными [Л. 8-28]. В справочнике (Л. 8-28] приводится кри-
вая, усредняющая данные авторов для полированной по-
верхности вольфрама. Разброс экспериментальных точек
невелик, особенно для двух работ, выполненных с по-
грешностью 5% на ленточных образцах в диапазоне тем-
ператур 1 080—2 980 К. Измерения проводились в высо-
ком вакууме 10-3—10-5 Па; температура измерялась
в одной работе термопарой, а в другой — оптическим
пирометром.
При проведении усредняющей кривой работы [Л. 8-27,
8-28] были взяты за основные; рекомендуемые значения
8th Для вольфрама приведены в табл. 8-2.
Таблица 8-2
Рекомендуемые значения излучательной способности
вольфрама
т, к eth 6 tn т, к eth
400 0,039 - 2 000 0,249 0,225
600 0,060 — 2 200 0,269 0,247
800 0,081 — 2’400 0,287 0,265
1 000 0,105 — 2600 0,302 0,282
1 200 0,133 0,116 2 800 0,314 0,298
1 400 0,164 0,146 3 000 0,325 0,312
1 600 0,195 0,174 3 200 0,334 —
1 800 0,223 0,201 3 400 0,345 —
Данные, полученные в [Л. 8-29] (кривая 5 на рис. 8-3),
практически совпали с данными [Л. 8-26]. Кривая 7, взя-
тая из '[Л. 8-31], является усредняющей для значений 8th,
заимствованных из работ различных авторов.
Нормальная интегральная излучательная способность.
На рис. 8-4 представлены кривые изменения интеграль-
ной нормальной излучательной способности вольфрама
в зависимости от температуры. В работе [Л. 8-35] иссле-
15-192 225
дования проводились на образце, представляющем собой
цилиндрический блок диаметром 18 мм и высотой 25 мм,
нагреваемый в высокочастотном поле индуктора. В ниж-
ней торцевой поверхности выполнялось отверстие, исполь-
зуемое для измерения температуры с помощью оптиче-
ского пирометра. Верхняя торцевая поверхность блока
тщательно полировалась, и излучение с этой поверхности
регистрировалось болометром типа БКМ-5. Излучатель-
Рис. 8-4. Нормальная интегральная излучательная способность воль-
фрама.
Etn: / — [Л. 8-33]; 2 — {Л. 8-34]; 3 — [Л. 8-5]; 4— [Л. 8-25]; 5 — рекомендация.
ная способность определялась радиационным методом по
равенству сигналов от образца и специальной графитовой
модели черного тела. Максимальная предельная по-
грешность определения eZn составляет ±6,3%, при
1 600 К и ±5,2% при 2 800 К. Результаты работы [Л. 8-35]
хорошо согласуются с более ранними данными [Л. 8-34],
полученными расчетным путем на основании эксперимен-
тальных данных по монохроматической излучательной
способности Т). Погрешности вычисления 8/п
226
без учета погрешностей определения следующие: При
Т=\ 244 К—1,2%, 1 629К—0,5%, 2002К — 0,3%,
2 441 К —0,2%, 2800 К —0,5%.
Кривые 1 и 2 пересекает прямая 4 [Л. 8-36], которая
рекомендуется как усредняющая для полированной по-
верхности исследуемого образца. Прямая проведена по
результатам ряда авторов, проводивших свои исследо-
вания как на ленточных, образцах, так и на образцах,
полученных спеканием из порошка. В области темпера-
тур от 1 600 до 2 800 К расхождения работ [Л. 8-34—8-36]
лежат в пределах погрешности эксперимента, однако
характер зависимости = f(Т), полученный в [Л. 8-36],
явно отличается от совпадающих по виду кривых 1 и 2.
Таким образом, по виду осредняющая кривая прово-
дится аналогичной кривым 1, 2 и 4, а значения eZn усред-
няются по данным работ (Л. 8-34—8-36].
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Анализ результатов
исследования еХ/г вольфрама, проведенный выше для
широкой спектральной области, остается справедливым
и для красной области спектра. Рекомендуемые значения
\п вольфрама для 2iKp представлены в табл. 8-1.
8-2. РЕНИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Результаты экспериментального исследования полу-
сферической интегральной излучательной способности
рения sth представлены на рис. 8-5. В ранних работах
[Л. 8-32, 8-40, 8-42] определение проводилось на про-
волочных образцах. Как видно из рис. 8-5, данные
[Л. 8-32, 8-40] сильно завышены по отношению к резуль-
татам 1[Л. 8-37, 8-39] (до 20% при температуре 2 500 К).
Такое расхождение выходит за пределы погрешности
любого из этих измерений и может быть объяснено, ско-
рее всего, систематической погрешностью в работах
[Л. 8-32, 8-40] из-за невозможности непосредственного
измерения истинной температуры поверхности проволоч-
ного образца. Использование же для пересчета яркост-
ной температуры в истинную данных по монохроматиче-
ской излучательной способности, полученной, как пра-
вило, на других образцах и в других экспериментах,
обусловливает эту погрешность. Правда, имеется единст-
15* 227
Рис. 8-5. Полусферическая интегральная и нормальная монохроматическая (красная область спектра) излучатель-
ные способности рения.
eth: / — [Л. 8-37]; 2 - [Л. 8-38]; « — [Л. 8-39]; 4 -[Л. 8-40]; 5 —[Л. 8-32]; 6- [Л. 8-41]; 7-[Л. 8-42]; « — рекомендация; е\ п : 9 —
[Л. 8-39]; 10 — [Л. 8-43]; 11— [Л. 8-44]; 12— [Л. 8-45]; /«—рекомендация.
венная работа [Л. 8-42], в которой на проволочном образце
получены значения eZ/b хорошо согласующиеся с дан-
ными [Л. 8-37]: различие наблюдается на концах диапа-
зона исследуемых температур. Авторы [Л. 8-42] исполь-
зовали значение п = 0,41 [Л. 8-43].
Наиболее достоверными, поскольку образцы позво-
ляли измерять их истинную температуру, представляются
данные 1[Л. 8-37, 8-38], полученные на моно- и поликри-
сталлическом рении соответственно. Результаты, полу-
ченные на обоих образцах рения, расходятся между со-
бой не более, чем на 6% (при 1 800 К). При 1 200 К рас-
хождение составляет 2,7% и при 2 800 К — 0,9% • Таким
образом, в пределах погрешности эксперимента (5%)
полученные данные совпадают. Это и следовало ожидать,
поскольку, во-первых, измерения sth одним и тем же
калориметрическим методом проведены на одной и той
же установке с электронным обогревом, во-вторых, поли-
кристаллический образец был очищен зонным проплав-
лением в вакууме и был близок по чистоте (99,98%)
к монокристаллическому (99,99%), в-третьих, средняя
глубина микронеровностей монокристалла (0,43 мкм) и
поликристалла (0,40—0,55 мкм) была практически одной
и той же.
Единственное, что должно было бы сказаться на
sth — межзеренные границы на поликристаллическом об-
разце. Однако, как и в случае молибдена [Л.8-38], авто-
ры из-за сравнительно высокой погрешности экспери-
мента (5%) практически не обнаружили влияния межзе-
ренных границ на общее излучение образца.
Если сравнить кривую 2 с кривой 6 |[Л. 8-41], относя-
щейся также к монокристаллическому Re (9-й и 10-й
класс чистоты обработки поверхности), но исследован-
ному на другой установке с индукционным нагревом, то
вполне очевиден более заметный вклад межзеренных
границ (~12% в диапазоне температур от 1 800 до
2500К). Кривая 3 представляет данные [Л. 8-39], полу-
ченные на монокристаллическом образце, чистота обра-
ботки поверхности которого соответствовала третьему
классу. В работах [Л. 8-41 и 8-39] при сопоставлении sth
для полированного (кривая 6) и шероховатого (кри-
вая 3) рения обнаружено крайне незначительное влияние
состояния поверхности на sth (в пределах погрешности
измерений 2,5%), что трудно объяснить.
229
Рекомендуемые значения рения в области высоких
температур (выше 1 700 К) получены усреднением дан-
ных работ [Л. 8-37 и 8-4'2]. Приведенные в табл. 8-3 зна-
чения 8th можно использовать как для моно-, так и поли-
кристаллического рения.
Таблица 8-3
Рекомендуемые значения излучательной способности рения
т, к т, к eth
1 000 0,164 0,434 2 000 0,264 0,400
1 100 0,173 0,430 2 100 0,273 0,397
1 200 0,181 0,427 2 200 0,282 0,393
1 300 0,190 0,424 2 300 0,290 0,390
1 400 0,201 0,420 2 400 0,296 0,387
1 500 0,212 0,417 2 500 0,303 0,384
1 600 0,225 0,414 2 600 0,309 0,380
1 700 0,235 0,410 2 700 0,314 0,377
1 800 0,245 0,407 2 800 0,318 0,373
1 900 0,255 0,403 2 900 0,322 0,370
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Все представлен-
ные на рис. 8-5 результаты по характеру изменения
п в зависимости от температуры согласуются между
собой — представляют прямые линии, причем темпера-
турный коэффициент монохроматической излучательной
способности I --) <0. Вряд ли только температур-
ная зависимость ех п имеет столь большую крутизну,
которая обнаружена в работах [Л. 8-39, 8-45], если
учесть, что красная область спектра близка к %х =
= 0,95 мкм {Л. 8-43, 8-44], где температурный коэффици-
ент равен нулю.
Заметим, что в этих работах [Л. 8-39, 8-45] ех п
определялась по истинной и яркостной температурам с
помощью пирометра.
Полученные другими методами прямые 10 [Л. 8-43]
и 11 [Л. 8-44] обнаруживают более слабую зависимость
„ от Т.
\р"
230
К сожалению, автор (Л. 8-43] не приводит характе-
ристик поверхности образца, хотя можно предположить,
что поверхность такая же, как и получаемая при прокат-
ке листа. Абсолютные значения ех , полученные
Яр
в 1[Л. 8-43], несколько завышены в области высоких тем-
ператур (на 12% при 2 400 К) по отношению к данным
[Л. 8-39], полученным на монокристаллическом образце
Рис. 8-6. Зависимость рения от длины волны.
1, 2, 3 — [Л. 8-43] (/ — 1 810 К, 2 — 2 388 К, 3 — 3045 К); 4, 5, 6, 7 —[Л. 8-44]
(4 — 1 100 К, 5— 1 500 К, 6 — 2 000 К и 7 — 2 500 К); 8 — [Л. 8-24] (300 К).
с поверхностью, обработанной на шлифовальном станке.
В области низких температур (при 1 100 К) результаты
[Л. 8-43] практически совпадают с данными [Л. 8-39 и
8-44], следовательно, их можно считать опорными при
проведении рекомендуемой (штрихпунктирной) прямой.
Рекомендуемые значения ех п приведены в табл. 8-3.
Отметим еще, что согласно [Л. 8-44], ех „ = 0,439 при
температуре 300 К.
231
Монохроматическая излучательная способность рения
исследовалась Марплом [Л. 8-43] в спектральном интер-
вале 0,35—2,8 мкм и в интервале температур 1810—
3 045 К. Использовался метод трубчатого черного тела
при непосредственном сравнении яркости образца
с яркостью черного тела. Случайная среднеквадратичная
ошибка полученных результатов составила 3,5% в ин-
тервале 0,35—0,45 мкм и 2,5—4,0%! в интервале 0,45 —
2,8 мкм. Систематическая погрешность автором не опре-
делена, она составляет, вероятно, несколько процентов,
о чем можно судить по сделанной автором предельной
оценке погрешности еХп из-за нелинейности измеритель-
ной системы (>—0,01).
рения изучалась также Барнесом [Л. 8-44] —
определялись оптические константы п и к, и по ним рас-
считывалась е>/г. Погрешность значений еХп, найденных
Барнесом, равна 10—15 % (рис. 8-6). Как более точ-
ным, предпочтение следует отдать данным Марпла.
рения при комнатной температуре определялась в
[Л. 8-24] (кривая S, рис. 8-6).
8-3. ТАНТАЛ
Монохроматическая излучательная способность. К на-
стоящему времени имеются лишь две работы, в которых
проведено точное исследование еХп тантала. В упоми-
навшейся работе '[Л. 8-7] исследован монокристалл тан-
тала, в 1[Л. 8-48] — поликристаллический тантал. Иссле-
дование тантала в >[Л. 8-48] производилось тем же мето-
дом, что и в (Л. 8-12] при исследовании вольфрама.
Погрешность результатов [Л. 8-48] характеризуется
следующими значениями: в интервале длин волн 0,4—
1,0 мкм систематическая ошибка составляет 0,2—0,4%,
случайная среднеквадратичная — 0,5%', в интервале 1,0—
4,0 мкм систематическая ошибка—1—2%, случайная
среднеквадратичная—1 —1,5%. Большие значения по-
грешностей относятся к длинноволновому концу соответ-
ствующих интервалов. Менее точные результаты иссле-
дования еХп тантала, характеризующиеся погрешностью
5—10%, приведены в [Л. 8-4, 8-5, 8-13, 8-44, 8-46, 8-47,
8-49, 8-50]. В работах [Л. 8-46, 8-47, 8-49] применялся
метод трубчатого черного тела, в [Л. 8-44] находились
232
оптические константы тантала п и к в зависимости от
длины волны и температуры, и по ним рассчитывалась
монохроматическая излучательная способность.
На рис. 8-7 сравниваются значения еХл тантала, полу-
ченные разными авторами для температуры 2 400 К (для
этой температуры проведено наибольшее число исследо-
ваний), в интервале длин волн 0,4—4 мкм. Для исполь-
зования рекомендуются значения еХп, полученные
в [Л. 8-48] и представленные в табл. 8-4.
Эти данные относятся к поликристаллическому тан-
талу с площадью межзеренных границ около 10%, нахо-
и,ч 0,5 0,и 0,7 0;3 ЦУ 10 1,2 14 15 Ifi 2,.0 2,5 3,0 3,5 МКМ
Рис. 8-7. Излучательные характеристики тантала.
для области >=.0,4-г-4 мкм; Т=2 4ЭЭК- /-—[Л. 8-5]; 2 — [Л. 8-7];Д — [Л. 8-13];
4 — [Л. 8-46]; 5 —[Л. 8-44]; 6 — [Л. 8-47]; 7 —,[Л. 8-48] и рекомендация; еХп для
области Л=4-т-15 мкм: 8—10 — [Л. 8-7]; 11— (Л. 8-4]; 12 — (Л. 8-49].
дящемуся в вакууме. В инфракрасной области спектра
результаты {Л. 8-48] превышают значения \п (Л. 8-7],
что можно объяснить влиянием межзеренных границ.
233
В видимой области спектра, наоборот, результаты [Л. 8-7]
превышают результаты {Л. 8-48], в области около 0,4 мкм
расхождение достигает примерно 2%, а с учетом влияния
межзеренных границ примерно 2,6%.
Авторы не смогли удовлетворительно объяснить это
расхождение, хотя оно, в общем, находится вблизи гра-
ницы точности обеих работ. Возможными причинами
рассогласования могут являться несколько различное ко-
личество примесей в образцах и несколько различные
условия проведения опыта в (Л. 8-7 и 8-48] (в силу боль-
Рис. 8-8. Изохроматы тантала для длин волн 0,725 — 0,86 мкм
(а), А'-область тантала (0).
шой реакционной способности тантала). Результаты дру-
гих работ в пределах точности совпадают с [Л. 8-48].
При исследовании тантала в [Л. 8-48] обнаружена
интересная особенность в поведении кривых излучатель-
ной способности: изотермы пересекаются не при
одной длине волны (Х-точка), а в некоторой области
длин волн (Х-область).
На рис. 8-8,а представлены изохроматы излучатель-
ной способности для длин волн 0,725; 0,76; 0,78; 0,80;
0,82; 0,86 мкм. В случае пересечения изотерм в одной
точке при длине волны Кх изохромата излучательной
способности для этой длины волны должна представлять
234
собой прямую, параллельную оси абсцисс (излучатель-
ная способность не зависит от температуры: deyJdT = Q
при любой температуре). Из графика на рис. 8-8,а видно,
что последнее не осуществляется.
Условие d^JdT = 0 выполняется лишь при одной
температуре на каждой изохромате (исключая крайние),
причем эта температура уменьшается при возрастании
длины волны: Т = 2 400К при Х = 0,76 мкм и Т = 1 200 К
при Л = 0,82 мкм.
Таким образом, можно констатировать, что темпера-
тура, соответствующая минимуму на изохромате, зави-
сит от длины волны или что кх зависит от температуры;
при этом Хх определяется, как и раньше, условием
д\п/дТ=0. В результате вместо Х-точки получается
Х-область — область пересечения изотерм излучательной
способности. Вид этой области для тантала показан на
рис. 8-8,6.
Следует заметить, что для лучшего выявления этого
эффекта в [Л. 8-48] за счет увеличения числа измерений
случайная среднеквадратичная погрешность еУп была
уменьшена в области длин волн 0,76—0,82 мкм до вели-
чины 0,25%.
Монохроматическая излучательная способность в об-
ласти 4—15 мкм исследовалась в .работах |[Л. 8-4, 8-7,
8-49] — рис. 8-7. Наиболее надежны данные 1[Л. 8-7].
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Общая картина зависимости полусферической
интегральной излучательной способности тантала от тем-
пературы видна из рис. 8-9 [Л. 8-25, 8-41, 8-50—8-58]. sth
увеличивается с ростом температуры, причем если для
большинства работ темп увеличения постепенно
уменьшается, то в [Л. 8-25, 8-50, 8-53, 8-56] изменяется
линейно. Абсолютные значения 8//г тантала, полученные
в этих работах, также не согласуются с данным'и других
авторов.
Более высокие значения полученные в (Л. 8-53],
очевидно, связаны со следующим обстоятельством. Из-
вестно, что тантал является отличным поглотителем оста-
точных газов, для их удаления необходим предваритель-
ный отжиг исследуемого образца при высокой темпера-
туре, которая согласно [Л. 8-54] равна 1 500 К, а из
[Л. 8-53] еще выше — 2 300 К (видимо, зависит от дав-
235
ления в вакуумной системе). В работе же [Л. 8-53] мак-
симальная температура в эксперименте не превышала
1 073 К, поэтому на значениях sth (прямая 3) отразилось
влияние остаточных газов.
Прямая 11 проходит над семейством основных кри-
вых видимо из-за того, что в {Л. 8-50] исследуемый обра-
зец лишь промывался в бензине и спирте и специальной
обработке (полировке) не подвергался.
Данные [Л. 8-25, 8-56] получены методом, основанном
на измерении яркостной температуры в зависимости от
потока энергии излучения центрального участка образца-
Рис. 8-9. Полусферическая интегральная излучательная способность
тантала.
&th' [Л. 8-51]; 2 [Л. 8-52]; 3 [Л. 8-53]; 4—[Л. 8-54]; 5 — [Л. 8-41]; 6 —
[Л. 8-55]; 7 —[Л. 8-56]; 8 — [Л. 8-25]; 9 -[Л. 8-57]; 10 — [Л. 8-58]; // — [Л. 8-50];
12 — рекомендация.
стержня, нагреваемого электрическим током. Как пока-
зано в [Л. 8-33], такое определение связано с методи-
ческой погрешностью.
Результаты остальных работ в общем неплохо согла-
суются между собой. Так, расхождение между кривыми
Вортинга (Л. 8-58] (кривая 9) и В. А. Петрова [Л. 8-52]
(кривая 2), которые практически ограничивают семейст-
•236
Таблица 8-4
е1п тантала в области длин волн 0,4—4,0 мкм
X, мкм г, к
1 200 1 400 1 600 1 800 2 000 2 200 2 490
0,400 0,525 0,521 0,516 0,511 0,507 0,502 0,498
6,425 0,523 0,518 0,512 0,507 0,501 0,496 0,491
0,450 0,520 0,514 0,507 0,501 0,495 0,488 0,482
0,475 0,516 0,508 0,501 0,494 0,487 0,480 0,473
0,500 0,510 0,502 0,495 0,487 0,480 0,472 0,464
0,525 0,503 0,495 0,487 0,480 0,472 0,464 0,456
0,550 0,494 0,486 0,479 0,471 0,463 0,456 0,448
0,575 0,484 0,476 ,0,469 0,462 0,455 0,448 0,440
0,600 0,473 0,465 0,458 0,451 0,444 0,438 0,432
0,625 0,461 0,454 0,447 0,441 0,435 0,430 0,424
0,6563 0,445 0,439 0,433 0,428 0,423 0,419 0,414
0,675 0,435 0,429 0,424 0,420 0,416 0,412 0,408
0,700 0,421 0,416 0,412 0,408 0,405 0,402 0,399
0,725 0,407 0,403 0,400 0,397 0,394 0,392 0,390
0,750 0,394 0,390 0,387 0,385 0,383 0,382 0,381
0,760 0,388 0,384 0,382 0,380 0,379 0,378 0,378
0,780 0,376 0,372 0,370 0,368 0,368 0,370 0,372
0,800 0,363 0,361 0,361 0,361 0,362 0,363 0,366
0,820 0,350 0,350 0,351 0,352 0,354 0,356 0,360
0,840 0,337 0,339 0,341 0,344 0,346 0,350 0,354
0,860 0,326 0,329 0,332 0,336 0,340 0,344 0,349
0,900 ьэ СлЭ 0,304 0,310 0,316 0,321 0,327 0,333 0,338
X, мкм г, к
1 200 1 400 1 600 1 800 2 000 2 200 2 400
। 0,940 0,286 0,293 0,300 0,307 0,314 0,322 0,329
1,000 0,262 0,271 0,281 0,290 0,299 0,308 0,317
1,10 0,234 0,245 0,256 0,267 0,278 0,289 0,300
1,20 0,214 0,226 0,238 0,251 0,262 0,274 0,286
1,30 0,197 0,210 0,223 0,236 0,250 0,261 0,274
1,40 0,183 0,196 0,210 0,223 0,236 0,250 0,263
1,50 0,172 0,186 0,199 0,212 0,296 0,239 0,253
1,60 0,164 0,178 0,191 0,204 0,217 0,231 0,244
1,70 0,159 0,172 0,184 0,197 0,210 0,223 0,236
1,80 0,155 0,167 0,180 0,192 0,205 0,217 0,230
1,90 0,152 0,164 0,176 0,188 0,200 0,212 0,224
2,00 0,148 0,160 0,172 0,184 0,196 0,208 0,220
2,20 0,142 0,154 0,165 0,177 0,189 0,201 0,212
2,40 0,136 0,148 0,160 0,171 0,183 0,194 0,206
2,60 0,131 0,143 0,154 0,166 0,177 0,189 0,200
2,80 0,126 0,138 0,149 0,161 0,172 0,183 0,195
3,00 0,123 0,134 0,145 0,156 0,167 0,179 0,190
3,20 0,119 0,130 0,141 0,152 0,163 0,174 0,185
3,40 0,116 0,126 0,137 0,148 0,159 0,170 0,180
3,60 0,113 0,123 0,134 0,144 0,155 0,165 0,176
3,80 0,110 0,121 0,131 0,141 0,151 0,162 0,172
4,00 0,108 0,118 0,128 0,138 0,148 0,158 0,168
во кривых соответственно сверху и снизу, составляет
7,3% при 7 = 1 600 К и 8,6% при 2 800 К.
Тантал является таким материалом, технология по-
лучения которого все более совершенствуется. В различ-
ное время его могли получать с различным содержанием
примесей. Это сказалось на его физических свойствах.
Полученные в [Л. 8-52] более низкие значения &th, веро-
ятно, можно объяснить меньшим содержанием примесей
в тантале (Nb —0,55%, Мо —0,03%, W—0,02%)
[Л. 8-52]. Необходимо отметить, как и в случае рения,
тщательно выполненное исследование на проволочных
образцах [Л. 8-51] дает вполне надежные результаты
(кривая 1).
Кривая 8^, полученная Мальтером и Лэнгмюром,
идет несколько выше (на 7,3%) при 1 600 К и всего на
2,9% при 2 800 К по отношению к данным [Л. 8-52], по-
лученным весьма надежным и хорошо разработанным
методом трубки.
Рекомендуемые значения &th поликристаллического
тантала (табл. 8-5, пунктирная линия на рис. 8-9) при-
ведены с учетом поправки на термическое расширение.
Таблица 8-5
Рекомендуемые значения излучател/ьной способности
тантала
т, к eth etn ( т, к ем etn
1 000 0,132 2 200 0,242 0,231
1 100 0,141 — 2 300 0,251 0,241
1 200 0,149 — 2 400 0,259 0,250
1 300 0,158 0,132 2 500 0,267 0,260
1 400 0,168 0,145 2 600 0,274 —
1 500 0,177 0,157 2 700 0,282 —
1 600 0,186 0,170 2 800 0,288 —
1 700 0,196 0,181 2 900 0,294 —
1 800 0,205 0,192 3 000 0,300 —
1 900 0,215 0,202 3 100 0,306
2 000 0,224 0,212 3 200 0,311 —
2 100 0,233 0,222 3 300 0,316 —
Нормальная интегральная излучательная способность.
Как видно из рис. 8-10, на котором представлены резуль-
таты исследований ([Л. 8-5, 8-50, 8-54, 8-59, 8-60], данные
по 8/п разных авторов согласуются неудовлетворительно
(например, при 1400 К данные ![Л. 8-50] выше резуль-
238
тагов (Л. 8-54] на 50%). Если принять во внимание ра-
боту (Л. 8-61], результаты которой (из-за аномально низ-
ких значений е/п) не приведены на рис. 8-10 и согласно
которой 8Zn = 0,09 при 1 400 К, то расхождение [Л. 8-50,
8-61] составит уже 110%. Правда, с ростом температуры
такие аномально высокие значения расхождений умень-
шаются, и при Т='2 400 К данные [Л. 8-5, 8-50, 8-59] прак-
тически совпадают.
Чтобы объяснить расхождение, наблюдаемое в обла-
сти температур около 1 400 К, кратко опишем используе-
Рис. 8-10. Нормальная инте-
гральная излучательная спо-
собность тантала.
Ein: / — [Л. 8-59]; 2 - [Л. 8-54]; 3-
[Л. 8-50]; 4 — [Л. 8-5]; 5 —[Л. 8-60];
6 — рекомендация.
мые методы. Данные {Л. 8-5] получены на основании из-
мерения зависимости в интервале длин волн
от 0,4 до 4 мкм. Из-за экстраполяции еХп на длины волн,
не охваченные измерениями, возникает дополнительная
погрешность е/п.
Как отмечают авторы, полученные ими данные по мо-
нохроматической излучательной способности не очень
надежны. Дело в том, что на поверхности исследуемого
тантала была обнаружена пленка, которая, вероятно,
представляет собой азотнотанталовое стекло с произволь-
ной структурой решетки.
Проведенный анализ результатов [Л. 8-5] показал, что
наблюдается завышение еУп на 0,01. При коротких дли-
нах волн завышение еще больше, что в конечном
счете и приводит к завышению etn при вычислении из
спектральных измерений. В основном завышение имеет
239
место в области высоких температур (?>2 000 К), по-
скольку представляется, что покрытие не влияет на
в длинноволновой области спектра.
Действительно, при Т меньше. 2 000 К данные [Л. 8-5]
совпадают с результатами (Л. 8-60], где измерялся поток
энергии излучения образца в нормальном направлении
с помощью линейной термобатареи. Следует отметить,
что образец в [Л. 8-60] отжигался при 2 400 К в течение
1 ч. Несколько ниже (примерно на 10—12%) кривой 5
лежат данные Паркера и Эбботта [Л. 8-54]. Значения гы
вычислялись из отношения bthlztn, которое находилось
путем одновременного измерения и углового распре-
деления излучения танталового образца.
К сожалению, авторы не сообщают погрешности по-
лученных ими результатов. Можно предположить, что
занижение определяется погрешностью необходимых кос-
венных измерений (68^ = 5%) и погрешностью углового
распределения излучения Та. Еще ниже кривой 2 лежат
данные {Л. 8-61] (не показанные на рис. 8-10), причем
расхождение (~45% при 1 400 К) выходит за пределы
погрешности эксперимента (13%) в [Л. 8-61]. Столь ано-
мально низкие значения eZn, полученные в [Л. 8-61], труд-
но объяснить, как это делают в [Л. 8-50], тщательной
полировкой. Разумеется, состояние поверхности образца
влияет на е^п, но не в таких пределах. Отметим, что 8/п
линейно увеличивается от 0,037 при 533 К до 0,09 при
1 400 К. Более высокие значения ем в (Л. 8-50], особенно
в области температур 1 400—2 000 К, по сравнению с
данными [Л. 8-60], относящимися к полированной поверх-
ности, вероятно, обусловлены тем, что образец в
[Л. 8-50] — тонкостенная трубка — не полировался.
Следует отметить, что занижение 8^п во всех работах
возможно за счет селективного ослабления излучения
образца и черного тела материалом окна камер, атмо-
сферой и зеркалами проектирующей оптической системы.
Занижение растет по мере увеличения отклонения излу-
чения исследуемого образца от излучения серого тела.
В качестве рекомендуемых значений е/п (табл. 8-5)
приняты данные [Л. 8-60], которые практически усредня-
ют наиболее достоверные значения излучательной спо-
собности. Поскольку крутизна всех сравниваемых кри-
вых, за исключением кривой 3, приблизительно одна и
та же, то характер температурной зависимости ztn = f(T)
рекомендуемых значений определяется кривой 5.
240
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Анализ результатов
исследования тантала, проведенный выше для ши-
рокой спектральной области, остается справедливым и
для красной области спектра. Рекомендуемые значения
тантала для Хкр представлены в табл. 8-4.
8-4. ОСМИЙ И РУТЕНИЙ
В работе [Л. 8-115] исследовалась п осмия и руте-
ния при длине волны X = 0,655 мкм в зависимости от тем-
пературы «классическим» методом пирометра. На обеих
кривых (рис. 8-11) имеются минимумы — для осмия при
2 060 К, для рутения при ! 910 К. Авторы не смогли объ-
Рис. 8-11. Нормальная монохро-
матическая (красная область
спектра) излучательная способ-
ность осмия и рутения.
ех п* J — осмий [Л. 8-1151: 2 — руте-
ний [Л. 8-115].
яснить наличие минимумов на изохроматах излучатель-
ной способности. В [Л. 8-26] на том основании, что у дру-
гих металлов в видимой области не существует мини-
мумов на изохроматах, делается вывод о наличии
в [Л. 8-115] методических ошибок при температурах вы-
ше '2 100 К, однако не указано ни одного конкретного
источника погрешности. Действительно, при знакомстве
с работой [Л. 8-115] трудно найти какие-либо методиче-
ские особенности, объясняющие наличие минимума. В то
же время минимумы легко объясняются, если допустить
наличие у этих металлов Х-области (см. § 8-3) в районе
0,66 мкм, причем зависимость Хл от температуры должна
быть весьма сильной, если минимумы обнаруживаются
при помощи метода пирометра.
Отметим, что изменение s, „в зависимости от тем-
пературы может быть выражено с помощью следующих
16—192 241
Соотношений (Л. 8-115]:
для осмия
5Ю Г_157,8- 0.160Г 1
* W [_ 7 (°’8407 +157’8)J’
для рутения
1р. _пг;1оГ 172>° —°>1837, 1
У °Ш [7(0,8177 + 172,0) J *
8-5. МОЛИБДЕН
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность молибдена исследовалась многими авторами и
к настоящему времени может считаться достаточно изу-
ченной. Все эти исследования выполнены как на метал-
локерамическом молибдене, так и на молибдене, полу-
ченном переплавлением в вакууме, причем в последнем
случае исследуемый материал был в поли- и монокри-
сталлическом состоянии.
Сравнение полученных экспериментальных результа-
тов представлено на рис. 8-12. Данные {Л. 8-50, 8-52,
8-57, 8-63, 8-64, 8-68], а также [Л. 8-62], полученные как
старым, хорошо разработанным методом трубки
[Л. 8-50, 8-52, 8-64], так и новым методом с использова-
нием электронного обогрева исследуемого образца
[Л. 8-62, 8-63], отличаются друг от друга не более, чем
на 5—7%. Кроме того, работы ,[Л. 8-52, 8-63, 8-64] вы-
полнялись относительно недавно, в то время как иссле-
дование [Л. 8-57] проведено в 1926 г. Рекомендуемые
значения на рис. 8-12 представлены пунктирной кривой,
которая является графическим усреднением указанных
выше наиболее надежных результатов в диапазоне
1 100—2 000 К. Выше 2 000 К рекомендуются значения
eth, полученные в работе [Л. 8-52]. Рекомендуемые зна-
чения eth молибдена приведены в табл. 8-6. Следует от-
метить, что из-за значительного влияния состояния
поверхности на величину излучательной способности мо-
либдена на рис. 8-12 приведены результаты для шерохо-
ватой поверхности, которая была предметом исследова-
ния в работах ,[Л. 8-57, 8-64]. Выявление зависимости гщ
от шероховатости поверхности стало возможным из-за
высокой точности эксперимента (2,3%), достигнутой
в [Л. 8-64]. Особенно сильно эта зависимость сказыва-
ется при обработке грубее 8-го и 9-го класса.
242
Частично этим можно объяснить завышенные значе-
ния sth ряда авторов, которые, видимо, не уделяли долж-
ного внимания полировке исследуемого образца. Резуль-
таты этих исследований лежат выше кривой 19 [Л. 8-57],
которая относится к поверхности с высотой микронеров-
ностей 9,5 мкм.
Очень высокие значения излучательной способности,
полученные на проволочном образце в работе [Л. 8-32],
вряд ли можно объяснить слишком развитой шерохова-
Рис. 8-12. Полусферическая интегральная излучательная способность
молибдена.
8<л: / — [Л. 8-52]; 2 —[Л. 8-53]; 3-[Л. 8-55]; 4- [Л. 8-58]; 5 - [Л. 8-25]; 6 —
[Л. 8-54]; 7—[Л. 8-62]; 8 — [Л. 8-62]; 9— [Л. 8-63]; 10 — [Л. 8-63]; // — [Л. 8-65];
12 — [Л. 8-54]; 13 — [Л. 8-65]; 14- [Л. 8-32]; 15 -[Л. 8-53]; 16— [Л. 8-64]; 11 —
[Л. 8-64]; 18 — [Л. 8-66]; 19— [Л. 8-12]; 20 — [Л. 8-57]; 21 - [Л. 8-50]; 22 — ре-
комендация.
чивого покрытия из карбида молибдена Мо2С, вызванно-
го парами масла из диффузионного насоса. Для под-
тверждения этой гипотезы приведены кривая 6 из рабо-
ты [Л. 8-54], авторы которой обнаружили стабилизиро-
ванное покрытие из карбида молибдена и были вынуж-
дены создать новую вакуумную камеру для исследова-
16* 243
ния 8th металлов, так как из-за высокой температуры
плавления М02С, превышающей температуру плавления
Мо, не представляется возможным удалить пленку кар-
бида простым отжигом образца при высокой температу-
ре, как это обычно делается для испарения окисных пле-
нок на поверхности исследуемого образца.
Следует заметить, что большое влияние на 8th метал-
лов оказывает наличие окисной (иногда нитридной)
пленки на их поверхности. В этом случае 8th определя-
ется не только характеристиками металлов, но и свойст-
вами окисной пленки. Окисные пленки обычно имеют
малую толщину, поэтому они обладают заметной про-
зрачностью, которая зависит от химического и структур-
ного состава пленки, а также от ее толщины и длины
волны излучения. Отметим, что при первоначальном на-
гревании в интервале температур 1 200—1 800 К опытные
точки по 8th лежат значительно выше кривой, которая
воспроизводится в дальнейших многократных измерени-
ях при прохождении интервала от минимальной до мак-
симальной температур и в обратном направлении. На-
чальный участок кривой зависимости 8th от температуры
для различных образцов одного и того же металла мо-
жет существенно различаться. Завышение результатов
при первоначальном нагреве объясняется наличием до
опыта тонкой пленки окислов на поверхности образца и
газов, растворенных в металле. При определенной тем-
пературе (назовем ее «температурой отжига» ГОтж)
окислы и газы окончательно улетучиваются, и результа-
ты опытов не зависят от направления изменения темпе-
ратуры в дальнейших опытах, т. е. наступает определен-
ная «стабилизация» поверхности. Следовательно, если
максимальная температура образца в исследовании не
превосходит «температуру отжига», то согласно вышеиз-
ложенному полученные значения 8цг будут завышены
[Л. 8-53, 8-65, 8-66].
В работах [Л. 8-55, 8-62] исследовался монокристал-
лический молибден, причем исследовался молибден, про-
шедший очистку с помощью электронно-лучевой зонной
плавки в вакууме. Одновременно измерялась 8th поли-
кристаллических образцов; в работе [Л. 8-55] значения
8th для обоих образцов совпали (кривая 3), а в [Л. 8-62]
практически совпали (кривые 7 и 8); полученные экспе-
риментально результаты (кривые 3, 7 и 8) [Л. 8-62] по-
казывают, что очистка молибдена переплавлением в ва*
244
кууме снижает его полусферическую излучательную спо-
собность. Это проявляется особенно заметно (~10%)
при температурах около 1 200 К, где результаты [Л. 8-53,
8-62] совпадают. Однако с ростом температуры наблю-
дается значительное занижение в/д в [Л. 8-55] по сравне-
нию с данными [Л. 8-62] (до 10% при 2 200 К). Такое
расхождение может быть обусловлено погрешностями,
вызванными определенными трудностями постановки
эксперимента (измерение мощности) на массивных об-
разцах в виде стержня (диаметр ~10 мм и длина
~70 мм), нагреваемых с помощью многовиткового во-
доохлаждаемого индуктора.
Совпадение данных, полученных на поли- и монокри-
сталлическом молибдене, по-видимому, является следст-
вием того, что данные материалы в одинаковой степени
очищены от газовых примесей, а также того, что меж-
зеренные границы не дают заметного вклада в общее
излучение молибденового образца (в пределах погреш-
ности эксперимента в обеих работах ~5%).
Нормальная интегральная излучательная способность
молибдена изучена еще недостаточно. Тем не менее
представленные на рис. 8-13 данные после их анализа
дают возможность рекомендовать значения 8jn (пунк-
тирная линия).
Все семейство кривых на рис. 8-13 получено либо
с помощью радиометра полного излучения [Л. 8-50, 8-60,
8-61], либо путем вычисления из спектральных измере-
ний [Л. 8-5, 8-67, 8-68, 8-69].
Совпадение кривых 2 и 10 и неплохое согласование
их с кривой 1 в области температур 1 600—2 000 К по-
зволяет рассматривать совокупность этих кривых как
единую температурную зависимость е/п молибдена, по-
лучаемую численным интегрированием по длинам волн
плотности излучения молибдена. Выше этих кривых ле-
жат кривые, представляющие результаты работ, в кото-
рых 8/п определялась путем сравнения излучения от ис-
следуемого образца с излучением черного тела, причем
сравнение производилось обычно с помощью линейной
термобатареи, предварительно отградуированной по мо-
дели черного тела (кривые 3, 4, 6, 7, 8, 9).
Занижение кривых 1, 2 и 10, очевидно, можно объяс-
нить следующим образом. Строго говоря, для вычисле-
ния g/п необходимо знать нормальную монохроматиче-
скую излучательную способность молибдена во всем
245
диапазоне длин волн — от 0 до оо. Однако в работах
[Л. 8-5 и 8-67] исследовалась \п молибдена только
в ограниченном интервале длин волн — от 0,5 до 4—
5 мкм соответственно. Кроме того, на концах спектраль-
ного диапазона из-за слабого уровня сигнала возможно
увеличение погрешности определения самих спектраль-
ных характеристик.
Расхождение между кривыми второго семейства объ-
ясняется как погрешностями экспериментов, так и неко-
торым различием в исследуемых образцах. Например,
погрешность ып> полученных в [Л. 8-61], составила 13%.
8/п: / — [Л. 8-67]; 2 ~ [Л. 8-5]; 3 - [Л. 8-61]; 4 — [Л. 8-50]; 5 —[Л. 8-70]; 6-
[Л. 8-60]; 7-[Л. 8-60]; 8 - [Л. 8-60]; 9- [Л. 8-60]; /0-[Л. 8-68]; 11 — [Л. 8-69];
12 — рекомендация.
Дополнительно следует отметить, что максимальная тем-
пература образца не превышала 1 300 К, которая никак
не может гарантировать полное испарение окисной плен-
ки и растворенных газов, хотя авторы и получили устой-
чивую поверхность.
В работе [Л. 8-50] относительная погрешность измере-
ния е/n значительно меньше (меняется от 4,5 до 2,5%
при изменении температуры образца от 1 300 до 2 300 К),
но более высокие значения 8Zn, вероятно, связаны с тем,
что опытная трубка, как отмечают авторы, не полирова-
на. Благодаря достигнутой высокой точности эксперимен-
та (<3%) в [Л. 8-60] исследуется влияние состояния
поверхности образца на eZn. Работа проводилась на уста-
246
йовке с электронным обогревом образца (диск, вырезан-
ный из прутка диаметром 15 мм и толщиной 5 мм). Кри-
вая 8 относится к образцу с полированной поверхностью
(средняя высота профиля составляла 1,2 мкм), а кривая
7 представляет температурную зависимость нормальной
излучательной способности молибдена с шероховатой по-
верхностью (средняя высота профиля 2,5 мкм).
В этой же работе исследовалась eZn покрытия из мо-
либдена, напыленного плазменным способом на подлож-
ку. На рис. 8-13 показаны результаты для напыленного
образца, отожженного при 2 200 К в течение 1 ч и затем
полированного. Кривая 6 хорошо согласуется с резуль-
татами эксперимента, проведенного на обычных полиро-
ванных молибденовых образцах (кривая 8). Следует
отметить, что е/п напыленного молибдена сильно зависит
от того, как и в каком направлении образцы подверга-
лись механической полировке, а также от термической
обработки. Etn различных образцов немного отличаются,
поскольку трудно получить идентичные поверхности ме-
ханической обработкой у напыленных слоев молибдена,
причем если напыленный образец не подвергать отжигу,
то измеренная ып будет довольно высока. Однако после
отжига и полировки образцов с различной механической
обработкой поверхности получаемые Etn практически
одни и те же для всех образцов.
Таблица 8-6
Рекомендуемые значения излучательной способности
молибдена
т, к et/i etn 8^крп т, к eth etn е^крп
1 100 0,105 0,096 0,409 2 000 0,214 0,194 0,379
1 200 0,117 0,107 0,406 2 100 0,225 0,204 0,376
1 300 0,129 0,119 0,402 2 200 0,234 0,214 0,373
1 400 0,142 0,130 0,398 2 300 0,244 0,224 0,369
1 500 0,154 0,141 0,396 2 400 0,254 0,235 0,366
1 600 0,166 0,152 0,392 2 500 0,262 0,245 0,363
1 700 0,179 0,163 0,389 2 600 0,269 0,255 0,360
1 800 0,192 0,173 0,386 2 700 0,276 0,265 0,356
1 900 6,203 0,184 0,382 2 800 0,282 0,275 0,352
247
Отметим, что е/п при температуре 77 К согласно
[Л. 8-61] составляет 0,03. Рекомендуемые значения е/п
молибдена представлены в табл. 8-6.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. На рис. 8-14
приводятся довольно многочисленные данные по п
молибдена. Сравниваемые результаты, за исключением
данных [Л. 8-5, 8-72, 8-75], описываются линейной зави-
симостью ех n=f (Т), причем большинство прямых имеет
отрицательный угловой коэффициент. Действительно, со-
гласно ;[Л. 8-67] длина волны, соответствующая Х-точке
для Мо, равна 0,91 мкм, следовательно, рассматривае-
мая красная область спектра лежит слева от Хх- Отсю-
да с ростом температуры спектральная излучательная
способность уменьшается, причем большинство экспери-
ментальных данных (кривые 2, 4, 5, 6, 7, 8, 10, 14, 17, 18)
обнаруживают одинаковую и в то же время довольно
резко выраженную зависимость п от температуры.
Поэтому полученные в работах [Л. 8-25, 8-76] постоян-
ные значения sx п явно несправедливы, однако Витней
[Л. 8-76] из-за большого разброса точек хотя и не смог
выявить температурной зависимости ДГ), все же
получил абсолютное значение (0,382) п, находящееся
в районе рекомендуемых значений. Результаты же [Л. 8-25]
очень резко выпадают из общей картины как по характеру
изменения ех п в зависимости от температуры, так и по
абсолютному значению.
Столь сильное уменьшение значений п, полу-
ченных в [Л. 8-25, 8-72], даже по сравнению с резуль-
татами, полученными на монокристалле (кривые 17 и 18)
[Л. 8-7], можно объяснить лишь систематической погреш-
ностью.
Для п обнаружена существенная зависимость излу-
чательной способности от степени полировки образца.
Прямая 11 {Л. 8-50] получена для молибдена, имеющего
поверхность, которая соответствует 8-му классу чистоты.
Прямая 7 [Л. 8-74] получена для поверхности, обработан-
ной по 7-му классу чистоты (высота микронеровностей
0,65 мкм). Данные [Л. 8-73], представленные на рис. 8-14
248
0Л5
МО
0J5
дзо
^крП .44
15 'lb’***-' 4 7 -5 -6
8 7?"^ jo
#77 555^ 4
7? J5
3^- ^16*^ Л.
I ~7
1 1 . T
1500
мм
2000 2500 < /Г
Рис. 8-14. Нормальная монохроматическая (красная область спектра) излучательная способность молибдена.
•X п* ! — [Л. 8-25]; 2 — [Л. 8-71]; 3 — [Л. 8-72]; 4 —[Л. 8-52]; 5 —[Л. 8-73]; 6 — [Л. 8-73]; 7 - [Л. 8-74]; 8 — [Л. 8-75]; 9 - [Л. 8-76];
Z0 —[Л. 8-67]; // — [Л. 8-50]; 12— [Л. 8-5]; 13— [Л. 8-13]; 14 -[Л. 8-86]; 15 — [Л. 8-55]; 16 - [Л. 8-77]; /7 - [Л. 8-7]; 18 -[Л. 8-7];
19 — рекомендация.
кривыми 6 и 5, получены для еще более шероховатой
поверхности (6-й класс чистоты, высота микронеровно-
стей 9—10 мкм). На основании сравнения прямых 5, 6,
7 и 11 можно сделать вывод, что монохроматическая
излучательная способность молибдена довольно сущест-
венно изменяется с изменением шероховатости поверх-
ности.
При проведении рекомендуемой прямой (пунктирная
прямая на рис. 8-14) принимались во внимание работы
[Л. 8-13, 8-52, 8-55, 8-67, 8-74], а также [Л. 8-5, 8-50, 8-64].
Следует отметить, что рекомендуемые значения ех
приведенные в табл. 8-6, практически совпадают с дан-
ными [Л. 8-52] в диапазоне температур от 1 500 до
2 600 К.
Монохроматическая излучательная способность.
еХ/г была предметом изучения в работах [Л. 8-4, 8-5, 8-7,
8-13, 8-44, 8-50, 8-67, 8-78, 8-79, 8-81]. Несмотря на боль-
шое число работ, до сих пор не проведено точного систе-
матического изучения \п молибдена. Достаточно точные
значения излучательной способности найдены в [Л. 8-7]
для монокристаллического молибдена всего при двух
температурах. В [Л. 8-13, 8-67] излучательная способ-
ность определена в довольно широком температурном и
спектральном интервалах, однако полученные значения
имеют малую точность.
В [Л. 8-78] для исследования sXn молибдена при
Т = 1 500 К использовался метод трубчатого черного тела.
Моделью черного тела служила щель, прорезанная вдоль
всего цилиндра, при визировании, близком к нормально-
му, не обеспечивающая хорошего приближения к черно-
му излучению. Кроме того, использовался короткий обра-
зец с большими градиентами температуры по длине.
В результате в [Л. 8-78] были получены сильно завышен-
ные значения еХ/2, поэтому они не приводятся. Авторы
[Л. 8-67] в области длин волн 0,4—1,5 мкм использовали
метод трубчатого черного тела, а в области 1,5—5 мкм,
как и в работе [Л. 8-79], использовался спектроболоме-
трический метод.
На рис 8-15 'представлены результаты исследования
еХп и рХ/г молибдена в области 0,4 — 5 мкм (для темпера-
250
Рис. 8-15. Монохроматические излучательные характеристики молиб-
дена.
для области 0,4—5 мкм при Г=2 000 К. / — [Л. 8-5]; 2 —[Л. 8-7]; 3 — [Л. 8-13]; 4 —
[Л. 8-67]; 5 — [Л. 8-80]; 6— [Л. 8-44]; при комнатной температуре: 7 —
[Л. 8-82]; 8—[Л. 8-85] (0,3 мкм<Х<1,3 мкм), [Л. 8-84] (1,3 мкм<Х<14 мкм);
9 -[Л. 8-83];
туры 7=2000 К). Разброс значений еуп около 0,4 мкм
достигает примерно 15 °/0, около 1,4 мкм —20 °/0, около
4 мкм — 30 °/0. Следует отметить, что сильно различа-
ются не только значения еУп, найденные в разных рабо-
тах, но и положение Х-точек, как это видно из табл. 8-7.
Таблица 8-7
Положение Л-точек молибдена
Работа [Л.8-78] [Л.8-5] [Л. 8-7] [Л.8-13] [Л. 8-80] [Л. 8-67]
hj, МКМ 1,4 1,2 1,15 1,42 1,0 0,91
251
Отдать предпочтение какой-либо работе невозможно;
в качестве ориентировочных можно использовать резуль-
таты любой работы. В работе [Л. 8-67] излучательная
способность молибдена исследована наиболее полно, по-
лученные значения представлены в табл. 8-8.
Таблица 8-8
еХ/г молибдена для области длин волн 0,4—5,0 мкм
X, мкм т, к
1 000 1 2J0 1 400 1 600 1 800 2 000
0,4 0,458 0,448 0,440 0,432 0,425 0,419
0,5 0,438 0,429 0,422 0,415 0,409 0,403
0,6 0,417 0,410 0,403 0,397 0,392 0,387
0,7 0,394 0,389 0,383 0,378 0,374 0,370
0,8 0,367 0,363 0,361 0,358 0,355 0,352
0,9 0,333 0,333 0,333 0,333 0,333 0,333
1,0 0,302 0,306 0,310 0,312 0,315 0,317
U 0,270 0,278 0,286 0,291 0,296 0,300
1,2 0,239 0,252 0,263 0,270 0,277 0,284
1,3 0,213 0,229 0,243 0,252 0,261 0,269
1,4 0,188 0,208 0,225 0,236 0,245 0,255
1,5 0,168 0,191 0,209 0,220 0,231 0,242
1,6 0,150 0,175 0,195 0,208 0,219 0,230
1,7 0,136 0,162 0,182 0,195 0,207 0,219
1,8 0,125 0,150 0,171 0,184 0,195 0,208
1,9 0,115 0,139 0,160 0,174 0,186 0,199
2,0 0,106 0,130 0,151 0,165 0,178 0,191
2,2 0,092 0,115 0,135 0,149 0,163 0,176
2,4 0,082 0,102 0,122 0,136 0,149 0,162
2,6 . 0,074 0,094 0,111 0,125 0,138 0,151
2,8 0,068 0,087 0,103 0,116 0,129 0,141
3,0 0,063 0,081 0,096 0,108 0,121 0,133
3,2 0,059 0,076 0,090 0,102 0,114 '0,125
3,4 0,055 0,071 0,085 0,097 0,108 0,119
3,6 0,052 0,067 0,081 0,092 0,102 0,112
3,8 0,049 0,064 0,077 0,088 0,097 0,107
4,0 0,046 0,061 0,073 0,084 0,093 0,102
4,2 0,044 0,058 0,069 0,079' 0,088 0,097
4,4 0,041 0,055 0,066 0,076 0,085 0,093
4,6 0,039 0,053 0,064 0,073 0,082 0,089
4,8 0,037 0,051 0,061 0,071 0,079 0,086
5,0 0,035 0,049 0,059 0,068 0,077 0,084
Авторы [Л.8-67) оценивают погрешность в области
0,4—1,5 мкм в 4,5°/0, в области 1,5 — 5 мкм—9—13°/0.
В инфракрасной области спектра 1,5 — 5 мкм погрешно-
сти, вероятно, могут принимать и большие значения. Это
видно из следующего. В [Л.8-67] авторы исследовали
252
молибдена при температуре 1 427 К, погрешность й
области около 5 мкм оценена в 5%. Однако расхожде-
ние значений еХя при 2=5 мкм и 7=1400 К в работах
[Л. 8-67, 8-79] достигает 35°/0. Отражательная способ-
ность рХп при комнатной температуре дана на рис. 8-15, а
[Л. 8-82 — 8-85]. В [Л. 8-82] находились оптические кон-
станты молибдена, по ним рассчитана р^. В [Л. 8-83]
для определения использовался рефлектометр — мо-
дель черного тела с помещенным в нее образцом.
8-6. ИРИДИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. На сегодняшний день имеется единственная работа
[Л. 8-87], в которой исследовалась zth иридия в диапазо-
не от 1 300 до 2 500 К. Эксперимент проводился на про-
волочном образце в вакууме ^10-3 Па, причем перед
проведением опытов проволока отжигалась при 2 200 К
в течение 2 ч.
Результаты исследования с учетом поправки на те-
пловое расширение представлены на рис. 8-16.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Кроме работы
[Л. 8-87], в которой для определения е использовалась
кр"
модель черного тела, температурная зависимость е ис-
кр"
следовалась в работе [Л.8-44]. Согласно результатам этой
работы п линейно увеличивается с ростом температу-
ры, т. е. имеет место совершенно противоположный ха-
рактер изменения, чем в [Л. 8-87]. Поскольку данных
о том, при какой длине волны пересекаются все изотермы
спектральной излучательной способности нет, то вопрос
о характере изменения остается открытым. В качестве
253
предварительно рекомендуемых значений можно принять
результаты [Л. 8-87] (табл. 8-9).
Таблица 8-9
Рекомендуемые значения излучательной способности иридия
Т, к 1 300 1 400 1 500 1 600 1 700 1 800 1 900
еАкр/г 0,272 0,267 0,262 0,257 0,253 0,248 0,243
Продолжение табл. 8-9
г, к 2 000 2 100 2 200 2 300 2 400 2 500
ЛКр« 0,238 0,233 0,229 0,224 0,219 0,215
Монохроматическая излучательная способность.
иридия изучалась Барнесом [Л. 8-44] в спектральном
интервале 0,47—2,0 мкм и в интервале температур 300—
2 400 К (рис. 8-17). Погрешность результатов 10—20%
(большее значение относится к инфракрасной области).
В «видимой области спектра температурная зависимость
sXn иридия невелика, поэтому, имея в виду невысокую
точность [Л. 8-44], на рис. 8-17 даны лишь граничные
кривые sXzi для температурного интервала 300—2 400 К.
8-7. НИОБИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. ^th ниобия показана на рис. 8-18. Значения е^, по-
лученные различными авторами, лежат внутри полосы,
образованной кривыми 9 й 10 [Л. 8-89], относящимися
к моно- и поликристаллическому образцам ниобия. Та-
ким образом, максимальное расхождение между значе-
ниями £th ниобия не превосходит ~ 18,5 % при 1 300 К и
12,5% при 2 400 К, за исключением результатов работы
[Л. 8-90], явно завышенных в области высоких темпера-
тур.
Для характеристики температурного хода обобщенной
полусферической интегральной излучательной способно-
сти ниобия в основном использовалась работа Реймана
254
и Гранта |[Л. 8-91] и последние исследования [Л. 8-52,
8-92]. В области температур до 1 700 К рекомендуемые
значения практически совпадают с результатами
[Л. 8-52 и 8-92], а в области высоких температур с
полученной в [Л. 8-91 и 8-92]. Сравнение приведенных
на рис. 8-18 результатов показывает хорошее совпадение
данных [Л. 8-92] с данными Реймана и Гранта. Наиболь-
шее расхождение не превышает 4%, что лежит в преде-
лах максимальной относительной погрешности измерений
[Л. 8-92], определяемой величиной ~8%. Следует отме-
тить, что результаты [Л. 8-52] относятся к материалу,
Рис. 8-17. Монохроматическая
излучательная способность
иридия {Л. 8-44].
eXn ' /—ЗОО^К; 2—1 100 К; 5-1 500 К;
4—2 000 К; 5—2 400 К.
содержащему в виде примеси вдвое больше тантала
(0,4—0,6%), чем образец в [Л. 8-92] (0,17%), а также
что результаты [Л. 8-52, 8-91 и 8-92] получены на различ-
ных образцах — тонкой проволоке, трубке и сплошном
цилиндре соответственно.
В работе Гордона и Мучника [Л. 8-93] исследовалось
влияние шероховатости поверхности на излучательную
способность ниобия. Результаты, приведенные на
рис. 8-18, соответствуют полированной поверхности (вы-
сота неровностей ~2,2 мкм). Хотя в работе [Л. 8-92]
образец имел ту же самую высоту неровностей, наблю-
дается сравнительно большое расхождение результатов
[Л. 8-92 и 8-93], которое при 1 400 К достигает 10%. Воз-
можная неизотермичность рабочего участка, увеличиваю-
щаяся как раз при уменьшении температуры, заставляет
предполагать, что данные [Л. 8-93] при уменьшенных тем-
пературах несколько завышены.
Наконец, следует отметить, что рекомендуемые зна-
чения (пунктирная линия) получены из анализа работ,
255
>0,25
0,15
^th I 3 5^ 0 12 /4^ ^>^70 ^<15
7J ❖ W 7^
^6 5X6
к ’ i i : 15^ 1^3 2 \ 3
: 1 10>^ "'14 4 K8 ^25 6
5
T
WOO
1500
2000
К
Рис. 8-18. Полусферическая интегральная излучательная способность ниобия.
'«tft : ; —[Л. 8-90]; 2 — [Л. 8-52]; 3— [Л. 8-58]; 4 — [Л. 8-54]; 5 — [Л. 8-92]; 6 — [Л. 8-91]; 7 —[Л. 8-93]; 8 — [Л. 8-62]; 9— [Л. 8-89]; 10
,[Л. 8-89]; 11— [Л. 8-95]; 12 — [Л. 8-31]; 13 — [Л. 8-94]; 14 — (Л. 8-96]; 15—[Л. 8-50]; 16—рекомендация.
в которых исследование ъцг производилось на поликри-
сталлическом ниобии. Однако имеется работа [Л. 8-89],
в которой определение &th произведено на монокристал-
ле ниобия, полученного электронно-лучевой зонной плав-
кой и содержащего 0,35% тантала. Углы между осью
образца и кристаллографическими направлениями (100)
и (010) равнялись 84 и 69°. Кривая 9 (рис. 8-18), пред-
ставляющая значения eth монокристаллического ниобия,
является нижней границей сравниваемого семейства кри-
вых. Условно можно считать, что в пределах погрешно-
сти эксперимента (8%) результаты для монокристалла
согласуются с данными по 8//ъ полученными в этой же
работе [Л. 8-89] на проволочном образце (примесь
Та—0,28%). Кривая 10 практически ограничивает сверху
данные по zth поликристаллического ниобия.
Представленные на рис. 8-18 кривые имеют идентич-
ный характер изменения. Исключением являются кривые
12 и 15, согласно которым температурная зависимость
носит линейный характер. Если в работе [Л. 8-31] пря-
мая получена в результате обобщения имеющихся дан-
ных, то прямая 15 представляет значения гт, определен-
ные Б. А. Хрусталевым и А. М. Раковым [Л. 8-50] на
трубке из материала с примесью Та — 0,57%. Состояние
поверхности соответствовало 8-му классу чистоты.
В работе [Л. 8-94] г th ниобия исследовалась при наи-
более низких температурах (примерно от 750 К), но
полученные значения излучательной способности слиш-
ком завышены и, вероятно, из-за того, что исследованиям
подвергался ниобий в состоянии поставки, причем скорее
всего довольно шероховатый, и неизвестно, подвергался
ли он высокотемпературному отжигу.
Нормальная интегральная излучательная способность.
Данные по е/п ниобия не так многочисленны [Л. 8-50,
8-54], как по Приведенная на рис. 8-19 кривая 1
[Л. 8-54] получена в результате исследования на ленточ-
ном образце. Приемником излучения служила термопар-
ная батарея, предварительно отградуированная по чер-
ному телу. Истинная температура образца измерялась
с помощью термопары. Погрешность полученных резуль-
татов ±5%. Кривая 2 получена Б. А. Хрусталевым и
А. М. Раковым [Л. 8-50].
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. п ниобия оп-
ределялась во всех рассматриваемых работах, за исклю-
17—192 257
пением [Л. 8-19, 8-20], измерением истинной и яркостной
температур. Этот «классический» метод определения
е имеет известные ограничения для дальнейшего.повы-
шения точности, и в некоторых работах погрешность со-
ставляет 8—1О°/о. Поэтому расхождения между опытны-
ми данными по к , представленными на рис. 8-19, со-
кр"
ставляющие примерно 8%, за исключением высокотем-
пературной части прямой 4 [Л. 8-52] и низкотемператур-
ной части прямой 6 [Л. 8-89], могут считаться удовлетво-
Рис. 8-19. Излучательные характеристики ниобия.
efn: /—[Л. 8-541; 2—[Л. 8-50]; : 3 — [Л. 8-90]; 4-[Л. 8-52]; 5- [Л. 8-76]; 6 —
[Л. 8-89]; 7 —[Л. 8-66]; 8 — [Л. 8-13]; 9 — {Л. 8-44]; 10— [Л. 8-50]; // — рекомен-
дация.
рительными. Следует отметить, что эффективная длина
волны не одна и та же во всех работах, например в ра-
боте Витнея ХЭфф=0,667 мкм [Л. 8-76], а в работе
Б. А. Хрусталева ХЭфф~0,65 мкм [Л. 8-50].
Абсолютные значения е. во многом зависят от ка-
кР,г
чества модели черного тела, используемой при измерении
истинной температуры с помощью яркостного пирометра.
Так, более высокие значения п, полученные в работе
[Л. 8-76], вероятно, связаны с несовершенством модели
черного тела (клин Менденхолла). Такое мнение подтвер-
ждают завышенные результаты исследования излучатель-
ной способности молибдена, полученные таким же методом
в работе [Л. 8-86], и оценка е3фф модели в виде клина
Менденхолла из работы [Л. 8-97]. Более высокие значения
е. , полученные в работе [Л. 8-50], видимо связаны с
тем, что опытная трубка, как отмечают авторы, не по-
258
лирована. С точки зрения изменения
в
зависимости
от температуры все кривые на рис. 8-19 носят линейный
характер, но если согласно кривым 4, 6 \ п уменьшает-
Кр
сях ростом температуры, то в работах [Л. 8-20, 8-66,
8-76] на обнаружено никакого изменения (sx п = const).
При проведении рекомендуемой кривой (пунктирная
линия) мы исходили из следующего. Красная длина вол-
ны ~ 0,650 мкм для ниобия лежит слева от длины волны,
в которой пересекаются все изотермы, так называемой
Х-точки. Близкое расположение красной длины волны
к Хх обусловливает слабую температурную зависимость
ех п, которая из-за недостаточной точности метода не
была обнаружена в ряде работ. Однако резкая зависи-
мость, обнаруженная в работах [Л. 8-50, 8-52, 8-89], вряд
ли соответствует действительности. Поэтому согласно
рекомендуемой кривой имеется незначительная темпера-
турная зависимость ех п. Значения, снятые с этой пря-
мой, приведены в табл. 8-10.
Таблица 8-10
Рекомендуемые значения излучательной способности ниобия
т, к ’th etn е^крп т, К eth etn еХКр/г
1 000 0,116 0,085 0,368 1 900 0,204 0,179 0,356
1 100 0,127 0,099 0,366 2 000 0,212 0,187 0,355
1 200 0,138 0,111 0,365 2 100 0,220 0,195 0,354
1 300 0,148 0,123 0,364 2 200 0,228 0,203 0,353
1 400 0,158 0,133 0,363 2 300 0,236 0,211 0,352
1 500 0,168 0,143 0,362 2 400 0,244 0,218 0,350
1 600 0,178 0,152 0,360 2 500 — 0,225 0,350
1 700 0,187 0,161 0,359 2 600 — 0,232 0,348
1 800 0,195 0,170 0,358 — •— — —
Монохроматическая излучательная способность. Ре-
зультаты исследования монохроматической излучатель-
ной способности Nb представлены на рис. 8-20 [Л. 8-13,
8-44, 8-50, 8-79]. В [Л. 8-50] для исследования s>n ниобия
17* 259
в инфракрасной области спектра был применен спектро-
болометрический метод. Чувствительность установки на-
ходилась экспериментальным путем. Погрешность ре-
зультатов в области 1—4 мкм 5—7%, для длин волн
примерно 2,6 и 4,2 мкм погрешность возрастает до 15—
20%. В видимой области спектра применялся фотогра-
фический метод (метод трубчатого черного тела, прием-
ник излучения — фотопластинка). Кривая 8 на рис. 8-20
относится к средней температуре исследованного
в [Л. 8-50] интервала температур от 1 628 до 2 036 К
Рис. 8-20. Излучательные характеристики ниобия.
ел/г : 1, 2, 3— [Л. 8-13] (I—1 600 К, 2—1 800 К, 3—2 000 К); 4, 5, 6— [Л. 8-44] (4—1 500 К,
5 — 2 000 К; 6-2400 К); 7 —[Л. 8-79] (7 - 1 433 К): 8— [Л. 8-50] (S- 1 830 K);
PW 9 - [Л. 8-4].
Наиболее надежные по сравнению с другими значения
получены в [Л. 8-13]. Монохроматическая отражатель-
ная способность ниобия рХп при комнатной температуре
представлена на рис. 8-20,а [Л. 8-4].
260
S-8. РОДИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Известны немногочисленные данные 8^ родия
[Л. 8-42, 8-98]. В этих исследованиях для определения
eiii использовался калориметрический метод, основанный
на нагреве электрическим током тонких проволочных
образцов (0 0,1—0,2 мм). Яркостная температура про-
волочки измерялась в обеих работах микропирометром,
Рис. 8-21. Излучательные характеристики родия.
£th: i — [Л. 8-42]; 2 —[Л. 8-98]; 3 — рекомендация; efn: 4 —[Л. 8-99]; п-
5 —[Л. 8-76]; 6 — [Л. 8-98]; 7 — [Л. 8-88]; 8 — [Л. 8-99]; 9 — рекомендация;
10 — [Л. 8-100]; 11 — [Л. 8-99].
но переход к истинной температуре образца осуществлял-
ся по-разному: авторы [Л. 8-42] использовали результаты
Витнея по =0,240 [Л. 8-76], а в [Л. 8-98] — предва-
рительно определенную зависимость электропроводности
от температуры.
Как видно из рис. 8-21, результаты измерений [Л. 8-42
и 8-98] близки: максимальное превышение данных
[Л. 8-42] над результатами [Л. 8-98], имеющее место толь-
ко в середине исследованного диапазона температур, со-
ставляет 10%. Заметим, что при этом погрешность в оп-
ределении в [Л; 8-98] составляла 6%. Если учесть,
что в [Л. 8-42] не вводилась поправка на линейное рас-
ширение, имеющая тенденцию уменьшить абсолютные
значения то согласование результатов двух тщатель-
261
иых исследований следует считать хорошим. При прове-
дении рекомендуемой кривой (пунктирная линия) пред-
почтение отдавалось температурной зависимости е^ =
=f(T), обнаруженной в [Л. 8-42]. Снятые с кривой 3
рекомендуемые значения zth приведены в табл. 8-11.
Таблица 8-11
Рекомендуемые значения излучательной способности родия
т, к eth Чп е7крм т, к 4h Чп e\<pn
900 0,068 0,053 1 600 0,150 0,100 0,232
1 000 0,084 0,059 — 1 700 0,156 — 0,225
1 100 0,098 0,066 0,269 1 800 0,163 — 0,218
1 200 0,112 0,073 0,261 Г;900 0,169 — 0,210
1 300 0,123 0,079 0,254 2 000 0,174 — 0,203
1 400 0,133 0,086 0,247 2*100 0,178 — 0,196
1 500 0,142 0,093 0,239 2 200 0,183 — —
Нормальная интегральная излучательная способность.
На рис. 8-21 температурная зависимость г1п родия пред-
ставлена кривой 4 [Л. 8-99]. Измерения проводились на
образце из чистого родия в широком диапазоне темпера-
тур от 488 до 1 516 К в вакууме 6,5* 10~3 Па. Исследова-
ния показали, что окисление на воздухе образца, нагре-
того до красного каления, в течение 30 мин существенно
не изменило излучательную способность родия. Таким
образом, кривая 4 относится к двум условиям па поверх-
ности: поверхность в состоянии поставки и поверхность
окисленная. Точность представленных на рис. 8-21 и
в табл. 8-11 значений гщ составляет 10% •
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра^ излучательная способность. Сравнение данных
[Л. 8-76, 8-88, 8-98, 8-99] по ех представлено на рис. 8-21.
В ранних работах [Л. 8-76 и 8-88] не обнаружена темпе-
ратурная зависимость ех n = f(T). Витией получил посто-
янное значение ех п = 0,242 из-за большой случайной
ошибки эксперимента, но использование модели черного
тела с достаточно высокой эффективной излучательной
способностью (цилиндр из полоски родия) позволило
уменьшить систематическую ошибку, в результате чего
абсолютное значение (0,242) близко к значениям ех
262
полученным для середины исследованного диапазона
температур в [Л. 8-98]. Кстати говоря, в работе [Л. 8-98]
использовалась аналогичная конструкция модели черно-
го тела (цилиндрическая спираль с малыми зазорами
между витками) с близкими геометрическими характе-
ристиками. Эффективная излучательная способность та-
кой модели по оценке авторов [Л. 8-98] равна 0,930. При
проведении рекомендуемой (штрихпунктирной) прямой
использовалась в качестве базовой температурная зави-
симость, полученная в [Л. 8-98].
Максимальное значение ех п = 0,290 [Л. 8-88], вероят-
но, обусловлено несовершенством используемой модели
черного тела; резкая зависимость ех п от температуры
[Л. 8-99] (кривая 8)—видимо, изменением состояния
поверхности при низких температурах в условиях низко-
го вакуума (6,5• 10~2 Па). Как отмечалось в [Л. 8-98],
температура, при которой происходит это изменение, за-
висит от парциального давления кислорода. Например,
в [Л. 8-98] она была равна 1 700 К, хотя вакуум при этом
был достаточно высок—10-4 Па.
Рекомендуемые ' значения п родия приведены в
табл. 8-11.
Монохроматическая отражательная способность. Ре-
зультаты исследования монохроматической отражатель-
ной способности родия приведены в [Л. 8-99, 8-100]
(рис. 8-21). Значения ръ [Л. 8-100] относятся к пленке
родия, напыленной в вакууме на подложку, в [Л. 8-99]
исследовалась отражательная способность массивного
металла.
8-9. ЦИРКОНИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. sth циркония исследовалась в области от 1 200 К
до практически предельных температур [Л. 8-41, 8-101 —
8-103] и в области температур ниже 1 200 К [Л. 8-104]
(рис. 8-22). Наиболее изученным (кривые 1, 3 п 4) явля-
ется иодидный цирконий, причем содержание основного
металла в большинстве работ ~99,5%. Если при сопо-
ставлении результатов учесть, что чистота поверхности
образцов соответствовала в [Л. 8-101] 10-му классу,
263
в [Л. 8-41] — 9-му классу и в (Л. 8-102)—7-му классу,
то с дополнительным учетом погрешности измерений
(5—7%) данные всех трех работ хорошо согласуются
между собой. Максимальное расхождение результатов
[Л. 8-101 и 8-102] составляет 12% при 1 900 К (прямые/
и 2 на рис. 8-22), а при 1 200 К данные практически сов-
падают. Достоверность сравниваемых эксперименталь-
ных данных подкрепляется тем обстоятельством, что они
получены с помощью различных видов калориметриче-
Рис. 8-22. Излучательные характеристики циркония.
£th: / — [Л. 8-101]; 2 — [Л. 8-102]; 3— [Л. 8-103]; 4— [Л. 8-41]; 5 — [Л. 8-104];
6 — рекомендация; 8/п: 7 — [Л. 8-105]; «х п ' 8 ~~ (Л. 8-102]; 9 — [Л. 8-41]; 10 —
[Л. 8-Ю6]; 11-- [Л. 8-107]; 12 — [Л. 8-108]; 13 — рекомендация.
ского метода: электронного нагрева [Л. 8-103], индукци-
онного нагрева {Л. 8-41] и нагрева образца переменным
электрическим током [Л. 8-101].
Температурная зависимость sth циркония различна по
данным разных авторов. Данные [Л. 8-101] лежат на
прямой линии, а результаты [Л. 8-41 и 8-103] представ-
лены на рис. 8-22 кривыми, однако в области высоких
температур их положительный температурный коэффи-
циент практически становится постоянным и равным ко-
эффициенту прямой 1. Вряд ли справедлив слишком
крутой рост зависимости &th = f(T) от 1 200 до 1 600 К,
полученный в [Л. 8-103]. Это учитывалось при проведе-
нии рекомендуемой (пунктирной) кривой (табл. 8-12).
264
Таблица 8-12
Рекомендуемые значения излучательной способности циркония
т, к е^КрП т, к •th
1 000 — 0,450 1 600 0,248 0,425
Т Too 0,204 0,445 1 700 0,255 0,420
Li2oo 0,214 0,441 1 800 0,261 0,416
1 300 0,223 0,437 1 900 0,267 0,412
1 400 0,232 0,433 2 000 0,272 0,407
1 500 0,240 0,429 2 100 0,278 0,403
В работе [Л. 8-102] усовершенствованным вариантом
метода электронного нагрева исследовался цирконий, по-
лученный электронно-лучевой плавкой в вакууме. Содер-
жание примесей было весьма малым (0,1%). Средняя
глубина микронеровностей была равна ~0,55 мкм, что
соответствует 10-му классу чистоты поверхности. Полу-
чена прямолинейная зависимость &th=f(T); полусфери-
ческая излучательная способность возрастает с 0,208 при
1 200 К до 0,275 при 2 000 К. Таким образом, в работе
[Л. 8-102] обнаружена самая сильная температурная
зависимость циркония.
Кривая 5 представляет данные низкотемпературного
исследования, которые в результате того, что образец-
лента не отжигался, явно завышены из-за окисной плен-
ки или пленки каких-либо химических соединений, остаю-
щихся после полировки.
Отметим однако, что данные [Л. 8-104] могут быть
использованы для циркония при низких температурах,
когда на его поверхности реально наличие остаточных
газов.
Нормальная интегральная излучательная способность.
Данные [Л. 105] ып представлены на рис. 8-22. Иссле-
довался образец с поверхностью в состоянии поставки
в диапазоне температур 1 144—1 866 К. Слишком вы-
сокие значения ып обусловлены, видимо, частичным
окислением поверхности.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Кривые 9 по ра-
265
ботам [Л. 8-41] и 10 [Л. 8-106] имеют один и тот же
наклон, но значения полученные в [Л. 8-106] мень-
кР
ше, чем в [Л. 8-41], на 3—4% во всем диапазоне иссле-
дуемых температур. Заметим, что погрешность этих дан-
ных [Л. 8-41] оценивается в 7—10%.
Более слабую зависимость ех от температуры обна-
руживают данные ;[Л. 8-102 и 8-107], особенно в исследо-
вании по методу трубки, которое является весьма совер-
Рис. 8-23. Монохроматические излучательные характеристики цир-
кония.
: 1,2, 3—[Л. 8-108] (/ — 1 400 К, 2—1 600 К, 5 — 2 000 К); 4—[Л. 8-79] (Т=1 400 К);
5 —[Л. 8-106] (Т=1 400 К); 5—[Л. 8-106] (Т=2000 К); Пп : 7—[Л. 8-109].
шейным (6=2,3%). Разный наклон прямых 8 и 11,
с одной стороны, и 6 и 10 — с другой, приводит к рас-
хождению абсолютных значений „ на концах тем-
пературного интервала, однако при 2 000 К максимальное
рассогласование (кривая 8 выше прямой 10) составляет
10%’, а при 1 100 К данные [Л. 8-41 и 8-107] различают-
ся на 9%, т. е. в пределах погрешности эксперимента
(8—10%) результаты [Л. 8-41, 8-102, 8-106, 8-107] согла-
суются.
266
Монохроматическая отражательная и излучатель-
ная способность. р>/г и циркония представлены на
рис. 8-23 [Л. 8-79, 8-106, 8-108, 8-109]. Монохроматиче-
ская отражательная способность была рассчитана по
оптическим константам п и к [Л. 8-109]. Обращают на се-
бя внимание весьма высокие значения циркония
в инфракрасной области спектра, найденные в [Л. 8-108],
причем для комнатных температур они были бы еще вы-
ше. Таким образом, между данными [Л. 8-108] и данными
[Л. 8-79, 8-109] имеется весьма большое различие. Воз-
можно в [Л. 8-108] исследовался частично окисленный
цирконий, хотя авторы сообщают, что измерения прово-
дились в достаточно высоком вакууме (^10-4 Па).
8-10. ГАФНИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. С точки зрения излучательных характеристик
гафний — один из наименее изученных металлов. На
рис. 8-24 представлены результаты работ [Л. 8-41,
8-101, 8-110—8-112] по исследованию sth гафния, получен-
ного иодидным способом. Согласно :[Л. 8-101] гафний
в довольно широком температурном интервале (?>'
>1 600 К) обладает примерно постоянной 8^ в работах
[Л. 8-110—8-112] зависимость е/h от температуры являет-
ся линейной; наконец, в [Л. 8-41] обнаружен сложный
характер температурной зависимости излучательной спо-
собности, особенно при температурах, предшествующих
а—*|3 переходу. Несмотря на различный характер зави-
симости Eth=f(T), абсолютные значения vth неплохо со-
гласуются между собой. Это обусловлено в первую оче-
редь одной и той же технологией получения образцов
(иодидный способ).
Следует отметить, что полученные результаты могут
быть выше значений соответствующих монокристал-
лическому или переплавленному в вакууме гафнию.
Однако то, что прямая 3 лежит выше кривой 2, в ос-
новном связано с механической обработкой. Состояние
поверхности образца в [Л. 8-110] соответствовало при-
мерно 7-му классу чистоты (максимальная высота неров-
ностей ~3 мкм), а в работе [Л. 8-41] чистота обработки
гафния соответствовала 9—10-му классу.
267
Довольно близкой к средней высоте микронеровно-
стей в последней работе была средняя высота микроне-
ровностей поверхности (0,28 мкм) в [Л. 8-101], однако
расхождение с данными [Л. 8-41] при Т = 1 300 К состав-
ляет 11 % и не выходит за пределы погрешности обеих
работ: 7% [Л. 8-101] и 5% [Л. 8-41].
Из сопоставления высот микронеровностей образцов
следует, что наблюдаемые высокие значения &th
Рис. 8-24. Излучательные характеристики гафния.
eth: / — [Л. 8-101]; 2 —(Л. 8-41]; 3 - [Л. 8-110]; 4 - [Л. 8-113]; 5 —[Л. 8-114]; 6-
рекомендация; п : 7 — [Л. 8-111]; 8— [Л. 8-41]; 9 — [Л. 8-112]; 10 — рекомен-
кр
дация; : // — [Л. 8-112] (7=1 510 К); 12 — (Л. 8-112] (7=1 735 К).
в [Л. 8-101] в диапазоне 1 250—1 750 К вряд ли обуслов-
лены различной шероховатостью образцов. Причина, ви-
димо, состоит в следующем.
В работе [Л. 8-101] для гафния не обнаружено ха-
рактерного для многих металлов, в том числе и самого
гафния [Л. 8-110], необратимого разрушения окисной
пленки при нагреве образца выше определенной, так на-
зываемой температуры отжига 70тж- Наоборот, автор
[Л. 8-101] отмечает, что после нагрева образца выше тем-
пературы отжига 1 400 К, при которой происходила суб- •
лимация окисной пленки, и после последующего как
быстрого, так и медленного охлаждения образца визуаль-
но обнаружено, что вся поверхность образца покрывает-
ся окислами темно-синего цвета (при этом на установке
2 68
достигался динамический вакуум порядка 6,5• 10-3 Па).
Поэтому при повторном нагреве образца очевидно влия-
ние на Eth гафния окисной пленки на его поверхности,
образующейся в процессе охлаждения. Если учесть, что
температура разрушения пленки в работе [Л. 8-110] со-
ставила 1 750 К и сублимация окисной пленки при этой
температуре приводила к необратимому уменьшению
ем, а также допустить, что температура отжига для гаф-
ния равна 1 750 К, то «загрязненность» поверхности за-
вышает sth в еще большем температурном диапазоне
(1 250—1 750 К).
Выше температуры 1 750 К данные [Л. 8-41, 8-110,
8-111] совпадают, а их расхождение с [Л. 8-101] умень-
шается; при Г=1 950К результаты всех сравниваемых
работ, за исключением [Л. 8-112], совпадают.
Рекомендуемые значения sth гафния, приведенные
в табл. 8-13, получены без учета термического расшире-
ния образна (при усреднении предпочтение отдавалось
работам [Л. 8-41, 8-110, 8-111]).
Таблица 8-13
Рекомендуемые значения излучательной способности гафния
т, к 4h еХкрп т, к £th е*крп
1 200 0,284 — 1 700 0,309 0,450
1 300 0,289 — 1 800 0,314 0,453
1 400 0,294 — 1 900 0,319 —
1 500 0,299 0,445 2 000 0,324 —
1 600 0,304 0,448
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. В настоящее время
известны результаты работ [Л. 8-41, 8-113, 8-114], пред-
ставленные на рис. 8-24. Исследования [Л. 8-113, 8-114]
проведены в узком диапазоне температур и, как видно
из рис. 8-24, обнаружили разный характер температур-
ной зависимости.
Согласно [Л. 8-113] в диапазоне температур 1630 —
1 790 К еХп = 0,45, а по [Л. 8-114] с ростом темпе-
269
ратуры от 1 510 до 1 735 К „ увеличивается, причем
довольно круто. Но, к сожалению, отсутствуют исследо-
вания sx гафния в широком диапазоне длин волн и
температур, из которых можно было бы получить инфор-
мацию о наличии Х-точки у гафния. В работе [Л. 8-41],
значительно уступающей по точности работе [Л. 8-114]
(7-10% и 2% соответственно) в довольно широком
диапазоне температур 1 500—2 150 К не обнаружена тем-
пературная зависимость ех п.
Однако удовлетворительное совпадение абсолютных
значений ех п позволяет дать рекомендуемые значения
ех гафния в диапазоне температур 1 500—1800 К (см.
табл. 8-13), причем рекомендуемая (пунктирная) прямая
взята с положительным температурным коэффициентом
е.
W
Монохроматическая излучательная способность. еуп
гафния в видимой области спектра при температурах
I 510 К и 1 735 К исследована в [Л. 8-114] (см. рис. 8-24).
Значения еХп рассчитывались по измеренным оптическим
константам пик.
8-11. ТОРИЙ
Излучательные характеристики тория практически не
исследованы, если не считать работ [Л. 8-76, 8-88], в ко-
торых определялась е п. В [Л. 8-76] методом пирометра
на цилиндрическом образце не было обнаружено темпера-
турной зависимости ех в диапазоне от 1 300 до 1 700 К.
кРЛ
Постоянное значение ех п равно 0,380.
В [Л. 8-88] также обнаружено, что s. остается по-
кРЛ
стоянной (ех = 0,360) при изменении температуры. В ис-
следовании [Л. 8-88] использовалась платиновая нить, на
которую помещался кусочек тория (при этом ех п плати-
ны принималась 0,33).
370
8-12. ХРОМ
Монохроматическая отражательная и нормальная ин-
тегральная излучательная способности хрома даны на
рис. 8-25 [Л. 8-116, 8-117, 8-118]. В [Л. 8-117] рх„ опре-
Рис. 8-25. Излучательные характеристики храма при комнатной тем-
пературе.
^Л:7-1Л._8’118]; 2-[Л. 8-70]; : 3 — (Л. в-116]; 4—[Л. в-117].
делилась с помощью интегрирующей сферы. Согласно
[Л. 8-88] монохроматическая излучательная способность
для красной части спектра ^ = 0,39 при 1 733 К.
8-13. ПЛАТИНА
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Опытные данные по полусферической интегральной
излучательной способности платины опубликованы в ши-
роком температурном диапазоне: от 750 до 1 300 К ре-
зультаты работ [Л. 8-119 и 8-120] совпали в пределах
погрешности эксперимента, в работе [Л. 8-119] исследо-
вание проводилось на проволочных образцах калориме-
трическим методом. Образец изготовлялся из платины
марки «Экстра» и имел диаметр 0,1977 мм и длину рабо-
чего участка 184,9 мм. Температура, как и во многих
271
исследованиях на проволочных образцах, изм-ерялась по
омическому сопротивлению с использованием из
[Л. 8-121] температурной зависимости сопротивления пла-
тины. Для сглаживающей кривой в диапазоне исследо-
ванных температур 373—1 273 К предлагается уравнение
8^ = 0,0386+1,29 • 10-4(Г—273)—0,863-10"9 (Т—273)2, по
которому построена кривая 3 (рис. 8-26). /Максимальная
относительная погрешность значений составляет
~2%, а среднеквадратичное отклонение эксперимен-
тальных данных [Л.8-119] от кривой 3 равно 0,14%.
Совершенно аналогично на двух проволочных образ-
цах выполнено исследование eth [Л. 8-120], но необходи-
мо отметить, что длина рабочего участка (расстояние
между потенциальными выводами — 40 и 120 мм) усту-
пала аналогичной длине в [Л. 8-119]. Меньшая длина
должна была бы привести к большим потерям тепла
с рабочего участка теплопроводностью в области низких
температур (Т<750К), а полученные значения ле-
жали бы в этой области температур выше данных
[Л. 8-119]. Однако, как видно из рис. 8-26, этого не про-
исходит. Вероятно, поэтому вводимая авторами
[Л. 8-120] поправка на потери теплопроводностью 20%
оказалась слишком большой, а полученные значения с/л
стали из завышенных заниженными.
В области высоких температур потери теплопровод-
ностью от обеих нитей становятся пренебрежимо малыми
по сравнению с излучением, отсюда отличное совпадение
полученных значений 8^. Необходимо дополнительно
отметить, что рабочий участок в [Л. 8-120] вырезался из
нити и определялась его масса, и это давало возмож-
ность определить средний диаметр образца и его плот-
ность, которые составили 0,152 мм и 21,37 г/см3; темпера-
тура измерялась по сопротивлению нити; вакуум под-
держивался порядка 10~4 Па.
В работе [Л. 8-122] (кривая 2) так же, как и
в [Л. 8-119], был использован метод нагретой нити.
В тщательно выполненной работе [Л. 8-123] образцом
служила плоская платиновая фольга толщиной 0,2 мм
и измерения проводились калориметрическим мето-
дом. Точность полученных результатов оценивается
В 4%.
Расхождение кривых 7 и 8 объясняется различным
состоянием поверхности (высота микронеровностей 0,68
и 0,2 мкм соответственно).
272
0,20
0,15
0,10
0,05
£th 8 3 6 / / 1111
70^^ '7^2 1
I I i
] 1
3 2Ч '9 4 1
Т
1500
1000
500
/г
Рис. 8-26. Полусферическая интегральная излучательная способность платины.
W eth-. / — [Л. 8-58]; 2— [Л. 8-122]; <?-[Л. 8-119]; 4—[Л. 8-126]; 5 - [Л. 8-125]; 6 — [Л. 8-120]; 7 —[Л. 8-123]; 8 —[Л. 8-123]; Р —
[Л. 8-124]; 10 — [Л. 8-137]; 11— рекомендация.
Данные [Л. 8-124] практически совпали с рекомендуе-
мыми значениями е/ь которые приведены в табл. 8-14.
Нормальная интегральная излучательная способность.
Результаты экспериментального исследования 8^п пла-
тины представлены на рис. 8-27. Температурные зависи-
мости излучательной способности, полученные различны-
ми авторами, несколько отличаются количественно, но
идентичны по форме, за исключением результатов работы
[Л. 8-127]. Данные Пирани (кривая 6) являются единст-
венными, согласно которым ъп уменьшается с увеличе-
нием температуры. Метод Пирани состоял в выведении
образца из печи и последующем его охлаждении, причем
процесс остывания платиновой пластинки фиксировался
с помощью термобатареи. Полученная кривая экстрапо-
лировалась на нулевое время, и значения гщ вычисляли,
используя результаты для кварца как эталонные. По-
грешность 8fn в данном исследовании составила ±20%,
т. е. результаты Пирани менее точны, чем результаты
других исследователей. Не подлежит сомнению, что дан-
ные [Л. 8-127] при минимальных температурах в этом
исследовании сильно завышены. Наиболее высокие зна-
чения stn получены в работе [Л. 8-128], особенно в обла-
сти высоких температур (Т>1 000К), причем с ростом
температуры расхождение с результатами других авто-
ров увеличивается.
Крутая зависимость изменения 8/п от температуры
получена в работе [Л. 8-126]—кривая 3. Измерения Мор-
риса и др. [Л. 8-61] производились широко применяемым
методом сравнения. Приемником излучения служил тер-
мисторный болометр, включенный по мостовой схеме,
который предварительно градуировался по графитовой
модели черного тела. Образец (размером 25,4X254X2,54)
помещался в вакуумную камеру (1 • 10_3 Па) и нагре-
вался пропусканием через него электрического тока.
Температура образца измерялась платиновой термопа-
рой. Ошибки при измерениях температуры могут быть
вызваны теплопроводностью проводов термопары, за-
грязнением спая или плохим термическим контактом
с образцом. Максимальная ошибка из-за этих факторов
оценивается в 3% при температуре 1 600 К, что приводит
к погрешности в 12% в излучательной способности.
Хорошо совпадающие результаты получены как в ста-
рых (Л. 8-129 и 8-130], так и в новых [Л. 8-123, 8-126 и
8-131] работах, что свидетельствует о надежности про-
274
Рис. 8-27. Излучательные характеристики платины.
е<п: / — [Л. 8-126]; 2—[Л. 8-131]; 3 - [Л. 8-61]; 4 —[Л. 8-129]; 5 —[Л. 8-130]; 6 — [Л. 8-127]; 7 - [Л. 8-123]; 8 - [Л. 8-123]; 9 —
[Л. 8-128]; 10 — [Л, 8-138]; 11 — рекомендация; sx п; 12 — [Л. 8-134]; 13 - [Л. 8-134]; 14 — [Л. 8-132]; /5 - [Л. 8-123]; 16 — {Л. 8-123];
/7 —[Л, 8-133]; 18 — [Л, 8-126]; 19 — [Л. 8-78]; 20*— [Л, 8-136]; 21 - [Л. 8-135]; 22 — рекомендация.
веденных исследований &tn платины авторами указанных
работ. Исходя из этого проведено графическое усредне-
ние температурной зависимости гщ и рекомендованы
значения нормальной интегральной излучательной спо-
собности платины в диапазоне температур от 400 до
2 000 К (пунктирная кривая на рис. 8-27) (табл. 8-14).
Таблица 8-14
Рекомендуемые значения излучательной способности платины
т, к *th •м е^крп т, к •th etn еХКр«
300 0,041 1 200 0,149 0,129 0,293
400 0,053 0,029 — 1 300 0,158 0,138 0,294
500 0,065 0,040 — 1 400 0,167 0,146 0,294
600 0,077 0,052 — 1 500 0,175 0,154 0,295
700 0,090 0,066 — 1 600 0,183 0,162 0,296
800 0,103 0,080 — 1 700 0,190 0,168 0,297
900 0,116 0,095 — 1 800 0,196 0,174 0,298
1 000 0,128 0,107 — 1 900 0,200 0,179 0,299
1 100 0,139 0,118 0,292 2 000 — 0,184 0,300
Рекомендуемые значения в довольно широком тем-
пературном интервале (800—1 700 К) совпали с резуль-
татами работы [Л. 8-123] (кривая 7). Образцы изготав-
ливались из одного платинового листа высокой чистоты
(99,99%) и имели размеры 203,2x50,8x0,203 мм. Шеро-
ховатость образцов 0,68 мкм.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. По сравнению с ин-
тегральными величинами результаты исследования
хуже согласуются между собой [Л. 8-78, 8-126, 8-132,
8-133]. В работе [Л. 8-132] исследовался чистый образец,
а в [Л. 8-126] чистота образца составила 99,95% и были
обнаружены следы палладия, родия, серебра и золота.
Значения п в [Л.8-126 и 8-132] получены для эф-
фективной длины волны 0,665 и 0,65 мкм соответственно.
Погрешность в [Л.8-126] равнялась ±5°/0. Измерения
проводились в вакууме (10"2 Па). Кривые 17 и 18 каче-
ственно отражают один и тот же ход температурной
зависимости п и относятся к поверхности, полученной
в результате холодной прокатки, что определило такое
276
резкое завышение абсолютных значений п по сравне-
нию с наиболее тщательными и достоверными исследо-
ваниями [Л. 8-123, 8-134, 8-135 и 8-136]. Если в рабо-
тах [Л. 8-123, 8-136] и не обнаружено температурной за-
висимости п , причем в работе [Л. 8-123] для двух
образцов с различнЫхМ состоянием поверхности (прямая
15 (0,68 мкм) и прямая 16 (0,2 мкм), рис. 8-27) (при ко-
личественном совпадении результатов), то слабая зави-
симость, полученная в двух работах [Л. 8-134 и 8-135],
говорит о том, что эта зависимость для платины слиш-
ком мала и для ее обнаружения необходимо исследова-
ние с повышенной точностью. В количественном отноше-
нии расхождение максимально при низких температурах
(при Т= \ 100 К составляет ~5°/о) и уменьшается с рос-
том температуры, становясь практически нулевым в об-
ласти высоких температур. Рекомендуемые значения
получены при усреднении результатов этих четырех ра-
бот.
В работе [Л. 8-134] образцом служила полированная
трубка с соотношением диаметров 1/0,5 мм и длиной
100 мм. В трубке выполнялись три отверстия диаметром
~0,15 мм, которые использовались в процессе измере-
ний в качестве моделей черного тела. Излучательная спо-
собность определялась сравнением яркостей поверхности
трубки с яркостью отверстия, которое производилось
с помощью оптического пирометра с эффективной длиной
волны красного светофильтра 0,660 мкм. Среднее откло-
нение опытных точек от усредняющей прямой линии
(кривая 12, рис. 8-27) составило 0,0017 или ~0,6%. Из
сравнения с результатами Вортинга (прямая 13,
рис. 8-27), полученными по методу трубчатой нити и от-
носящимися к Хэфф = 0,665 мкм, следует, что максималь-
ное расхождение, которое наблюдается при температуре
1 900 К, составляет всего 1,5%'. Более высокие значения
[Л. 8-135] можно объяснить меньшей эффектив-
кР
ной излучательной способностью модели, чем в [Л. 8-134],
где, по оценкам авторов еЭфФ = 0,999. Прямая 13
(рис. 8-27) построена по данным Вортинга, приведенны-
ми в [Л. 8-134] и отличающимися от данных автора, при-
веденных в [Л. 8-135].
Следует отметить, что имеется работа [Л. 8-44], по-
священная исследованию оптических констант платины
при высоких температурах в довольно широком спек-
277
тральном интервале. Используя результаты [Л. 8-44],
легко вычислить нормальную монохроматическую излу-
чательную способность п.
Монохроматическая излучательная способность.
е1п платины в довольно широком температурном интер-
вале изучалась в [Л. 8-133, 8-139]. Кроме того, платины
исследовалась в [Л. 8-78, 8-132, 8-140, 8-141]. В [Л. 8-139
е1п исследовалась методом сравнения излучения образц]
(ленты металла, нагреваемой током) с излучением чер-
ного тела, размещенного отдельно. В работах [Л. 8-133,
Рис. 8-28. Монохроматическая излучательная способность платины.
еХ/г : / —-4[Л.8-133] (/-323 к, 2-1 273К, 3— 1 473 К, 4-1 673 К); 5 —Р[Л. 8-139];
(5 —865 К, 6- 1 090 К, 7 — 1 229 К, 8 — 1 363 К, 9 — 1 640 К); 10, // — [Л. 8-140]
(/Р- 295 К, //- 1 424 К); /2 —[Л. 8-132] (300 К); /3-[Л. 8-141] (300 К).
8-141] использовался метод отражения. Себан [Л. 8-140]
при комнатной температуре определял еХ/г помещением
образца в полость черного тела, а при высоких темпера-
турах использовал тот же метод, что и в [Л. 8-139].
Результаты исследования монохроматической излу-
чательной способности платины, полученные различными
27?
авторами и представленные на рис. 8-28, различаются!
качественно.
Согласно [Л. 8-133, 8-1391 \п растет с, ростом тем-
пературы как в видимой области спектра, так и в ин-
фракрасной, т. е. инверсия температурного коэффициента
(Х-точка) отсутствует. В то же время в работе
[Л. 8-140] найдено пересечение изотерм еХдг, соответствую-
щих температурам 295 и 1424 К в области длин волн
около 2,2 мкм.
Следует отметить, что в области длин волн около X-
точки (1—2 мкм) результаты [Л. 8-140] для комнатной
температуры хорошо совпадают с результатами
[Л. 8-132, 8-141], т. е. являются достаточно надежными.
Пожалуй, единственным объяснением изложенных фак-
тов является исчезновение горба \п в районе 1,5—2 мкм
при увеличении температуры выше комнатной, что при-
водит к исчезновению Х-точки при высоких температу-
рах.
8-14. ВАНАДИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Результаты исследований zih ванадия, полученные
различными авторами [Л. 8-55, 8-142, 8-143 и 8-144], при-
ведены на рис. 8-29. По отношению к работе [Л. 8-144]
данные Герца [Л. 8-142] завышены в среднем на 10% в0
всем исследуемом диапазоне температур — от 1 200 до
1 800 К. В этой работе исследование проводилось на
проволочном образце (холоднокатаная проволока из ва-
надия, полученного электронной плавкой). В диапазоне
1 200—1 400 К результаты [Л. 8-143 и 8-144] совпадают
в пределах погрешности эксперимента (5%), причем дан-
ные [Л. 8-143] несколько выше. В середине температур-
ного интервала 1 400—1 700 К результаты всех сравни-
ваемых работ, за исключением данных Герца, совпадают
в пределах 5%. Однако следует отметить, что при
1 700 К данные [Л. 8-55, 8-143] уже занижены по отноше-
нию к результатам [Л. 8-144] на 5%. Расхождение
[Л. 8-55 и 8-144] в конце температурного интервала до-
стигает 7,5%, однако оно будет уменьшено, если в дан-
ные [Л. 8-144] ввести поправку на линейное расширение.
Отметим, что рассогласование результатов нельзя
приписывать состоянию поверхности и чистоте исследуе-
279
мых образцов, поскольку эти параметры в разных рабо-
тах были приблизительно одинаковыми. Средняя глуби-
на микронеровностей в [Л. 8-144] составила 0,3 мкм,
в (Л. 8-143] исследовалась поверхность 9-го класса чи-
стоты, а в [Л. 8-55] 9-го и 10-го класса. Во всех работах
исследовался довольно чистый материал: 99,94%
[Л. 8-144] (получен электронно-лучевой плавкой в ваку-
уме), 99,72% [Л. 8-55] (получен методом металлокерами-
Рис. 8-29. Излучательные характеристики ванадия.
еМ: ; — [Л. 8-142]; 2-[Л. 8-55]; 3-[Л. 8-143]; 4 -[Л. 8-144]; 5 - рекоменда-
ция; 6 -[Л. 8-142]; 7 —[Л. 8-55]; 8 - [Л. 8-144]; 9 -[Л. 8-143]; 10-
[Л. 8-88]; 11-- [Л. 8-145]; 12 — рекомендация; еХ/г : /3 —[Л. 8-4] (Т=523 К);
14 — [Л. 8-4] (Т=295 К); 15— [Л. 8-147] (Т=295 К).
ки с последующей зонной очисткой), 99,82% [Л. 8-143]
(выплавлен электронным лучом из спрессованного по-
рошка марки ВЭЛ2).
Рекомендуемые значения (пунктирная линия на
рис. 8-29) &th для поликристаллического ванадия пред-
ставлены в табл. 8-15.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Помимо sth авторы
[Л. 8-55, 8-142, 8-143, 8-144] исследовали также темпера-
турную зависимость монохроматической излучательной
способности ванадия в красной области спектра. Во всех
работах, за исключением [Л. 8-144], применялся клас-
сический метод оптического пирометра, однако расхож-
280
дение между крайними прямыми 6 [Л. 8-142] и 9
[Л. 8-143] достигает 20%, что выходит за пределы систе-
матической ошибки в [Л. 8-143)—6,5%. Возможно, как
отмечают авторы [Л. 8-145], имеются условия для аб-
сорбции образцом кислорода при температуре 1 300 К,
что приводит к легкому окислению поверхности образца
[Л. 8-142]. В [Л. 8-144] ех п определялась по отношению
интенсивностей излучения поверхности образца и моде-
ли черного тела. Для выделения красной длины волны
использовался монохроматор спектрофотометра СФ-5.
Приемником излучения служил ФЭУ-27.
Как видно из рис. 8-29, данные [Л. 8-55, 8-144] хорошо
согласуются, а в конце температурного диапазона сов-
падают, причем прямая 7 и кривая 8 практически лежат
в середине между прямыми 6 и 9; например, при 1 800 К
данные [Л. 8-142] завышены на 10%, а результаты
[Л. 8-143] занижены на 8%. Однако предпочтение при
проведении рекомендуемой (пунктирной) прямой было
отдано работе [Л. 8-143]. Более того, их экстраполирован-
ные значения в области низких температур совпадают
с данными (Л. 8-146] (ех =0,445 при Т~300 К), ко-
торые получены из нормальной отражательной способно-
сти. При этом погрешность измерения рх п состав-
ляла 2%.
Рекомендуемые значения п поликристаллического
ванадия показаны на рис. 8-29 штрихпунктирной прямой
Таблица 8-15
Рекомендуемые значения излучательной способности ванадия
т, к *th е\рп I т, к *th е>крАг
300 ч 0,452 1 500 0,212 0,395
1 000 0,145 0,419 1 600 0,222 0,390
1 100 0,161 0,414 1 700 0,232 0,385
1 200 0,176 0,4Ю 1 800 0,241 0,380
1 300 0,190 0,405 1 900 0,249 0,375
1 400 0,201 0,400 2 000 0,257 0,370
281
и приведены в табл. 8-15. При Т — 300 К рекомендуется
значение s. „ =0,452.
ХкРЛ
Монохроматическая излучательная способность.
ванадия изучалась в [Л. 8-4, 8-147] (рис. 8-29). Кривая 15
была рассчитана по измеренным оптическим константам
(п и /с) ванадия. Начиная с длины волны примерно 4 мкм
совпадение между значениями \п при комнатной тем-
пературе, найденными в [Л. 8-4 и 8-147], вполне удов-
летворительно.
8-15. ТИТАН
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Как отмечалось в [Л. 8-148], при исследовании ти:
тана практически невозможно получить чистую поверх-
ность, так как на поверхности титана присутствуют очень
тугоплавкие, не удаляемые путем отжига образца в вы-
соком вакууме соединения титана с азотом, кислородом,
углеродом (например, TiN, TiO2, TiC). Этим обстоятель-
ством и можно объяснить, с одной стороны, несколько
высокие значения для титана по сравнению с други-
ми металлами, а с другой — некоторое рассогласование
в данных различных авторов [Л. 8-41, 8-101, 8-104, 8-149,
8-150] (рис. 8-30). Кроме того, повышенный разброс экс-
периментальных точек, видимо, обусловленный присут-
ствием указанных адсорбированных слоев на поверхно-
сти титана, затрудняет проведение осредняющей кривой,
и тем самым уменьшается достоверность получаемого
температурного хода е/ь Например, в работе [Л. 8-42]
с полным основанием можно представить зависимость
sth от температуры прямой линией, которая, кстати ска-
зать, обнаружена в работе (Л. 8-101] во всем диапазоне
температур, а в работе [Л. 8-41] после температуры пере-
хода из гексагональной структуры в кубическую. Заме-
тим, что температура этого перехода для титана равна
1 155±20К.
Несмотря на разный характер кривых 1, 2 и 3, абсо-
лютные значения полученные в работах [Л. 8-41, 8-42,
8-101], согласуются между собой при 1 100 К в пределах
13%', а при 1 800 К — 26%'; расхождение между данными
[Л. 8-41 и 8-101] значительно меньше (5% при 1 200 и
28?
1 700К), а при 1 450К они совпадают. Определение sth
в [Л. 8-101] проводилось методом трубки; в [Л. 8-41]
использовался метод индукционного нагрева образца.
В работах [Л. 8-42, 8-149] исследование выполнялось
на образцах из титановой проволоки, и для пересчета
яркостной температуры в действительную в [Л. 8-42]
величина принималась постоянной и равной 0,58
[Л. 8-155]; в [Л. 8-149] значения ех п предварительно
определялись в самостоятельном опыте (кривая 14.
рис. 8-30). Поскольку по данным большинства работ е п
уменьшается с ростом температуры, то принятие в
[Л. 8-42] довольно высокого и постоянного значения
кРП
приводит во всем диапазоне температур к общему завы-
шению данных по &thi с одной стороны, и относительному
завышению с ростом температуры—с другой.
Хотя в данные [Л. 8-149] не введена поправка на те-
пловое расширение и сами результаты получены с по-
грешностью 10%, все-таки, как видно из рис. 8-30, кри-
вая 4 идет значительно выше остальных, что определя-
ется, видимо, влиянием примесей в проволочном образце.
Рис. 8-30. Излучательные характеристики титана.
ем: / — [Л. 8-101]; 2 —[Л. 8-41]; 3 — [Л. 8-42]; 4 —[Л. 8-149]; 5—[Л. 8-104]; 6 —
[Л. 8-150]; 7 —[Л. 8-150]; 8 — [Л. 8-155]; 9 — рекомендация; £tn: 10 — [Л. 8-104];
// — [Л. 8-151]; 12 -[Л. 8-151]; п: 13 — [Л. 8-41J; 14 -[Л. 8-149]; 15 —
[Л. 8-152]; 16 — [Л. 8-153]; /7—-[Л. 8-154]; 18 — [Л. 8-107]; 19 — рекомендация.
283
Кроме того, в [Л. 8-149] обнаружена сильная температур-
ная зависимость е/ь что вполне объясняется не менее
резким изменением л, полученным авторами
[Л. 8-149]. Авторы сами признают, что значения >sth при
температурах выше 1 150 К не представительны, но в то
же время они предполагают в точке перехода или около
нее наличие максимума eth, который удалось обнаружить
лишь в единственной работе [Л. 8-41]. Нетрудно видеть,
что до 1 150 К кривые 2 и 4 идут практически эквиди-
стантно, но затем использование ошибочных значений
п в [Л- 8-149] (кривая 14) помешало зафиксировать
всплеск sih на температурной зависимости.
В области температур 300—700 К [Л. 8-104, 8-150], где
в условиях технического вакуума невозможно получить
поверхность титана без окисных пленок, согласование
данных носит качественный характер. Рекомендуемые
значения титана приведены в табл. 8-16 и представ-
лены на рис. 8-30 пунктирной линией.
Таблица 8-16
Рекомендуемые значения излучательной способности титана
т, к *th т, к •th
900 0,217 — 1 400 0,274 0,477
1 000 0,227 0,503 1 500 0,286 0,471
1 100 0,239 0,497 1 600 0,297 0,464
1 200 0,251 0,490 1 700 0,307 0,458
1 300 0,263 0,484 1 800 0,316 0,451
— — — 1 900 0,323 0,444
Нормальная интегральная излучательная способность.
Представленные на рис. 8-30 прямыми 11 и 12 данные
для 8/п титана [Л. 8-151] относятся к окисленной поверх-
ности, причем окисление производилось при 580 К (кри-
вая 11) и при 711 К (кривая 12) в течение 306 ч. Кривую
11 можно использовать в качестве рекомендуемой.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Из всех представ-
ленных кривых явно выпадает кривая 2 (рис. 8-30), ко-
284
торая воспроизводит данные [Л. 8-149] (погрешность
±0,02), полученные на цилиндрическом образце, поме-
щенном в поле индуктора.
Две другие работы [Л. 8-41, 8-107], в которых также
использовался индукционный нагрев образцов в ва-
кууме 10’3 Па, а определение s производилось по
методу пирометра, дают результаты, совпадающие как
по характеру зависимости ех n = f(T), таки по абсолют-
ной величине (в пределах погрешности 7—1О°/о). Практи-
чески во всем диапазоне температур данные [Л. 8-107]
выше значений sx п > полученных в [Л. 8-41].
Другая группа прямых (15, 16 и 17 — см. рис. 8-30)
имеет значительно больший температурный коэффици-
ент. Данные (Л. 8-152, 8-153 и 8-154] существенно выше
Рис. 8-31. Монохроматическая отражательная способность титана
при комнатной температуре.
Р>п : / — [Л. 8-147]; 2— [Л. 8-151]; 3, 4 —[Л. 8-157]; 5-[Л. 8-158].
результатов [Л. 8-41 и 8-107] в области температур около
1 200 К, что отмечают авторы (Л. 8-152]. При проведении
рекомендуемой прямой в области низких температур
предпочтение отдавалось работам [Л. 8-41 и 8-107].
Интересно отметить, что значения п титана ле-
жат выше значений е. „ всех остальных металлов и
285
близки к значениям п окислов. Высокое значение
ех п при температуре 1 155 К получено в [Л. 8-156].
Монохроматическая отражате л ьная способность.
РХ/г титана приведена на рис. 8-31 [Л. 8-147, 8-151, 8-157,
8-158]. В [Л. 8-147] рХл рассчитывалась по ^измеренным
оптическим константам, в [Л. 8-151, 8-157] определялась
методом полусферического освещения образца, помещен-
ного в полость черного тела и измерения отраженного от
образца излучения (в направлении, близком к нормаль-
ному). Кривые 3, 4 [Л. 8-157] относятся к разным образ-
цам.
Кривая 4 получена при измерении р>л на неполиро-
ванном образце, чем, вероятно, объясняются меньшие по
сравнению с другими значения отражательной способно-
сти в ближней инфракрасной области. Кривая 6 явля-
ется осредняющей. Значения рХл, соответствующие этой
кривой, представлены в табл. 8-17.
Таблица 8-17
Рекомендуемые значения р>п титана при комнатной
температуре
X, мкм 12 13 14 15 16 18 20 22
0,91 0,91 0,915 0,915 0,915 0,915 0,915 0,915
8-16. ПАЛЛАДИЙ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. На рис. 8-32 показаны экспериментальные данные
по sth палладия [Л. 8-42]. Результаты работы получены
на образце в виде тонкой проволоки. Для определения
истинной температуры поверхности образца авторы ис-
286
Рис. 8-32. Излучательные характеристики палладия.
Eth: 1 — [Л. 8-42]; е<п: 2 —[Л. 8-159]; еХкр/г ; 3-[Л. 8-160]; 4 — [Л. 8-88]; 5-
[Л. 8-159]; 6 — рекомендация.
пользовали результаты работы [Л. 8-161] по монохрома-
тической излучательной способности палладия ех =
= 0,33. Измерения проводились в высоком вакууме
10-7 Па.
Данные работы [Л. 8-42] использованы в качестве ре-
комендуемых значений палладия (табл. 8-18).
Таблица 8-18
Рекомендуемые значения излучательной способности
палладия
Т, к *th etn
1 000 0,100 0,089 0,400
1 100 0,118 0,101 ' 0,387
1 200 0,135 0,11? 0,373
1300 0,150 0,126 0,360
1 400 0,162 0,138 0,346
1 500 0,172 0,150 0,333
1 600 0,179 0,162 0,319
1 700 — — 0,306
287
Нормальная интегральная излучательная способность.
Etn палладия в интервале 416—1 533 К измерена в ра-
боте [Л. 8-159] (рис. 8-32). Исследованию подверга-
лись достаточно чистые образцы с различным состояни-
ем поверхности: очищенная, полированная, окисленная
и в состоянии поставки, однако разброс эксперименталь-
ных значений Etn относительно невелик, что позволило
провести единую сглаживающую кривую (кривая 2).
Образец помещался в довольно низкий вакуум 6,5х
Х10-2 Па. Точность полученных значений Etn палладия
±10%. Данные {Л. 8-159] представлены в табл. 8-18.
Нормальная монохроматическая (красная 'область
спектра) излучательная способность. Опытные данные
ех палладия, полученные в работах [Л. 8-88, 8-159,
8-160], приведены на рис. 8-32. Новые данные [Л. 8-159]
хорошо согласуются с исследованиями [Л. 8-160] по ха-
Рис. 8-33. Монохроматиче-
ская отражательная способ-
ность палладия.
РХ/г: / — [Л. 8-164] (Т=295 К);
2 —[Л. 8-159] (Т=295 К); 3-
[Л. 8-163] (Т=295 К); 4-
[Л. 8-162] (Т=295 К); 5-
[Л. 8-165] (Т=1 370 К); 6 —
[Л. 8-165] (Г=1 628 К).
рактеру изменения с температурой, но лежат несколько
выше в области температур от 1 000 до 1 300 К (возмож-
но из-за того, что поверхность образца была в состоянии
поставки). Рекомендуемые значения ех п (пунктирная
прямая) приведены в табл. 8-18.
Монохроматическая отражательная способность. рх
палладия исследовалась в основном при комнатной тем-
пературе [Л. 8-162—8-164, 8-159]. При высоких темпера-
турах еХппалладия изучалась в [Л. 8-165] (рис. 8-33).
В работе [Л. 8-159] рх определялась с помощью интегри-
рующей сферы, в [Л. 8-162—8-164] — обычным методом
отражения для зеркальных образцов (результаты
288
[Л. 8-164] относятся к углу падения 18°); в работе
[Л. 8-165] был применен спектроболометрический ме-
тод. Результаты работ [Л. 8-159, 8-162—8-164] достаточ-
но хорошо согласуются между собой, давая практически
одну кривую в интервале длин волн 0,1—5,0 мкм.
8-17. ЖЕЛЕЗО
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Наиболее надежными данными по ?ih являются
результаты [Л. 8-53, 8-166, 8-167], рассогласование меж-
[Л. 8-168]; 10 — [Л. 8-172]; 11 — [Л. 8-170].
ду ними немного увеличивается при уменьшении темпе-
ратуры (рис. 8-34). Рекомендуемые значения железа
приведены в табл. 8-19.
Таблица 8-19
Рекомендуемые значения излучательной способности
железа
т, к *th т, к eth
200 0,081 700 0,177
300 0,101 800 0,197
400 0,120 900 0,216
500 0,139 1а000 0,235
600 0,158 1 100 0,254
19—192
289
Нормальная интегральная излучательная способность
представлена на рис. 8-34 кривыми 5 и 6 для полирован-
ной и окисленной поверхностей соответственно [Л. 8-168].
Вызывают сомнение высокие значения eZn для полиро-
ванной поверхности.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Результаты ис-
следований sx п представлены на рис. 8-34. Рост ех п
(кривая 7) [Л. 8-169] вряд ли возможен, поскольку сог-
ласно [Л. 8-171] температурный коэффициент для ех
железа равен нулю при 1,3 мкм. Сложная зависимость
ех п от температуры, обнаруженная в [Л. 8-170], может
быть обусловлена структурными изменениями, происходя-
щими при 1 178, 1 360 и 1 677 К.
Монохроматическая излучательная способность.
Зависимость еХл железа от температуры при нескольких
длинах волн была предметом изучения в [Л. 8-171]
Рис. 8-35. Монохроматическая излучательная способность железа.
г\п '1—5 — [Л. 8-171) (1 — %=1,2 мкм; 2—Х=1,6 мкм; 3 — %=2,0 мкм; 4 —
7i=2,4 мкм; 5-%=2,7 мкм); 6—[Л. 8-140] (Т=295 К); 7—[Л. 8-140] (Т=1 120 К);
8 — [Л. 8-78] (Т=1518К).
(рис. 8-35,а). Как видно из этого рисунка, в точке Кюри
железа происходит довольно резкое изменение еХ/г.
Исследование е1п железа в широком спектральном
интервале для температур 295 К и 1 120 К выполнил Се-
бан ;[Л. 8-140] и для Т = 1 418 К Прайс [Л. 8-78] (рис. 8-35).
Результаты Прайса завышены, причины завышения об-
290
суждалйсь ранее. Как в [Л. 8-171], так и в [Л. 8-140] уве-
ренно устанавливается наличие у железа Х-точки, хотя
ее положение несколько различается в указанных рабо-
тах.
8-18. КОБАЛЬТ
Полусферическая интегральная излучательная способ-
ность. Данные по 8th кобальта немногочисленны [Л. 8-58,
8-173, 8-174], из них наиболее надежны [Л. 8-173].
В [Л. 8-173] eth определялась калориметрическим мето-
[Л. 8-174]; 6-[Л. 8-175]; 7 —[Л. 8-88]; 8 — [Л. 8-170]; е<п: 9-[Л. 8-167].
дом, образец подвергался термической обработке, полу-
ченные данные описываются эмпирическим уравнением
&th = Zh, 1 500 ( 1 —67"),
где б — температурный коэффициент 8^, равный 4,7X
ХЮ-5 1/К, ед, 15оо — полусферическая излучательная спо-
собность при Т = 1 500 К, 8h, 15оо = 0,212.
Нормальная интегральная излучательная способность
представлена кривой 9 [Л. 8-167] на рис. 8-36, которая,
видимо, относится к окисленной поверхности кобальта.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Поскольку темпе-
ратурный коэффициент для кобальта равен нулю при
длине волны 1,4 мкм [Л. 8-171], то е. „ должна па-
кр"
дать с ростом температуры. Однако кобальт, возможно,
имеет несколько Х-точек [Л. 8-173], и поэтому определить
однозначно характер этой зависимости (прямая, кривая
или даже ломаная) в настоящее время трудно. Валин и
19* 291
Райт [Л. 8-175] получили линейную зависимость в диапа-
зоне температур от 1 150 до 1 500 К
в. = 0,413 — 2,8-10"5 Т.
Авторы [Л. 8-88] совсем не обнаружили температурной
зависимости (1 553—1 693 К); обнаруженная с помощью
метода пирометра на трубчатом образце в {Л. 8-173]
Рис. 8-37. Излучательные харак-
теристики кобальта.
еХл : 1—5 — [Л. 8-171] (/ — 1,2 мкм; 2 —
1,6 мкм; 3 — 2,0 мкм; 4 — 2,6 мкм; 5 —
3,0' мкм); 6—12 — [Л. 8-173] (6 — 1 200 К;
7 — 1 250 К; 8 — 1 300 К; 9 — 1 350 К;
10 - 1 400 К: И — 1 450 К; 12— 1 500 К);
РХп '13 — [Л. 8-109] (при комнатной
температуре).
(кривая 3) зависимость немного отклоняется от прямой
при 1 200 К, и ее можно описать в диапазоне 1 200—
1 500 К формулой
е. =₽ (1 - 0,220-10"3 Г4-0Д9-10-6 Г2).
ХКРП ХКРП12ОО V ‘ 7
Наконец, Валин и Кноп [Л. 8-170] получили: измене-
ние от 1 200 до 1 250 К по кривой, затем постоян-
Кр"
ный результат 0,328 для интервала 1 250 — 1 378 К, а при
температуре точки Кюри наблюдалось увеличение ех п
rq 0,345, которое оставалось постоянным при дальней-
шем увеличении температуры до 1 500 К.
Монохроматическая излучательная способность. еХ/г
кобальта при высоких температурах в инфракрасной
области спектра исследовалась Бардом [Л. 8-171] и в ви-
димой области — Джайном и др. [Л. 8-173]. В [Л. 8-171]
292
использовался' метод трубчатого черного тела при непо-
средственном сравнении яркости образца с яркостью
черного тела. Джайн использовал метод пирометра с из-
мерением действительной температуры термопарой.
В обеих работах получены интересные результаты
(рис. 8-37). Вард нашел, что кобальта резко изменя-
ется в точке Кюри. В работе [Л. 8-173] найдено сильное
изменение в зависимости от длины волны. При тем-
пературе выше 1 40(5 К, вероятно, существует несколько
Х-точек, которые исчезают при более низких темпера-
турах.
На рис. 8-37 представлена также монохроматическая
отражательная способность кобальта при комнатной
температуре [Л. 8-109].
8-19. НИКЕЛЬ
Полусферическая интегральная излучательная спо-
собность. Результаты исследования sth никеля представ-
лены на рис. 8-38. В работе [Л. 8-178] sth определялась
на семи образцах с различной шероховатостью, кривые
6 и 7 являются верхней и нижней соответственно для
полученного семейства кривых. Самое большое расхож-
дение кривых может быть объяснено ошибками в изме-
ряемой площади поверхности. Точность в измерении дли-
ны образца (расстояния между потенциальными вывода-
ми) была невысокой. Данные по ем никеля [Л. 8-179 и
8-180] представлены кривыми 8, 11 и 9 соответственно.
Данные, аналогичные и практически совпадающие с ре-
зультатами [Л. 8-180], получены в (Л. 8-181] (на рис. 8-38
они представлены одной 'кривой 9). Кривая 8 [Л. 8-179]
получена для полированного никеля во время первона-
чального нагрева образца, а кривая 11 {Л. 8-179] — для
того же самого образца, но отожженного при 1 400 К.
Во всех перечисленных работах использовался метод на-
гретой нити. В [Л. 8-178] получены более низкие значе-
ния sth, чем в [Л. 8-179—8-181], что можно объяснить
различной степенью шероховатости исследуемых образ-
цов.
Поразительно согласование результатов (Л. 8-62 и
8-178], которые на рис. 8-38 образовали одну кривую:
кривая 7 при Т = 1 200 К переходит в кривую 2. Всего
на 2% выше этой составной кривой 2, 7 лежат данные
[Л. 8-176].
293
Минимум при ~ 800 К, полученный Ричмондом И
Гаррисоном, не обнаружен ни в одном другом исследо-
вании. Увеличение гцг в области низких температур мож-
но объяснить неизотермичностью рабочего участка
образца, так как по мере уменьшения температуры гра-
диент температуры на измерительном участке может
расти. Кривые с минимумом на низкотемпературном
Рис. 8-38. Полусферическая интегральная излучательная способность
никеля.
/ — [Л. 8-53]; 2— [Л. 8-62]; 3 — [Л. 8-176]; 4 — [Л. 8-177]; 5 - [Л. 8-58]; 6-
[Л. 8-178]; 7 —- [Л. 8-178]; 8 - [Л. 8-179]; 9- [Л. 8-180]; 10 — [Л. 8-182]; 11-
[Л. 8-179]; 12 — [Л. 8-183]; 13— рекомендация.
конце наблюдались для образцов, которые имели низ-
кие отношения периметра к площади поперечного сече-
ния образца.
Рекомендуемые значения г th никеля показаны на
рис. 8-38 пунктирной линией и представлены в табл. 8-20.
Нормальная интегральная излучательная способ-
ность. &tn исследовалась в [Л. 8-128, 8-184, 8-185] —
рис. 8-39. При температуре 1 350 К экстраполированные
данные (Л. 8-128, 8-184] совпадают, а во всей темпера-
турной области кривая 2 лежит приблизительно между
кривыми 1 и 3. Поэтому данные [Л. 8-184] (кривая 2)
можно принять в 'качестве рекомендуемых (табл. 8-20).
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. Из представлен-
ных на рис. 8-39 данных по е, никеля наиболее надеж-
\рп
294
Таблица 8-20
Рекомендуемые значения излучательной способности
никеля
т, к eth etn т, К *th etn
300 0,068 — 1 000 0,144 0,128
400 0,078 — 1 100 0,156 0,141
500 0,088 0,061 1 200 0,168 0,155
600 0,099 0,074 1 300 0,179 0,168
700 0,110 0,088 1 400 0,188 0,182
800 0,120 0,101 1 500 0,196 —
900 0,132 0,115 — — —
ны результаты [Л. 8-186]. Результаты ранних исследований
при комнатной температуре приведены в [Л. 8-135]
(ех = 0,318-4-0,340).
Монохроматические отражательная и излучатель-
Рис. 8-39. Излучательные характеристики никеля.
е, • / — [Л. 8-128]; 2—[Л. 8-184]; 3 —[Л. 8-184]; 4— [Л. 8-185]; ех п : 5 —
1 71 кр
[Л. 8-16?)]; 6 — [Л. 8-88]; 7 —[Л. 8-135]; 8 —[Л. 8-184]; 9 —[Л. 8-186];
10 — [Л. 8-184]; 11 — [Л. 8-135].
исследователями [Л. 8-78, 8-140, 8-171, 8-184, 8-187—
8-190] (рис. 8-40). При высоких температурах трудно
обеспечить стабильность условий на поверхности, что
приводит, с одной стороны, к нестабильности значений
295
(отмеченной, например, в [Л. 8-189, 8-190]), с дру-
гой— большому количественному расхождению между
результатами, полученными разными авторами (кривые
5—14 на рис. 8-40). Результаты разных авторов отли-
чаются даже качественно.
В работах [Л. 8-171, 8-187] при исследовании при
высоких температурах обнаружена Х-точка, в. более
поздних работах [Л.8-189, 8-190] высокотемпературные
кривые е1п не пересекаются (кривые 6, 7 и 13, 14), однако
высокотемпературные кривые пересекаются с низкотем-
пературными (кривые 3 и 5 [Л. 8-140], также кривые
6, 7 и 4 [Л. 8-189]).
Рис. 8-40. Излучательные характеристики никеля.
РХп : / — (Л. 8-188] (Г=298К); 2—[Л. 8-184] (Т=300К); 3 — [Л. 8-140] (Т=295 К);
4 — {Л. 8-189] (Г=294 К); 5-[Л. 8-140] (Т=1 395 К); 6 — [Л. 8-189] (Т=690 К);
7 —[Л. 8-189] (Т=1 257 К); : 8— [Л. 8-78] (Т=1 383 К); 9, 10—[Л. 8-187]
(9— Г=1123К, Ю— Т=1 273 К); 11, 12 — [Л. 8-171] (11 — Т=1 500 К, 12 — Т=
= 1 100 К); /3 —[Л. 8-190] (Т=1 396К); 14 — [Л. 8-190] (T-1 297 K).
296
При низких температурах (комнатных) согласований
результатов исследований рХ/г более удовлетворительно
Кривые 1 и 3 согласуются между собой в пределах по-
грешности (~5%). Кривая 2 получена в :.[Л. 8-184] для
образца с поверхностью в состоянии поставки, что, по-
видимому, объясняет расхождение между кривыми 1 и 2
при малых длинах волн и их практическое совпадение
на длинноволновом конце около 2—3 мкм. Кривая 4
в [Л. 8-189] получена после нагрева образца до высокой
температуры. Нагрев мог оказать влияние на состояние
поверхности, что в свою очередь могло привести к умень-
шению рХ/г в области длин волн 1—5 мкм. В области
6—13 мкм кривые 3 и 4 практически совпадают. В ка-
честве наиболее надежных можно рекомендовать значе-
ния рх„ при комнатной температуре, представленные
кривыми 1 и 3.
8-20. МЕДЬ ;
Полусферическая интегральная излучательная спо-
собность. Представленные на рис. 8-41 данные гщ меди
обнаруживают различный характер температурной
зависимости, полученной различными авторами.
В {Л. 8-183] использовался нестационарный метод с при-
менением имитатора солнечного излучения для нагрева
образца, который представлял собой диск, вырезанный
из листа меди. В исследуемом температурном диапазоне
от 200 до 400 К авторы получили падающую зависи-
Рис. 8-41. Излучательные характеристики меди.
е/л: / — [Л. 8-58]; 2—[Л. 8-177]; 3— [Л. 8-191]; 4— [Л. 8-192]; 5 —[Л. 8-193];
*-[Л. 8-194. 8-195]; 7—[Л. 8-196]; 8 - [Л. 8-197]; 9 -[Л. 8-137]; 10 -[Л. 8-137];
И —[Л. 8-183]; /2 — рекомендация; е/п: 13 — [Л. 8-138]; 14— [Л. 8-61].
297
мость &th = f(T). Аналогичные результаты получены
в [Л. 8-137] (кривая 9), причем и абсолютные значения
eth ‘В обеих работах совпали. Кривые 8 [Л. 8-197] и 10
[Л. 8-137] также обнаруживают повышение 8th в обла-
сти низких температур. Видимо, такой характер измене-
ния 8th при низких температурах обусловлен системати-
ческой ошибкой в определении энергии излучения, теряе-
мой образцом (см. § 8-19).
Следуем отметить, что кривой 10 представлены ре-
зультаты [Л. 8-137], полученные па образце, подвергну-
том первоначально пятикратному нагреву до 1 263 К
в вакууме, а затем во время измерений 8th температура
образца никогда не превышала 823 К. Кривая 9
[Л. 8-137] относится к образцу, который подвергался
многократному отжигу образца в вакууме при 1 263 К
и измерения 8th для которого проводились до этой ма-
ксимальной температуры.
Иной характер изменения 8th от температуры имеют
данные [Л. 8-192], полученные в диапазоне температур
ст 60 до 300 К. Погрешность результатов [Л. 8-192] око-
ло 2%, правда, без поправок на все утечки тепла
с сбразца. Резкое падение 8th с уменьшением темпера-
туры возможно из-за слоя окиси меди, который при
больших длинах волн (более низких температурах) ста-
новится прозрачным, и 8th резко падает.
Скорее всего, как это найдено в [Л. 8-194] и отмечено
авторами {Л. 8-183], полусферическая интегральная из-
лучательная способность является слабой функцией от
Таблица 8-21
Рекомендуемые значения излучательной способности
меди
т, к 50 100 200 300 400 500
eth 0,022 0,022 0,023 0,024 П родо. 0,027 гжение m 0,031 абл. 8-21
т, к 600 700 800 900 1 000 1 100
еМ 0,036 0,043 0,050 0,054 0,058 0,061
298
температуры, и абсолютное значение меди в диапазо-
не 373—673 К практически постоянно и равно ~ 0,030
[Л. 8-194]. При температуре —550 К данные четырех ра-
бот [Л. 8-177, 8-191, 8-194, 8-197] практически совпадают,
то зависимость e/Zl=f(T), обнаруженная в [Л. 8-177 и
8-191] в области температур 550 К, значительно сильнее,
чем в [Л. 8-194] при более высоких температурах. Отме-
тим, что с данными [Л. 8-177 и 8-191] при температурах
выше 750 К совпали результаты [Л. 8-137], кривая 10.
Рекомендуемые значения sth меди приведены
в табл. 8-21 и представлены на рис. 8-41 пунктирной
кривой.
Нормальная интегральная излучательная способ-
ность. Имеющиеся данные по гщ [Л. 8-61, 8-138] приве-
дены на рис. 8-41.
Рис. 8-42. Излучательные характеристики меди.
РХ/г ПРИ комнатной температуре: /—[Л. 8- 10Э]; 2,3—[Л. 8-201], 4—[Л. 8-78]; 5—[Л. 8-198]
6—[Л. 8-199]; 7—[Л. 8-200]; р\п при повышенных температурах (0,4—0,7 мкм):
8-/2 — [Л. 8-203] (8 — Т=283 К, 9 — Т=573 К; Ю — Г=863 К, 11 — Т=1 153 К, 12 —
Г—1 353 К); 13 — [Л. 8-204] (Т—1 284 К); s\n в области спектра 1—10 мкм:
14 — [Л. 8-78] (Т-1 174 К); 15 — [Л. 8-187] (Т-973 К); 16— [Л. 8-187] (Т=1123К),
17 — (Л. 8-205] (Г—1 242 К).
299
Монохроматические излучательные характеристики.
На рис. 8-42 представлены наиболее достоверные дан-
ные по исследованию 'монохроматических излучательных
характеристик и отражательной способности меди
[Л. 8-83, 8-100, 8-187, 8-198—8-205]. В работах (Л. 8-198,
8-199] измерялись оптические константы при комнатной
температуре, а затем рассчитывалась рХ/г. В [Л. 8-200—
8-202] измерялась непосредственно отражательная спо-
собность на зеркальных образцах.
Из рис. 8-42 видно, что результаты [Л. 8-180, 8-199,
8-200, 8-201] (кривая 2) хорошо согласуются друг с дру-
гом. Результаты [Л. 8-202] в области 0,23—0,4 мкм прак-
тически совпадают с результатами [Л. 8-200]. Во всех
перечисленных работах исследования проводились на
электрополированных или полученных осаждением в ва-
кууме образцах. Результаты, полученные на механиче-
ски полированных образцах (кривые 3, 4), заметно
отличаются от предыдущих, что объясняется наклепом
поверхностных слоев материала при механической поли-
ровке. В области около 1 мкм несколько занижены так-
же результаты [Л. 8-198]. В работе [Л. 8-147] по этому
поводу указывается, что техника, примененная
в [Л. 8-198] для изготовления образцов (напыление в ва-
кууме), может приводить к появлению внутренних на-
пряжений в них, в результате чего отражательная спо-
собность уменьшается.
Для использования могут быть рекомендованы ре-
зультаты работ [Л. 8-100, 8-200, 8-201] (кривая 2).
Монохроматическая отражательная (излучательная) спо-
собность 'меди при повышенных температурах исследова-
на в гораздо меньшей степени. В видимой области спек-
тра наиболее полное исследование проведено Оттером
[Л. 8-203] — рис. 8-42,а; здесь же представлены резуль-
таты [Л. 8-204]. Оттер находил рХ/г расчетным путем по
известным п и к; в {Л. 8-204] использовано черное тело,
размещенное отдельно от образца. Монохроматическая
излучательная способность меди в инфракрасной облас-
ти представлена на рис. 8-42,6 [Л. 8-78, 8-187, 8-205].
Хурст использовал для определения sXzz меди стержень
с V-образной канавкой, которая служила моделью чер-
ного тела; Себан применял метод черного тела, разме-
щенного отдельно от образца,
300
8-21. ЗОЛОТО
Полусферическая интегральная излучательная спо-
собность. Представленные на рис. 8-43 данные по &in зо-
лота неплохо согласуются между собой, за исключением
[Л. 8-58, 8-183], а также [Л. 8-53] при уменьшенных тем-
пературах. Слишком высокие абсолютные значения
в [Л. 8-183] получены, видимо, в основном из-за недоста-
точно гладкой поверхности образца. Форма кривой 9
обусловлена, видимо, неучетом утечек тепла по прово-
дам медьконстантановой термопары, а также остаточно-
Рис. 8-43. Излучательные характеристики золота.
е<л: / — [Л. 8-53]; 2—[Л. 8-58]; 3-[Л. 8-192]; 4 —[Л. 8-206]; 5 —[Л. 8-196]; 5 —
[Л. 8-207]; 7-{Л. 8-208]; $-.[Л. 8-209]; 9 — [Л. 8-183]; 10 - рекомендация;
etn: 11 — [Л. 8-210]; ;/2 - [Л. 8-211]; 13 - [Л. 8-169]; 14 — [Л. 8-88]; 15 —
(Л. 8-135]; 16 — {Л. 8-135]; 17 — .[Л. 8-133]; 18 — [Л. 8-135].
го давления воздуха в камере (10-3 Па). Следует отме-
тить, что поправки в гщ из-за этих факторов резко воз-
растают с уменьшением температуры исследуемого
образца. После введения указанных поправок темпера-
турная зависимость = принимает линейный ха-
рактер [Л. 8-206], который обнаружен во всех остальных
работах. Это следует и из теории (см. § 8-23). Рекомен-
дуемые значения Eth золота (пунктирная прямая на
рис. 8-43) представлены в табл. 8-22.
Нормальная интегральная излучательная способ-
ность. g/п [Л. 8-210] представлена на рис. 8-43 кри-
вой 11.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность. На рис. 8 43 пред-
ставлены результаты исследования п золота. Наблю-
301
Таблица 8-2
Рекомендуемые значения излучательной способности
золота
Т, к 50 100 200 300 400 500 600
eth 0,014 0,016 0,020 0,025 0,029 0,034 0,038
Продолжение табл. 8-22
т, к 700 800 900 1 000 1 100 1 150
4h 0,042 0,047 0,052 0,056 0,060 0,063
дается их некоторое расхождение как по характеру тем-
пературной зависимости, так и абсолютным значениям.
Согласно [Л. 8-133] Х-точка для золота находится в
области длин волн 0,510 мкм, следовательно, ех п должна
увеличиваться с ростом температуры [Л. 8-1^3, 8-135].
Поэтому практическое постоянство sx = [Л. 8-169,
8-211], вероятно, связано с ошибками эксперимента. Наи-
большее расхождение данных двух наиболее надежных
работ [Л. 8-133 и 8-135] наблюдается при 300 К. Кривые
16 и 17 ограничивают сверху и снизу данные ранних
исследований 18 (при Т~300 К), заимствованные из
[Л. 8-135].
Из (Л. 8-135] заимствованы также данные, получен-
ные автором в 1925 г. методом пирометра в одной точке
Т=1 275 К „ =0,140 для Акр = 0,665 мкм).
Монохроматическая отражательная способность. рХп
золота при комнатной и повышенной температурах пред-
ставлена на рис. 8-44 (Л. 8-83, 8-100, 8-147, 8-203, 8-211 —
8-214]. За исключением результатов работы [Л. 8-83], ре-
зультаты всех остальных работ по измерению рХп при
комнатной температуре хорошо согласуются между со-
бой. Приведенные на рис. 8-44 результаты исследования
рх„ золота при комнатной температуре относятся
ЭД?
Рис. 8-44. Монохроматическая отражательная способность золота. .
РХм ПРИ комнатной температуре: /—[Л. 8-100]; 2—]Л. 8-214]; 3—]Л. 8-212]; 4— [Л. 8-147]
5 — [Л. 8-83]; 6 — [Л. 8-213]; при повышенных температурах: 7—10 —
[Л. 8-203] (7 — Т=283 К, 8 — Г=583 К, 9 — Г=843 К, Ю — Т=1193К); Л, 12 —
[Л. 8-133] (П~Т=323 К; /2-Т=1 273 К); /3-[Л. 8-211] (/3 — 7=1 282 К).
зоа
Рис. 8-45. Монохроматическая
излучательная способность золота
в области спектра 2,8—10 мкм
[Л. 8-216].
8-216] методом раздельного
ла и образца. Практическ
к электрополированным
или полученным путем
осаждения в вакууме об-
разцам.
Монохроматическая от-
ражательная способность
при повышенных темпе-
ратурах дана на рис.
8-44,а [Л. 8-133, 8-203,
8-211]. Монохроматиче-
ская излучательная спо-
собность в инфракрасной
области спектра исследо-
валась в [Л. 8-215,
размещения черного те-
[ независимость излуча-
тельной способности золота в инфракрасной области
от длины волны (что видно также из рис. 8-44) позволи-
ла автору [Л. 8-216] рекомендовать одну кривую
в зависимости от температуры для области длин волн
2,8—10 мкм. Эта зависимость представлена на рис. 8-45.
На основании результатов работы [Л. 8-214], в которой
Уп была исследована до 30 мкм и найдена независимой
от длины волны, 'можно рекомендовать для использова-
ния данные {Л. 8-216] по золота в области длин волн
2,8—30 мкм.
8-22. СЕРЕБРО
Полусферическая интегральная излучательная спо-
собность. Кривая 9 (рис. 8-46) (Л. 8-183] выпадает из
общей картины прямолинейной зависимости Eth = f(T)
(причины — см. § 8-21). Если учесть, что кривые 1 и 8
относятся к поверхности, подвергнутой термическому
травлению, то результаты исследования Eth серебра хо-
рошо согласуются между собой. Рекомендуемые значе-
ния >Eth серебра приведены в табл. 8-23.
Нормальная интегральная излучательная способность.
Е/n (точки 11 и 12 на рис. 8-46) выше Eth серебра, что
противоречит соотношению Eth/Etn полированных метал-
лов.
Нормальная монохроматическая (красная область
спектра) излучательная способность исследовалась
в [Л. 8-88, 8-169].
304
Рис. 8-46. Излучательные характеристики серебра.
E[h: / — [Л. 8-53]; 2-[Л. 8-58]; 3-[Л. 8-192]; 4 - {Л. 8-209]; 5 - [Л. 8-209]; 6 —
[Л. 8-196]; 7 —[Л. 8-217J; 8 — [Л. 8-217]; 9 - [Л. 8-183]; 10 — рекомендация;
£tn: 11 — [Л. 8-70]; 12 — [Л. 8-218]; «х п ‘ 13 —[Л. 8-169]; 14—[Л. 8-88].
Монохроматическая отражательная способность. ри
серебра при комнатной температуре была предметом
исследования в работах [Л. 8-100, 8-116, 8-200, 8-212,
8-214] —рис. 8-47. Результаты {Л. 8-100, 8-212] в области
1 —10 мкм практически совпадают (расхождение между
ними не превышает 0,2%). Наиболее высокие значения
7 в этой области длин волн (до 0,99) получены
в [Л. 8-214] для пленки серебра, напыленной в сверхвы-
соком вакууме (10-7 Па).
Таблица 8-23
Рекомендуемые значения излучательной способности
серебра
т, к 100 200 300 400 500 600
£th 0,012 0,016 0,019 0,022 0,026 0,029
Продолжение табл. 8-23
г, к 700 800 900 1000 1 100
eth 0,032 0,036 0,040 0,043 0,046
Для обычных условий в области 1 — 12 мкм может
быть рекомендовано значение р^, равное 0,985. Эта ве-
20—192 305
Рис. 8-47. Монохроматическая отражательная способность серебра
при комнатной температуре.
Пп : 1Л- 8-10°]: 2—[Л. 8-212]; 3 — ]Л. 8-214]; 4 — [Л. 8-200]; 5— [Л. 8-116].
личина отличается не более чем на О,5°/0 от значений
р^, найденных в рассматриваемом спектральном интерва-
ле в [Л. 8-100, 8-212]. Вероятно, значениями серебра
для видимой и инфракрасной областей спектра, приведен-
ными на рис. 8-47, можно пользоваться и при высоких
температурах; последнее вытекает из исследования Стаб-
са [Л. 8-204], который нашел, что еХл твердого серебра,
находящегося при Т ~300 К, и \п жидкого серебра
в видимой области спектра отличаются незначительно.
8-23. АЛЮМИНИЙ
Полусферическая интегральная излучательная спо-
собность. Для алюминия, у которого относительное рас-
пределение энергии по длинам волн примерно такое же,
как у черного тела, можно использовать полученное тео-
ретически выражение (Л. 8-120]
0,752 (7>о)1/2
306
для оценки температурной зависимости sth = f(T). В ин-
тервале температур от комнатных до ~50 К удельное
электросопротивление алюминия дается уравнением* вида
rQ = aT+b, причем в рассматриваемом диапазоне темпе-
ратур аТ^> |&|. Следовательно, зависимость eth = f(T)
должна быть линейной, при этом температурный коэф-
Рис. 8-48. Излучательные характеристики алюминия.
Zth: / — [Л. 8-58]; 2 — [Л. 8-192]; 3— [Л. 8-104]; 4 -[Л. 8-197]; 5 — [Л. 8-194];
6 — [Л. 8-207]; 7 —[Л. 8-207]; 8 — (Л. 8-207]; 9— (Л. 8-219]; 10— [Л. 8-220]; 11 —
[Л. 8-221]; 12— [Л. 8-221]; 13 — [Л. 8-222]; efn: 14 — [Л. 8-70]; /5 — [Л. 8-104];
16 — [Л. 8-223]; 17 — рекомендация.
фициент положителен. В этой связи наиболее достовер-
ны данные работ [Л. 8-58 и 8-192]. Рекомендуемые зна-
чения ^th алюминия представлены в табл. 8-24 и на
рис. 8-48 пунктирной прямой.
Нормальная интегральная излучательная способ-
ность. 8/п представлена на рис. 8-48 лишь при комнат-
ной температуре [Л. 8-70, 8-164 и 8-233]. Следует отме-
тить, что ып алюминия выше ем, что вряд ли .реально,
2Q* §07
Таблица 8-24
Рекомендуемые значения излучательной способности
алюминия
т, к 50 100 200 300 400 500 600 700 800
8th 0,008 0,011 0,018 [0,025 0,032 0,039 0,046 0,054 0,062
поскольку для полированных металлов, наоборот, zth>
> 6/п-
Монохроматические излучательные характеристики.
р>Л исследовалась в основном при комнатной температу-
ре [Л. 8-100, 8-116, 8-224—8-226]. Монохроматическая из-
лучательная способность при повышенных температурах
изучалась в [Л. 8-227, 228].
Результаты исследований представлены на рис. 8-49.
Значения рХ/г при комнатной температуре, полученные
разными методами: расчет рХп по оптическим постоян-
ным [Л. 8-224], отражение от зеркального образца
[Л. 8-100, 8-225, 8-226], достаточно хорошо согласуются
между собой. Кривые 5 и 6 получены в [Л. 8-225] для
разных условий, кривая 5 относится к свежеприготовлен-
ному осаждением в вакууме образцу, кривая 6 — к об-
разцу, выдержанному на воздухе в течение нескольких
недель.
В результате образования на поверхности окисной
пленки рХ/г несколько снижается. При комнатной темпе-
ратуре толщина пленки достигает 0,002—0,0025 мкм
[Л. 8-229]. Согласно расчетам [Л. 8-202] это может при-
вести к снижению рХп на 0,2%, в работе [Л. 8-225] полу-
чено снижение Р>72до 0,3%'.
Для обычных условий применения алюминиевых зеркал
можно рекомендовать значения рХп, соответствующие
кривым 3 (0,22 — 0,6 мкм) и 6 (0,6 — 30 мкм), которые
представлены в табл. 8-25.
При повышенных температурах окисная пленка утол-
щается, приводя к довольно значительному уменьшению
(увеличению еХп) — кривые <5, 9 на рис. 8-49. О на-
личии значительной окисной пленки свидетельствуют
308
Рис. 8-49. Монохроматическая отражательная способность алю-
миния.
РХл: '“[Л. 8-166] (7=295 К); 2 — [Л. 8-224] (7=295 К); 8-100] (7=295 К); 4 —
[Л. 8-226] (7=295 К); 5, 6 — [Л. 8-225] (7=295 К); 7—[Л. 8-228] (7= 599 К); 8 —
[Л. 8-228] (7 = 697 К); 9 — [Л. 8-228] (7=805 К).
Рис. 8-50. Монохроматическая отражательная способность щелочно-
земельных и редкоземельных металлов при комнатной температуре.
: /—Ве[Л. 8-230];-2-Mgpi.8-231]; 3-8г[Л. 8-232]; 4-Ва[Л. 8-2321; 5-Lu (д, 8-232];
6 -Ей [Л. 8-232]; 7 — Yb [Л. 8-232]; 8 — Gd [Л. 8-233].
Таблица 8-25
Рекомендуемые значения рХп алюминия при комнатной
температуре
X, мкм 0,22 0,26 0,3 0,34 0,4 0,44 0,5
РХ/г 0,900 0,915 0,919 0,918 0,917 Предо. 0,915 жжение т 0,911 абл. 8-25
X, МКМ 0,54 0,6 0,65 0,7 0,75 0,8 0,85
?Хл 0,907 0,902 0,898 0,889 0,876 Продо 0,860 лжение т 0,860 .абл. 8-25
X, мкм 0,9 0,95 1,00 1,2 1,5 2,0 3,0
РХп 0,889 0,915 0,932 0,958 0,966 Продо. 0,970 гжение т 0,974 абл. 8-25
X, мкм 4,0 5,0 7,0 10,0 14,0 20,0 30,0
Рх/г 0,976 0,977 0,979 0,981 0,983 0,985 0,987
также „всплески" еХл около 10 мкм. Хазе [Л. 8-227] по-
лучил значения sXn, вероятно, для сильно окисленного
образца (s>n~0,l для области 3,0 —9,0 мкм), поэтому
его данные на рис. 8-49 не приводятся.
8-24. РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫЕ И ЩЕЛОЧНОЗЕМЕЛЬНЫЕ
МЕТАЛЛЫ
На рис. 8-50 представлена монохроматическая отра-
жательная способность при комнатной температуре не-
которых щелочноземельных и редкоземельных металлов
[Л. 8-230—8-233]: бериллия, магния, стронция, бария,
лютеция, европия, иттербия, гадолиния.
310
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
8-1. Worthing A. G.— «Phys. Rev.», 1917, v. 10, p. 377.
8-2. De Vos J. C.— «Physica», 1954, v. 20, p. 690.
8-3. Larrabee R. D.— «Journ.* Opt. Soc. Am.», 1959, v. 49, p. 619.
8-4. Adams J. G., The Determination Spectral Emissivities, Ref-
lectivities and Absorptivities of Materials and Coatings. № NOR-61-189,
Northrup Corp. Rep., 1961.
8-5. Riethof T., Acchione B. D., Branyan E. R.— In: Temperature,
Its Measurement and Control in Science and Industry. Ed. С. M.
Herzfeld. N. Y. Reinhold Publ. Corp. 1962, v. 3, pt 2, p. 515.
8-6. House R. D., Lyons G. J. and Askwith W. H.— «In: Measu-
rement of Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond.
Wash. D. C. NASA SP-31, 1963, p. 343.
8-7. Дрешфилд, Хауз.— «Ракетная техника и космонавтика»
(русок. пер.), 1966, № 2, с. 249.
8-8. Дмитриев В. Д. Дне. на соиск. учен, степени канд. физ.-
мат. наук. Институт прикладной оптики. Казань, 1967.
8-9. Kibler G. М., Lyon Т. F., Linevsky М. J., and De San-
tis V. J.— In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid
Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y. MacMillan Co., 1967, v. 1,
p. 1038.
8-10. Thomas L. K.—«J. Sci. Instr.», ser. 2, 1968, v. 1, p. 31Ф.
8-11. Латыев Л. H., Чеховской В. Я., Шестаков Е. Н.— «Тепло-
физика высоких температур», 1969, т. 7, с. 666.
8-12. Latyev L. N., Chekhovskoi V. Ya. and Shestakov E. N.—
«High Temp.— High Press.», 1970, v. 2, p. 175.
8-ГЗ. Ковалев И. И., Мучник Г. Ф.— «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1970, т. 8, с. 983.
8-14. Handbook of Thermophysical Properties of Solid Materials.
Ed. A. Goldsmith, T. E. Waterman, H. J. Hirshborn. N. Y. Pergamon
Press, 1961, v. 1, p. 684.
8-15. Quinn T. J.—«Brit. J. Appl. Phys.», 1965, v. 16, p. 973.
8-16. Sparrow E. M., Albers L. U., Eckert E. R. G.— «Trans.
ASME», ser. C, 1962, v. 84, p. 90.
8-17. Thomas L. K.— «J. Appl. Phys.», 1968, v. 39, p. 4681.
8-18. Ковалевский В. А. и др. — «Измерительная техника», 1956,
№ 2, с. 16.
8-19. Schurer К.— «О-ptik», 1968, Bd 28, S. 44.
8-20. Кириллова М. М., Болотин Г. А., Маевский В. М.— «Фи-
зика металлов и металловедение», 1967, т. 24, с. 95.
8-21. Loucks Т. L.—«Phys. Rev.», 1965, v. 139А, р. 1181.
8-22. Biondi М. A. and Rayne J. A.— «Phys. Rev.», 1959, v. 115,
p. 1'522.
8-23. Fabre D., Romand M. J. — «С. r. acad. Sci.», 1956, t. 242,
p. 893.
8-24. Juenker D. W., Le Blanc L. J. and Martin C. R.— «Journ.
Opt. Soc. Amer.», 1968, v. 58, p. 164.
8-25. Allen R. D., Glasier L. F., Jordan R. L.— «Journ. Appl.
Phys.», 1960, v. 31, p. 1382.
8-26. Свет Д. Я. Температурное излучение металлов и некото-
рых веществ. М., «Металлургия», 1964, с. 74.
8-27. Пелецкий В. Э.— «Порошковая металлургия», 1967, № 7
(55), с. 100.
311
8-28. Touloukian Y. S. (Editor). Thermophysical Properties of
High Temperature Solid Materials. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1,
p. 1031.
8-29. Тимрот Д. Л., Пелецкий В. Э.— «Теплофизика высоких
температур», 1963, т. 1, с. 168.
8-30. Forsythe W. Е., Worthing A. G.— «Astrophys. Journ.», 1925,
v. 61, р. 152.
8-31. Мармер Э. А., Гурвич О. С., Мальцева Л. Ф. Высоко-
температурные материалы. М., «Металлургия», 1967, с. 15.
8-32. Rudkin К. L., Parker W. J., Jenkins К. J. Temperature. Its
Measurement and Control in Science and Industry, v. 3, pt 2, 1962,
p. 523.
8-33. Воскресенский В. Ю.— «Теплофизика высоких температур»,
1963, т. 1, с. 177.
8-34. Дмитриев В. Д., Холопов Г. К.— «Журнал прикладной
спектроскопии», 1965, т. 3, с. 72.
8-35. Винникова А. Н., Петров В. А., Шейндлин А. Е.— «Теп-
лофизика высоких температур»,. 1969, т. 7, с. Г21.
8-36. Touloukian Y. S. (Editor) Thermophysical Properties of
High Temperature Solid Materials. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1,
p. 1033.
8-37. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П.— «Теплофизика высоких
температур», 1969, № 2, с. 364.
8-38. Peletskii V. Е., Druzhinin V. Р.— «High Temp.— High
Press.», 1970, v. 2, p. 69.
8-39. Арутюнов А. В., Филиппов Л. П.— «Теплофизика высоких
температур», 1970, т. 8, с. 1095.
8-40. Gaines G. В., Sims С. Т.-— «Journ. Appl. Phys.», 1963, v. 34,
p. 2922.
8-41. Арутюнов А. В. Автореф. дис. на соиск. учен, степени канд.
техн. наук. М., Физический факультет МГУ, 1970.
8-42. Landensperger W., Stark D.~ «Zeitschr. fiir Physik», 1964,
Bd 180, S. 178.
8-43. Marple D.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1956, v. 46, p. 490.
8-44. Barnes В. T.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1966, v. 56,
p. 1546.
8-45. Sims С. T., Graighead С. M., Jaffee R. J.— «Journ. Metals»,
1955, v. 7, p. 168.
8-46. Marple D. T. F.— In: Radiative Transfer from Solid Mate-
rials. Ed. H. Blau and H. Fischer. N. Y., MacMillan Co., 1962, p. 101.
8-47. Coffman J. A., Kibler G. M., Lyon T. F. and Acchi-
one B. D.— In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid
Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 950.
8-48. Latyev L. N., Chekhovskoi V. Ya. and Shestakov E. N.— In:
Proc, of the Fifth Symposium on Thermophysical Properties, Ed.
C. F. Bonilla. N. Y. ASME, 1970, p. 436.
8-49. Wood W. D., Deem H. W. and Lucks D. F. Thermal Radiative
Properties. N. Y., Plenum Press, 1964, p. 181.
8-50. Хрусталев Б. А., Раков A. M.— В кн.: Теплообмен, гидроди-
намика и теплофизические свойства веществ. ЭНИН им. Г. М. Кржи-
жановского АН СССР. М., «Наука», 1968, с. 198.
8-51. Malter L., Langmuir D. В.— «Phys. Rev», 1939, v. 55, p. 743.
8-52. Петров В. А. Излучательная способность высокотемпера-
турных материалов. М., «Наука», 1969.
312
8-53. Butler, Jenkins, Parker W. J.— «Solar Energy», 1964, v. 8,
p. 2.
8-54. Parker W. J., Abbott G. L.— In: Symposium on Thermal
.Radiation of Solids. Ed. S. Katzoff. Wash. D. C. NASA SP-55, 1965,
p. 11.
8-55. Макаренко И. H. Автореф. дис. на соиск. учен, степени
канд. техн. наук. М., Институт кристаллографии АН СССР, 1970.
8-56. Allen R. D.— «ARS Journal», 1962, v. 32, р. 965.
8-57. Worthing A. G.— «Phys. Rev.», 1926, v. 28, p. 190.
8-58. Temperature, Its Measurement and Control in Science and
Industry. N. Y. Reinhold Publ. Corp., 1941, p. 134.
8-59. Riethof T. R., De Santis V. J.— In: Measurement of Ther-
mal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 365.
8-60. Groll M., Newer G.— In: Proceedings of the Fifth Sympo-
sium on Thermophysical Properties. Ed. C. F. Bonilla. N. Y. A'SME,
1970, p. 443/
8-61. Morris J. C., Schurin B. D., Olsen О. H.— In: Thermodyna-
mic and Transport Properties of Gases, Liquids and Solids. N. Y.,
Plenum Press, 1959, p. 400.
8-62. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П. Отчет ИВТ АН СССР,
№ 47/68, 1968.
8-63. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П. Отчет ИВТ АН СССР,
№ 12/68, 1968.
8-64. Гордон А. Р., Мучник Г. Ф.— «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1964, т. 2, с. 292.
8-65. Askwyth W. Н., Yahes R. J., House R. D., Mikk G.— In:
Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials.
Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 669.
8-66. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П.— «Теплофизика высоких
температур», 1969, т. 7, с. 68.
8-67. Дмитриев В. Д., Холопов Г. К.— «Теплофизика высоких
температур»,'1969, т. 7, с. 438.
8-68. Coffman J. A., Kibler G. М., Lyon Т. F., Acchione В. D.
—In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials.
Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 6711.
8-69. Seban R. A.— In: Thermopihysical Properties of High Tem-
perature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co.,
1967, v. 1, p. 671.
8-70. Barnes В. T., Forsythe W. E., Adams E. Q.— «Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1947, v. 37, p. 804.
8-71. Baldwin B. J., Shilts J. L., Coomes E. A. Notre Dame Univ.,
Ind., 1955, p. 1.
8-72. Betz H. T., Olsen О. H., Schurin B. D., Morris J. C.— In:
Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials. Ed.
Y. S. Touloukian. N. Y. MacMillan Co., 1967, v. 1„ p. 673.
8-73. Чеховской В. Я., Латыев Л. Н. Доклады научно-техниче-
ской конференции. М., Изд. МЭИ, 1967, с. 121.
8-74. Хрусталев Б. А., Колченогова И. П., Раков А. М. — «Тепло-
физика высоких температур», 1963, т. 1, с. 17.
8-75. Worthing A. G.— «Phys. Rev.», 1925, v. 25, р. 846.
8-76. Whitney L. V.—«Phys. Rev.», 1935, v. 48, p. 458.
8-77. Thomas L. K.—«Physica Status Solidi», 1968, v. 28, p. 401.
8-78. Price D. J.—«Proc. Phys. Soc.» (bond.), 1947, v. 59, p. 118.
313
8-79. Дмитриев В. Д., Холопов Г. К.— «Теплофизика высоких
температур», 1968, т. 6, с. 550.
8-80. Thomas L. К.— «Journ. Appl. Phys.», 1968, v. 39, p. 3737.
8-81. Wood W. D., Deem H. W. and Lucks D. F. (Editors). Ther-
mal Radiative Properties. N. Y., Plenum Press. 1964, p. 171.
8-82. Кириллова M. M., Болотин Г. А., Маевский В. M.— «Физи-
ка металлов и металловедение», 1967, т. 24, с. 95.
8-83. Gier G. Т., Dunkle R. V. and Bevans J. T. — «Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1964, v. 44, p. 558.
8-84. Seban R. A.-— In: Thermophysical Properties of High Tem-
perature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co.,
1967, v. 1, p. 677.
8-85. Betz H. T., Olsen О. H., Schurin B. D., and Morris J.—
In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials.
Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 677.
8-86. Mendenhall С. E., Forsythe W. E.— «Astrophys. Journ.»,
1913, v. 37, p. 380.
8-87. Труханова Л. H., Филиппов Л. П.— «Теплофизика высоких
температур», 1970, т. 8, с. 919.
8-88. Burgess G. К., Waltenberg R. G.— «Bull. Bur. Stand.», 1915,
v. 11, p. 591.
8-89. Макаренко И. H„ Труханова Л. Н., Филлипов Л. П.—
«Теплофизика высоких температур», 1970, т. 8, с. 667.
8-90. Cost J. R.— «Trans. Metallurgical Society А1МЕ», 1962,
v. 224, p. 634.
8-91. Reimann A. L., Grant K.—«Phil. Mag.», 1936, v. 22, p. 34.
8-92. Воскресенский В. Ю., Пелецкий В. Э., Тимрот Д. Л.—
«Теплофизика высоких температур», 1966, т. 4, с. 46.
8-93. Гордон А. Р., Мучник Г. Ф. — «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1964, т. 2, № 4.
8-94. Howl D. A., Davis A. F.— «British Journal Appl. Physics»,
1962, v. 13, p. 223.
8-95. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П., Колядин В. И. Доклады
научно-технической конференции. М., Изд. МЭИ, 1967, с. 142.
8-96. Horz G., Durrschnabel W., Gebhardt E.— «Journ. Nuclear
Materials», 4965, v. 17, p. 277.
8-97. De Vos. J. C.— «Physica», 1954, v. 20, p. 669.
8-98. Сорокин А. Г., Труханова Л. H., Филиппов Л. П.— «Тепло-
физика высоких температур», 1969, т. 7, с. 372.
8-99. Bet^ Н. Т., Olsen О. Н., Schurin В. D., Morris J. С. —
In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials.
Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 846,
848, 850.
8-100. Turner A. F.— In: Radiative Transfer from Solid Materials.
Ed. H. Blau and H. Fischer. N. Y., MacMillan Co., 1962, p. 24.
8-101. Жоров Г. A.—«Теплофизика высоких температур», 1970,
т. 8, с. 532.
8-102. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П., Соболь Я. Г.— «Тепло-
физика высоких температур», 1970, т. 8, с. 774.
8-103. Тимрот Д. Л., Пелецкий В. Э.— «Теплофизика высоких
температур», 1965, т. 3, с. 223.
8-104. Androulakis J. G. Thermophysics of Spacecraft and Plane-
tary Bodies. Academic Press, 1967, v. 20, p. 151.
314
8-105. Konopken S., Klemm R.— In: Measurement of Thermal Ra-
diation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA
SP-31, 1963, p. 505.
8-106. Furman S. C., McManus P. A.—In: Thermophysical Pro-
perties of High Temperature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian.
N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 1'1'15.
8-107. Bradshaw F. J.—«Proc. Phys. Soc.», (London), 1960, v. B63,
p. 573.
8-108. Coffman J. A., Kibler G. M., Lyon T. E., Acchione B. D.—
In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials.
Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 1'117.
8-109. Кириллова M. M., Чариков Б. А.—«Оптика и спектроско-
пия», 1964, т. 17, с. 254.
8-110. Тимрот Д. Л., Пелецкий В. Э., Воскресенский В. Ю.—
«Теплофизика высоких температур», 1966, т. 4, с. 874.
8-111. Пелецкий В. Э., Дружинин В. П.—«Теплофизика высо-
ких температур», 1971, т. 9.
8-142. Bedford R. G.—«Journ. Appl. Physics», 1965, v. 36, p. 113.
8-4'13. Shaw M.—«Journ. Appl. Physics», 1966, v. 37, p. 919.
8-114. Tingwaldt C., Schley P., Verch J., Takata S.— «Oiptik»,
1965, Bd 22, S. 48.
8-115. Douglass R. W., Adkins E. F.—«Trans. А1МЕ», 1961,
v. 221, p. 248.
8-116. Johnson В. K — «Proc. Phys. Soc.» (Lond.), 1941, v. 53,
p. 258.
8-14'7. Olson О. H. and Morris J. C.— In: Thermophysical Pro-
perties of High Temperature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian.
N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 430.
8-148. Betz H. T., Olsen О. H., Schurin B. D., Morris J. C.— In:
Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials. Ed.
Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 424.
8-119. Агабабов С. Г., Комарек A.— «Инженерно-физический
журнал», 1963, т. 6, с. 99.
8-420. Davisson С., Weeks J. R.— «Journ. Opt. Soc. Amer, and
Review Scientific Instruments», 1924, v. 8, p. 581.
8-121. Приборы для измерения температуры и их поверка. Под
ред. А. Н. Гордова, Б. И. Пилипчука. М., Стандартгиз, 1957.
8-422. Geiss W.— «Physica», 1925, v. 5, р. 203.
8-123. Rolling R. E.—«ALAA Paper», 1967, v. 320, p. 1.
8-124.Randolph, Overholser.—- «Phys. Rev.», 1913', v. 2(2), p. 144.
8-125. Krishnan К. I., Jain S. C.— «Brit. Journ. Appl. Phys.»,
1954, v. 5, p. 426.
8-126. Abbott G. L., Alvares N. I., Parker W. I.— In: Thermophy-
sical Properties of High Temperature Solid Materials. Ed. Y. S. Tou-
loukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 782, 784, 786.
8-127. Pirani M.— «Journal Scientific Instruments», 1939, v. 16,
p. 372.
8-428. Sully A. H., Brandes E. A., Waterhouse R. B.— «British
Journal of Applied Physics», 1952, v. 3, <p. 9'7.
8-129. Lummer, Kurlbaum.—«Verh. Deuf. Phys. Ges.», 1898,
Bd 17, S. 106.
8-130. Foote P. D —«Bull. Nat. Bur. Stand.», 1914, v. 14, p. 607.
8-131. Seban R. A.—In: Thermophysical Properties of High Tem-
perature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co.,
1967, v. 1, p. 784.
315
8-132. Betz H. T., Olsen О. Н., Schurin В. D., Morris J. С.—In:
Fhermophysical of High Temperature Solid Materials. Ed. Y. S. Tou-
loukian. N. Y, MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 786, 790.
8-133. Schley P., Tingwaldt C., Verch J.—«Naturwissenschaften»,
1960, Bd 47, S. 223.
8-134. Stephens R. E.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1939, v. 29,
p. 158.
8'-*135. Worthing A. G.—«Phys. Rev.», 1926, v. 28, p. 174.
8-186. Spense.— «Astrophys. Journ.», 1913, v. 37, p. 194.
8-137. Butler С. P., Edward C. Y.— In: First Symposium-Surface
Effects on Spacecraft Materials. Ed. F. J. Clauss, N. Y., John Wiley
and Sons. 1960, p. 195.
8-138. Betz H. T. and others.— In: First Symposium — Surface
Effects on Spacecraft Materials. Ed. F. J. Clauss, N. Y., John Wiley
and Sons, 1960, p. 202.
8-139. Rolling R. E.— In. Thermophysics of Spacecraft and Pla-
netary Bodies. N. Y., London, Academic Press, 1967, p. 91.
8-140. Себан. «Теплопередача» (русск. пер.), 1965, т. 87, с. 15.
8-141. Hagen Е. und Rubens Н.—«Ann. Phys.», 1902, Bd 8, S. 1.
8-142. Durrschnabel W., Horz G. — «Die Naturwissenschaften»,
1964, Bd 51, S. 356.
8-143. Воронин Л. К., Меркульев A. H., Неймарк Б. E.— «Тепло-
физика высоких температур», 1970, т. 8, с. 780.
8-144. Чеховской В. Я., Пелецкий В. Э., Дружинин В. П., Со-
боль Я. Г. Отчет ИВТ АН СССР, № 63/70, М., 1970.
8-145. Powers R. М., Wilhelm Н. А.— In: Handbook of Thermo-
physical Properties of Solids Materials. Ed. A. Goldsmith, T. E. Wa-
terman, H. J. Hirshorn. N. Y., Pergamon Press, 1961, v. 1, p. 719.
8-146. Touloukian Y. S. (Editor). Thermophysical Properties of
High Temperature Solid Materials. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1,
p. 1077.
8-147. Болотин Г. А. и др. — «Физика металлов и металловеде-
ние», 1963, т. 13, с. 823.
8-448. Brock Е. G.-— «Phys. Rev.», 1965, v. 100, р. 1619.
8-149. Michels W. C., Sally Wilford.—«Journ. Appl. Physics»,
1949, v. 20, p. 1223.
8-150. Poggie J.—«Product. Engineering», 1953, v. 24, p. 205.
8-151. Bevans S„ Gier J. T., Dunkle R. V.—«Trans. ASME», 1958,
v. 80, p. 1405.
8-152. Seemiiller T., Stark D. — «Zeitschr. fur Physik», 1967,
Bd 198, S. 201.
8-153. Edwards J. W., Herrick C., Johnston L., Ditmars W. E.—
«Journ. Amer. Chem. Soc.», 1953, v. 75, p. 2467.
8-154. Went J., Arkel A. E. Reine Metalle. Berlin, Springer, 1939.
8-Г55. Carpenter L. G., Reavel F. R. — «Nature», 1949, v. 163,
p. 527.
8-156. De Boer J. H., Burgers W. G., Fast J. D.— Proc. Acad.
Amst., 1936, v. 39, p. 515.
8-457. Shaw С. C.— In: First Symposium-Surface Effects on Spa-
cecraft Materials. Ed. F. J. Clauss. N. Y., John Wiley and Sons, I960,
p. 220.
8-1'58. Hass G. and Bradford A. P.— «Journ. Opt. Soc. Amer.»,
1957, v. 47, p. 125.
8-159. Betz H. T., Olsen О. H., Schurin B. D., Morris J. C.— In:
Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials. Ed.
316
Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. i, p. 762, 764, 766.
8-160. Waidner, Burgess G. K.— «Bull. Nat. Bur. Stand.», 1907,
v. 3, p. 163.
8-161. Hodgman C. D. (Editor). Handbook of Chemistry and
Physics., 40 th ed., Cleveland, The Chemical Rubber Publishing Co.,
1958, p. 2958.
8-162. Coblentz W. W.— «Bui. Bur. Stand.», 1906, v. 2, p. 470.
8-163. Crowell C. R., Spitzer W. G., Hawarth L. E. and
La Bate E. E.— «Phys. Rev.», 1962, v. 127, p. 2006.
8-164. Robin S.— In: Optical Properties and Electronic Structure of
Metals and Alloys. Amsterdam, North-Holland Publ. Co., 1966, p. 204.
8-165. McCauley G. V.— «Astrophys. Journ.», 1913, v. 37, p. 164.
8-166. Butler С. P., Jenkins R. L., Rudkin R. L., Langhridge F. J.—
In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials.
Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 594.
8-467. Birkebak R. G, Hartnett I. P., Eckert R. G.~ In: Second
Symposium on Thermophysical Properties. Princeton, ASME, 1962,
p. 563.
8-168. Betz H. T., Olsen О. H., Schurin B. D., Morris J. C. — In:
Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials. Ed.
Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 596, 598.
8-169. Bidwell G G—«Phys. Rev.», 1914, v. 3, p. 439.
8-170. Wahlin H. B., Knop H. W.— «Phys. Rev.», 1948, v. 74,
p. 687.
8-171. Ward L.— «Proc. Phys. Soc.», (bond.), 1956, v. B69, p. 339.
8-172. Bidwell С. C.—«Phys. Rev», Г913, v. 1, p. 482.
8-173. Jain S. G, Goel T. C., Naravan V.-«Cobalt», 1968, № 41,
p. 191.
8-174. «Cobalt Monograph». Bruxelles, Centre d’Information du
Cobalt, 1960.
8-175. Wahlin H. B., Wright R. J.—«J. Appl. Phys.», 1942, v. 13,
p. 40.
8-176. Jain S. G, Goel T. C, Chandra J.—«Physics Letters», 1967,
v. 24A, p. 320.
8-177. Комаров Ю. А., Мучник Г. Ф., Гордон А. Р.—«Теплофи-
зика высоких температур», 1968, т. 6, с. 844.
8-178. Shelton J. L., Akers W. W. — In: Thermophysics and Tem-
perature Control of Spacecraft and Entry Vehicles. Ed. by G. B. Hel-
ler. N. Y., Lond. Academic Press., 1966, v. 18, p. 151.
8-179. Barnes B. F.— «Phys. Rev.», 1929, v. 34, p. 1026.
8-180. Richmond J. C., Harrison W. N.— «Bull. Amer. Ceram.
Soc.», 1960, v. 39, p. 668.
8-481. Russel M. W. General Electric Info., Ser. <R 59 ETR-1,1959.
8-182. Butler С. P., Jenkins R. L., Rudkin R. L., Langhridge F. J.—
In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials.
Ed. Y. S. Touloukian. N. Y. MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 708.
8-183. Thaler, Fim, Treado, Nakhleh.— «Appl. Optics», 1964, v. 3,
№ li2.
8-184. Betz H. T., Olsen О. H., Schurin B. D., Morris J. G— In:
Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials. Ed.
Y. S. Touloukian. N. Y. MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 712, 718.
8-185. Touloukian Y. S. (Editor). Thermophysical Properties of
High Temperature Solid Materials. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1,
p. 710.
8-186. Weil R.— «Proceedings Phys. Society», 1947, v. 59, p. 781.
317
8487. Hurst C.— «Proc. Roy. Soc.», (Lond.), 1933, v. 142A, p. 466.
8-188. Roberts S.— «Phys. Rev.», 1959, v. 114, p. 104.
8489. Seban R. A.— In: Measurement of Thermal Radiation Pro-
perties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C. NASA SP-31,
1963, p. 425.
8490. Riethof T. R.— In: Radiative Transfer from Solid Materials.
Ed. H. Blau and H. Fischer. MacMillan Co., N. Y„ 1962, p. 85.
8-191 . Комаров Ю. А., Мучник Г. Ф., Смирнов Е. В.— «Тепло-
физика высоких температур», 1964, т. 2, № 6.
8-192 . Caren R. Р.— In: Thermophysics and Temperature Control
of Spacecraft and Entry Vehicles. 1966, v. 18, p. 61.
8-193. Harry G. L.—In: Thermophysical Properties of High Tem-
perature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co.,
1967, v. 1, p. 466.
8-194. Best G.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1949, v. 39, p. 1009.
8-195. Gammer R. .E., McKellar L. A., Streed E. R., Frame K. L.,
Grammer J. R.— In: Second Symposium on Thermophysical Proper-
ties. Princeton, ASME, 1962, p. 575.
8-196. Zimmermann F. J., Arthur D.—«Journ. Appl. Phys.», 1955,
v. 26, p. 4'483.
8-197. Spisz E. W., Jack J. R.— «Appl. Optics», 1968, v. 7, p. 2259.
8-198. Падалка В. Г., Шкляревский И. Н.— «Оптика и спектро-
скопия», 1962, т. 12, с. 158.
8-199. Roberts S.— «Phys. Rev.», 1960, v. 118, p. 1509.
8-200. Ehrenreich H. and Philipp H. R.— «Phys. Rev.», 1962,
v. 128, p. 1622.
8-201. Bennet H. E.—In: Symposium on Thermal Radiation of So-
lids. Ed. S. Katzoff. Wash. D. C, NASA SP-55, 1965, p. 145.
8-202. Gerhardt U.—«Phys. Rev.», 1967, v. 172, p. 651.
8-203. Otter M.—«Zeitschr. fiir Physik», 1961, Bd 161, S. 539.
8-204. Stubbs С. M.—«Proc. Roy. Soc.» (bond.), 1913, v. 88A, p. 195.
8-205. Seban R. A.— In: Thermophysical Properties of High Tem-
perature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co.,
1967, v. 1, p. 470.
8-206. Touloukian Y. S. Thermophysical Properties of High Tem-
perature Solid Materials. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1. p. 548.
8-207. Fulk M. M., Reynolds M. M., Park О. E.— Advanced
Cryog. Eng., 1960, v. 1, p. 224.
8-208. Ganmer R. E., Clauss F. J., Sibert H. E., Shaw С. C.—In:
Thermophysical Properties of High Temperature Solid Materials. Ed.
Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 548.
8-209. Makarounis O.—In: Symposium on Thermal Radiation of
Solids. Wash., NASA SP-55, 1965, p. 325.
8-210. Кинджери В. Д. Измерения при высоких температурах.
М., Металлургиздат, 1963.
8-211. Stubbs С. М., Prideaux Н.—«Proc. Roy. Soc.» (Lond.),
1912. v. А87, р. 451.
8-212. Падалка В. Г., Шкляревский И. Н. — «Оптика и спектро-
скопия», 1961, т. 11, с. 527.
8-213. Cooper В. R„ Ehrenreich Н., Philipp Н. R.— «Phys. Rev.»,
1965, v. Г38, р. А494.
8-214. Bennett J. М. and Ashley E. J.—«Appl. Optics», 1964, v. 4,
p. 221.
8-215. Maki A. G., and Plyler E. K. — «Journ. Res. Nat. Bur.
Stand.», 1962, v. 66C, p. 283.
318
8-216. Johnston R. G.— In: Radiative Transfer from Solid Mate-
rials. Ed. H. Blau and H. Fischer. N. Y., MacMillan Co., 1962.
8-217. Butler С. P., Jenkins R. L., Rudkin R. L., Langhrid-
ge E. J.— In: Thermophysical Properties of High Temperature Solid
Materials. Ed. Y. S. Toulokian. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 1, p. 912.
8-218. Bloom F. K.—«Metal Progr.», 1953, v. 63, p. 67.
8-219. Siegler W. T., Cheung H.—«Advanc. Cryog. Eng», 1960,
v. 2, p. 100.
8-220. Anderson D. L., Nothwang G. J.— In: Thermophysical Pro-
perties of High Temperature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian.
N. Y., MacMillan Co., v. 1, p. 19.
8-221. Haury G. L.— In: Thermophysical Properties of High Tem-
perature Solid Materials. Ed. Y. S. Touloukian. N. Y., MacMillan Co.,
1967, v. 1, p. 19.
8-222. Taylor C. S., Willey L. A., Smith D., Edwards J. D.—
«Metals and Alloys», 1938, v. 7(8), p. 189.
8-223. Taylor C. S., Edwards J. D.— «Heating, Piping and Air-
Conditioning», 1939, v. Г1 (1), p. 59.
8-224. Головашкин А. И., Мотулевич Г. П., Шубин А. А.— «Жур-
нал экспериментальной и теоретической физики», I960, т. 38, с. 51.
8-225. Bennett Н. Е., Bennett J. М., and Ashley Е. J.—«Journ.
Opt. Soc. Amer.», 1962, v. 52, p. 1245.
8-226. Bennett H. E., Silver M., Ashley E. J.— «Journ. Opt. Soc.
Amer.», 1963', v. 53, p. 1089.
8-227. Hase R.— «Zeitschr. fur techn. Phys.», 1932, Bd 13, S. 145.
8-228. Reynolds P. M.— «Brit. Journ. Appl. Phys.», 1961, v. 12,
p. 411.
8-229. Berning P. H., Hass G. and Madden R. P.— «Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1960, v. 50, p. 586.
8-230. Keegan H. J., Schletter J. C. and Weidner V. R. — In:
Simposium on Thermal Radiation of Solids. Ed. S. Katzoff. Wash.
D. C. NASA SP-55, 1965, p. 145.
8-231. Wulff J.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1934, v. 24, p. 223.
8-232. Schuler С. C.— In: Optical Properties and Electronic
Structure of Metals and Alloys. Ed. F. Abeles. Amsterdam, North-Hol-
land Publ. Co., 1966, p. 221.
8-233. Blodgett A. J., Spicer W. E. and Yu A. Y.-C.— In: Optical
Properties and Electronic Structure of Metals and Alloys. Ed. F. Abe-
les. Amsterdam, Horth-Holland Publ. Co., 1966, p. 246.
ГЛАВА ДЕВЯТАЯ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
СПЛАВОВ
Тепловое излучение сплавов исследовано в значи-
тельно меньшей степени, чем тепловое излучение метал-
лов. Поэтому ниже дается лишь краткое описание усло-
вий определения тех или иных излучательных характе-
ристик сплава: приводится состав сплава, состояние по-
верхности и, где это возможно, метод и точность.
Результаты большинства зарубежных исследований
излучательных характеристик сплавов приведены
в сборниках (Л. 9-1, 9-2].
319
9-1. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
УГЛЕРОДИСТЫХ СТАЛЕЙ
Излучательные характеристики углеродистых сталей
представлены на рис. 9-1, 9-2
п\ I I________________________________LLJ
200 W 600 800 1000 1200 HOOK
Рис. 9-1. Излучательные ха-
рактеристики углеродистой
стали.
etht 1 — малоуглеродистая сталь
(поверхность зеркально полирова-
на) (Л. 9-1]; 2 — малоуглеродистая
сталь типа стали 20 (поверхность
полирована, окислена при
7>1 000 К); О-е,п; П-еи
[Л. 9-1]; efn: 3 — сталь 15, сталь 50
(поверхность полирована, окислена
при Т>1 073 К до стабильного со-
стояния) {Л. 9-3]; 4 — малоуглеро-
дистая сталь (окисленная при
1 255 К в течение 15 мин) [Л. 9-1];
5 — малоуглеродистая сталь (окис-
лена, поверхность после прокатки)
[Л. 9-4]; pz: 6— сталь 45 (поверх-
ность полирована; источник излу-
чения — черное тело при Г«1 300 К,
угол падения излучения <р=12°)
[Л. 9-5]; 7 — для тех же условий,
(р=38° {Л. 9-5].
нии 8/п. Для использования
ные (Л. 9-3] (табл. 9-1).
[Л. 9-1, 9-3—9-7]. В {Л. 9-3]
для изучения сталей
применялся радиацион-
ный пирометр с отража-
тельной оптикой (золотое
зеркало), градуирован-
ный по черному телу.
Для полученных значе-
ний etn погрешность со-
ставляет 2—3%. В этой
же работе можно найти
графики изменения etn
сталей в процессе окисле-
ния при разных скоростях
нагрева. В [Л. 9-4] при-
менялся линейный прием-
ник излучения, визиро-
вание образца и черного
тела производилось без
применения оптики. На
основании результатов,
представленных на рис.
9-1, можно заключить,
что для окисленных угле-
родистых сталей нормаль-
ная интегральная излуча-
тельная способность рав-
на полусферической е/п~
~sth и обработка окис-
ленной поверхности мало
сказывается на значе-
можно рекомендовать дан-
Таблица 9-1
Нормальная интегральная излучательная способность
окисленной углеродистой стали
т, к 573 673 773 873 973 1 073
St п 0,86 0,87 0,88 0,89 0,90 0,91
320
Согласно [Л. 9-3] эти же значения е/п можно исполь-
зовать для окисленных сталей 35ХМ, 18ХНВА, ЗЗХНЗМА,
ШХ15ГС.
Монохроматическая отражательная способность угле-
родистой стали измерялась в [Л. 9-6] с помощью интегри-
рующей сферы. Образец визировался под углом 6°. По-
грешность рХп составляет несколько процентов.
В [Л. 9-7] рассматривалось отражение от массивного
стального зеркала.
9-2. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ХРОМИСТЫХ
СТАЛЕЙ
Нормальная интегральная излучательная способность
стали типа Х28 (рис. 9-3) измерена путем сравнения из-
лучения образца с излучением черного тела при помощи
полупроводникового болометра. Измерения производи-
лись в вакууме 6,5-10-2 Па, погрешность результатов
10%. \п измерялась методом пирометра также в ва-
кууме, образец был предварительно отожжен.
Для определения полусферической интегральной
излучательной способности стали 2X13 в [Л. 9-8] исполь-
зована разновидность калориметрического метода. Теп-
ловой поток от плоского образца измерялся специаль-
ным калориметром, представляющим собой шар с водо-
охлаждаемыми стенками (по расходу воды и перепаду
температур на входе и выходе). Температура образца
измерялась хромель-алюмелевой термопарой, eth опреде-
лялась в вакууме 2,6 • 10-3 Па. Погрешность измерения
sth равна 6%.
21—192 321
Рис. 9-3. Излучательные характеристики нержавеющей стали ти-
па Х28 (Сг=23-27%; Мп<1,5%; Si<l%; Р<0,04%; S <0,03 %;
Л’2<0,25%; С<0,2%) {Л. 9-2] и стали 2X13 [Л. 9-8].
8/n: 1 — поверхность со средней высотой микронеровностей г=0,05 мкм [Л. 9-2];
2 —г=0,4 мкм [Л. 9-2]; £\п ; 3 — Z=0,65 мкм, г=0,05 мкм [Л. 9-2]; Eih: 4 — по-
верхность полирована [Л. 9-8]; 5 — г=5,92 мкм [Л. 9-8]; 6 — г=6,25; 6,53 мкм
[Л. 9-8]; 7 — г=11,1; 12,4 мкм [Л. 9-8].
9-3. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
НЕРЖАВЕЮЩИХ ХРОМОНИКЕЛЕВЫХ СТАЛЕЙ
На рис. 9-4—9-11 представлены излучательные ха-
рактеристики некоторых нержавеющих хромоникелевых
сталей. В работах [Л. 9-9, 9-10] (рис. 9-4) исследована
нормальная интегральная излучательная способность
стали типа Х16Н6 при различных состояниях поверх-
ности. Исследование е/п проводилось путем визирования
нагретого металла градуированным (по черному телу
[Л. 9-9] и по предварительно калиброванной вольфрамо-
вой ленточной лампе [Л. 9-10]) неселективным приемни-
ком излучения (термостолбиком) без применения какой-
либо оптики. Температура образца измерялась термопа-
рой. Оценка погрешности в работах [Л. 9-9, 9-10] не
приведена. Измерения проводились на воздухе.
Излучательные свойства сталей 1Х18Н10Т и
0Х18Н10Т представлены на рис. 9-5 согласно [Л. 9-2,
9-11—9-14]. В работе ;[Л. 9-11] полусферическая инте-
гральная излучательная способность определялась кало-
риметрическим методом на цилиндрическом образце.
Температура образца измерялась термопарами. Измере-
ния проводились в вакууме 10-2 Па. Погрешность значе-
ний sth равна ~5%. Погрешность измерения значений
sth, аппроксимированных кривой 2 на рис. 9-5, равна
10%, измерения также проводились в вакууме.
322
В [Л. 9-13] для определения £th использовался неста-
ционарный метод. Образец нагревался в печи и затем
выводился в холодную камеру. По темпу охлаждения
при известной теплоемкости образца находилась sth
с погрешностью 2—2,5% при Т = 173—573 К и 4,5% при
7 = 573—1 273 К. Измерения проводились в вакууме
10-3 Па.
В ![Л. 9-14] использовался вариант калориметрическо-
го метода, когда тепловой поток с поверхности цилин-
дрического образца находился по перепаду температур
в стенке цилиндра и известной теплопроводности образ-
ца. Погрешность измерения eth, определенная таким ме-
тодом, по оценке авторов достигает 15—20%, однако ре-
зультаты исследования полусферической интегральной
излучательной способности стали 1Х18Н10Т хорошо со-
гласуются с результатами работы (Л. 9-13].
Рис. 9-4. Интегральная нормальная излучательная способность стали
типа Х16Н6 (18% Сг, 8% Ni).
£tn: / — полированная поверхность [Л. 9-10]; 2 — неполированная поверхность
[Л. 9-10]; 3 — полированная поверхность,, окисленная при 1 039 К [Л. 9-10];
4 — поверхность после дробеочистки [Л. 9-9]; 5 — поверхность после дробе-
очистки, окисленная при 873 К [Л. 9-9]; 6 — поверхность после дробеочистки,
окисленная при 1 173 К [Л. 9-9]; 7 — полированная поверхность [Л. 9-9]; 8 —
полированная поверхность, окисленная при 873 К [Л. 9-9]; 9— полированная
поверхность, окисленная при 1 173 К [Л. 9-9]; 10 — поверхность после прокатки
[Л. 9-9]; // — поверхность после прокатки, окисленная при 873 К [Л. 9-9]; 12 —
поверхность после прокатки, окисленная при 1 172 К [Л. 9-9].
21* 323
Рис. 9-5. Излучательные характеристики сталей 1Х18Н10Т [Л. 9-11,
9-13, 9-,14] и 0Х18Н10Т [Л. 9-2, 9-12].
eth: / — поверхность после прокатки, предварительный нагрев при 1 173 К и
вакууме 1(Н Па в течение 3 ч [Л. 9-11]; 2 — г=0,05 мкм [Л. 9-2]; 3— поверх-
ность электрополирована, ф — [Л. 9-13]; (J~ [Л. 9-14]; е/п: 4 — поверхность
электрополирована [Л. 9-2]; 5 — поверхность электрополирована и окислена
в воздухе при Г=1 255 К в течение 30 мин [Л. 9-2]; 6 — поверхность в состоя-
нии поставки, окислена при 647 К в течение 1 000 ч [Л. 9-12]; еХп : 7 — для
Л«=0,665 мкм, г=0,05 мкм [Л. 9-2].
Рис. 9-6. Интегральная нормальная излучательная способность ста-
ли 1Х18Н9Т.
etn: 1, /' — поверхность механически полирована, г=0,1 мкм, r/s=0,0055
(s — средний шаг между неровностями поверхности); 2'— окисление на возду-
хе при 637 К в течение 2 ч; 2, 3' — травление в растворе: НС1 (d=l,19 г/см3) —
50% по объему, NHO3 (</=1,4 г/см3)—5%, вода—45%, хлорное железо —
150 г/л; 4' — то же и пассивация в 20%-ном растворе HNO3 при 325 К; 3 —
окисление на воздухе при 1 173 К в течение 1 ч; 4 — то же в течение 2 ч;
5 — окисление на воздухе при 1 273 К в течение 30 мин; 6 — то же в течение
1ч; 7 — окисление на воздухе при 1 373 К в течение 30 мин; 3 — «гладкая»
поверхность, окисленная при 923 К в течение 10 ч; /—7 — [Л. 9-15]; в —[Л. 9-16].
324
В работе [Л. 9-12] для исследования гщ применялся
тот же метод, что и в работе [Л. 9-10]. Погрешность зна-
чений Etn составляет 8—9%.
Кривая 4 на рис. 9-5 описывает значения е/„, полу-
ченные как для окисленной электрополированной по-
Рис. 9-7. Излучательные харак-
теристики стали 0Х18Н10.
£/п: / — поверхность в состоянии
поставки, окислена [Л. 9-18]; е<л:
2 — поверхность после пескоструй-
ной обработки, окислена при
1 255 К в течение 2 ч [Л. 9-19].
Рис. 9-8. Интегральная полу-
сферическая излучательная спо-
собность стали типа Х23Н18
(Сг=24-26%; № = 19-22%;
С<0,25%; Mn<2,0%; Si<l,5%;
Р<0,045%; S<0,030%) [Л. 9-2].
£//г: / — поверхность в состоянии по-
ставки, измерения в вакууме выше
2• 10~4 Па; 2— поверхность окислена
па воздухе при 1 255 К в течение 1 ч,
измерения в вакууме 10-2 Па.
верхности, так и для окисленной поверхности после пес-
коструйной обработки. Значения получены при из-
мерениях в вакууме.
Нормальная интегральная излучательная способность
стали 1Х18Н9Т представлена на рис. 9-6 [Л. 9-15, 9-16].
В работе (Л. 9-15] е<п исследовалась на установке, опи-
санной в ![Л. 9-17]. Основной частью установки является
специальный приемник излучения (цилиндр, в глубине
которого располагалась десятиспайная хромель-алюме-
левая термопара), воспринимающий излучение от образ-
ца. Приемник предварительно градуировался по черному
телу. Погрешность измеренных на воздухе значений Etn
не превышает 5% [Л. 9-15].
325
В работе 1[Л. 9-16] использовался радиационный пи-
рометр зеркального типа. £/п определялась как отноше-
ние четвертых степеней радиационной и действительной
температур образца. Действительная температура изме-
рялась хромель-алюмелевой термопарой. Результаты
были получены для поверхностей с различными профи-
лями шероховатости и затем пересчитаны на «гладкую»
поверхность.
Интегральная излучательная способность стали
0Х18Н10 приведена на рис. 9-7 {Л. 9-18, 9-19]. Нормаль-
Рис. 9-9. Излучательные ха-
рактеристики стали типа
X17Н5МЗ (С г = 16,5— 17,5 %;
N| = 4,0—4,5%; Мо = 2,5—3,0%;
Мп =0,5—0,75%; Si=0,3—0,5 %;
С = 0,1%).
efh: 1—поверхностьполирована[Л. 9-20];
еХ/г • 2 —для Х=0,665 мкм, г—0,05 мкм,
измерения в вакууме [Л. 9-2].
ная интегральная излучательная способность в [Л. 9-18]
измерялась на установке, включающей образец и от-
дельно от него черное тело при одинаковых температу-
рах.
Рис. 9-10. Излучательные характеристики стали типа Х15Н9Ю
(Сг=16—18%; Ni = 6,5—7,75%; Мп<1%; Si<l%; Al = 0,75—1,5%;
С<0,09%) [Л. 9-2].
1 — г=0,05 мкм; ; 2 — для А=0,665 мкм, г=0,05 мкм (поверхность окис-
лена при температуре красного каления в течение 30 мин, измерения в ва-
кууме).
326
Измерения проведены на воздухе, погрешность ре-
зультатов 8%.
Полусферическая интегральная излучательная спо-
собность стали 0Х18Н10 в [Л. 9-19] определялась калори-
Рис. 9-11. Интегральная излу-
чательная способность стали
типа 0Х18Н12Б (Сг= 17—19%;
Ni = 9—13%; Mn<2%; SK1 %;
С<0,08%; Р<0,045%; S<
<0,03%; 10 (C)<Nb—Та)
(Л. 9-2].
£tn: /—поверхность зеркально по-
лирована, измерения в среде гелия
(Р=1 Па), нагревание; 2 — то же,
поверхность в состоянии поставки;
Eth: 3 — поверхность полирована,
окислена на воздухе при 1 366 К
в течение 30 мин.
метрическим 'способом. Из исследуемого материала из-
готовлялся цилиндрический стакан, в который помещал-
ся нагреватель — стандартная 500- или 1000-ватная
вольфрамовая нить лампы накаливания. Стакан закры-
вался крышкой из исследуемого материала. Тепловой
поток от образца определялся по подводимой к нагре-
вателю электрической мощности. Измерения проводи-
лись в вакууме, погрешность полученных значений 8^
около 5%.
Излучательные характеристики нержавеющих -сталей
типа Х23Н18, Х17Н5МЗ, Х15Н9Ю, 0Х18Н12Б даны на
рис. 9-8—9-11 (Л. 9-2, 9-20]. Нормальная интегральная
излучательная способность сталей Х17Н5МЗ и Х15Н9Ю
(рис. 9-9, 9-10) измерялась в вакууме, погрешность из-
мерения 6= 10%.
9-4. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ЖАРОСТОЙКИХ СПЛАВОВ
Интегральная и монохроматическая излучательные
способности жаростойких сплавов типа ХН80ТБЮ
(ЭИ607) и типа ХН78Т (ЭИ435) представлены на
рис. 9-12 и 9-13 [Л. 9-2, 9-9, 9-20, 9-21]. В [Л. 9-20] нор-
мальная интегральная излучательная способность нахо-
дится как отношение четвертых степеней радиационной
и действительной температур образца. Ленточный обра-
зец, нагреваемый током, помещен в вакуумную камеру.
327
Рис. 9-12. Излучательные характеристики жаростойкого сплава типа
ЭИ607 (minNi = 70%; Сг=14—16%; Fe = 5—9%; Ti = 2,25—2,75 %;
Nb = 0,7—1,2%; Al = 0,4—1,0%; Mn=0,3—1,0%; Si<0,5%; Cu<0,2%;
0,08% >C; 0,01 % >S).
&th: / — поверхность полирована, окислена при 1 366 К в течение 30 мин
[Л. 9-2]; 8tn: 2 — поверхность полирована [Л. 9-20]; 3 — поверхность стабильно
окислена, 6 = 4-5%, 6 =—10% [Л. 9-21]; : 4— для А,=0,665 мкм, поверхность
полирована, Р=5 • 10-2 Па, 6=10% [Л. 9-2]; 5 —то же самое, поверхность
в состоянии поставки.
Рис. 9-13. Интегральная нор-
мальная излучательная спо-
собность жаростойкого сплава
типа ЭИ435 (Сг=20%; Fe=
= 5%; Si = l%; Mn=l%; Ti =
=0,4%; С=0,12%; остальное
Ni) [Л. 9-9].
£in: / — полированная поверх-
ность; 2 — то же, окисленная при
873 К; 3 — то же, окисленная при
1 173 К; 4— то же, окисленная при
1 473 К; 5 — поверхность после про-
катки; 6 — то же, окисленная при
873 К; 7 — то же, окисленная при
1 173 К; 8 — то же, окисленная при
1 473 К; 9 — поверхность после дро-
беструйной обработки; 10 — то же,
окисленная при 873 К; 11 — то же.
окисленная при 1 173 К; 12 — то же,
окисленная при 1 473 1\.
328
Радиационная температура образца измеряется прием-
ником излучения, градуированным по черному телу и
представляющим собой два термистора, соединенных
в мостовую схему. Второй термистор компенсирует фо-
новое излучение. Вакуум при измерениях поддерживал-
ся на уровне 10~3 Па. Погрешность результатов около
10%. Действительная температура образца измеряется
Pt-10 % Rh термопарой.
В работе [Л. 9-21] eZn измеряется на воздухе. Обра-
зец нагревается в отражательной печи. При визирова-
нии образца радиационным пирометром определяется
его радиационная температура, действительная темпера-
тура определяется термопарой или яркостным пиромет-
ром. Радиационный пирометр имел окно из CaF2, пропу-
скавшее на приемник излучение в интервале длин волн
от 0,2 до 9,6 мкм. Метод исследования [Л. 9-9] был опи-
сан ранее.
9-5. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ СПЛАВОВ
ДРАГОЦЕННЫХ И ЦВЕТНЫХ МЕТАЛЛОВ
Интегральные излучательные характеристики плати-
нородиевых сплавов (рис. 9-14) изучались рядом иссле-
дователей ![Л. 9-21—9-24]; в (Л. 9-22, 9-23] — Eth сплава
Рис. 9-14. Интегральные
излучательные характе-
ристики платинородие-
вых сплавов.
£th: 1 — измерения на про-
волочном образце в ва-
кууме [Л. 9-23]; 2 — то же
[Л. 9-22]; ein: 3 — поверх-
ность в состоянии поставки,
измерения в инертной сре-
де [Л. 9-24]; 4 — поверхность
в состоянии поставки, изме-
рения на воздухе [Л. 9-21].
Pt-10% Rh определялась калориметрическим методом.
Образцом служила длинная нить, нагреваемая постоян-
ным током в вакууме. Поток излучения от образца на-
ходился по подводимой электрической мощности.
В [Л. 9-23] исследовалась длинная нить с «тепловым под-
329
пором» на концах, так что концевыми эффектами можно
было пренебречь. В (Л. 9-22] эксперименты для исклю-
чения влияния концевых эффектов проводились на двух
нитях разной длины. Температура образца находилась
по измеряемому электросопротивлению образца и изве-
стной зависимости его от температуры. Погрешность
Рис. 9-15. Интегральные излучательные характеристики нихрома.
1—Я —сплав: iNi = 77,94%; Cr=19,87%; Si= 1,44%; Мп = 0,06%; Fe =
= 0,036% ![Л. 9-4]; 9 — сплав Ni=80%, Сг^20% [Л. 9-2].
etn: / — поверхность после прокатки, неокисленная; 2 — то же, поверхность
окислена при 1 088 К в течение 15 мин; 3 — то же, поверхность окислена при
1 254 К в течение 15 мин; 4 — то же, поверхность окислена при 1 423 К в тече-
ние 15 мин; 5 — поверхность после пескоструйной обработки неокисленная;
6 — то же, поверхность окислена при 1 088 К в течение 15 мин; 7 — то же.
поверхность окислена при 1 254 К в течение 15 мин; 8 — то же, поверхность
окислена при 1 423 К в течение 15 мин; eth: 9 — поверхность окислена в возду-
хе при 1 254 К в течение 2 ч.
результатов [Л. 9-22] составляет 1,5%, [Л. 9-23]—2%.
Результаты [Л. 9-22 и 9-23] достаточно хорошо согла-
суются между собой. В [Л. 9-23] зависимость &th сплава
Pt-10% Ph от температуры ’выражена аналитически
8^ = 0,0809 + 0,571 • 10-4(Т—273) +0,0565 X
Х’Ю-6(Т—273)2.
ззо
Эта формула может быть рекомендована для исполь-
зования в интервале температур 373—1 173 К.
Нормальная интегральная излучательная способность
сплава Pt-13% Rh в ![Л. 9-21, 9-24] исследовалась мето-
дом радиационного пирометра (пирометр имел окно из
Рис. 9-16. Интегральная нормальная
излучательная способность латуни
(70% Си+30% Zn).
stn: / — поверхность полирована [Л. 9-26];
2 — поверхность окислена [Л. 9-2]; 3 — по-
верхность окислена при 873 К [Л. 9-26]; 4 —
«гладкая» поверхность, окислена при
973 К в течение 12 ч '[Л. 9-16]; 5 — поверх-
ность полирована [Л. 9-25].
CaF2). Погрешность результатов измерения в обеих ра-
ботах около 10%.
Излучательные характеристики нихрома представле-
ны на рис. 9-15 [Л. 9-2, 9-4]. В работе [Л. 9-4] определе-
Рис. 9-17. Интегральная нормальная излучательная способность алю-
миниевого сплава типа Д16 (Cu=4,9%; Mg=l,8%; Mn = 0,9%; Si =
= 0,5%; Fe —0,5%; Zn = 0,25%; Сг = 0,1 %; остальное Al).
eZn: / — поверхность полирована [Л. 9-20]; 2 — поверхность не полирована
[Л. 9-10]; 3 — поверхность, вытравленная на воздухе [Л. 9-10]; 4 — поверхность
в состоянии поставки [Л. 9-27].
нихрома. Метод измерения [Л. 9-4] описан ранее,
определялась на воздухе.
В работах [Л. 9-2, 9-16, 9-25, 9-26] приведены резуль-
таты исследования нормальной интегральной излуча-
331
тельной способности латуни (рис. 9-16). 8/п Для латуни
в работе [Л. 9-16], как и для нержавеющей стали, изме-
рялась для шероховатой поверхности определенного
профиля, а затем пересчитывалась на «гладкую» поверх-
ность. В работе [Л. 9-25] для измерения 8/п использовал-
ся метод радиационного пирометра; установка заполня-
Рис. 9-18. Излучательные характеристики алюминиевой бронзы
(Си=92—96%; Al=4-7%; Fe max 0,5%) [Л. 9-2].
8in: / — поверхность полирована, Р=6,5 • 10~2 Па; 2 — поверхность в состоянии
поставки, Р=6,5 • 10~2 Па; 3—поверхность, окислена на воздухе при темпера-
туре красного каления в течение 30 мин, Р=6,5 • 10~2 Па; : 4 — для К—
=0,665 мкм, поверхность полирована, Р=6,5 • 10~2 Па; 5 — то же, поверхность
в состоянии поставки; 6 — то же, поверхность окислена на воздухе при тем-
пературе красного каления в течение 30 мин.
лась сухим азотом. Погрешность определения ztn состав-
ляет около 15%.
Нормальная интегральная излучательная способность
дюралюминиевого сплава типа Д16 представлена на
рис. 9-17 [Л. 9-10, 9-20, 9-27].
Для исследования нормальной интегральной излуча-
тельной способности алюминиевой бронзы (рис. 9-18)
использовалось то же экспериментальное устройство, что
и !в работе [Л. 9-20], относительная погрешность измере-
ния 8/п около 10%. Монохроматическая излучательная
способность ('кривые 4, 5, 6 на рис. 9-18) определена ме-
тодом пирометра, измерялись яркости поверхности
образца и модели черного тела, в качестве которой
использовалось отверстие в образце.
332
9-6. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ СПЛАВОВ
ТУГОПЛАВКИХ МЕТАЛЛОВ
Излучательные свойства некоторых сплавов туго-
плавких металлов представлены на рис. 9-19—9-28.
В (Л. 9-28] исследовались полусферическая интегральная и нор-
мальная монохроматическая излучательные способности вольфрам-
рениевого сплава ВР-27-ВП (рис. 9-19). Небольшой цилиндрический
образец нагревался в вакууме (1—6,5) • 10""3 Па электронной бом-
бардировкой. Тепловой поток от образца находился по мощности
электронного луча. Температура образца измерялась яркостным пи-
Рис. 9-19. Излучательные характе-
ристики вольфрам-рениевого спла-
ва ВР-27-ВП (73% W+27% Re)
[Л. 9-28].
eth-. / — поверхность шлифована по 8-му
классу чистоты; е\п >2 — для А,=0,65 мкм,
поверхность шлифована по 8-му классу
чистоты.
рометром по излучению модели черного тела (сверление в образце), -
измерялась классическим методом пирометра. Погрешности рав-
ны: для значений 6=10%, для значений &th 6=8%.
Излучательные характеристики вольфрам-молибденовых сплавов
изучались в [Л. 9-29—9-31] (рис.г9-20, 9-21). Работа [Л. 9-29] посвя-
щена исследованию еХ/г в красной части спектра. Использовался ме-
тод трубчатого черного тела, с помощью яркостного пирометра изме-
рялись яркости поверхности и черного тела. Трубка была получена
спеканием. Измерения производились в вакууме 10~3 Па. Автор оце-
нивает погрешность еУп в 2 %. В [Л. 9-30] исследовались еХд (для
X = 0,65 мкм) и eth двух вольфрам-молибденовых сплавов. опре-
делялась методом Аллена [Л. 9-32], который не требует измерения
действительной температуры образца и позволяет находить е^п, изме-
ряя яркостную температуру образца Тя, поток энергии излучения
с поверхности образца Q и dT^dQ. zth определялась калориметриче-
ским методом; поток энергии излучения от цилиндрического образ-
ца, нагреваемого пропусканием тока в вакууме и в среде аргона, на-
ходился по электрической мощности, подводимой к среднему участку
образца. Действительная температура образца находилась через
яркостную и измеренное значение
В работе [Л. 9-31] исследуется вольфрам-молибденовых спла-
вов в интервале длин волн 0,4 — 4,0 мкм. определяется непос-
средственным сравнением яркостей образца и модели черного тела
333
(сверления) в нем. Образец нагревается электронной бомбардиров-
кой в вакууме 10“3 Па, погрешность найденных значений 8—3%.
В [ЛЛ9-30]— рис. 9-20 — получены довольно малые значения^
для Х = 0,65 мкм, что не характерно для металлов. Кроме того, е}п
не зависит от температуры, хотя А'-точки вольфрам-молибденовых
сплавов находятся в области 1,0—1,5 мкм [Л. 9-31]. eth чистых
Рис. 9-20. Излучательные харак-
теристики вольфрам-молибдено-
вых сплавов.
е\п : / — для Х=0,66 мкм, 25% W + 75%
Мо, поверхность полирована; 2 — то
же, 62,5% W+37,5% Мо; 3 — то же,
87,5% W+12,5% Мо; 4 — для Х=
=0,65 мкм, 80% W+20% Мо, поверх-
ность полирована; 5 — то же, 70% W+
+30% Мо; £th‘. 5-80% W+20% Мо,
поверхность полирована; 7 — то же,
70% W+30% Мо. /, 2, 3 — [Л. 9-29];
4, 5, 6, 7 —[Л. 9-30].
Рис. 9-21. Зависимость еХп
вольфрам-молибденовых сплавов
от состава [Л. 9-31] (поверх-
ность полирована Т—2000 К).
а — Л,=0,6 мкм; б — Л,=2,0 мкм;
в — Л=4,0 мкм.
металлов и сплавов также растет с температурой. Все это позволяет
заключить, что в данном случае и eth в [Л. 9-30] определены
с большой ошибкой, которая заложена в самом методе определе-
ния еХп.
На рис. 9-22, 9-23 даны излучательные свойства вольфрам-тан-
таловых сплавов [Л. 9-30, 9-33, 9-34]. е^п в [Л. 9-33] исследовалась
на установке, описанной в [Л. 9-31]. В работе [Л. 9-34] использовали
образец в виде стержня, нагреваемого током, со сверлением в цен-
тральной части (модель черного тела). Измерения были прове-
дены в атмосфере гелия (1,01 • 105 Па) классическим методом пиро-
метра, относительная погрешность измерения составила 28%.
На рис. 9-24, 9-25 представлены излучательные характеристики
вольфрам-ниобиевых [Л. 9-30] и ниобий-молибденовых [Л. 9-33]
сплавов.
334
Монохроматическая излучательная способность для длины вол-
ны 0,65 мкм тантал-ниобиевых сплавов исследована в {Л. 9-35]
Рис. 9-22. Излучательные
характеристики вольфрам-
танталовых сплавов.
е^л : 1—для >.=0,65 мкм, Д—
30% W+70% Та; 0—10% W +
+90% Та, состояние поверхно-
сти не дано [Л. 9-34]; 2 — для
Х=0,65 мкм, 10% W=90% Та, по-
верхность полирована [Л. 9-30];
£tn: 3 — 10% Г+90% Та, по-
верхность полирована [Л. 9-30].
Рис. 9-23. Зависимость е^п вольф-
рам-танталовых сплавов от соста-
ва [Л. 9-33] (поверхность полиро-
вана 7=2 400 К).
а — Х = 0,665 мкм; б — Х=1,0 мкм; в —
Х=3,0 мкм.
Для измерения е^п применялся метод пирометра. Погрешность
найденных значений еХд составляет 12,5 — 8°/0 (меньшие значения при
высоких температурах).
Рис. 9-24. Излучательные свойства вольфрам-ниобиевых сплавов
[Л. 9-30] (поверхность полирована).
е>п : для *=0,65 мкм, 10% W+90%Nb; 2 — для Х=0,65 мкм, 15%W + 85°/cN
£th:' 3-10% W+90% Nb; 4-15% W+85% Nb.
335
О 20 У О 60 80 100%
6)
Рис. 9-25. Зависимость моно-
хроматической излучательной
способности ниобий-молибде-
новых сплавов от состава
[Л. 9-33] (поверхность полиро-
вана, Т=2 000К).
а — Z=0,665 мкм; б — Х=1,0 мкм;
в — А,=3,0 мкм.
В работе {Л. 9-36] была изучена полусферическая интегральная
излучательная способность рениевых сплавов (Re+Mo Re+Ni) ме-
тодом, аналогичным методу [Л. 9-28]. Измерения проводились в ва-
кууме 10~3 Па, погрешность измерения eth 6 = 5%. Полученные ре-
зультаты представлены на рис. 9-27, 9-28.
Рис. 9-26. Монохроматическая излучательная способность тантал-
ниобиевых сплавов в красной области спектра (%=0,65 мкм)
[Л. 9-35].
8Хп : / — Та (99% Та + 1% Nb); 2 — 90% Та+ 10% Nb; 5 — 80% Та+20% Nb; 4 —
70% Та+30% Nb; 5 — 60% Та+40% Nb; 6 — 50% Та+50% Nb; 7-40% Та +
+60% Nb; 8 — 20% Та+80% Nb; 9 — 5% Та+95% Nb; /0-Nb (99% Nb + 1% Та).
336
Рис. 9-27. Интегральная полу-
сферическая излучательная
способность рений-молибдено-
вых сплавов [Л. 9-36].
Eth: / — 8% Re+92% Мо; 2-
20% Re + 80% Мо; 3-47% Re +
+53% Мо.
Рис. 9-28. Интегральная полусфе-
рическая излучательная способ-
ность рений-никелевых сплавов
[Л. 9-36].
8/л: / — 8% Re+92% Ni; 2-11% Re +
+89% Ni; 3—16% Re+84% Ni; 4 —
24% Re+76% Ni; 5-30% Re + 70% Ni.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
9-1. Handbook of Thermophysical Properties of Solid Materials.
Ed. A. Goldsmith, T. E. Waterman, H. J. Hirschborn. Pergamon
Press, 1962, v. 2.
9-2. Thermophysical Properties of High Temperature Solid Mate-
rials. Ed. Y. S. Touloukian. MacMillan Co., N. Y., 1967, v. 2, 3.
9-3. Рудная А. И., Бострем 3. Д.— «Труды институтов Комитета
стандартов», 1958, вып. 35(95), *с. 95.
9-4. De Corso S. М. and Coit R. L.— «Trans. ASME», 1955, v. 77,
p. 1'189.
9-5. Митор В. В., Конопелько И. Н.— «Теплоэнергетика», 1969,
№ 5, с. 29.
9-6. Keegan Н. J., Schletter J. С. and Weidner V. R.— In: Ther-
mal Radiation of Solids. Ed. S. Katzoff. Wash. D. C., NASA SP-55,
1965, p. 145.
9-7. Hagen E., Rubens H.— «Ann. Phys.», 1903, Bd 1, S. 873.
9-8. Комарек А., Стригин Б. К.— «Теплофизика высоких темпе-
ратур», 1963, т. 1, с. 30.
9-9. Sully А. Н., Brandes Е. A. and Watherhouse R. В.— «Brit.
Journ. App-1. Phys.», 1952, v. 3, p. 97.
9-10. Snyder N. W., Gier J. T. and Dunkle R. V.— «Trans. ASME»,
1955, v. 77, p. 101'1.
9-11. Смирнов E. В., Кондрашов Ю. A.— «Теплофизика высоких
температур», 1967, т. 5, с. 44.
9-12. Bevans J. Т., Gier J. T. and Dunkle R. V.— «Trans. ASME»,
1958, v. 80, p. 1405.
9-13. Комаров Ю. А., Мучник Г. Ф., Гордон А. Р.— «Теплофи-
зика высоких температур», 1968, т. 6, с. 844.
22—192 337
9-14. Комаров Ю. А., Мучник Г. Ф., Смирнов Е. В.— «Теплофи-
зика высоких температур», 1964, т. 2, с. 915.
9-15. Жоров Г. А., Сергеев В. С.—«Теплофизика высоких тем-
ператур», 1968, т. 6, с. 340.
9-16. Агабабов С. Г.— «Теплофизика высоких температур», 1970,
т. 8, с. 770.
9-17. Жоров Г. А.— «Заводская лаборатория», 1963, т. 29. с. 490.
9-18. Limperies Т., Szeles D. М. and Wolfe W. L.— In: Measure-
ment of Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond.
Wash. D. C., NASA SP-31, 1963, p. 357.
9-19. Funai A. J.— In. Measurement o-f Thermal Radiation Pro-
perties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31,
1963, p. 317.
9-20. Morris J. C., Shurin B. D. and Olson О. H.— In: Thermody-
namic and Transport Properties of Gases, Liquids and Solids. N. Y.,
Plenum Press. 1959, p. 400.
9-21. Evans R. J., Clayton W. A. and Fries M.— In: Measurement
of Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash.
D. C., NASA SP-31, 1963, p. 483.
9-22. Bradley D. and Entwistle A. G.— «Brit. Journ. Appl. Phys.»,
1961, v. 12, p. 708.
9-23. Агабабов С. Г., Комарек А.— «Инженерно-физический
журнал», 1963, т. 6, с. 99.
9-24. Clayton W. A.— In: Measurement of Thermal Radiation Pro-
perties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31,
1963, p. 455.
9-25. Barnes В. T., Forsythe W. E. and Adams E. Q.— «Journ.
Opt. Soc. Amer.», 1947, v. 37, p. 804.
9-26. McAdams W. H. Heat Transmission. N. Y., Lond. McGraw-
Hill Book Co., 1942.
9-27. Poggie J.— «Product Engng», 1953, v. 24, № 9, p. 205.
9-28. Пелецкий В. Э., Воскресенский В. Ю. — «Теплофизика вы-
соких температур», 1966, т. 4, с. 296.
9-29. Bossart Р. N.— «Physics», 1936, v. 7, р. 50.
9-30. Allen R. D.— «ARS Journ.», 1962, v. 32, p. 965.
9-31. Thomas L. K.— «Phys. Stat. Sol.», 1968, v. 28, p. 401.
9-32. Allen R. D., Glasier L. F. and Jordan P. L.— «Journ. Appl.
Phys.», 1960, v. 31, p. 1382.
9-33. Thomas L. K.— «Journ. Appl. Phys.», 1968, v. 39, p. 3737.
9-34. Мазаев A. A.— «Теплофизика высоких температур», 1970,
т. 8, -с. 216.
9-35. Котляр А. А., Воркобойник Ц. В.— «Теплофизика высоких
температур», 1968, т. 6, с. 830.
9-36. Тылкина М. А., Савицкий Е. М. и др. — В кн.: Рений в но-
вой технике. М., «Наука», 1970, о. 104.
ГЛАВА ДЕСЯТАЯ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ГРАФИТА
Графитовые и угольные 'материалы широко исполь-
зуются в различных отраслях техники и сильно отлича-
ются по технологии изготовления и структуре. Эти раз-
338
личия определяют имеющиеся различия и в излучатель-
ных свойствах. Натуральный (естественный) графит
является материалом с максимально-упорядоченной, мо-
нокристаллической графитовой структурой и практичес-
ки не находит применения в технике, так как его кон-
струкционные свойства очень плохи, и встречается в виде
отдельных кусочков небольших размеров. Однако изу-
чение его оптических свойств представляет научный
интерес. У натурального графита ярко выражена анизо-
тропия оптических свойств, которая определяется гекса-
гональной слоистой структурой.
В той или иной мере к натуральному графиту приб-
лижается искусственный материал, получаемый осажде-
нием на подложке в результате разложения углеводоро-
дов при высокой температуре — пиролитический графит.
Правда, в зависимости от условий получения (в основ-
ном от температуры осаждения) может быть получен
пиролитический углерод с аморфной (неупорядоченной
структурой) и пиролитический углерод со структурой
графита, с различными размерами кристаллитов и той
или иной степенью их преимущественной ориентации от-
носительно поверхности осаждения [Л. 10-2]. Термичес-
кой обработкой пиролитического графита при темпера-
турах порядка 3 800 К можно получить материал, по
свойствам приближающийся к монокристаллу.
Среди углеграфитоных материалов наибольшее рас-
пространение имеет искусственный графит, получаемый
по так называемой электродной технологии, основными
звеньями которой являются прессование, обжиг и гра-
фитизация {Л. 10-1]. Не вдаваясь в особенности изготов-
ления, мы будем называть такой графит просто искус-
ственным графитом.
Искусственный графит представляет собой поликри-
сталлический материал, в отдельных кристаллитах кото-
рого структура более или менее упорядочена (в зависи-
мости от условий получения), но сами кристаллиты
ориентированы произвольно. Это определяет практиче-
ски отсутствие анизотропии оптических свойств.
10-1. ИСКУССТВЕННЫЙ ГРАФИТ
Излучательные свойства искусственного графита ис-
следованы наиболее полно. Обычно исследователи, за-
нимающиеся изучением излучательной способности гра-
фита, перед проведением эксперимента полируют образ-
22* 339
цы. Однако следует заметить, что поверхность графита
несколько меняется, если его подвергнуть нагреву в ва-
кууме до 2 300—2 500 К и выше. Это связано с заметной
сублимацией. Необходимо отметить также, что обычно
промышленные образцы искусственного графита имеют
значительную пористость, и их плотность составляет
1,6—1,8 г/см3. Все это в той или иной степени влияет па
Рис. 10-1. Интегральная излучательная способность искусственного
графита.
£f: / — [Л. 10-5] для реакторного графита; 2 —[Л. 10-5] для электрографита;
3 — [Л. 10-3] для образцов, окисленных на воздухе при Г=900 °С; 4 данные
Мисинского и Доуни [Л. 10-6]; 5 — [Л. 10-8] для графита марки ВПП; 5 —
[Л. 10-7] для графита марки H3LM; 7 — [Л. 10-7] для графита марки H1LM;
8 — [Л. 10-7] для графита марки Speer 7100; 9— [Л. 10-7] для графита марки
Speer 580; 10 — [Л. 10-7] для графита марки AGX; 11 —[Л. 10-8] для графита
ГМЗ; 12— [Л. 10-3] для тщательно отполированных образцов; 13— [Л. 10-3]
для образцов, шлифованных порошком зернистостью 320; 14 — [Л. 10-3] для
образцов, шлифованных порошком зернистостью 180; 15 — [Л. 10-3] для образ-
цов, шлифованных порошком зернистостью 80; 16 — [Л. 10-8] для графита PB;
П — [Л. 10-4]; 18 — данные [Л. 10-24] для графита ПЭ-25; 19 — [Л. 10-24] для
графита ГМЗ; 20— [Л. 10-24] для графита Н.
ственного графита отличаются по температуре графити-
зации, которая в значительной степени определяет совер-
шенство структуры. Это затрудняет сравнение результа-
тов различных исследователей.
На рис. 10-1 представлены результаты исследований
интегральной излучательной способности графита. Ввиду
сравнительно небольших отклонений излучения искусст-
венного графита от закона Ламберта, обнаруженных
экспериментально [Л. 10-5] и предсказываемых теорети-
чески ![Л. 10-7], на рис. 10-1 показаны результаты как для
340
полусферической, так и для нормальной излучательной
способности. В [Л. 10-5] определена интегральная нор-
мальная излучательная способность реакторного графи-
та и электрографита с плотностью 1,7 г/см3. Образцы
в виде трубочек нагревались проходящим через них
электрическим током в вакууме порядка 10-3 Па. Термо-
парный радиометр с окном из фтористого лития градуи-
ровался по излучению модели черного тела, которая
осуществлялась в виде отверстия в стенке трубки.
В [Л. 10-3] исследован искусственный графит марки
AUC. Интегральная (в интервале 0,2—10 мкм) излуча-
тельная способность измерена методом Фери, в котором
используется вращающийся образец цилиндрической
формы. Термоприемником служил радиационный пиро-
метр с окном из фтористого кальция. В этой работе
исследовали излучательную способность не только поли-
рованных образцов, но и образцов, шлифованных порош-
ком различной зернистости, а также окисленных на воз-
духе. Эксперимент проведен в вакууме 3—50 Па.
В [Л. 10-8] исследованы образцы искусственного гра-
фита марки РВ с плотностью 1,52 г/см3 и графита ГМЗ
с плотностью 1,55 г/см3. Образцы представляли собой
трубки с предварительно отполированной поверхностью,
которые нагревались пропусканием электрического тока.
До проведения измерений они были выдержаны в вакуу-
ме порядка 10-2 Па при 2 300 К в течение 2 ч. Инте-
гральная полусферическая излучательная способность
определялась измерением мощности, излучаемой изотер-
мическим участком образца в вакууме. Поправка на
перепад температур в стенке была рассчитана на осно-
вании проведения эксперимента на двух трубках с раз-
личной толщиной стенки. Определение излучательной
способности графита марки ВПП с плотностью 1,8 г/см3
было проведено теми же авторами на образцах в виде
стержней. Поправка на перепад температур между дном
пирометрического отверстия и поверхностью вводилась
расчетным путем на основании имеющихся данных по
коэффициенту теплопроводности.
В [Л. 10-4] исследована интегральная полусфериче-
ская излучательная способность ачесоновского графита
на образцах в виде тонкостенных трубок, выдержанных
при 2 300 К в вакууме.
В [Л. 10-24] рассчитана интегральная полусфериче-
ская излучательная способность нескольких марок искус-
341
ственного графита на основании данных по монохромати-
ческой излучательной способности, полученных методом
отражения. Состояние поверхности образцов соответст-
вовало «прокалке» при высокой температуре в ней-
тральной атмосфере. Исследуемые материалы сущест-
венно отличались по плотности, которая составляла для
графита марки ПЭ-25 1,08 г/см3, для графита марки
ГМЗ — 1,65 г/см3, для графита марки Н—1,82 г/см3.
Интегральная нормальная излучательная способность
нескольких марок искусственного графита с предвари-
тельно отполированной поверхностью определена
в [Л. 10-7]. Использован радиационный метод. Опыты
проведены при температурах до 2 300 К в вакууме, а вы-
ше 2 300 К — в аргоне.
В ![Л. 10-6] приводятся данные Мисинского и Доуни
по интегральной нормальной излучательной способности
искусственного графита. Подробности этого исследова-
ния неизвестны.
В основном все представленные на рис. 10-1 кривые
лежат в интервале 0,7—0,9, за исключением данных
Планкетта и Кинджери ’[Л. 10-3]. Последние исследовали
температурную зависимость интегральной нормальной
излучательной способности графита при различных мик-
рошероховатостях поверхности и для тщательно отполи-
рованного образца получили изменение от 0,51 до 0,73
в интервале 1 100—2 100 К. Возможно, низкие значения
связаны с тем, что качество полировки оставалось во
время эксперимента без изменений, так как предельные
температуры были не слишком высоки и сублимация
графита заметно не сказывалась.
Все приведенные на рис. 10-1 результаты имеют
сравнительно невысокую (для исследования графита) по-
грешность измерений, составляющую 6—10%, и ввиду
различий в исследуемом материале и условиях проведе-
ния эксперимента наиболее достоверные данные для поли-
рованного перед экспериментом искусственного графита
могут быть получены непосредственным осреднением
всех имеющихся результатов. В среднем можно считать,
что интегральная полусферическая излучательная спо-
собность искусственного графита в интервале темпера-
тур 1 200—3 000 К увеличивается от 0,77 до 0,82. Как
видно из рис. 10-1, осредненные данные, показанные
пунктиром, наиболее хорошо согласуются с данными
[Л. 10-4, 10-6, 10-7] и данными {Л. 10-8] для графита РВ.
342
На рис. 10-2 показаны результаты для монохромати-
ческой нормальной излучательной способности при длине
волны вблизи 0,65 мкм. Все экспериментальные дан-
ные получены измерением истинной и яркостной темпе-
ратур. В [Л. 10-10] исследован искусственный ачесонов-
ский графит. Образцы в виде тонкостенных трубок,
отполированных и выдержанных в вакууме при 2 300 К,
нагревались проходящим током. Поправка на перепад
Рис. 10-2. Монохроматическая нормальная излучательная способ-
ность искусственного графита для длины волны <ХКр.
еХ п* 1 ~~ [Л. Ю-10]; 2— [Л. 10-26]; 3 — [Л. 10-3] для образцов, окисленных на
кР
воздухе; 4 — [Л. 10-9] для образца, подверженного сублимации в вакууме при
7'=2 030 К; 5 — [Л. 10-3] для образцов, шлифованных порошком зернистостью 80;
6 — [Л. 10-4]; 7 — [Л. 10-5] для реакторного графита; 8 — {Л. 10-8] для графита
ГМЗ; 9 — [Л. 10-7] для графита H1LM; 10 — [Л. 10-7] для графита AGX; И —-
[Л. 10-7] для графита Speer 580; 12 — [Л. 10-7] для графита Speer 7100; 13 —>
[Л. 10-7] для графита H3LM; 14 — [Л. 10-9] для графита, выдержанного в ва-
кууме при Г^=1 800 К в течение 1 ч; 15 — [Л. 10-3] для тщательно полирован-
ных образцов; 16 — [Л. 10-5] для электрографита; 17 — [Л. 10-3] для образцов,
шлифованных шкуркой зернистостью 180; 18 — [Л. 10-3] для образцов, шлифо-
ванных шкуркой зернистостью 320.
температур в стенке вычислялась на основании получен-
ных авторами данных по коэффициенту теплопроводно-
сти графита.
В (Л. 10-4] теми же авторами исследован ачесоновс-
кий трафит на образцах, у которых состояние поверхно-
сти соответствовало состоянию поверхности образцов для
определения коэффициента теплопроводности.
В 1[Л. 10-26] также исследован искусственный ачесо-
новский графит. Образцы в виде трубок с полной длиной
57 мм и диаметром в концах 6,35 мм, а в централь-
ной части на длине 25,4 мм диаметром 3,18 мм и тол-
щиной стенки 0,4 мм нагревались проходящим электри-
ческим током. Поправка на перепад температур в стенке
вычислена на основании экспериментального определе-
ния отношения произведения электросопротивления на
343
квадрат плотности тока к коэффициенту теплопроводно-
сти путем исследования поля температур вдоль трубки
и аппроксимации его экспоненциальной зависимостью.
В [Л. 10-9] исследован искусственный графит, его мар-
ка не указана. Образцы предварительно отполированы,
затем один образец выдержан в течение 1 ч при тем-
пературе 1 800 К в вакууме 6,5 • 10~4 Па, а другой под-
вергнут длительной сублимации в вакууме 10~3 Па при
температуре 2 030 К. Образцы нагревались в высокоча-
стотном электромагнитном поле и выполнены в виде по-
лого цилиндра длиной 40 мм, наружным диаметром 5 мм
и внутренним диаметром 2,6 мм. Истинная температура
измерялась в радиальном отверстии диаметром 0,46 мм.
Для исключения радиального температурного градиента
проведены эксперименты при постоянном наружном и
и различных внутренних диаметрах образца. Осущест-
влена экстраполяция к нулевой толщине стенки
с использованием теоретически установленного выраже-
ния для распределения температур в цилиндре, нагре-
ваемом индукционно.
Характеристики образцов, использованных для опре-
деления монохроматической излучательной спо-
собности в работах {Л. 10-3, 10-5, 10-7, 10-8] точно такие
же, что и у образцов, на которых определялась интег-
ральная полусферическая излучательная способность.
Расхождения результатов различных авторов доволь-
но велики. Обращает на себя внимание, что даже одни
и те же авторы в зависимости от выдержки образцов
графита при определенной температуре могут получить
существенно различные результаты. Например, Торн и
Симпсон [Л. 10-9] для образца, выдержанного длитель-
ное время при температуре 2 030 К в вакууме, получили
увеличение ех до 0,91, в то время как тщательно от-
полированный образец, выдержанный перед опытом
в течение 1 ч при 1 800 К, имел монохроматическую из-
лучательную способность, равную примерно 0,77.
Если иметь в виду практическое использование дан-
ных по излучательной способности, то мы должны отдать
предпочтение результатам, полученным при исследова-
нии образцов, выдержанных в вакууме при высокой тем-
пературе, так как используемый в технике материал
обычно работает при таких условиях. Это обстоятельство
344
было учтено при получении рекомендуемых значений по
монохроматической излучательной способности для дли-
ны волны 0,65 мкм.
Из представленных на рис. 10-2 результатов нами при
осреднении не были учтены результаты Торна и Симп-
сона для образцов, не прошедших выдержку в вакууме
при высоких температурах. По этой же причине небыли
учтены результаты Планкетта и Кинджери [Л. 10-3], так
как предельная температура исследуемых образцов не
превышала 2 100 К. В результатах [Л. 10-5] для электро-
графита полученные значения интегральной излучатель-
ной способности близки к значениям монохроматической
излучательной способности для длины волны Хкр, что свя-
зано со слабой зависимостью от К для этого графита
(рис. 10-3, кривая 4).
Как будет отмечено ниже, типичным для графита
в инфракрасной области спектра является уменьшение
sx с увеличением длины волны. В связи с этим мы не
учли данные результаты при осреднении. Кроме того, из
пяти исследованных в [Л. 10-7] марок графита приняты
в расчет наиболее хорошо согласующиеся результаты
для трех марок. Рекомендуемые для искусственного гра-
фита данные представлены на рис. 10-2 пунктиром.
На рис. 10-3 представлены имеющиеся в литературе
данные по монохроматической излучательной способно-
сти искусственного графита в зависимости от длины
волны.
Блау [Л. 10-11] исследовал графит марки ATJ с глад-
кой, по неполированной поверхностью. определена
сравнением излучения образца, нагреваемого в высоко-
частотном поле, и модели черного тела, помещаемой на'
место образца в отдельном эксперименте. Опыты прове-
дены в атмосфере 90% аргона4-10% водорода.
В {Л. 10-5] исследован реакторный графит и электро-
графит. Эксперимент проведен на тех же образцах, ко-
торые использовались при измерении определена
методом «интегрального излучения»? В качестве масшта-
ба абсолютных значений монохроматической интенсивно-
сти излучения использовали определенную в отдельном
эксперименте интегральную излучательную способность.
Погрешность данного метода составляет 5—7%. Кроме
того, в [Л, 10-5] некоторые результаты были получены
345
методом «эталонного источника», которым служила лен-
точная вольфрамовая лампа.
Результаты Бетца и Олсона, приведенные в {Л. 10-12],
получены методом отражения в сравнительном варианте.
Измерения проведены при комнатной температуре в ин-
тегрирующей сфере из MgO. В качестве эталона исполь-
зован образец MgCO3. Угол падения составлял 9°.
Исследован искусственный графит марок Speer 7087,
Speer 3474D и GBE.
В (Л. 10-13] исследован графит марки UF-4-S с плот-
ностью 1,73 г/см3. Образцы перед опытом полировали
наждачной бумагой. Данные по получены методом
непосредственного сравнения излучения образца и мо-
дели черного тела, находящихся при одной и той же
температуре. Исследование проведено в атмосфере водо-
рода. Результаты Зибера, приведенные в (Л. 10-3], полу-
чены при комнатной температуре. Подробности метода
неизвестны.
Данные Планкетта и Кинджери [Л. 10-3] получены
методом отражения для тщательно отполированного
образца марки AUC.
В [Л. 10-24] исследован графит марки Н плотностью
1,82 г/см3 и графит марки ГМЗ плотностью 1,65 г/см3.
Состояние поверхности соответствовало «прокалке» об-
разцов в течение 10 мин при максимальной температуре
в потоке нейтрального газа, определялась методом
отражения. Поправка на отклонение от закона Ламберта
вводилась на основании индикатрисы отражения, изме-
ренной при комнатной температуре. Расхождения резуль-
татов весьма существенны. Если рассматривать картину
в целом, то видна общая тенденция уменьшения моно-
хроматической излучательной способности с ростом дли-
ны волны. Необходимо отметить, что представленных па
рис. 10-3 экспериментальных данных явно недостаточно
для обобщения. Например, в [Л. 10-13] не обнаружено
существенной зависимости излучательной способности от
температуры, а в [Л. 10-5] для реакторного графита при
некоторых длинах волн (около 5 мкм) отличия в резуль-
татах при различных температурах могут составлять до
15%', что лежит в пределах точности эксперимента в этой
области. Правда, в [Л. 10-13] измерения проведены в ин-
тервале 1 100—1 388 К, а в [Л. 10-5] — при температурах
2 313 К и 1 857 К. Не проведено какого-либо надежного
346
исследования влияния окружающей атмосферы на излу-
чательную способность, хотя данные различных авторов
получены зачастую в различной газовой среде. К тому
же во многих исследованиях велика погрешность экспе-
Рис. 10-3. Зависимость монохроматической излучательной способно-
сти искусственного графита от длины волны.
гуп : /—данные Блау при Г=з1 420 К [Л. 10-11]; 2 — [Л. 10-5] для реакторного графита
при Г=2 313К; 3 — данные Бетца и Олсона [Л. 10-12] для Speer 7087 при ком-
натной температуре; 4 — [Л. 10-5] для электрографита при Г=1461К; 5 —
[Л. 10-5] для реакторного графита при Т=1 857 К; 6 — данные Блау при Г=
= 1 105 К [Л. 10-Н]; 7 —данные Бетца и Олсона [Л. 10-12] для Speer 3474D при
комнатной температуре; 8 — данные Бетца и Олсона для графита GBE при
комнатной температуре; 9 — [Л. 10-13] при Т= 1 100— 1 388 К; 10 — данные Зибе-
ра при комнатной температуре [Л. 10-3]; 11 — данные Планкетта и Кинджери
[Л. 10-3] при комнатной температуре; 12— [Л. 10-24] для графита Н при
Г = 1 500 К; 13— [Л. 10-24] для графита II при Г=1 900 К; 14 — [Л. 10-24] для
графита Н при Г=2 300 К; /5 — [Л. 10-24] для графита ГМЗ при Т=2 300 К;
16— [Л. 10-24] для графита ГМЗ при Т=1900 К; 17 — [Л. 10-24] для графита Н
при Т= \ 500 К.
римента. Все это не дает возможности в настоящее время
представить сколько-нибудь обоснованных рекомендаций
Таблица 10-1
Излучательные характеристики искусственного
графита
т, к %/г> е\р" т, к *th> etn ’W
1 200 0,77 0,90 2 200 0,80 0,87
1 300 0,77 0,90 2300 0,80 0,86
1 400 0,78 0,89 2 400 0,81 0,86
1 500 0,78 0,89 2 500 0,81 0,85
1 600 0,78 0,89 2 600 0,81 0,85
1 700 0,79 0,88 2 700 0,82 0,85
1 800 0,79 0,88 2 800 0,82 0,84
1 900 0,79 0,88 2 900 0,82 0,84
2 000 0,79 0,87 3 000 0,82 0,84
2 100 0,80 0,87 3 100 0,83 0,83
3 200 0,83 0,83
347
по зависимости монохроматической излучательной спо-
собности искусственного графита от длины волны и тем-
пературы. Рекомендуемые значения интегральной излу-
чательной способности и излучательной способности при
Х^0,65 мкм представлены в табл. 10-1.
10-2. ПИРОЛИТИЧЕСКИЙ ГРАФИТ
Излучательные характеристики пиролитического гра-
фита изучены слабо. Это связано не столько с тем, что
достаточно массивные покрытия из пирографита стали
получать сравнительно недавно, сколько с трудностями
эксперимента в связи с сильной анизотропией свойств
пирографита.
При исследовании излучательной способности пиро-
графита с поверхностью, параллельной поверхности
осаждения (будем в дальнейшем называть эту поверх-
ность ^-поверхностью), наибольшие трудности представ-
Рис. 10-4. Интегральная излу-
чательная способность а-по-
верхности пиролитического
графита.
£t: / — [Л. 10-14]; 2 — [Л. 10-15]; 3 —
[Л. 10-3], для образцов с полиро-
ванной поверхностью; 4 — [Л. 10-16];
5 —[Л. 10-3], для образцов без
обработки поверхности; 6* —
[Л. 10-17].
ляет определение истинной температуры поверхности.
В направлении, перпендикулярном этой поверхности,
теплопроводность пирографита очень низка, и перепады
температур в тонком покрытии могут достигать десятков
и сотен градусов.
Измерение излучательной способности в направлении,
параллельном поверхности осаждения, осложняется труд-
ностями изготовления достаточно массивных образцов.
На рис. 10-4 представлены имеющиеся в литературе
данные по интегральной излучательной способности ^-по-
верхности пиролитического графита. Большое расхожде-
ние имеющихся данных связано с различиехМ условий
получения исследуемого материала. К сожалению, в ли-
348
тературе крайне мало сведений о структуре образцов и
о методиках измерений. В обзорах, посвященных свой-
ствам пирографита [Л. 10-15 и 10-16], помещены лишь
таблицы с данными по излучательной способности без
ссылок на оригинальные источники, причем даже не ука-
зано, что приведенные значения относятся к интеграль-
ной излучательной способности. Несколько более подроб-
ное описание измерений имеется в работе Пирса
[Л. 10-17]. Здесь для определения интегральной нормаль-
ной излучательной способности использован радиацион-
ный метод. Температура поверхности вычислялась мето-
дом последовательных приближений, считая, что и
равны. По оценке автора работы погрешность экс-
перимента при исследовании различных материалов со-
ставляет ±10%- Принятое допущение о равенстве интег-
ральной и монохроматической излучательной способности
при определении температуры поверхности пирографита,
вероятно, может привести к большим ошибкам в опре-
делении е/. В (Л. 10-17] ничего не сообщается о характе-
ристиках исследованного пирографита.
Наиболее подробное описание методики измерений
имеется в работе Планкетта и Кинджери |[Л. 10-3]. Авто-
ры определяли интегральную в интервале длин волн
0,2—10 мкм нормальную излучательную способность на
образцах с температурой осаждения 2 400 К. Опыты про-
ведены в аргоне. В соответствии с данными [Л. 10-3], 8Zn
a-поверхности покрытия из пирографита увеличивается
примерно от 0,62 до 0,75 в интервале температур 1 200—
2 200 К У образцов с необработанной поверхностью (вы-
сота микронеровностей 5—7,5 мкм) и от 0,76 до 0,87
у образцов с полированной поверхностью (микронеров-
ности 0,1 мкм), причем при механической обработке
образцов до промежуточных значений микронеровностей
значения излучательной способности были тем выше, чем
меньше высота микронеровностей. Такое изменение 8^п
авторы ![Л. 10-3] не смогли объяснить, а высокие значе-
ния, полученные для полированных образцов, они связы-
вают с возможными загрязнениями поверхности при по-
лировке. Существенное увеличение излучательной спо-
собности из-за повышения качества полировки нам
представляется сомнительным. Возможно, это явилось
результатом резкого уменьшения и без того малой (не-
сколько десятых миллиметра) толщины пирографитово-
349
rd покрытия при механической обработке, благодаря
которому стал влиять вклад излучения менее упорядо-
ченной фазы из слоев, расположенных вблизи подложки.
Во всяком случае, измерения, проведенные в [Л. 10-14],
показали, что полированные образцы пирографита с «-по-
верхностью обладают меньшей интегральной полусфери-
ческой излучательной способностью, чем образцы с по-
верхностью, прошедшей механическую обработку. Этот
результат нам представляется более правдоподобным,
так как необходимо считать, что у образцов, прошедших
механическую обработку, всегда имеются микрошерохо-
ватости, у которых излучающие поверхности направлены
под различными углами к поверхности осаждения. Это,
помимо собственного влияния микрошероховатости, так-
же должно вызывать увеличение излучательной способ-
ности, ибо «-поверхность должна обладать минималь-
ными значениями излучательной способности.
В [Л. 10-14] исследовались образцы в виде трубки
диаметром 12 мм с полированной поверхностью. Образ-
цы были получены осаждением из метана в вакууме при
2 373 К на графитовую подложку, которая затем была
удалена механически. Полученный пирографит характе-
ризуется межслоевым расстоянием 3,43 А и размерами
кристаллитов по оси с—180 А, по оси а — 240 А. Интег-
ральная полусферическая излучательная способность
определена калориметрическим методом трубки, нагре-
Рис. 10-5. Интегральная полу-
сферическая излучательная
способность с-поверхности пи-
ролитического графита.
1 — образец № 1; 2 —образец № 2.
ваемой проходящим током. Температура поверхности вы-
числялась на основании измерений яркостной температу-
ры и определенной на тонкостенном покрытии монохро-
матической излучательной способности при длине волны
0,65 мкм.
Интегральная излучательная способность с-поверхно-
сти пиролитического графита почти не исследована.
Лишь использование в качестве исследуемого образца
набора колец, вырезанных из плоских слоев пирографи-
та, позволило в [Л. 10-14] определить &th в направлении,
350
перпендикулярном поверхности осаждения. Результаты
представлены на рис. 10-5. Согласно полученным на двух
различных образцах результатам интегральная 'излуча-
тельная способность в этом направлении очень высока, и
налицо сильная анизотропия в излучательных характе-
ристиках пирографита.
Интересным является измерение интегральной излу-
Рис. 10-6. Монохроматическая нормальная излучательная способ-
ность «-поверхности пиролитического графита для длины вол-
ны Хкр.
: / — [Л. Ю-З], для полированных образцов; 2 — [Л. 10-3],
для образцов с исход-
ным состоянием поверхности; 3 — [Л. 10-14], для образцов с исходным состоя-
нием поверхности; 4—данные Шампетье для исходных образцов, приведенные
в [Л. 10-13]; 5 — данные Марпла для полированных образцов, приведенные
в [Л. 10-13]; 6, 7, 8, 9, 10, И, 12— [Л. 10-25], при Х=0,55 мкм для исходных
образцов пирографита с температурой осаждения, соответственно равной
1 873, 1 973, 2 073, 2 173, 2 273, 2 373, 2 473 К.
измерений не проведено. Лишь для монохроматической
излучательной способности в инфракрасной области по-
добные измерения проведены Аутио и Скала [Л. 10-13];
они будут рассмотрены ниже.
Зависимость монохроматической нормальной излуча-
тельной способности «-поверхности для длины волны
вблизи 0,65 мкм от температуры также изучена слабо
(рис. 10-6). Наиболее подробное исследование \
«-поверхности пирографита проведено в работе Планкет-
та и Кинджери [Л. 10-3] на тех же образцах, которые
351
использовались при измерении efn. Однако так же, как
и при исследовании интегральной излучательной способ-
ности, с уменьшением высоты микронеровностей при со-
ответствующей механической обработке наблюдалось
увеличение причем полированные образцы имели
при Г=1 100 К равную 0,916. Такое высокое зна-
чение излучательной способности для полированной п-по-
верхности не согласуется с другими данными.
Однако для исходного пирографитового покрытия без
какой-либо механической обработки Планкеттом и Кинд-
жери получены значения, хорошо согласующиеся с ре-
зультатами [Л. 10-14]. Вероятно, структура поверхности
у полированных образцов в '[Л. 10-3] не соответствовала
исходной.
Измерения в [Л. 10-14] были выполнены на несколь-
ких образцах путем определения истинной и измерения
яркостной температуры тонкого покрытия, нанесенного
на графитовую трубку. Поправка на перепад температур
в стенке графитовой трубки и в пирографитовом покры-
тии вводилась на основании экспериментально получен-
ных коэффициентов теплопроводности.
Работы ([Л. 10-13 и 10-18], в которых подробно изуча-
лась зависимость монохроматической излучательной спо-
собности от длины волны (см. ниже), к сожалению, были
проведены лишь в инфракрасной области спектра при
Х> 1,13 мкм, причем вблизи крайнего значения при
= 1,3—1,4 мкм был обнаружен минимум в зависимости
sx (X). Это затрудняет экстраполяцию полученных кри-
вых до Х=0,65 мкм.
На рис. 10-6 показаны полученные в |[Л. 10-25] резуль-
таты по монохроматической излучательной способности
пирографита для длины волны 0,55 мкм. Хотя эта длина
волны заметно отличается от 0,65 мкм и это затрудняет
сопоставление результатов 1[Л. 10-25] с другими данными,
мы все же представили результаты (Л. 10-25] на сводном
рисунке, так как они показывают качественное измене-
ние монохроматической излучательной способности пиро-
графита с изменением температуры осаждения. Измере-
ния проведены методом отражения. Вводилась поправка
на педиффузность отражения на основании индикатрисы,
снятой при комнатной температуре. Отчетливо видна
тенденция уменьшения излучательной способности п-по-
352
верхности пирографита с ростом температуры осажде-
ния, что, вероятно, определяется большим упорядоче-
нием структуры. Следует отметить, что температурная
зависимость 80,55 мкм, полученная в {Л. 10-25], не объяс-
нена достаточно убедительно авторами. Уменьшение,
а затем рост 80,55 мкм вряд ли можно объяснить тем, что
в процессе нагрева образцов происходит частичное упо-
рядочение структуры. В полученных результатах нет чет-
кой связи между температурой осаждения и началом
роста ех. В результатах [Л. 10-25] могут быть большие
ошибки в связи с тем, что в случае пирографита поправ-
ка на недиффузность его излучения, вычисленная на
основании индикатрисы отражения при комнатной тем-
пературе, достигает величины 0,60. Все сказанное выше
не позволило нам учесть результаты [Л. 10-25] при на-
хождении рекомендуемых значений.
В (Л. 10-13] приводятся данные, полученные Шам-
петье для излучательной способности пиролитического
графита при Х~0,65 мкм. Согласно этим результатам
для неполированной поверхности в интервале 2 300—
3 000 К е. „ постоянна и равна 0,70.
кРЛ
Приведенные в [Л. 10-13] результаты, полученные
Марплом, показывают, что при Х^0,65 мкм в интервале
температур 1500—2 700 К излучательная способность
«-поверхности пирографита примерно равна 0,67. Хотя
мы не располагаем какими-либо сведениями о методиках
измерений и свойствах пирографита в исследованиях
Шампетье и Марпла, при получении рекомендуемой
величины нормальной излучательной способности для
длины волны ХкР мы использовали эти значения наряду
с результатами работы 1[Л. 10-14] и данными [Л. 10-3]
для неполированного пирографита. Если считать все эти
результаты равноточными, то в качестве рекомендуемых
данных по монохроматической излучательной способно-
сти при длине волны Хкр следует давать значение, рав-
ное 0,73 во всем интервале температур (пунктирная ли-
ния).
Монохроматическая излучательная способность с-по-
верхности для длины волны дкр изучена недостаточно
(рис. 10-7). В обзоре Торна и Уинслоу [Л. 10-19] для
этого направления приводится значение s
комнатной температуре.
23—192
= 0,95 при
353
В [Л. 10-13] приводятся результаты, полученные
Де Сантисом, согласно которым в интервале температур
1 400 — 2050К 0,83. К сожалению, нам неизвестен
кР72
метод, которым были получены указанные значения,
однако приведенная в 1[Л. 10-13] величина возможной
погрешности достаточно велика и составляет не менее
10%. Вероятно, результаты Де Сантиса несколько зани-
жены. Измерения, выполненные в [Л. 10-14] путем изме-
Рис. 10-7. Монохроматиче-
ская нормальная излуча-
тельная способность с-по-
верхности пиролитического
графита для длины вол-
ны ЛКр.
еХ п : [Л. 10-14]; 2 — данные
кР
Де Сантиса [Л. 10-13]; 3—[Л. 10-25]
рения истинной и яркостной температуры на образцах
в виде набора колец с полированной поверхностью, по-
казали, что излучательная способность п с-поверх-
ности пиролитического графита в вакууме постоянна и
равна 0,94. Это хорошо совпадает с данными, приведен-
ными в обзоре Торна и Уинслоу.
В работе (Л. 10-25] получены еще более высокие зна-
чения, достигающие 0,98. Измерения так же, как и для
п-поверхности, проведены методом отражения в свете
длины волны 0,55 мкм. Поправка на недиффузность от-
ражения вводилась на основании индикатрисы отраже-
ния, снятой при комнатной температуре.
’На основании имеющихся данных в настоящее время
можно рекомендовать к использованию значение моно-
хроматической нормальной излучательной способности
пирографита, равное 0,94.
Подробное исследование зависимости монохромати-
ческой излучательной способности пирографита от длины
волны и температуры проведено Аутио и Скала [Л. 10-13,
10-18]. Эти авторы исследовали влияние температуры
осаждения и температуры термообработки пирографита
на его излучательные характеристики.
354
На рис. 10-8 показано влияние температуры осажде-
ния на монохроматическую нормальную излучательную
способность ^-поверхности. Эти результаты согласуются
с изменением удельного электросопротивления в на-
правлении, параллельном ^-поверхности — направлении
колебаний электрического вектора в электромагнитной
волне. С ростом температуры осаждения структура пиро-
графита становится более упорядоченной. При наиболее
Рис. 10-8. Зависимость моно-
хроматической нормальной из-
лучательной способности а-по-
верхности пирографита от
длины волны.
еХп • /—1Л. 10-18], в интервале темпе-
ратур 1 100—1 400 К для пирографи-
та с температурой осаждения
2 073 К; 2 — данные Марпла
в интервале температур 1 500—
2 500 К, приведенные в [Л. 10-13];
3—[Л. 10-18], в интервале темпера-
тур 1 100—1 400 К для пирографита
с температурой осаждения 2 273 К;
4 — [Л. 10-18], в интервале темпера-
тур 1 100—1 400 К для пирографита
с температурой осаждения 2 473 К;
5—[Л. 10-201. в интервале темпера-
тур 2 200—2 750 К.
низкой температуре осаждения (2 073 К) наблюдается
наиболее высокая излучательная способность. Авторы
считают, что пик в вблизи Х=1,55 мкм соответствует
пику в зависимости проводимости от частоты, который
предсказывается теоретически.
Результаты {Л. 10-13, 10-18] получены в интервале
температур 1 100—1 400 К в атмосфере водорода путем
сравнения излучения образца и модели черного тела при
одной температуре. В пределах ошибки измерений 3—4%'
температурный коэффициент, излучательной способности
оказался равным нулю.
Кроме работ Аутио и Скала, опубликована статья
Уилсона и Спитцера [Л. 10-20], в которой приведены
результаты определения монохроматической излучатель-
ной способности пирографита. На рис. 10-8 приведена
кривая для ^-поверхности, однако сопоставить получен-
ные ими результаты с данными Аутио и Скала затруд-
нительно, так как исследование [Л. 10-20] проведено на
воздухе и в интервале температур 2 200—2 750 К, где
должны были сказаться изменения в структуре иссле-
дованного материала. Кроме того, измеренная в этой
работе излучательная способность является полусфери-
23* 355
ческой. Однако в [Л. 10-20] не обнаружено пика и мини-
мума в зависимости -излучательной способности от длины
волны. Результаты, полученные Марплом, и приведенные
в [Л. 10-13], также осреднены одной гладкой кривой
в интервале 1 500—2 500 К. К сожалению, какие-либо
подробности эксперимента, проведенного Марплом, нам
не известны, кроме сообщения о том, что измерения про-
ведены в вакууме. Сопоставления всех имеющихся дан-
ных показывают, что твердо говорить о наличии экстре-
мумов в зависимости (X) пока еще рано, тем более
что в соответствии с результатами [Л. 10-18] пирографит,
прошедший термическую обработку при 3 173 и 3 873 К,
который по свойствам должен приближаться к монокри-
Рис. 10-9. Влияние температуры
термообработки на монохромати-
ческую нормальную излучатель-
ную способность ^-поверхности
пирографита [Л. 10-18].
1 — полированные образцы, прошедшие
термообработку при Г=3 173 К; 2 —
образцы, прошедшие термообработку
при Т=3 873 К.
Рис. 10-10. Зависимость моно-
хроматической нормальной из-
лучательной способности с-по-
верхности пирографита от дли-
ны волны.
данные Де Сантиса в интер-
вале температур 1 400—42 053 К, при-
веденные в [Л. 10-13]; 2— [Л. 10-13],
в интервале температур 1 100—
1 400 К; 3 — [Л. 10-20], при Т=
=3 450 К; 4 — [Л. 10-20] при Г=
=2 800 К.
сталлу и иметь в соответствии с теорией более ярко вы-
раженный пик, имеет гораздо более гладкие зависимости
излучательной способности от длины волны (рис 10-9).
Результаты измерений зависимости нормальной излу-
чательной способности с-поверхности пиролитического
графита от длины волны и температуры показаны на
рис. 10-10. Излучательная способность пирографита
в данном направлении много выше, чем в направлении,
перпендикулярном поверхности осаждения. Данные
Аутио и Скала получены для полированного пирографи-
356
та с температурой осаждения 2 473 К в наиболее широ-
ком интервале длин волн, однако в сравнительно неболь-
шом (1 100—1 400 К) интервале температур. Эти авторы
не обнаружили какой-либо зависимости излучательной
способности от температуры. Данные Де Сантиса для
образцов с полированной поверхностью в вакууме, при-
веденные в [Л. 10-13], показывают, что в интервале
1 400—2 050 К излучательная способность от температуры
не зависит. На рис. 10-10 приведены также данные
Уилсона и Спитцера по полусферической монохромати-
ческой излучательной способности пирографита, рассчи-
танные по измерениям отражательной способности в ду-
говом эллиптическом рефлектометре. Эти результаты
трудно сравнивать с рассмотренными выше, так как
в ![Л. 10-20] измерения проведены при температурах,
существенно превышающих температуру осаждения, и
к тому же нагрев образцов производился на воздухе.
Поэтому на основании данных Де Сантиса «и Аутио и
Скала можно сказать, что если и имеется зависимость
\(Т) при температурах, меньших температуры осажде-
ния, то она находится в пределах точности эксперимента.
Однако расхождения абсолютных значений излучатель-
ной способности в данных различных авторов весьма
велики. Это связано как с погрешностями эксперимента,
так и с различиями в исследуемых образцах и условиях
проведения измерений. Поэтому дать рекомендованные
значения по зависимости монохроматической излучатель-
ной способности от длины волны и температуры для
с-поверхности, так же как и для ^-поверхности пироли-
тического графита, не представляется возможным.
10-3. УГОЛЬНЫЙ МАТЕРИАЛ
Угольные материалы широко используются при изго-
товлении электродов, однако их излучательная способ-
ность изучена более слабо, чем излучательная способ-
ность графитов. Имеющиеся в литературе данные по
интегральной излучательной способности представлены
на рис. 10-11.
Результаты Планкетта и Кинджери [Л. 10-3] практи-
чески единственные в области высоких температур.
Интегральная нормальная излучательная способность
измерена методом Фери, в котором используется вра-
щающийся образец. Эксперимент проведен в невысоком
357
вакууме на образцах, изготовленных из угольных элек-
тродов марки GA. В соответствии с этими результатами
интегральная нормальная излучательная способность
угольного материала слабо падает с увеличением темпе-
ратуры, причем для шероховатой поверхности (из-под
резца при глубине резания 0,25 мм) значения eZn на
4—5% выше, чем для образца, обработанного достаточ-
но грубой наждачной бумагой (зернистость 320).
Данные Барнеса, Форсайта и Адамса {Л. 10-21] полу-
чены радиационным методом с использованием термо-
парного приемника излучения. Эксперимент проведен
Рис. 10-11. Интегральная нор-
мальная излучательная способ-
ность угольных материалов.
£tn: 1 — [Л. 10-3] для образцов, обра-
ботанных грубой наждачной бумагой
зернистостью 320; 2 — [Л. 10-3] для
образцов, обработанных резцом при
глубине резания 0,25 мм; 3 — [Л. 10-21].
Рис. 10-12. Монохроматиче-
ская нормальная излучатель-
ная способность угольного ма-
териала при длине волны ЛКр.
еХ п : 1 ~ (Л. Ю-З], для образцов,
кР
обработанных наждачной бумагой;
2 —[Л. 10-9]; 3 — 1[Л. 10-3], для
образцов, обработанных резцом.
в атмосфере сухого азота на образцах в виде пластины
с грубой поверхностью. Полученные результаты лежат
в интервале температур 373—773 К и не стыкуются сдан-
ными [Л. 10-3].
На рис. 10-12 представлена зависимость монохрома-
тической нормальной излучательной способности для
длины волны ХКр~0,65 мкм от температуры.
Результаты Торна и Симпсона (Л. 10-9] и Планкетта
и Кинджери [Л. 10-3] довольно хорошо согласуются. Тор-
ном и Симпсоном исследован угольный материал, отпо-
лированный и выдержанный в течение 1 ч при 1 800 К
в вакууме 6,5- 10“4 Па. Методика измерений была такой
же, как при исследовании искусственного графита. План-
кетт и Кинджери эксперимент проводили на тех образ-
цах, которые использовали при измерении eZn.
358
Учитывая хорошее согласование результатов [Л. 10-9]
и (Л. 10-3] для менее шероховатой поверхности, можно
считать, что монохроматическая излучательная способ-
ность для длины волны ХКр предварительно отполирован-
ного угольного материала может быть принята постоян-
ной и равной 0,78 в интервале температур 1 100—2 100 К.
На рис. 10-13 приведены данные по зависимости мо-
нохроматической излучательной способности от длины
волны. Все результаты получены при комнатной темпе-
ратуре. В ![Л. 10-23 и 10-3] излучательная способность
исследована методом отражения. Объектом исследований
Рис. 10-13. Зависимость монохро-
матической нормальной излуча-
тельной способности угольного
материала от длины волны.
ъ\п : 1— ]Л. 10-22]; 2 — [Л. 10-3], для по-
верхности, обработанной резцом; 3 —
[Л. 10-3], для поверхности, обработан-
ной наждачной бумагой; 4 — [Л. 10-23].
в 1[Л. 10-22] был ретортный уголь, а в (Л. 10-3] — образцы
из угольных электродов марки GA с различной шерохо-
ватостью поверхности. В [Л. 10-23] излучательная спо-
собность вычислена на основании измеренных оптиче-
ских констант. Излучательная способность угольного
материала достаточно высока и уменьшается с увеличе-
нием длины волны. Обращает на себя внимание большое
различие значений излучательной способности при длине
волны ЛКр, измеренной Планкеттом и Кинджери при вы-
соких температурах (рис. 10-12), и данных, полученных
этими авторами путем определения коэффициента отра-
жения при комнатной температуре. Трудно представить,
что у угольного материала имеется такой высокий отри-
цательный температурный коэффициент. Вероятно, боль-
шие расхождения связаны с погрешностью измерений.
Малое количество и недостаточная надежность имею-
щихся данных в настоящее время не позволяют дать
каких-либо рекомендаций.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
10-1. Ядерный графит. М., Атомиздат, 1967.
10-2. Дифендорф Р. Дж. Исследования при высоких температу-
рах. Пер. с англ, под ред. В. А. Кириллина и А, Е. Шейндлина. М.,
«Наука», 1967, с. 340—350,
359
10-3. Plunkett J. D., Kingery W. D.— In: Proceeding Fourth Con-
ference on Carbon, N. Y., Pergamon Press, 19*60, p. 457.
10-4. Jain S. C., Krishnan K. S. — «Proc. Roy. Soc.», 1954,
v. A225, p. 7.
10-5. Хрусталев Б. А., Раков A. M.— В кн.: Теплообмен, гидро-
динамика и теплофизические свойства веществ. М., «Наука», 1968,
с* 198—219.
10-6. Техника высоких температур. Под ред. И. Э. Кемпбелла.
М., Изд-во иностр, лит., 1959, с. Г29.
10-7. Grenis A. F., Levitt А. Р.— In: Proceeding of the Fifth
Conference on Carbon, N. Y., MacMillan Co., 1963, v. 2, p. 63Y
10-8. Петров В. А., Чеховской В. Я., Шейндлин А. Е.— В кн.:
Доклады научно-технической конференции МЭИ по итогам научно-
исследовательских работ за 1966—1967 гг., теплофизическая подсек-
ция. М., Изд-во МЭИ, 1967, с. 171.
10-9. Thorn R. J., Simpson О. С.— «Journ. Appl. Phys.», 1953,
v. 24, р. 633.
10-10. Jain S. C., Krishnan К. S.—«Proc. Roy. Soc.», 1952,
v. 213A, p. 143.
10-11. Blau H. H. Исследования при высоких температурах.
Пер. с англ, под ред. В. А. Кириллина и А. Е. Шейндлина. М.,
Изд-во иностр, лит., 1962, с. 73.
10-12. Betz Н. Т., Olson О. Н.— In: Handbook of Thermophysi-
cal Properties of Solid Materials. Ed. A. Goldsmith, T. E. Waterman.
H. J. Hirschhorn. N. Y., Pergamon Press, 1961, v. 1.
10-13. Autio G. W., Scala E. — «Carbon», 1966, v. 4, p. 13.
10-14. Чеховской В. Я. и др. — «Теплофизика высоких темпера-
тур», 1970, т. 8, с. 1204.
110-15. Kennedy A. J.— «The Aeronautical Quarterly», 1960, v. 1'1,
p. 309.
10-16. Baratta F.—«ARS Journal», 1961, v. 32, p. 83.
'10-17. Pears C. D.— In: Measurement of Thermal Radiation Pro-
perties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31,
1963.
10-18. Autio G. W., Scala E.—«Carbon», 1968, v. 6, p. 41.
10-19. Торн P. Дж., Уинслоу Дж. X.— В кн.: Основные понятия
и современные методы измерения температур. Пер. с англ, под ред.
А. Н. Гордова и И. В. Подмошенского. М., «Металлургия», 1967,
т. 3, ч. 1, с. 105.
10-20. Wilson R. G., Spitzer С. R .—«Ракетная техника и космо-
навтика» (русск. пер.), 1968, т. 6, № 4, с. 108.
10-21. Barnes В. Т., Forsythe W. Е., Adams Е. Q.— «Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1947, v. 37, p. 804.
10-22. Aschkinass E.—«Ann. der Physik», 1905, Bd 18, 373.
10-23. Senftleben H., Benedict E.— «Ann. der Ifhysik», 1917, Bd 54,
S. 65.
10-24. Спиридонов Э. Г., Барыкин Б. М., Абрамов А. С.—В кн.:
Структурная химия углерода и углей. М., «Наука», 1969, с. 118.
10-25. Барыкин Б. М., Романов А. И., Спиридонов Э. Г.— В кн.:
Материалы для канала МГД-генератора. М., «Наука», 1969, с. 219.
10-26. Prescott С. Н., Hincke W. В.—«Phys. Rev.», 1928, v. 31,
р. 130.
' ГЛАВА ОДИННАДЦАТАЯ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
КАРБИДОВ, БОРИДОВ, НИТРИДОВ
И СИЛИЦИДОВ
Изделия из соединений металлов и некоторых других
элементов с углеродом, бором, азотом и кремнием
широко используются в технике высоких температур.
Среди этих соединений есть такие, которые имеют темпе-
ратуры плавления выше температуры плавления самого
тугоплавкого металла — вольфрама. Особенностью боль-
шинства указанных соединений является наличие до-
вольно широких областей гомогенности, в пределах ко-
торых физические свойства и, в частности, излучательная
способность могут меняться. Различные соединения ве-
дут себя по-разному не только в различных газовых сре-
дах, но и в вакууме. Некоторые из них при испарении
существенно меняют свой состав. Мы не будем рассмат-
ривать излучательные характеристики всех карбидов,
боридов, нитридов и силицидов. Остановимся только
лишь на наиболее распространенных материалах, кото-
рые нашли применение в высокотемпературной технике.
Для большинства из них характерна особенность
активно взаимодействовать с газами не только на воз-
духе, но даже и в высоком вакууме. Многие карбиды,
бориды и силициды очень энергично взаимодействуют
с азотом. Поэтому исследование излучательных свойств
таких материалов сопряжено с огромными трудностями
из-за влияния условий эксперимента. В этом основная
причина больших расхождений результатов различных
авторов.
П-1. КАРБИД циркония
На рис. 11-1 представлены имеющиеся в литературе
данные по интегральной излучательной способности кар-
бида циркония, из них в работах (Л. 11-1, 11-2] опреде-
лялась излучательная способность в направлении
нормали, а в остальных работах—полусферическая излу-
чательная способность. В [Л. 11-1] использован радиаци-
онный метод с приемником излучения — термостолбиком,
градуированным по черному телу. Исследуемый образец
нагревался в высокочастотной печи. Температура опре-
361
делилась методом приближений на основании измерения
яркостной температуры визуальным пирометром с ис-
пользованием равенства = ч- Установка заполня-
Кр”
лась аргоном или гелием после откачки до давления
260 Па. Характеристики исследованных образцов не при-
водятся.
В [Л. 11-2] исследуемые образцы в виде Т-образного
цилиндра содержали 96% ZrC и некоторое количество
свободного углерода. Подробных сведений о свойствах
образцов также не приводится. Результаты по е/п вычис-
Рис. 11-1. Интегральная излучательная способность карбида цир-
кония.
—[Л. 11-1]; 2 — [Л. 11-4]; 3 — [Л. 11-3]; 4 — [Л. 11-5]; 5-(Л. 11-6]; 6 — [Л. 11-2].
лены путем интегрирования экспериментальных резуль-
татов по монохроматической нормальной излучательной
способности. Авторы отмечают, что стабилизированную
поверхность удалось получить лишь на одном образце.
В [Л. 11-4, 11-5, 11-6] интегральная полусферическая
излучательная способность измерена калориметрическим
методом. Исследуемые образцы нагревались проходя-
щим через них электрическим током. Температура изме-
рялась по излучению модели черного тела в виде цилин-
дрического отверстия внутри образца. Опыты в интерва-
ле температур 1 200—2 450 К проведены в вакууме
порядка 2- 10“2 Па, а в интервале 2 300—3 400 К — в чи-
стом аргоне.
Исходные образцы, исследованные в [Л. 11-4 и 11-5],
были изготовлены в виде стержней диаметром около 5 мм
и длиной 120 мм и содержали следующие элементы:
Собщ—13,28%; Ссвоб—1,14%; N —0,72%; 0 — 0,41%;
362
Zr — 85,3%'. Общая пористость составляла 12,6%. После
опыта образцы, исследованные в {Л. 11-4], содержали:
Собщ-12,07%, Ссвоб-0,34%; N — 0,50 %; 0-0,41%;
Zr — 86,46%', а образцы, исследованные в [Л. 11-5], со-
держали: Собщ—11,70%; Ссвоб —0,48%; N —0,23%; О —
0,06%; Zr —86,20%.
В 1[Л. 11-6] эксперимент проведен на образцах в виде
покрытия из пиролитического карбида циркония толщи-
ной 0,3 мм на графитовой, трубке длиной 150 мм и диа-
метрами 8 и 12 мм. Образцы содержали 88% циркония.
Измеренный параметр решетки составлял 4,693А.
В [Л. 11-3] sth определена калориметрическим мето-
дом на образцах в виде стержней диаметром 6 мм и дли-
ной 40 мм, нагреваемых проходящим электрическим
током. Сообщается, что образец № 1 имел 11,7% СОбщ и
0,18%'Ссвоб, а образец № 2— 11,8%'СОбщ и 0,3% ССвоб.
Пористость составляла 8,5%'. Использование коротких
образцов не позволило достичь изотермичности на опыт-
ном участке, поэтому интегральная полусферическая из-
лучательная способность была определена при условии,
что распределение температуры по длине образца мож-
но считать параболическим. Температура измерялась
в центре по излучению модели черного тела в виде от-
верстия диаметром 0,5 мм и длиной 2,5 мм. Для введе-
ния поправки на отвод тепла вдоль образца теплопро-
водностью использовалось решение Джейна и Криш-
нана. Опыты проведены в вакууме 2,6 • 10-4 Па.
Как видно из рис. 11-1, данные различных авторов
лежат в интервале от 0,4 до 0,8. Такое большое расхож-
дение, очевидно, связано с различиями в исследуемых
образцах и с влиянием среды, в которой проводились
измерения, на излучательные свойства. Наилучшее со-
гласование имеется между работами (Л. 11-5 и 11-6],
в которых исследовались прессованный и пиролитический
карбид циркония. Результаты этих двух работ много
ниже, чем результаты (Л. 11-1 и 11-4]. Причина более
высоких значений &t ZrC в [Л. 11-4] по сравнению с ра-
ботами (Л. 11-5 и 11-6], проведенными по одной методике
с использованием одной и той же аппаратуры, вероятно,
заключается в том, что в ходе опыта весьма высокое со-
держание кислорода, имевшегося в образцах, исследо-
ванных в [Л. 11-4], практически не изменилось, что было
подтверждено химическим анализом образцов после про-
ведения эксперимента (О2 — 0,41%)- В [Л. 11-1] данных
363
по химическому составу образцов не приводится, однако
высокие значения е/ в интервале температур 1 200—
IBOOK и последующее снижение при Т>1 800К говорят
о том, что в этом исследовании практически имел место
лишь «начальный» участок зависимости 8/ от температу-
ры (наличие пленки на поверхности вследствие окисле-
ния адсорбированным кислородом), так как о много-
кратном проведении эксперимента во всем интервале тем-
ператур в [Л. 11-1] не сообщается. Кроме того, следует
иметь в виду, что в этой работе установка заполнялась
инертным газом после предварительной откачки лишь
до 2,6 Па. Поэтому в окружающей среде было значи-
тельное содержание кислорода. Вероятно, из приведен-
ных на рис. 11-1 результатов следует отдать предпочте-
ние результатам, полученным при исследовании пироли-
тического карбида циркония ![Л. .11-6], которое было
проведено на четырех различных образцах, практически
беспористых, не содержащих кислорода, азота и имев-
ших минимальное содержание примесей. Результаты
{Л. 11-6] можно рекомендовать к использованию при рас-
четах в условиях, когда окисление невозможно. Эти
результаты удовлетворительно согласуются с результа-
тами работы [Л. 11-5], где исследовался прессованный
карбид циркония, но в отличие от (Л. 11-4] здесь после
-опыта содержание кислорода в образцах уменьшилось
с 0,40 до 0,06%', и можно предположить, что на поверх-
ности окисной пленки не было, во всяком случае, это,
наверное, выполнялось при температурах выше 1 600 К.
При более низких температурах образование тонкой
окисной пленки из-за наличия кислорода в остаточных
газах было все же возможным, так как скорость испа-
рения пленки с поверхности при этих температурах очень
низка. Появлением пленки можно объяснить увеличение
8/ при снижении температуры от 1 600 до 1 200 К. Сле-
дует отметить, что различные авторы проводили исследо-
вания в разных газовых средах или при различном уров-
не вакуума. В последнем случае сообщаемые обычно ве-
личины остаточного давления соответствуют условиям
непрерывной откачки, когда в зависимости от производи-
тельности используемых насосов и конструкции вакуум-
ной системы количество прокачиваемых через установку
кислорода и азота в единицу времени может сильно от-
личаться. Поэтому сама величина динамического ваку-
ума еще не определяет полностью возможность окисле-
364
ния образца. В этом свете можно понять, почему резуль-
таты измерений излучательных характеристик карбидов
могут сильно отличаться.
На рис. 11-2 представлены результаты для монохро-
матической нормальной излучательной способности кар-
бида циркония при длине волны ХКр~0,65 мкм. Все
результаты получены путем измерения истинной и
яркостной температуры. Характеристики образцов и
условия эксперимента по определению , проводив-
кр
шегося одновременно с определением е/ в (Л. 11-2, 11-3 и
Рис. 11-2. Монохроматическая нормальная излучательная способ-
ность карбида циркония для длины волны %кр.
еХ р<: / — [Л. п-7]; 2— [Л. 11-5]; 3— [Л. 11-8]; 4—[Л. 11-9]; 5— [Л. 11-3]; 6—данны
Смита и др. [Л. 11-10]. Точками показаны измерения (Л. 11-10] при Г=1 400 К:
а — после охлаждения за 10 с с температуры 2 400 К; б — после охлаждения
за 14,5 мин с 2 400 К; в — после охлаждения за 29,5 мин с 2 400 К; г — после
охлаждения за 61 мин с 2 400 К; 7 — [Л. 11-2].
образцах в виде покрытия, нанесенного на вольфрамо-
вую нить диаметром около 0,88 мм, либо на танталовый
цилиндр. Истинная температура измерялась либо термо-
парой, приваренной к нити, либо пирометром по излуче-
нию щели в танталовом цилиндре. Условия эксперимента
и подробные характеристики образцов неизвестны.
В [Л. 11-8] исследованы горячепрессованные образцы
в виде стержней 75X3X3 мм с составом: Zr — 88,24%;
С — 11,41 % Fe — 0,1—0,5%; Si — 0,1— 0,5%. Пирометри-
ческое отверстие диаметром 0,4 мм и глубиной 2,4 мм
было выполнено в середине образца. Установка запол-
365
нялась аргоном, который не проходил дополнительной
очистки. В (Л. 11-9] образцы в виде покрытия толщиной
0,1 мм из порошка карбида циркония на нитроцеллюлоз-
ной связке были нанесены на танталовый цилиндр диа-
метром 8 мм и высотой 20 мм. Методика подробно опи-
сана в [Л. 11-37]. Модель черного тела выполнялась
в виде отверстия в стенке цилиндра диаметром 1 мм.
Нагревателем служил второй коаксиально расположен-
ный танталовый цилиндр диаметром 20 мм и высотой
50 мм. В нем для измерения истинной и яркостной тем-
пературы было выполнено отверстие диаметром 5 мм
соосно с отверстием в первом цилиндре. Результаты
[Л. 11-9] должны быть завышены из-за значительного
излучения нагревателя, отраженного образцом.
Значения ех , полученные различными авторами, ле-
жат в интервале от 0,5 до 0,96. Вероятные причины
таких больших расхождений те же, что и при опреде-
лении интегральной полусферической излучательной спо-
собности— различие в свойствах образца и влияние
окружающей среды.
Показательным является гистерезис в зависимости
(Т), полученный в работе [Л. 11-8]. Автор работы
кР
объясняет гистерезис наличием фазового перехода в кар-
биде циркония при температурах 2 300—2 500 К. Его вы-
воды были подвергнуты критике в [Л. 11-3], где для ех
кР
получено постоянное значение, равное 0,63, и гистерезиса
не наблюдалось. В связи с этим в [Л. 11-3] было отме-
чено, что резкое уменьшение излучательной способности,
наблюдавшееся в {Л. 11-8], и гистерезис в зависимости
ех (Г), вероятно, были связаны с тем, что на поверх-
ности ZrC происходила реакция с кислородом и, возмож-
но, другими примесями, содержавшимися в аргоне, ко-
торым была заполнена установка, а при повышении тем-
пературы продукты реакции «распадались и испарялись».
Предположение о влиянии кислорода и азота на из-
лучательную способность нам представляется правдопо-
добным, однако источниками кислорода и азота может
являться не только недостаточно чистая окружающая
инертная атмосфера или постоянное натекание при дина-
мическом вакууме, но и сами образцы, так как обычно
содержание кислорода в них составляет несколько деся-
тых процента.
366
Интересными являются результаты Смита и др., при-
веденные в справочнике ![Л. 11-10]. Исследовался карбид
циркония, полученный методом горячего прессования.
Состав образцов и методика измерений, к сожалению,
неизвестны. Образец предварительно нагревался до
2 400 К в течение 1 ч. Все опыты проводились в вакууме
6,5 • 10 5 Па, причем каждому измерению при темпера-
туре ниже 2 200 К предшествовала выдержка при 2 400 К.
Отдельно было проведено четыре измерения при 1 400 К.
В первом опыте образец охлаждался от 2 400 до 1 400 К
за 10 с, во втором — за 14,5 мин, в третьем — за 29,5 мин
и в четвертом — за 61 мин.
На рис. 11-2 показано, что по мере увеличения дли-
тельности охлаждения образца с температуры 2 400 до
1 400 К излучательная способность при 1 400 К сущест-
венно увеличивалась. Достаточно высокий вакуум, в ко-
тором проводились эти измерения, позволяет предпо-
Рис. 11-3. Зависимость монохроматической излучательной способно-
сти карбида циркония от длины волны [Л. 11-2].
П .. 1 — 2 100 К; 2 — Г=2 270 К; 3 — Т=2 470 К; 4 — Г=2 670 К.
ложить, что если было взаимодействие с газами, то оно
связано лишь с прокачиваемыми через установку кисло-
родом и азотом. Возможно, что здесь, так же как и
в других исследованиях, существенную роль играл кисло-
род, находящийся в самом образце. Обычно [Л. 11-8,
11-5] эксперимент при охлаждении образца длится зна-
чительно больше 1 ч, и наряду с окислением из-за про-
качиваемого через установку кислорода возможны диф-
фузия кислорода, имеющегося в образце, к поверхности
и увеличение излучательной способности.
367
Из накопленного экспериментального материала для
излучательной способности карбида циркония при длине
волны 0,65 мкм видно, что на результатах существенно
сказываются окружающая среда, наличие примесей
в образце, предшествующая термическая история, и,
конечно, погрешности, присущие тем или иным методи-
кам измерений. К сожалению, подробного анализа усло-
вий эксперимента и свойств образцов ни в одной работе
не сделано. Поэтому в настоящее время трудно дать
какие-либо рекомендации по использованию тех или
иных данных для излучательной способности.
На рис. 11-3 показаны имеющиеся данные Ритгофа
и др. [Л. 11-2] по зависимости монохроматической излу-
чательной способности от длины волны. Авторы нашли,
что у ZrC имеется Х-точка при длине волны около
2,4 мкм, где излучательная способность равна 0,42. Абсо-
лютные значения излучательной способности при длине
волны 0,65 мкм ниже, чем результаты других авторов.
11-2. карбид ниобия
Излучательные характеристики карбида ниобия изу-
чены мало. По определению интегральной излучательной
способности (рис. 11-4) опубликованы всего три работы.
Из них трудно объяснить результаты, полученные Пир-
сом 1[Л. 11-1] (методика измерений описана в разделе
«Карбид циркония», состав образцов неизвестен). Воз-
можно, что исследование проводилось в недостаточно
чистом аргоне, так как в установке перед заполнением
Рис. 11-4. Интегральная излучательная способность карбида ниобия.
8р /-[Л._ 11-1]; 2 —[Л. 11-11]; 3-[Л. 11-5].
368
ператур 1 100—1 400 К имели дело с окисленным NbC,
а при более высоких температурах окисная пленка уда-
лялась. Но скорее всего полученные данные относятся
к первому нагреву образца, и воспроизводимость резуль-
татов при повышении и при понижении температуры не
была проверена. Адсорбированный кислород при нагреве
взаимодействовал с карбидом ниобия. Окислы ниобия
определили высокие значения излучательной способности
при температурах ниже 1 400 К.
В [Л. 11-11] определена интегральная нормальная из-
лучательная способность радиационным методом. Термо-
парный приемник визировался на образец через окошко
из фтористого лития. Образцы представляли собой на-
греваемые электрическим током трубочки электрографи-
та длиной 120 мм, наружным диаметром 8 мм и вну-
тренним— 3 мм, покрытые снаружи пленкой из карбида
ниобия толщиной 20—40 мкм. Каких-либо подробностей
относительно образцов не приводится.
В [Л. 11-5] исследованы образцы карбида ниобия, по-
лученные методом холодного прессования с последую-
щим спеканием. Образцы до проведения эксперимента
имели следующий состав: СОбщ—11,64%, Ссвоб — 0,63%,
N — 0,26%; О — 0,07%; Nb — 87,85%'; общая пористость
составляла 15%. Параметр решетки — 4,470А. После
опыта состав несколько изменился: СОбщ—10,88%,
Ссвоб — 0,35% ,О — 0,21 %, Nb — 89,61 %’. Высота микро-
неровностей поверхности перед проведением эксперимен-
та не превышала 10 мкм.
Совпадение результатов [Л. 11-5 и П-11]1 очень хоро-
шее. Следует отметить, что опыты проведены на сущест-
венно различных образцах (прессованный материал и
покрытие на графите, вероятно полученное методом
осаждения из парогазовой фазы). Между тем резуль-
таты по монохроматической излучательной способности
для длины волны iXKp (рис. 11-5) отличаются на 25—30% .
Вероятно, что такое большое расхождение результатов
вряд ли может быть объяснено погрешностями экспери-
мента. Поэтому не следует придавать слишком большого
значения совпадению полученных для результатов.
Значения для карбида ниобия, полученные в ра-
боте 1[Л. 11-9], так же как и для других карбидов, завы-
шены из-за отраженного излучения. В связи с тем, что
24—192
369
Рис. 11-5. Монохроматическая излучательная способность карбида
ниобия для длины волны ХКр.
ел п : / —* [Л. 11-9]; 2 —[Л/11-5]; 3-[Л. 11-11].
АкР
в [Л. 11-11] состав и другие характеристики образцов не
приводятся, использовать результаты этой работы крайне
трудно. Поэтому в настоящее время можно рекомендо-
вать к использованию лишь результаты [Л. 11-5].
Рис. 11-6. Зависимость монохроматической излучательной способно-
сти карбида ниобия для длины волны по данным [Л. 11-11].
: 1 —опытные точки при Т = 1 793 К; 2 — опытные точки при Т = 2 490 К;
3 — измерения оптическим пирометром.
По зависимости монохроматической излучательной
способности от длины волны имеется лишь одно иссле-
дование [Л. 11-11] при температурах 1 793 и 2 490 К. При
этом авторы отмечают, что точность выполненных ими
измерений существенно снижается при Х<1 мкм и Л>
>4,3 мкм. Эти данные приведены на рис: 11-6.
11-3. КАРБИД ТАНТАЛА
На рис. 11-7 представлены данные |[Л. 11-1, 11-2,
11-12, 11-13] по интегральной нормальной излучательной
способности и данные [Л. 11-24] по интегральной полу-
сферической излучательной способности. Согласование
370
результатов [Л. 11-13 и 11-24], полученных на образцах
разной геометрии различными методами измерений, на-
ходится в пределах точности эксперимента. Данные
[Л. 11-24] получены калориметрическим методом на
цилиндрических образцах диаметром 5 мм и длиной око-
ло 120 мм, нагреваемых проходящим через них электри-
ческим током. Состав исследуемых образцов до опыта:
Собщ 7,24%, С
своб 0,95%, Та — 93,61 %, пористость —
20%. Период решетки до опыта составлял 4,462А. Со-
став образцов после нагревания до 3 750 К: СОбщ —
тала.
ez: / — [Л. 11-1]; 2-[Л. 11-24]; 3-[Л. 11-13]; 4-[Л. 11-12]; 5 - [Л. 11-2].
5,51%, Ссвоб —0,18%; 0 — 0,1%; Та — 94,88%; период
решетки 4,453 А. Состав образцов после нагревания до
3850К: Собщ — 5,37%, ССВОб — 0,49%; N-0,1%; О —
0,1%; Та — 95,08%; период решетки 4,445 А. (Превыше-
ние суммарного содержания элементов величины 100%
связано с неточностями химического анализа). Опыты
проведены на двух образцах в интервале температур
1 200—2 500 К в вакууме 2—5-Ю"3 Па, а в интервале
2 100—3 700 К в атмосфере чистого аргона.
Данные [Л. 11-13] получены радиационным методом.
Исследуемые образцы нагревались в поле индуктора
высокочастотного генератора. Термоприемник был про-
градуирован на месте по излучению модели черного тела.
Опыты проводились в вакууме 6,5 • 10-3 Па. Химический
24* 371
состав исследуемых образцов до опыта был тот же, что
и в [Л. 11-24], так как образцы получались по одной
технологии, а после опыта образец содержал СОбщ —
6,48%, Ссвоб — 0,49%, Та - 94,16%.
Расхождение результатов [Л. 11-13 и 11-24] составля-
ет около 7% при 1 200 К и около 15% при 3 000 К. При
этом необходимо учесть, что значение полусферической
излучательной способности, вероятно, должно быть не-
сколько выше, чем нормальной. К сожалению, неизве-
стен метод, которым были получены приведенные в спра-
вочнике 1[Л. 11-12] данные, и характеристики образцов.
Эти результаты лежат ниже значений [Л. 11-13] на 12%
при 1 800 К и расхождение уменьшается до нуля при
3 000 К.
Результаты работы (Л. 11-2] лежат существенно ниже,
а результаты [Л. 11-1] много выше, чем результаты
[Л. 11-12, 11-13, 11-24]. Методика исследований карбида
тантала в этих работах точно такая же, как и карбида
циркония. Состав образцов не ’известен. В [Л. 11-2] очень
низкие значения интегральной нормальной излучатель-
ной способности были получены путем интегрирования
экспериментально определенной зависимости s^=f(М
для различных температур. Низкие значения излучатель-
ной способности характерны для этой работы. Такие
же низкие значения получены для карбида циркония.
Возможно, что это связано со свойствами образца (не-
достаток углерода) или с некоторыми методическими
ошибками измерений (слабые сигналы вследствие не-
большой площади визирования) и неоправданной экстра-
поляцией на длины волн, которые не были охвачены
измерениями. Во всяком случае трудно предположить,
что карбида тантала может быть равна 8/ полирован-
ного вольфрама, как это следует из 1[Л. 11-2].
Результаты (Л. 11-1] в интервале температур 1 000—
2 400 К лежат значительно выше, а затем при более вы-
соких температурах зависимость е^(Т) круто снижается.
Такого типа зависимости получены в [Л. 11-1] для всех
карбидов. Возможные причины, обусловливающие подоб-
ный характер температурной зависимости, изложены
ранее для других карбидов.
Данные различных авторов по монохроматической
нормальной излучательной способности для длины волны
0,65 мкм представлены на рис. 11-8. Монохроматическая
излучательная способность для Хкр исследована более
372
полно, чем интегральная. Обращает на себя внимание
тот факт, что расхождения наиболее значительны при
низких температурах. При температурах 2 600—2 700 К
и выше результаты исследований имеют лучшее совпа-
дение. Следует отметить, что показанные на рис. 11-8
результаты относятся к образцам, существенно отличаю-
щимся по технологии получения и свойствам.
В [Л. П-15], например, карбид тантала был приго-
товлен путем карбидизации проволоки из тантала. Со-
Рис. 11-8. Монохроматическая излучательная способность карбида
тантала для длины волны 2tKp.
е> . /_[Л. 1Ь7; 11-9]; 2-[Л. 11-8]; 5-[Л. 11-24]; 4-[Л. 11-12]; 5—[Л. 11-14]
кР
6 — [Л. 11-2]; 7 —[Л. 11-15].
свойства не зависят сильно от состава. Образцы в виде
тонких нитей нагревались проходящим через них элек-
трическим током в вакууме. Яркостная температура из-
мерялась фотоэлектрическим пирометром, первоначально
проградуированным по стандартной вольфрамовой лам-
пе. Истинная температура была рассчитана на основа-
нии измерений зависимости яркости от длины волны
в видимой области спектра с использованием закона
Вина и допущения о постоянстве ег Кроме того, прове-
дены измерения методом отражения с использованием
карбидизированной танталовой фольги и дуговой отра-
жательной печи. Подробности этого исследования неиз-
вестны. Данные ,[Л. 11-7 и 11-9] были получены на об-
разцах, изготовленных путем нанесения порошка из ТаС
373
на металлическую подложку. Методика измерений
[Л. 11-7 и 11-9] описана при рассмотрении излучательной
способности карбида циркония. Конечно, в связи с раз-
ницей в технологии изготовления образцов, отличиями
в химическом составе и различными условиями проведе-
ния эксперимента имеющиеся расхождения в результа-
тах для sx вполне возможны, но точно назвать при-
чину получения тех или иных величин очень трудно.
Лучшее согласование результатов при температурах
выше 2 600 К свидетельствует о том, что образцы при
этих температурах из-за заметного испарения поверх-
ностных окисных пленок и других примесей сближаются
по свойствам материала у поверхности и соответственно
по величинам излучательной способности. Особенностью
поведения карбида тантала при более высоких темпера-
турах является его неконгруэнтное испарение с преиму-
щественной потерей углерода [Л. 11-16—11-18], если
в холодном состоянии состав образца был близок к сте-
хиометрическому. Равновесный состав при испарении для
каждого значения температуры может быть достигнут
лишь через некоторый промежуток времени, определяе-
мый в значительной степени процессами диффузии.
К сожалению, большинство исследователей не проводит
химического анализа образцов после эксперимента. Меж-
ду тем содержание углерода может сильно уменьшаться
[Л. 11-24]. Вероятно, что равновесный состав в тонком
поверхностном слое, определяющем излучаемую образ-
цом энергию, достигается довольно быстро.
Данные, полученные Шаффером (Л. 11-8] по методи-
ке, рассмотренной ранее, согласно которым е резко
>кР
уменьшается в интервале 2 300—2 800 К, что автор объ-
яснял возможным наличием фазового перехода, скорее
всего могут быть объяснены удалением окисной пленки,
появившейся из-за наличия растворенного и адсорбиро-
ванного кислорода, или взаимодействием образца с кис-
лородом или азотом, имевшимися в аргоне, которым
была заполнена установка. Состав образцов после опы-
та в [Л. 11-8] не определялся. До опыта приведенные
результаты химического анализа дают Та — 93,32%, С —
6,2%; анализ на содержание кислорода и азота сделан
не был. Результаты, полученные Экстейном и Форменом
для карбида тантала ТаСо.82-о,9б, показали, что с умень-
374
шением содержания углерода по сравнению со стехио-
метрическим излучательная способность уменьшается.
Относительно методики измерений и состава образцов
для результатов, приведенных в 1[Л. 11-12], ничего не из-
вестно. Данные [Л. 11-14] были получены на образце
в виде кольца высотой 6 мм и диаметрами 15 и 9 мм
с пирометрическим отверстием, параллельным образую-
щей. Состав образца до опыта соответствовал формуле
ТаСодз- Общее содержание примесей Zr, W, Nb, Ti, Cr,
O2, N2 и Н2 не превышало 1%. Использовался индукци-
Рис. 11-9. Зависимость моно-
хроматической излучательной
способности карбида тантала
от длины волны.
ex : 1, 2, 3 — [Л. 11-2], для темпера-
тур 2 880, 2 250 и 1 830 К соответ-
ственно; 4, 5, 6 — результаты Блау
[Л. 11-10] для температур 1 350, 2 250
и 3 234 К соответственно.
онный нагрев образцов в вакууме 10~3—10-4 Па. Состав
образцов, исследованных в 1[Л. 11-2], не известен. Обзор
имеющихся результатов и анализ условий эксперимента
позволяет заключить, что в настоящее время выбрать
наиболее достоверные данные и рекомендовать к исполь-
зованию в расчетах какие-либо значения для кар-
кр
бида тантала не представляется возможным.
На рис. 11-9 представлена зависимость монохромати-
ческой излучательной способности от длины волны.
Результаты, полученные Ритгофом и др. [Л. 11-2] и Блау
и др. 1[Л. И-10], удовлетворительно согласуются лишь
при высоких температурах. Обращает на себя внимание
тот факт, что данные Блау [Л. 11-10] для температуры
3 234 К существенно ниже, чем для 1 350 я 2 250 К. В свя-
зи с этим можно предположить, что низкие данные
Ритгофа и др. [Л. 11-2] соответствуют либо достаточно
375
хорошо обезгаженным образцам, чего нельзя сказать
о других результатах, либо в [Л. 11-2] все опыты были
проведены на образцах с содержанием углерода, мень-
шим стехиометрического.
11-4. КАРБИД ТИТАНА
Свойства карбида титана до настоящего времени
почти не изучены. По интегральной излучательной спо-
собности имеется всего две работы [Л. 11-1 и 11-19].
Результаты приведены на рис. 11-10. Методика исследо-
ваний, использованная в [Л. 11-1 и 11-19], описана
цы в виде трубки с наружным диаметром около 7 мм и
толщиной стенки 2 мм нагревались проходящим через
них переменным электрическим током. Химический состав
образцов: СОбщ— 18,8%. Ссвоб — 0,4%, N — 0,2%; О —
0,18%; Ti—80,2%. В интервале температур 1 300—2400 К
измерения проводились в вакууме 9*10-3—5*10-2 Па,
а при более высоких температурах — в атмосфере чисто-
го аргона. По результатам Пирса е/п карбида титана,
так же как и большинства других карбидов, при тем-
пературе выше 1 500 К круто падает. Вероятно» эти опыты
не были проведены на образцах со «стабилизирован-
ной» поверхностью, а автор имел дело лишь с нестаби-
лизированными образцами. Возможно, что аргон, в ко-
тором проводились измерения, не был достаточно чистым.
Очень низкие значения &t при предельных температурах,
вероятно, связаны с погрешностью эксперимента и,
в частности, с расчетом истинной температуры излу-
чающей поверхности. По результатам, полученным
в (Л. 11-19], интегральная полусферическая излучатель-
376
ная способность карбида титана со «стабилизированной»
поверхностью в интервале температур 1 200—3 000 К
плавно увеличивается от 0,6 до 0,75.
По монохроматической излучательной способности
Рис. 11-11. Монохроматиче-
ская излучательная способ-
ность карбида титана для дли-
ны волны %Кр.
п /—[Л. 11-1941 2— [л. 11-20];
кР
3 — [Л. 11-7].
карбида титана для длины волны вблизи 0,65 мкм име-
ются результаты трех работ (Л. 11-7, 11-19, 11-20]
(рис. 11-11).
Результаты [Л. 11-7], согласно которым sx = 0,96*и
постоянна до 2100К, и результаты* [Л. 11-20], согласно
которым в. =0,90 и постоянна до 2 000 К, были получе-
Кр
ны на образцах в виде покрытий. Покрытия могли силь-
но отличаться по свойствам от прессованного материала.
По зависимости монохроматической излучательной спо-
собности от длины волны в литературе сведений нет.
11-5. КАРБИД КРЕМНИЯ
Несмотря на то что изделия из карбида кремния уже
давно используются в оптике, инфракрасной технике и
в качестве нагревателей, излучательные свойства карби-
да кремния изучены пока недостаточно. Имеющиеся экс-
периментальные данные часто существенно расходятся.
Следует отметить, что карбид кремния (силит, глобар)
используют в различных спектральных измерениях как
источник излучения. Его преимуществом является воз-
можность работы на воздухе в течение длительного вре-
мени при высоких температурах. В связи с этим допол-
нительные трудности представляет учет излучения окиси
кремния. По интегральной излучательной способности
карбида кремния в литературе имеются результаты трех
работ (рис. 11-12). Результаты Олсона и Морриса
[Л. 11-21] и результаты Мишо [Л. 11-22] получены для
излучения прессованного карбида кремния (карборунда)
377
в направлении нормали, а данные [Л. 11-23] — для полу-
сферического излучения пиролитического карбида крем-
ния. К сожалению, состав и другие характеристики об-
разцов, исследованных Мишо, Олсоном и Моррисом, не
известны. В [Л. 11-23] карбид кремния ^-модификации
был получен в виде пиролитического покрытия толщиной
Рис. 11-12. Интегральная излучательная способность карбида крем-
ния.
ez: / — [Л. 11-23]; 2 — результаты [Л. 11-21]; 3— [Л. 11-22].
углерода не превышало 0,2%. Диаметр круговых неров-
ностей на поверхности образца колебался от 0,05 до
0,5 мм, а их высота составляла в среднем 0,05 мм.
Мишо определял интегральную нормальную излуча-
тельную способность методом Фери с вращающимся
образцом. Образец нагревался в пламени газовой горел-
ки. Во время измерений горелка перемещалась вперед
и назад вдоль образца.
Олсон и Моррис определяли интегральную нормаль-
ную излучательную способность. Исследуемые образцы
перемещались в цилиндрической печи. В момент измере-
Рис. 11-13. Монохроматическая
излучательная способность
карбида кремния для длины
ВОЛНЫ |Хкр.
еХкрП:/—[Л. П-21]; 2 —[Л. 11-23];
3 — [Л. 11-22].
ний образцы находились напротив водоохлаждаемого
смотрового окна. Хотя количественное согласование
результатов удовлетворительное, качественный характер
изменения с температурой различен, возможно, в связи
с тем, что Олсон и Моррис определяли излучательную
способность в воздухе, Мишо — в пламени газовой горел-
378
кй с кислородным дутьем, а опыты в [Л. 11-23] проводи-
лись в вакууме и аргоне. Кроме того, возможно, на
результатах сказалось различие в кристаллических моди-
фикациях карбида кремния. Определение зависимости
монохроматической излучательной способности при дли-
нах волн вблизи 0,65 мкм от температуры проведено
в тех же работах, в которых исследовалась е/. Сравнить
результаты трудно, так как опыты проведены в различ-
Рис. 11-14. Зависимость монохроматической излучательной способ-
ности карбида кремния от длины волны.
еХ п ; '-[Л- 11-32] (Г=1 255 К); 2-[Л. 11-31] 243 К); 5-[Л. 11-30] (7=Л 375 К);
кР
4~ [Л. 11-35] (Т=1 358 К); 5-[Л. 11-34] (Т=1 298 К); 6 — [Л. 11-34] (7=873 К);
7 — [Л. 11-33] (7’=395 К).
ных газовых средах и были различия в составе и струк-
туре образцов. Результаты исследований приведены на
рис. 11-13.
Зависимость излучательной способности карбида
кремния от длины волны изучена более полно, особенно
в инфракрасной области спектра (рис. 11-14). Но согла-
сование полученных результатов при близких значениях
температуры нельзя признать удовлетворительным.
В одном из наиболее ранних исследований [Л. 11-30],
приведенных на рис. 11-14, эксперимент проведен на гло-
баровом образце в виде трубки длиной 380 мм, наруж-
ным диаметром 28 мм и толщиной стенки около 8 мм
при 1 375 К. Моделью черного тела служила щель длиной
около 50 мм и шириной около 1,0 мм. Недостатком этой
работы следует признать отличие температуры излучаю-
щей поверхности от температуры модели черного тела.
Поэтому результаты [Л. 11-30], вероятно, занижены.
379
В [Л. 11-31] в качестве источника использовалась из-
готовленная отдельно модель черного тела. Для измере-
ния температуры в образце, имеющем вид стержня, было
выполнено радиальное сверление. Поправки на перепад
температур между дном сверления и поверхностью так-
же не вводились, и в этой работе результаты тоже могли
быть занижены.
В [Л. 11-32] глобаровый стержень нагревался пропу-
сканием электрического тока. Температура измерялась
хромель-алюмелевой термопарой. Используемая в каче-
стве эталона излучения модель черного тела была изго-
товлена отдельно. Температуры глобара и модели черно-
го тела во время эксперимента поддерживались постоян-
ными и одинаковыми с точностью ±1,7 К. В этой работе
наряду с зависимостью ПРИ 1 255 К, получены
также кривые при 755, 922 и 1 089 К (они близки друг к
другу и на рис. 11-14 не представлены). Полученные
в [Л. 11-32] результаты являются наиболее низкими. При-
чину указать довольно трудно. Возможно, что здесь ска-
залась неизотермичность глобара по длине визируемого
участка, как отмечается в [Л. 11-33]. Автор последней
работы считает, что для таких пористых и сравнительно
мало теплопроводных материалов, как карбид кремния,
целесообразнее для определения излучательной способ-
ности использовать метод отражения. Результаты
[Л. 11-33] получены при 395 К с использованием интегри-
рующей сферы и эталона из покрытия окиси магния.
К сожалению, таким методом трудно получить результа-
ты при высоких температурах.
В более поздней работе [Л. 11-35] проведено тщатель-
ное исследование методом'прямого сравнения излучения
глобарового образца с осуществленной в нем моделью
черного тела. Образец представлял собой трубку длиной
около 380 мм, диаметром 28 мм и толщиной стенки 6 мм.
Вертикальная прорезь в центре трубки моделировала
черное тело. В работе введена поправка на перепад тем-
ператур в стенке трубки.
В [Л. 11-34] результаты получены сравнением излуче-
ния образца с излучением модели черного тела, выпол-
ненной отдельно. Температура образца измерялась тер-
мопарой. Полученные при 873 и Г298К значения явля-
ются наиболее высокими.
Анализируя полученные результаты в целом, необхо-
димо отметить, что все опыты проведены на воздухе, и
380
исследуемые образцы окислялись. Однако в зависимости
от температуры и времени выдержки окисление могло
происходить по-разному. Это могло сказаться на полу-
ченных результатах. Общим во всех полученных резуль-
татах следует считать минимум излучательной способно-
сти вблизи 12 мкм. Этот минимум соответствует макси-
муму отражения у монокристалла карбида кремния и
связан, вероятно, с основной частотой колебаний связи
Si—С. Относительно других экстремумов на кривых
ех=/(Л) ничего определенного сказать нельзя, так как
их идентичности не получено. Можно лишь предполо-
жить, что наблюдавшиеся в [Л. 11-30 и 11-32] минимумы
вблизи 9 мкм связаны с наличием окиси кремния, у кото-
рой есть полоса отражения вблизи этой волны. Следует
отметить, что окись кремния в карбиде кремния обра-
зуется не только в результате его окисления, но может
присутствовать в самом материале благодаря тому, что
он изготовляется путем реакции SiO2 с углеродом при
высокой температуре.
Рассматривая имеющиеся в литературе данные по
монохроматической излучательной способности карбида
кремния в зависимости от длины волны, можно заклю-
чить, что дать общую зависимость в настоящее время не
представляется возможным. Можно лишь рекомендовать
к использованию результаты наиболее тщательно выпол-
ненной работы [Л. 11-35].
11-6. КАРБИД УРАНА
Несмотря на широкое использование карбида урана
в ядерной технике, в литературе опубликовано крайне
мало данных по его излучательным характеристикам.
Фактически единственным опубликованным исследовани-
ем является работа Гроссмана (Л. 11-25]. На рис. 11-15
представлена зависимость интегральной полусферической
излучательной способности от температуры. Опыты про-
ведены на переплавленном в дуге карбиде урана. Обра-
зец представляет собой стержень длиной 9 см и диамет-
ром 9 мм, с содержанием урана 94,7%, общего углерода
5,3%'. Содержание кислорода не превышало 0,02%.
Образец был тщательно отполирован. Значения интег-
ральной полусферической излучательной способности
были получены одновременно со значениями коэффици-
ента теплопроводности на основании измерений тока,
381
проходящего через исследуемый образец, определенного
на данном образце удельного электросопротивления и
измеренного микропирометром поля температур вдоль
образца, которое аппроксимировалось параболической
зависимостью. Измерения при температурах ниже 1 800 К
проведены в вакууме 10~4 Па, а при температурах выше
1 800 К установка заполнялась очищенным аргоном. Для
«стабилизированного»состояния поверхности в интерва-
Рис. 11-15. Интегральная полу-
сферическая излучательная
способность карбида урана
[Л. 11-25].
ле температур 1 600—2 000 К интегральная полусфериче-
ская излучательная способность постоянна и равна 0,42.
Следует отметить, что пересчет измеренных яркост-
ных температур в истинные в [Л. 11-25] производился на
основании исследованной после эксперимента по st зави-
симости s. от температуры. Для определения s. часть
Кр Кр
исследованного образца длиной 2 см с отверстием диа-
метром 0,5 мм и глубиной 2,5 мм нагревалась в поле высо-
кочастотного индуктора. Во время этих измерений было
обнаружено, что после выдержки при температурах выше
1 800 К в вакууме 10“4 Па поверхность образца освобож-
далась от пленки и «стабилизировалась», однако при
снижении температуры до 1 700 К в вакууме 6,3- 10~5 Па
после 10-минутной выдержки монохроматическая излу-
чательная способность медленно увеличивалась и выхо-
дила на новое, более высокое постоянное значение. Это
же происходило во время выдержки при любой темпера-
туре ниже 1 700. Автор [Л. 11-25] считает, что рост ех
Кр
объясняется образованием тонкого слоя окислов или
нитридов на поверхности образца.
Для случая «чистой» поверхности получена следую-
щая формула:
s. =0,539 — 0,02Т-IO"3
Кр
в интервале 1 150—1 890 К. Абсолютная погрешность
определения sx составляет ±0,02.
Кр
382
11-7. КАРБИД ГАФНИЯ
Карбид гафния — один из наиболее тугоплавких кар-
бидов, уступающий по температуре плавления лишь кар-
биду тантала. Однако он используется реже, и его излу-
чательные характеристики изучены гораздо меньше.
На рис. 11-16 представлены имеющиеся в литературе
результаты двух исследований интегральной излучатель-
Рис. 11-16. Интегральная нор-
мальная излучательная способ-
ность карбида гафния.
£t: / — [Л. 11-13]; 2 —[Л. 11-1].
ной способности [Л. 11-1, 11-13]. Состав и другие свойст-
ва образца, изученного в [Л. 11-1], не приводятся.
В 1[Л. 11-13] исследованный образец карбида гафния имел
следующий состав: СОбщ — 7,37%, Ссвоб—1,16%, О —
0,1%, Hf — 91,33%. Общая пористость составляла 9,0%•
В работе [Л. 11-1] для е/п карбида гафния так же,
как и для других карбидов, получена ниспадающая с тем-
пературой кривая, причем при температурах около
/7/
«7
0,6
'люп
°-5поо ism
1300 2300 2700 - К
2
Рис. 11-17. Монохроматическая излучательная способность карбида
гафния для длины волны Хкр.
ех : 1~ [Л. 11-13]; 2— [Л. 11-9].
кР
1 300 К излучательная способность превышает 0,8. При-
чина получения такой температурной зависимости у всех
исследованных в [Л. 11-1] материалов одна и та же: либо
это влияние кислорода, имеющегося в аргоне, либо дан-
ные получены во время первого нагрева образца. Поэто-
му единственными данными, которые могут быть реко-
мендованы к использованию, являются результаты
[Л. 11-13]. Представленные на рис. 11-17 данные по моно-
хроматической излучательной способности для длины
волны ЛКр~ 0,65 мкм относятся к различным образцам.
383
В [Л. 11-9] результаты получены на образцах в виде
покрытий из порошка карбида на металле. Кроме того,
эксперимент проведен в условиях, когда из-за влияния
отраженного 'излучения нагревателя результаты должны
быть завышены. Поэтому в настоящее время по моно-
хроматической излучательной способности массивных
образцов карбида гафния следует использовать резуль-
таты, полученные в (Л. 11-13]. Зависимость монохрома-
тической излучательной способности карбида гафния от
длины волны до настоящего времени не исследовалась.
11-8. ДИБОРИД ЦИРКОНИЯ
Среди тугоплавких боридов переходных металлов
диборид циркония является наиболее полно изученным
материалом. Имеющиеся данные по интегральной излу-
чательной способности показаны-на рис. 11-18. Из них
данные Пирса, опубликованные в [Л. 11-10], и данные
Рис. 11-18. Интегральная излучательная способность диборида цир-
кония.
8р / — [Л. 11-10]; 2—[Л. 11-29]; 3-[Л. 11-26]; 4 - [Л. 11-27].
[Л. 11-27] относятся к нормальному излучению, а осталь-
ные— к полусферическому. Методика измерений Пирса
описана ранее. Результаты [Л. 11-27] получены путем
интегрирования экспериментально изученной зависимо-
сти монохроматической излучательной способности от
длины волны и температуры. Подробно методика изме-
рений [Л. 11-27] будет описана при рассмотрении излу-
чательной способности нитридов.
Результаты [Л. 11-26] получены нестационарным ме-
тодом при охлаждении образца. Каких-либо подробно-
стей о свойствах исследованных образцов в этих работах
не сообщается. Известно лишь, что в [Л. 11-26] исследо-
384
ванный образец был получен методом горячего прессо-
вания. Относительно результатов Пирса можно отметить,
что, как и для большинства материалов, исследованных
в этой работе, для диборида циркония полученные дан-
ные, вероятно, относятся лишь к первоначальному нагре-
ву образца. Результаты [Л. 11-27], так же как и резуль-
таты этих авторов для некоторых карбидов [Л. 11-2],
вероятно, занижены.
В ИВТ АН СССР определена как полусферическая,
так и нормальная интегральная излучательная способ-
ность [Л. 11-29]. Исследуемые образцы были изготовлены
методом холодного прессования с последующим спека-
нием и содержали заметное количество углерода. Харак-
теристика исследованных образцов представлена в таб-
лице.
Таблица 11-1
Свойства исследованных образцов диборида
циркония
Характеристика образцов в л общ Всвоб с „ оощ О2 Zr Пористость % Плотность, г/см3
Образец для опре- деления eth 17,94 0,02 2,98 0,12 76,6 24,0 4,31
Образец для опре- деления etn и еХ КР 17,72 0,02 1,43 0,21 80,7 24,7 4,50
Чистота поверхности исследованных образцов соот-
ветствовала примерно 7-му классу. Для определения
интегральной полусферической излучательной способно-
сти образец в виде стержня диаметром 8 мм и длиной
120 мм нагревался проходящим через него электриче-
ским током. Измерялась мощность на изотермическом
центральном участке длиной 30 мм. Модель черного тела
в виде отверстия диаметром 0,5 мм и глубиной 6,5 мм
находилась в центре опытного участка. Методика изме-
рений аналогична исследованию карбидов [Л. 11-4].
Для определения efn образец был изготовлен в виде
цилиндра диаметром 18 мм и высотой 25 мм с осевым
пирометрическим каналом диаметром 2 мм. Образец
нагревался в высокочастотном поле индуктора. Подроб-
25—192 385
но методика описана в [Л. 11-28]. Все измерения прове-
дены в вакууме порядка 10~3 Па.
Полученные результаты по интегральной нормальной
излучательной способности хорошо согласовались
с результатами по полусферической излучательной спо-
собности во всем интервале температур. По полученным
в двух исследованиях точкам проведена одна осредняю-
щая прямая. Из приведенных на рис. 11-18 результатов
наилучшее согласование наблюдается между данными
Рис. 11-19. Монохроматическая
излучательная способность ди-
борида циркония при длине
ВОЛНЫ (Хкр.
ех ; /_[Л. 11-29]; 2 — [Л. 11-7];
кР
3— [Л. 11-9].
[Л. 11-26] и данными МВТ АН СССР [Л. 11-29]. Веро-
ятно, эти данные ближе всего характеризуют интеграль-
ную излучательную способность диборида циркония.
Данные по зависимости монохроматической излуча-
тельной способности при ХкР от температуры показаны на
рис. 11-19. Сравнение имеющихся результатов затруд-
нено, так как в [Л. 11-7 и 11-9] результаты получены
на образцах в виде покрытий из порошков борида на
металле. При этом в (Л. 11-9], несомненно, был сущест-
вен вклад излучения нагревателя, отраженного от
образца.
Фактически данные (Л. 11-29] являются единственны-
ми для компактных образцов диборида циркония. Полу-
ченная зависимость S от температуры является моно-
кР
тонно убывающей. Она качественно не соответствует
результатам [Л. 11-27] по зависимости монохроматиче-
ской излучательной способности от длины волны, пред-
ставленным на рис. 11-20.
Из кривых, приведенных на этом’рисунке, можно по-
лучить, что е. в интервале 1 604 —2 480 К увеличивает-
кР
ся от 0,74 до 0,82. Авторы [Л. 11-27] получили Х-точку
при длине волны 0,55 мкм со значением ^ = 0,85.
386
Следует отметить, что приведенные на рис. 11-20 данные
относятся к образцу № 2. Для образца № 1 получены
несколько отличные результаты, которые, однако, здесь
не представлены, так как авторы отмечали, что после
опыта рентгеновский анализ обнаружил в образце нит-
рид циркония. Кроме того, при анализе результатов не-
Рис. 11-20. Зависимость мо-
нохроматической излуча-
тельной способности дибо-
рида циркония от длины
волны [Л. 11-27].
еХп : 1— Т=2 480 К; 2—Т=2 330 К;
3 — Т=2 200 К; 4 — 7=1 702 К;
5—Г=1 604 К.
обходимо иметь в виду, что исходные образцы диборида
циркония имели 3% вольфрама и 8% кислорода. Поэто-
му данные [Л. 11-27] могут рассматриваться только как
ориентировочные.
11-9. НИТРИДЫ
Нитриды циркония, гафния и тантала. Нормальная
монохроматическая излучательная способность ZrN, HfN
и TaN изучалась Ритгофом и Де Сантисом [Л. 11-27]
в интервале длин волн 0,4—5 мкм и при температурах
1 600—2 300 К. По данным измерения были рассчи-
таны величины нормальной интегральной излучательной
способности этих нитридов.
Образцы для исследования изготовляли методом горя-
чего прессования порошка (размеры частиц не превы-
шали 1 мкм) при температурах, превышающих '2 000 К.
Согласно химическому анализу в нитридах на один атом
металла приходилось меньше чем один атом азота, одна-
ко рентгеноструктурный анализ обнаружил только кри-
сталлическую нитридную фазу. Исследуемые образцы
25* 387
Рис. 11-21. Монохроматическая
нормальная излучательная спо-
собность нитридов [Л. 11-27].
еХ«: я—TaN в атмосфере азота при
давлении 0,2 МПа: 1 — 7=1 648 К;
2 — 7=1 882 К: 3 — 7=1 990 К; 4 —
Т=2 070 К; 5 — результаты получе-
ны в вакууме; б — ZrN в атмосфе-
ре аргона: 1 — 7=1 968 К; 2 — Т =
=2 287 К; 3— 7 = 2 064 К; 4 — Т=
= 1 895 К; в — HfN в атмосфере
аргона при давлении 0,2 МПа: 1 —
7=1 612 К; 2 — 7=1 809 К; 3—Т=
=2 006 К; 4—7=2 192 К.
доводили соответствующей
обработкой до следующих
размеров: диаметр 6 мм,
длина 12 мм. На одном из
торцов каждого образца
имелась цилиндрическая по-
лость диаметром 0,5 мм и
длиной 2 мм, которая игра-
ла роль черного тела для
измерения истинной темпе-
ратуры поверхности образ-
ца при помощи оптического
пирометра. Погрешность из-
мерения истинной темпера-
туры образца оценивается
±5 градусов.
Образец нагревали до
высокой температуры в вы-
сокочастотном электромаг-
нитном поле. При помощи
монохроматора, модулято-
ра, фотоумножителя и ва-
куумной термопары измеря-
лось отношение интенсивно-
сти излучения поверхности
образца и модели черного
тела. Измерения проводили
в аргоне или азоте под дав-
лением 0,15—0,20 МПа*.
В работе (Л. 11-27] много
внимания уделялось состоя-
нию излучаемой поверхно-
сти. Применяя полировку и
травление кислотой поверх-
ности, авторы считали, что
они получали на образцах
оптически ровную поверх-
ность. Однако при столь высоких температурах,
которые имели место в эксперименте, безусловно
может происходить нарушение условия оптически ровной
поверхности из-за испарения, разложения, уплотнения
исследуемого материала, реакции со следами загрязне-
ний. Действительно, после измерения излучения были
* 1 кгс/см2~0,1 МПа.
388
сняты рентгенограммы, которые показали слабое окис-
ление поверхности ZrN и HfN. Наблюдалась также
потеря азота, когда TaN нагревали выше 2 000 К в ваку-
уме. Обратное явление происходило, когда образец
нагревали в атмосфере азота. Отмеченные изменения
подтверждались изменением массы и плотности образ-
цов. Очевидно все это послужило причиной того, что
(как это видно на рис. 11-21,а) величины монохромати-
ческой излучательной способности TaN, измеренные
в среде азота, имеют более высокие значения по сравне-
нию с этими же величинами, измеренными в вакууме.
В случае измерения в вакууме изотермы 2 047; 2 363;
2 575 и 2 860 К сливаются в одну кривую 5, а при изме-
рении в азоте наблюдается нарушение последовательно-
сти расположения изотерм.
На рис. 11-21, б представлены измерения еХп нитрида
циркония ZrN в атмосфере аргона. Как и на предыдущем
рисунке, порядок номеров соответствует последователь-
ности проведения опытов. На электронных микрофото-
графиях, сделанных до и после нагревания ZrN до
2287 К, заметно значительное изменение структуры по-
верхности, что является, вероятно, причиной необычного
хода изотерм 2 064 и 1 895 К при длинах волн, меньших
1 мкм.
Результаты измерения еХл для нитрида гафния HfN
изображены на рис. 11-21,в. Измерения проводили в ат-
мосфере аргона.
На рис. 11-22 приведены данные [Л. 11-27] по нор-
мальной интегральной излучательной способности ZrN,
TaN и HfN и данные, полученные Пирсом и Соутерном
[Л. 11-10] и Пирсом [Л. 11-1, 11-38] в широком интервале
температур. (Методика измерения, применяемая в
[Л. 11-1, 11-38], описывается в резделе о TiN и BN.) Из-
мерения [Л. 11-10] проведены в аргоне на образцах, полу-
ченных горячим прессованием, при этом плотность
TaN—13,7 г/см3, a HfN—12,8 г/см3. Погрешность
измерения оценивается величиной ±10%. Из рис. 11-22
видно, что кривые, построенные по рассчитанным зна-
чениям etn для ZrN и HfN [Л. 11-27], имеют слишком
крутой наклон и плохо совпадают с измерениями других
авторов.
Монохроматическая нормальная излучательная спо-
собность TaN, HfN, ZrN и Ta2N при длине волны
389
Рис. 11-22. Интегральная нормальная излучательная способность
нитридов.
Etn: / — HfN; 2-TaN; 3 - ZrN [Л. 11-27]; 4 - TaN; 5 - HfN [Л. 11-10]; 6-
HfN [Л. 11-1, 11-38].
0,65 мкм в интервале температур 1 100—2 000 К измере-
на в вакууме в |[Л. 11-9, 11,37]. Для HfN, TaN и Ta2N
она является постоянной для отмеченной области темпе-
ратур и равна соответственно 0,84; 0,79; 0,83. Для ZrN
наблюдается зависимость п от температуры, и она
представлена на рис. 11-23. Методика исследования и
Рис. 11-23. Зависимость мо-
нохроматической нормаль-
ной излучательной способ-
ности (длина волны
0,650 мкм) нитридов от
температуры [Л. 11-9,11-37].
„:/—ScN; 2—TiN; 3—Zr N
кр"
4—GaN; 5—BN; 6—CrN.
способ приготовления образцов, применяемых в работе
[Л. 11-9, 11-37], приводятся при рассмотрении свойств
ZrC.
Нитриды бора, титана, кремния, алюминия и других
металлов. Пирс [Л. 11-1, 11-38] исследовал интегральную
нормальную излучательную способность многих веществ,
в том числе нитрида титана TiN и нитрида бора BN
в широком интервале температур 800—3 000 К. Опыты
проводили в печи, заполненной инертным газом (аргон
или гелий). Нагревание электропроводных образцов про-
390
изводилось при помощи индукционного нагрева в элек-
тромагнитном поле высокой частоты. Если образцы были
неэлектропроводны, то их нагревание осуществляли от
диска из вольфрама или тантала, который непосредст-
венно нагревался в высокочастотном поле. Образцы '.име-
ли форму дисков следующих размеров: диаметр 13—
38 мм, высота 1,5—6 мм. Исследуемую поверхность
образцов обрабатывали до гладкого состояния шлифова-
нием. Излучательную способность находили как отноше-
ние сигналов, пропорциональных интенсивности излуче-
ния 'изучаемой поверхности и черного тела. В качестве
Рис. 11-24. Интегральная нор-
мальная излучательная способ-
ность нитридов.
e/n: 1 - BN; 2 — TiN [Л. 11-1,
11-38]; 3 - Si3N4 [Л. 11-10].
приемника излучения использовалась батарея диффе-
ренциальных термопар (160 спаев). Приемник излучения
градуировался по излучению черного тела. Температура
излучавшей поверхности измерялась различными спосо-
бами, в том числе: платина-платинородиевой термопарой
в интервале 700—1 500 К, вольфрам-рениевой термопарой
при более высоких температурах и оптическим пиромет-
ром при температурах выше 1 000 К. Погрешность изме-
рения etn оценивается величиной ±10%'. Как видно из
рис. 11-24, исследование интегральной нормальной излу-
чательной способности BN и TiN проведено в области
температур 800—2 500 К и 1 '200—3 000 К соответственно.
Интегральные нормальные излучательные способно-
сти A1N и Si3N4 при температуре 1 223 К соответственно
равны 0,81 и 0,90; они были рассчитаны Скетзом с сот-
рудниками (Л. 11-10] по данным измерения нормальной
монохроматической излучательной способности A1N и
Si3N4 для этой температуры. Исследуемый образец A1N
имел плотность 2,04 г/см3, a Si3N4—1,82 г/см3. Опыты
велись в атмосфере аргона.
Вейде с сотрудниками {Л. 11-10] получил в интервале
температур 589—1 255 К данные по интегральной нор-
391
мальной излучательной способности Si3N4, приведенные
на рис. 11-24. Одновременно им было экспериментально
показано, что е/п нитрида кремния почти не изменяется
после нагревания в воздухе в течение 20 мин.
Величины монохроматической нормальной излуча-
тельной способности (при длине волны %кр = 0,65 мкм)
многих нитридов измерены в вакууме {Л. 11-9, 11-37].
Для части нитридов sx оказались равными постоян-
ным величинам: 0,77 для Si3N4 в интервале температур
1 100—1 900 К; 0,85 для AIN (1 100—1 700 К) при измере-
нии в вакууме и 0,80 для AIN (1 100—2300 К) при изме-
Рис. 11-25. Излучательные ха-
рактеристики нитридов крем-
ния, алюминия и бора.
еХ«: Л-.Si3N4 и 2 — A1N при
Т—\ 223 К (данные Скетза и др.
[Л. 11-10]); 3— BN при Г=873—
1 353 К (данные Блау и др., Балке-
ра и др. [Л. 11-Ю]); рхп: 4 — BN;
5 — Si3N4 и 6 — A1N (данные Скет-
за и др. [Л. 11-10] при Т = 298 К).
рении в среде аргона. Для TiN и BN монохроматическая
излучательная способность зависит от температуры
(рис. 11-23, кривые 2 и 5).
Скетз с сотрудниками [Л. 11-10] провел исследование
нормальной монохроматической излучательной способно-
сти Si3N4 и A1N (рис. 11-25). Измерение проводилось
в атмосфере аргона при 1 223 К в области длин волн 1 —
15 мкм. Этими же авторами измерена монохроматиче-
ская нормальная отражательная способность нитридов
BN, Si3N4 и A1N (рис. 11-25). Для измерения отража-
тельной способности использовался относительный метод
при температуре 298 К в интервале длин волн 0,23—
2,65 мкм. В качестве стандартного отражателя исполь-
зовалась MgO. Излучение падало нормально по отноше-
нию к исследуемой поверхности и отражалось в полусфе-
ру. Образец из нитрида алюминия A1N имел плотность
2,04 г/см3 и толщину 1,8 мм; нитрид Si3N4 был спечен
при 1 673 К в течение 4 ч, и образец из него имел тол-
392
щину 1,5 мм и плотность 1,82 г/см3. Отражательную спо-
собность BN измеряли на двух образцах. Один из них
содержал 97% BN, имел плотность 2,09 г/см3 и толщину
1,25 мм. Второй образец был спечен при температуре
2 173 К в течение 2 ч, содержал 99,5% BN, имел плот-
ность 2,0 г/см3 и толщину 1,65 мм. Результаты измерения
р>п на двух образцах совпали в пределах ошибки опыта
±5%; они представлены на рис. 11-25 в виде единой
кривой 4.
На рис. 11-25 представлена кривая 3, усредняющая
почти совпадающие результаты измерения еХп нитрида
бора, полученные Блау с сотрудниками и Балкером
с сотрудниками [Л. 11-10] при температурах 873, 1 033 и
1 353 К в области длин волн 0,5—15 мкм. Измерения
проведены в атмосфере воздуха, поверхности исследуе-
мых образцов были или обработаны ультразвуком и
алмазным кругом, или полированы.
С результатами измерения еХд для BN, изображенны-
ми кривой 3 на рис. 11-25, совпали также данные, полу-
ченные Слемпом и Вейде 1[Л. 11-36] в интервале длин
волн 1 —15 мкм в воздухе при температуре 1 083 К. Обра-
зец BN, изготовленный в виде полудиска, вращался
в печи и имел температуру, равную температуре полости
печи. Таким образом, на термопарный приемник излуче-
ния попеременно падало излучение то от черного тела,
то от поверхности образца. Температура образца изме-
рялась хромель-алюмелевыми термопарами.
Как было ранее отмечено, монохроматическая нор-
мальная излучательная способность многих нитридов для
волны длиной 0,65 мкм была измерена в |[Л. 11-9, 11-37].
На рис. 11-23 представлена зависимость этой величины
от температуры соответственно для нитридов скандия
(ScN), галлия (GaN) и хрома (CrN). Многие нитриды
имеют постоянное значение ех п , например: 0,77 для
YN в области температур 1 100—2 100 К; 0,82 для V3N
(1 100—2 100 К); 0,83 для NbN (1 100—2000 К); 0,82 для
Nb2N (при 1 100—2000 К); 0,69 для Cr2N (1 100—1 900 К).
11-10. силициды
В. работах [Л. 11-9, 11-37] измерена в вакууме моно-
хроматическая нормальная излучательная способность
большого числа силицидов при длине волны 0,65 мкм.
393
ё Таблица 11.2
Зависимость от температуры монохроматической нормальной излучательной способности
некоторых силицидов при длине волны 0,65 мкм [Л. 11-9, 11-37]
т, к
Материал 1 073 1 173 1 273 1 373 1 1 473 | , 1 573 1 673 1 773 | 1 873 1 973 | 2 073 2 173 | 2 273
Mg2Si* 0,67 0,68 0,69 .
GdSi2 0,80 0,80 0,81 0,81 0,82 0,82 0,82 0,83 0,83
W,Si 0,79 0,80 0,81 0,82 0,82 0,83 0,83 0,84 0,84 0,85 0,85 0,86
Mn3Si* 0,68 0,71 0,75 0,78 — —
MnSi2* 0,70 0,73 0,-76 0,80 0,83 — — — — —
ReSi2 0,70 0,74 0,77 0,80 0,83 0,86 0,89 — — —
TiSi2 0,82 0,82 0,82 0,82 0,82 0,82 0,82 0,82 0,82 — — —
Ti5Si з 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 — — —
CoSi* 0,67 0,71 0,75 0,79 0,83 0,86 — —
NiSis* 0,67 0,71 0,75 0,78 0,82 — — — — — — —
ZrSi2 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 0,72 —
NbSi2 0,80 0,80 0,80 0,80 0,80 0,80 0,80 0,80 0,80 0,80 .—. —
TaSi2 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 0,74 —
CrSi2 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 —
CrSi 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79
Cr3Si2 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 0,79 — — — —
Mo5Si3 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 —
MoSi2 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75 0,75
Mo3Si 0,77 0,77 0,77 0,77 0,77 0,77 0,77 0,77 0,77 — •— —
В атмосфере аргона.
Подробности о применяемой методике измерения и тех-
нологии приготовления исследуемых образцов описаны
в разделе, относящемся к ZrC. Интервал температур,
в котором получены опытные данные, составляет 1 073—
2 273 К. В табл. 11-2 представлены результаты этих изме-
рений для силицидов.
Скетз с сотрудниками (Л. 11-10, 11-39] исследовал нормальную
монохроматическую излучательную способность для длин волн
1—15 мкм при температурах 1 223 и 1 273 К и монохроматическую
нормальную отражательную способность при комнатной температуре
для длин волн 0,23—2,65 мкм ряда силицидов, приведенных ниже.
Погрешность измерения еуп оценивается величиной +5%. По
данным измерения рассчитана нормальная интегральная излуча-
тельная способность с погрешностью ±8%. При исследовании моно-
хроматической нормальной отражательной способности в качестве
стандартного отражателя использовалась MgO. Излучение падало
нормально к поверхности исследуемого образца и отражалось в по-
лусферу. Ниже приводятся результаты исследования следующих
силицидов.
Cr3Si. На рис. 11-26 кривые / и 3 соответствуют измерениям на
образце, содержащем 99% Cr3Si и полученном спеканием при темпе-
Рис. 11-26. Излучательные характеристики силицидов хрома и тан7
тала.
e^n: 1— Cr3Si (образец № 1) и 2—Cr3Si (образец № 2) при Г=1 223 К; 5—TaSi2 при
Т=1 273 К (данные Скетза и др. [Л. 11-10, 11-39]); : 3 — Cr3Si (образец
№ 1) и 4 — Cr3Si (образец № 2) при Т=298 К; 5 —TaSi2 (образец № 1) и
7 — TaSi2 (образец К» 2) при Т=298К (данные Скетза и др. [Л. 11-10, 11-39]),
395
ратуре 1 473 К в течение 2 ч. Толщина образца была 1,27 мм, а плот-
ность 3,22 г/см3. Кривые 2 и 4 получены в результате исследования
образца, спеченного при более низкой температуре —1 373 К в тече-
ние 2 ч. Содержание основного вещества в образце было 99%, плот-
ность 3,18 г/см3, толщина образца 1,6 мм. По данным измерения
рассчитана интегральная нормальная излучательная способность,
равная соответственно для первого и второго образцов 0,80 и 0,75
при температуре 1 223 К.
TaSi2. Исследуемый образец, полученный спеканием при 1 773 К
в течение 2 ч, содержал 95% TaSi2, имел плотность 4,78 г/см3 и тол-
щину 1,22 мм.
Значения при Т = 1 273 К и рХ/г при Т = 298 К для этого
образца даны на рис. 11-26 соответственно в виде кривых 5 и 6. Нор-
мальная монохроматическая отражательная способность TaSi2, кро-
ме того, была измерена на другом образце, который был спечен при
температуре 1 823 К в течение 2 ч, имел плотность 4,38 г/см3, содер-
жал 95% TaSi2, при этом толщина образца достигала 1,37 мм. Ре-
зультаты этого исследования представлены на рис. 11-26 кривой 7.
Нормальная интегральная излучательная способность TaSi2 при
температуре 1 273 К равна 0,88. Эта величина получена расчетом.
B4Si. Исследуемый образец был спечен при температуре 1 423 К
в течение 2 ч, содержал 95% B4Si, имел плотность 1,32 г/см3 и тол-
щину 1,67 мм. Изменение монохроматической нормальной излуча-
тельной способности этого силицида в зависимости от длины волны
Рис. 11-27. Излучательные характеристики силицидов бора, титана,
вольфрама (данные Скетза и др. [Л. 11-10, 11-39]).
/—B4Si; 2—BeSi и 3—TiSi» при Т=1 223 К; при Т=298 К: 4—B4Si; 5-BeSi*
6—TiSia; 7—TieSi8 и 8—WSi,.
396
тельной способности при температуре 298 К изображено на рис. 11-27.
Нормальная интегральная излучательная способность B4Si при
температуре 1 223 К, полученная расчетом по данным измере-
ния равна 0,91.
BeSi. Для измерения и применен образец, содержащий
95% B6Si. После спекания при 1 623 К образец имел плотность
1,32 г/см3 и толщину 2,1 мм. На рис. 11-27 приведены значения е^п
и рХ/г соответственно при температурах 1 223 и 298 К. Рассчитанная
по этим данным нормальная интегральная излучательная способность
B6Si равна 0,97.
TiSi2. Нормальная монохроматическая излучательная способ-
ность при температуре 1 223 К (кривая 3 на рис. 11-27) и монохрома-
тическая нормальная отражательная способность при температуре
298 К (кривая 6 на рис. 11-27) исследовались на образце, спеченном
Рис. 11-28. Излучательные характеристики силицидов молибдена и
циркония.
1— MoSi2 при Г=1 273 К; PX/Z: 2 — MoSi2 и 3—ZrSi2 (образец № 1) и 4 — ZrSis
(образец № 2) при Т=298 К (данные Скетза и др. [Л. 11-10, 11-39]); 8/п: 5 —
MoSi2 {Л. 11-1, 11-38].
при температуре 1 573 К в течение 2 ч. Плотность образца была рав-
на 2,82 г/см3, толщина 1,45 мм. По данным измерения £\п рассчита-
на нормальная интегральная излучательная способность TiSi2 при
1 223 К, равная 0,77.
Ti5Si3. Данные по (монохроматической нормальной отражатель-
ной способности при температуре 298 К изображены на рис. 11-27
кривой 7. Исследуемый образец был спечен при температуре 1 573 К
в течение 2 ч и имел плотность 1,93 г/см3. Толщина образца равна
1,22 мм.
WSi2. Для измерения монохроматической нормальной отр аж ар-
тельной способности при Т=298К применялся образец, спеченный
397
в течение 2 ч при температуре 1 773 К. Его плотность равна
5,16 г/см3, а толщина 1,15 мм. Результаты измерения WSi2
представлены на рис. 11-27 кривой 8.
MoSi2. Исследование было проведено на образце, спеченном при
температуре 1 623 К в течение 2 ч и содержащем 98% MoSi2. Плот-
ность образца составляла 4,84 г/см3, толщина образца была 1,3 мм.
Результаты измерения представлены на рис. 11-28.
Интегральную нормальную излучательную способ-
ность дисилицида молибдена измерил Пирс [Л. 11-1,
11-38] в интервале температур 800—1 600 К (рис. 11-28).
Погрешность измерения оценивается величиной ±10%.
Методика измерения и применяемая измерительная аппа-
ратура в этой работе описаны в разделе о свойствах BN,
TiN и др.
ZrSi2.. Для измерения монохроматической нормальной отража-
тельной способности использованы два образца, приготовленные по
различной технологии. Рисунок 11-28 иллюстрирует полученные дан-
ные па образце, содержащем 98% ZrSi2 и спеченном при температуре
1 573 К в течение 2 ч. Плотность образца была равна 2,18 г/см3, тол-
щина 2,54 мм; второй образец получен прессованием под давлением
250 МПа порошка ZrSi2, размеры частиц которого были 53—63 мкм
[Л. 11-39].
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
11-1. Pears С. D.—In: Measurement of Thermal Radiation Pro-
perties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31,
1966, p. 541.
11-2. Riethof T., Acchione B. D., Branyan E. R.— «In: Tempera-
ture, Its Measurement and Control in Science and Industry. N. Y.,
Reinhold Publishing Corp., 1967, v. 3, pt. 2, p. 515.
11-3. Grossman L. N.—«Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1965, v. 48,
p. 236.
11-4. Петров В. А. и др. — «Теплофизика высоких температур»,
1967, т. 5, с. 995.
11-5. Petrov V. A., Chekhovskoy V. Ya., Sheindlin А. Е. — In:
Proceeding Fourth Symposium on Thermophvsical Properties, N. Y.,
ASME, 1-968, p. 270.
1-6. Петров В. А. и др. — «Теплофизика высоких температур»,
1969, т. 7, с. 260.
IT-7. Morgan F. Н.— «Journ. Appl. Pysh.», 1951, v. 22, p. 108.
11-8. Shaffer P. T. B.—«Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1963, v. 46,
p. -177.
11-9. Фоменко В. С., Падерно Ю. Б., Самсонов Г. В.— «Огне-
упоры», 1962, № 1, с. 40.
11-10. Touloukian 1 С. (Editor). Thermophysical Properties of
High Temperatures Solid Materials, Thermophys. Properties Research
Center. N. Y., MacMillan Co., 1967, v. 5 and 6.
398
11-11. Хрусталев Б. А., Раков А. М.— Теплообмен, гидродина-
мика и теплофизические свойства вещества. М., «Наука», 1968, с. 198.
11-12. High Temperature Materials. Handbook № I., Material
Index. Ed. P. T. B. Shaffer. N. Y., Plenum Press, 1964.
11-1'3. Шейндлин A. E. и др.— «Теплофизика высоких темпера-
тур», 1969, т. 7, № 2, с. 257.
'И-14. Deadmore D.— «Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1964, v. 47,
p. 649.
11-15. Eckstein В. H., Forman R.—«Journ. Appl. Phys.», 1962,
v. 33, p. 8(2.
11-16. Hoch M., Blackburn P., Dingledy D., Johnston H.— «Journ.
Phys. Chem.», 1955, v. 59, p. 97.
14-17. Kemper С. P., Nadler M. R.— «Journ. Chem. Phys.», 1960,
v. 32, p. 1477.
11-18. Фесенко В. В., Болгар А. С. Испарение тугоплавких соеди-
нений. М., «Металлургия», 1966.
11-19. Петров В. А., Чеховской В. Я., Шейндлин А. Е.— «Изве-
стия АН СССР», серия «Неорганические материалы», 1969, т. 5,
с. 1533.
41-20. Самсонов Г. В. Тугоплавкие соединения. М., Металлург-
издат, 1963.
,11-21. Olson О. Н„ Morris J.— In: Handbook of Thermophysical
Properties of Solid Materials. Ed. A. Goldsmith, T. E. Waterman,
H. J. Hirchhorn. N. Y., Pergamon Press, 1961, v. 3, p. 931.
14'-22. Glass industry, 1955, v. 36, p. 193.
11-23. Петров и др. — «Теплофизика высоких температур», 1969,
т. 7, с. Г70.
11-24. Петров В. А., Чеховской В. Я., Шейндлин А. Е. Труды
Всесоюзной научно-технической конференции по термодинамике.
Сборник докладов «Теплофизические свойства веществ», 1969, с. 237.
14-25. Grossman L. N.—«Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1963, v. 46,
p. 264.
11-26. Jun С. K., Hoch M.— «ASiD-Technical Report», 1963, v. 63,
p. 371.
11-27. Riethof T. R., De Santis V. F.—In: Measurement of Ther-
mal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 565.
11-28. Винникова A. H., Петров В. А., Шейндлин A. E.— «Тепло-
физика высоких температур», 1969, т. 7, с. 121.
11-29. Винникова А. Н., Петров В. А., Шейндлин А. Е.—«Тепло-
физика высоких температур», 1970, т. 8, с. 1098.
11-30. Silverman S.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1948, v. 38, p. 989.
41-31. Brugel W.— «Zeitschr. fur Phys.», 1950, Bd. 127, S. 400.
11-32. Stewart J. E., Richmond J. C.—«Journ. Res. NBS», 1957,
v. 59, p. 405.
11-33. Morris J. C.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1961, v. 51,
p. 798.
11-34. Blau H. H., Jasperse J. R.—«Appl. Optics», 1964, v. 3,
p. 281.
14-35. Mitchell C. A.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1962, v. 52,
p. 341.
11-36. Slemp W. S. and Wade W. R.— In: Measurement of Ther-
mal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 433.
399
11-37. Серебрякова Т. И., Падерно Ю. Б. и Самсонов Г. В.—
«Оптика и спектроскопия», 1960, т. 8, в. 3, с. 410.
11-38. Pears D. С.—In: Progress in International Research on
Thermodynamic and Transport Properties. Ed. F. F. Masi and D. H.
Tsai. N. Y., Academic Press, 1962, p. 588.
11-39. Schatz E. A.—In: Thermophysicals and Temperature Con-
trol of Spacecraft and Entry Vehicles. Ed. G. B. Heller. N. Y., Aca-
demic Press, 1966, p. 75.
ГЛАВА ДВЕНАДЦАТАЯ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ОКИСЛОВ
12-1. ОКИСЬ АЛЮМИНИЯ (А12О3)
Интегральная излучательная способность. Салли
и др. [Л. 12-1] измерили интегральную нормальную излу-
чательную способность окиси алюминия при температу-
рах 573—1 073К (рис. 12-1, кривая 7). Для этой цели
измерялось излучение слоя окиси, нанесенного на одну
из сторон полоски из сплава нимоник 75, а также излу-
чение окисленной до стабильного состояния другой сто-
роны этой полоски сплава, излучательная способность
которой была определена ранее. Нагревание образца до
требуемой температуры производилось проходящим че-
рез полоску электрическим током.
В качестве приемника излучения использовалась
многоспайная дифференциальная термопара. Температу-
ру полоски измеряли термопарой с точностью ±0,5 гра-
дусов. Чтобы найти температуру поверхности окиси алю-
миния, измерения проводили при различной толщине
слоев окиси, но при одной и той же температуре полоски
сплава. Полученные значения 8/п для разной толщины
слоев окиси графически экстраполировались к нулевой
толщине. Экстраполяция проводилась, начиная от той
толщины слоя окиси, где уже не сказывалось влияние
подложки на излучение. Оказалось, что предельная тол-
щина такого слоя должна быть больше размеров частиц
окиси примерно в 20 раз. Нанесение слоев окиси на по-
лоски сплава производилось высаждением частиц окиси
из водяной суспензии. Полученные таким образом слои
высушивались и были готовы для исследования. Ошибка
измерения 8/п оценивается величиной ±6%, однако ре-
зультаты измерения Салли находятся ниже данных дру-
гих исследователей.
400
Кривыми 2 и 3 на рис. 12-1 представлены результа-
ты измерения нормальной интегральной излучательной
способности окиси алюминия, полученные Петровым
[Л. 12-2] в интервале температур 1 200—1 800 К. Иссле-
дуемые образцы были приготовлены из глинозема мар-
ки Г-00. После прессования под давлением 50 МПа
Рис. 12-1. Интегральная и монохроматическая п) нормальные
излучательные способности алюминия.
etn: / — [Л. 12-1]; 2, 3-[Л. 12-2]; 4 —[Л. 12-4]; 5 —[Л. 12-13]; 6а, 66, 6в —
[Л. 12-27]; 7, 8 — [Л. 12-22]; 9— [Л. 12-20]; 10 — [Л. 12-25]; И, /2 — Олсон и Мор-
рис [Л. 12-9]; 13— [Л. 12-5]; 14а, 146 —[Л. 12-26]; 15— [Л. 12-15]; 16— [Л. 12-3];
17 — рекомендуемые значения, ех п для Х=0,665 мкм по данным Олсона и
Морриса .[Л. 12-9] — кривые А и Б.
образцы были обожжены при температуре 2 023 К
в течение 6 ч. Исследования были выполнены на двух
образцах.
Образец № 1 (кривая 2) имел: плотность 3,89 г/см3;
размер зерен 8—40 мкм; кажущуюся пористость 0,06%;
99,74% А12О3; 0,005% Na2O; 0,26% MgO; 0,013%’ CaO;
0,05% F2O3; 0,026% SiO2.
26—192 101
Образец № 2 (кривая 3) имел: плотность 3,77 г/см3;
размер зерен 8—10 мкм; кажущуюся пористость 0,23%;
99,77% А12О3; 0,1% Na2O; 0,03% MgO; 0,016% CaO;
0,038% Fe2O3; 0,07% SiO2.
Опыты проводились в вакууме. Исследуемый образец
располагался на верхнем торце вольфрамового цилинд-
ра. Нагревание образцов из А12О3, имевших форму ци-
линдра диаметром 25 мм и высотой 1—2 мм, происходи-
ло от этого вольфрамового цилиндра, который в свою
очередь нагревали в высокочастотном электромагнитном
поле. Излучение образцов А12О3 измеряли радиацион-
ным пирометром типа «Рапир» с телескопом Тера-50,
который был переделан для измерений объектов диа-
метром 8 мм и проградуирован по излучению вольфра-
ма. Интегральная нормальная излучательная способ-
ность вольфрама была рассчитана по спектральным из-
мерениям вольфрама, полученным Де Восом
[Л. 12-14]. Истинная температура излучающей поверх-
ности окиси определялась на основании измерения ярко-
стной температуры тонкого слоя вольфрама, напылен-
ного на эту поверхность. Погрешность измерения Etn
оценивается величиной ±12%.
Паттисон [Л. 12-4] использовал для нагревания
исследуемого образца из А12О3 до температуры 1 723 К
специально сконструированную кислородно-пропано-
вую горелку, которая имела узкую щель шириной 0,4 мм
и длиной 50 мм. Пламя горелки охватывало тонким
слоем вращающийся образец, который представлял со-
бой стержень диаметром около 20 мм и длиной 50 мм.
Излучение образца измерялось зеркальным радиацион-
ным пирометром, проградуированным по излучению
черного тела. Приемником служила батарея дифферен-
циальных термопар, на которую падало излучение об-
разца с площадки диаметром около 4 мм. Для измере-
ния температуры использовался оптический пирометр,
визируемый на осевую полость в торце образца (диа-
метр 6 мм, глубина 25 мм). При измерении Etn окиси
алюминия Паттисон учитывал влияние излучения слоя
пламени горелки на результаты измерения. Измерения
Etn Паттисона [Л. 12-4] охватывают температуры 1 173—
1 773 К; полученные результаты изображены на
рис. 12-1 кривой 4,
Интересную работу по исследованию влияния пори-
стости и шероховатости на Etn А12О3 провели Ганнон и
402
Линдер [Л. 12-13]. Они приготовили образцы, пористость
которых изменялась от 10 до 30% • Образцы изготовляли
путем холодного прессования порошка А12О3 и после-
дующего одновременного спекания всех образцов в одной
печи при 1 973 К. Шероховатость поверхности образцов
изменялась от 0,5 до 5 мкм. Для этого один и тот же
образец после каждого Измерения ып вновь подвергался
полировке, причем качество полировки последовательно
от опыта к опыту повышалось.
Измерения при температурах 950—1 150 К показали,
что результаты практически не зависят от пористости и
шероховатости и могут быть представлены одной кри-
вой 5 на рис. 12-1. Вероятно такие результаты связаны
с соизмеримостью длин волн излучения и величиной ше-
роховатости, а также с полупрозрачностью А12О3, когда
излучение зависит больше от объемного излучения, чем
от свойств излучающей поверхности.
К работе Ганнона примыкает исследование Хильда
[Л. 12-27], который измерял влияние размеров зерен
А12О3 на интегральную нормальную излучательную спо-
собность. На рис. 12-1 кривые 6а, 66, 6в соответствуют
измерениям eZn для образцов окиси алюминия, имею-
щих соответственно размеры зерен 2—25, 25—80 и 90 —
120 мкм. Степень черноты увеличивается с увеличением
размеров зерен. Измерение излучения производилось
термопарным приемником в воздухе. Температуру об-
разцов определяли по известной монохроматической
нормальной излучательной способности платины и изме-
ренной яркостной температуре платиновой фольги, ко-
торая служила нагревателем для нанесенного на нее
слоя окисла, при этом учитывали перепад температуры
в слое окиси.
Для измерения интегральной нормальной излучатель-
ной способности окиси алюминия Моор (Л. 12-22] приме-
нил метод сравнения интенсивности излучения изучае-
мой поверхности с излучением полости на том же образ-
це, которая сильно отличалась от излучения модели
черного тела и имела отношение глубины к радиусу от
1,5 до 2 (диаметр цилиндрической полости был равен
~0,55 мм). При помощи формулы (2-18), полученной
в '[Л. 12-24], Моор рассчитывал излучательную способ-
ность неглубокой полости в исследуемом образце и та-
ким образом находил действительную ztn окиси алюми-
ния. Интенсивность излучения с площадки диаметром
26*
403
0,25 мм измерялась термопарным приемником, а темпе-
ратура поверхности исследуемого образца — оптиче-
ским пирометром. Образец для исследования приготов-
ляли из порошка чистой окиси алюминия (99,9%), кото-
рый подвергали холодному прессованию с последующим
спеканием при температуре 2 075 К. Пористость иссле-
дуемой окиси алюминия была равна 15,6%'. Нагревание
образцов А12О3 до температур 1 100—1 600 К проводили
в воздухе. С этой целью образцы (диаметр 4,7 мм, высо-
та 3,2 мм) помещали в платиновую оправку, которую
нагревали токами высокой частоты. Кривая 7, получен-
ная в результате измерений, изображена на рис. 12-1.
Ниже расположена кривая 8, которая представляет ре-
зультаты измерения того же автора, проведенные на
другом образце окиси алюминия.
Гейльман [Л. 12-20] измерял 8<п на образце в виде
тонкого слоя окиси алюминия, нанесенного на серебря-
ный диск. Для изготовления такого образца окись алю-
миния перемалывали в шаровых мельницах до тонкого
порошка. Далее порошок смешивался с водой, и получен-
ная масса как краска наносилась на серебряный диск
и просушивалась перед исследованием. Температура по-
верхности образца измерялась термопарами с учетом
перепада температуры в слое покрытия из окиси алюми-
ния. Излучение поверхности определяли при помощи ра-
диационного пирометра с приемником в виде многоспай-
ной термопары. Кривая 9 на рис. 12-1 является результа-
том усреднения многих опытов в интервале температур
350—1 030 К.
С измерениями Гейльмана [Л. 12-20] хорошо совпада-
ют данные [Л. 12-25] по интегральной полусферической
излучательной способности окиси алюминия, получен-
ные для температур 400—1 400 К (кривая 10 на рис. 12-1).
В качестве образца использовался слой окиси алюминия
толщиной около 0,75 мм, нанесенный водородно-кисло-
родной горелкой на металлическую поверхность.
Кривыми 11 и 12 на рис. 12-1 представлены резуль-
таты измерения stn, полученные Олсоном и Моррисом
на двух образцах А12О3 в интервале температур 100 —
1 750 К [Л. 12-9]. При помощи термопарного приемника
излучение исследуемой поверхности сравнивалось с из-
лучением черного тела. Температура исследуемых образ-
цов измерялась термопарами. Измерения проводили
в воздухе.
404
Кривой 13 на рис. 12-1 представлены значения инте-
гральной излучательной способности А12О3 в интерва-
ле 0—473 К, рассчитанные Стиервальдом {Л. 12-5] на
основании полученных им данных по для тем-
ператур 4,2; 77; 203 К (см. ниже о кривой 4 на
рис. 12-2).
В интервале температур 873—1 673 К была измерена
интегральная нормальная излучательная способность
окиси алюминия Беконом и Джемсом [Л. 12-26]. До
1 373 К применялась трубчатая печь, которая использо-
валась в качестве черного тела, когда образец из окиси
алюминия находился внутри нагревателя. Чтобы произ-
вести измерение излучения самого образца, он выдви-
гался к концу трубки печи, как поршень. Температура
образца равнялась температуре печи, которая измеря-
лась термопарой. Выше 1 373 К применялась несколько
измененная методика измерения. Образец в виде лодоч-
ки находился в печи неподвижно, а охлаждаемая ви-
зирная трубка опускалась в печь и почти касалась по-
верхности образца при измерении его излучения. В слу-
чае выдвижения визирной трубки из печи полость печи
служила в качестве модели черного тела при той же
температуре. На рис. 12-1 кривыми 14а и 146 изображе-
ны результаты измерения.
Пирани [Л. 12-15] нагревал в воздушной среде в труб-
чатой печи до температуры 573—1 073 К исследуемый
образец из А12О3, имевший вид пластинки. Образец был
предварительно обожжен при температуре 1 900 К. Тем-
пература печи измерялась термопарой. Далее образец
быстро вынимали из печи и устанавливали против тер-
мопарного приемника. Построенная кривая логарифма
показаний приемника в зависимости от времени экстра-
полировалась до начального момента времени, когда
образец еще не начал охлаждаться и имел температуру
печи. Излучение образца сравнивалось с излучением
образца из кварцевого стекла, которое принималось за
стандартное. Следует отметить, что излучение стандарт-
ного образца рассчитывалось по кривым спектрального
поглощения при комнатной температуре и поэтому
могло иметь ошибки. Кроме того, экстраполяция интен-
сивности излучения к нулевому значению времени была
связана с определенной погрешностью, которая растет
с увеличением температуры. В связи с этим результаты
измерения Пирани (кривая 15), надо полагать, являют-
405
ся заниженными, хотя он оценивает свои измерения по-
грешностью ±4%.
Результаты расчета &tn по данным [Л. 12-3] для мо-
нохроматической излучательной способности окиси алю-
миния для длин волн 1 —15 мкм при температуре
1 273 К приведены на рис. 12-1 в виде точки 16.
Рекомендуемые" значения etn, полученные путем
усреднения наиболее достоверных измерений, обозначе-
ны на рис. 12-1 кривой 17 и приведены в табл. 12-1.
Таблица 12-1
т, к
материал 20 | 400 | ; 600 | 800 | 1 000 1 200 | 1 400
MgO 0,73 0,69 0,57 0,52 0,42 0,35 0,30
ZrO2 0,81 0,75 0,65 0,53 0,42 0,37 0,37
ThO2 — — 0,61 0,52 0,43 0,38 0,37
А12О3 — 0,79 0,71 0,60 0,52 0,46 0,42
Продолженае табл. 12-1
Материал т, к
1 600 1 800 2 000 2 200 2 400 2 600
MgO 0,28 0,29 0,35 0,49 .
2rO2 0,39 0,46 0,55 0,62 0,66 0,69
ThO2 0,40 0,49 0,61 0,68 0,71 .
А12О3 0,40 0,39 1 1 — —
Монохроматическая излучательная способность. Зависимость
монохроматической нормальной излучательной способности А12О3 от
температуры для длины волны 0,665 -мкм измерена Олсоном и Мор-
рисам (Л. 12-9] и приведена на рис. 12-1 (кривые А и Б). Результа-
ты получены на двух образцах при помощи оптического пирометра
с исчезающей нитью.
Монохроматическая нормальная излучательная способность
А12О3 (рис. 12-2) при температуре 1 273 К была измерена Скетзом
[Л. 12-3] в области длин волн 1—15 мкм. Измерение проводилось
в атмосфере аргона при помощи двухлучевого спектрофотометра
с внешней входной оптикой, находилась как отношение интен-
сивности монохроматического излучения поверхности образца и
интенсивности монохроматического излучения черного тела, имею-
щего ту же температуру. Образец из А12О3 получен прессованием
порошка с последующим спеканием в течение 2 ч при температуре
2123 К. Плотность исследуемого образца была равна 3,35 г/см3,
а толщина — 0,81 мм.
406
Рис. 12-2. Монохроматическая нормальная излучательная и отража-
тельная способности окиси алюминия.
eW- / — (Л. 12-3]; 2 —[Л. 12-19]; 3 — [Л. 12-28]; 4 — [Л. 12-5]. ?\п при Г=298 К:
5 —[Л. 12-3]; 5 —[Л. 12-10]; 7, 8, 9 — [Л. 12-9] и 10 - [Л. 12-18].
Ричмонд [Л. 12-19] исследовал влияние шероховатости поверх-
ности А12О3 на в области длин волн 1—15 мкм. Результаты из-
мерения е1п (кривая 2) до и после пескоструйной обработки практи-
чески совпадали при длинах волн, меньших 12 мкм. Измерения прове-
дены методом вращающегося цилиндра.
Слемп и Вейде [Л. 12-28] измерили окиси алюминия в воз-
духе при температуре 923 К в интервале длин волн 1—15 мкм
(кривая 3). Исследуемый образец в виде полудиска вращался на оси
в печи перед смотровым отверстием таким образом, что на щель мо-
нохроматора спектрометра попеременно падало то излучение образ-
ца, то излучение полости печи. Отношение соответствующих сигналов
термопарного приемника с учетом поправки на излучение фона было
равно Температура полости печи измерялась хромель-алюмеле-
выми термопарами и была равна температуре образца. Погрешность
измерения оценивается авторами величиной ±5%.
Стиервальд [Л. 12-5] измерил еХ/г кристалла'сапфира в интер-
вале длин волн 16—44 мкм. Тепловое излучение сапфира толщиной
0,79 мм сравнивалось с излучением абсолютно черного тела. Измере-
ние проведено с помощью спектрофотометров при температурах 4,2,
77 и 203 К. Как видно из рис. 12-2, эти изотермы при длинах волн
до 26 мкм практически сливаются, а при больших длинах волн зна-
чение тем больше, чем выше температура.
Монохроматическая нормальная пропускательная
способность была исследована [Л. 12-17] в области длин
волн 1—7 мкм на монокристаллическом образце из бес-
407
цветного сапфира толщиной 1 мм при комнатной тем-
пературе (кривая 1 на рис. 12-3).
В [Л. 12-9] приведены результаты исследования по-
лученные на образце из сапфира толщиной 1,97 мм
в области длин волн 0,8—6 мкм для температур 555;
830; 1 030; 1 730 и 2 020 К. Температура образца измеря-
лась оптическим пирометром. Для измерения монохро-
матической пропускательной способности применялся
двухлучевой инфракрасный спектрометр с окном из
NaCl. Приемником излучения служила термопара. Как
Рис. 12-3. Монохроматическая нормальная пропускательная способ-
ность окиси алюминия.
1— [л. 12-17]; 2— [Л. 12-9] (2а—555 К; 26—830 Ki 2s—1 030 К; 2г—1 730 К
2d —2 030 К); 3— [Л. 12-9]; 4, 5 - [Л. 12-10].
видно из рис. 12-3, в области 0,8—4 мкм все изотермы
сливаются в одну кривую 2, однако при больших дли-
нах волн они расслаиваются — более высоким темпера-
турам соответствует меньшее значение тХ/г. В [Л. 12-9]
приведены также данные для пластинки из искус-
ственного сапфира толщиной 3 мм (кривая 3 на рис. 12-3).
Эти измерения выполнены при комнатной температуре.
Оппенгейм и Евен [Л. 12-29] измерили монохромати-
ческую нормальную пропускательную способность искус-
ственного сапфира толщиной 8 мм для волн длиной
1—6 мкм и для температур 298; 773; 1 073 и 1 273 К. Од-
408
нако кривые, построенные по результатам этой работы
в области волн длиной 1—4 мкм, расположены на
рис. 12-3 между кривыми 1 и 3, которые соответствуют
пластинам толщиной 1—3 мм. Вероятно, это связано
с неучтенным отражением поверхностей пластины в ра-
боте Оппенгейма и Евена.
По сравнению с монокристаллами поликристалличе-
ская окись алюминия имеет значительно меньшую про-
пускательную способность. Это можно видеть на
рис. 12-3, где приведены результаты исследования
Фольвейлера [Л. 12-10], полученные для поликристалли-
ческой А12О3 при комнатной температуре в области длин
волн 1—8 мкм. Исследуемые образцы имели толщину
0,127 и 0,254 мм (по пять образцов каждой толщины).
Соответственно кривые 4 и 5 на рис. 12-3 представляют
усредненные величины измерений на пяти образцах.
Содержание А12О3 в образцах колебалось от 96 до 99%.
Погрешность измерения равна ±8%.
Монохроматическая нормальная отражательная способность при
комнатной температуре в области длин волн 0,23—2,56 мкм была
исследована Скетзом [Л. 12-3]. Измерения выполнены при помощи
спектрорефлектометра относительно отражения свежеприготовленно-
го покрытия из MgO. Излучение падало нормально к поверхности
образца и отражалось в интегрирующую полусферу. Исследуемый
образец получен путем прессования порошка А12О3 под давлением
950 МПа. Размер частиц порошка был 53—63 мкм. Результаты изме-
рения изображены на рис. 12-2 кривой 5.
Несколько отличающиеся результаты были получены Скетзом
[Л. 12-10] на образце, приготовленном из чистой А12О3 и спеченном
при 1 923 К в течение 1 ч (кривая 6 на рис. 12-2). Плотность образ-
ца была равна 3,45 г/ом3, толщина 1,75 мм.
Олсон и Моррис (Л. 12-9] измерили в области длин волн
0,3—2,7 мкм при комнатной температуре монохроматическую отра-
жательную способность двух образцов А12О3, используя сравнение
с отражением от MgCO3. Излучение падало под углом 9° к нормали
на поверхность образцовой отражалось в интегрирующую полусферу
из MgO. Результаты измерения представлены кривыми 7 и 8 на
рис. 12-2. В то же время измерения А12О3, нанесенной в виде
покрытий при помощи горелок на молибден или нержавеющую сталь,
дали почти совпадающие результаты, которые представлены кри-
вой 9 на рис. 12-2.
В работе Драмметера и Гольдштейна [ЛЛ12-18] приводятся дан-
ные по покрытия из А12О3 толщиной 1,8 мкм, нанесенного на
полированную поверхность из алюминия. Измерения проведены
в интервале длин волн 2—15 мкм и представлены на рис. 12-2 кри-
вой 10,
409
12-2. ОКИСЬ БЕРИЛЛИЯ
Рис. 12-4. Излучательные ха-
рактеристики окиси бериллия и
двуокиси гафния.
ztn’. 1, 2а и 26 — ВеО [Л. 12-32]
для образцов № 1, 2 и 3 со-
ответственно: еХкр?г: •’ <?. 4 ~ ВеО
[Л. 12-32] для образцов № 1, 2 и 3
соответственно (данные для образ-
цов № 2 и 3 совпадают); 5 — ВеО
[Л. 12-35]; n: 6-HfO2 [Л. 12-21];
8fh: 7 — HfO2 ,[Л. 12-21]; efn: 8-
НЮ2 [Л. 12-8]; 9 - HfO2 (Л. 12-10].
Интегральная и монохроматическая излучательные
способности. Зейферт [Л. 12-32] измерил монохромати-
ческую нормальную излучательную способность при
длине волны 0,665 мкм и интегральную нормальную из-
лучательную способность окиси бериллия в интервале
температур 1 200—2 200 К.
Зависимость этих величин
от температуры см. на
рис. 12-4. Исследуемые об-
разцы были вырезаны из
блоков и имели форму диска
диаметром 19 мм и толщи-
ной 3 мм. Параллельные по-
верхности диска полиро-
вали корборундовой бу-
магой № 500. Измерения
проведены на образцах трех
типов, приготовленных по
различной технологии. Об-
разец № 1 был изготовлен
путем горячего прессования
в графитовой форме порош-
ка обожженной окиси бе-
риллия. Образец имел чер-
ный цвет, который не изме-
нялся после обжига в воз-
духе. Плотность окиси была
равна 2,85 г/см3. Образцы
№ 2 и 3 были приготовлены
горячим прессованием обыч-
ного порошка окиси берил-
лия и имели соответст-
венно следующие плотности 2,844 и 2,778 г/см3.
На белой поверхности образца № 2 наблюдались не-
большие серые и черные пятна с углублениями в цен-
тре. Пятна не исчезали после нагревания образца в воз-
духе. Образец № 3 отличался серым цветом, однако
после прокаливания в воздухе он стал белым.
Для измерения интегральной нормальной излуча-
тельной способности использовался радиационный пиро-
метр с кварцевыми линзами, который градуировали по
излучению вольфрама. Градуировку проводили в ва-
кууме, при этом использовались данные Вортинга
410
[Л. 12-33] для интегральной нормальной излучательной
способности вольфрама. Образцы перед опытом нагре-
вали в воздухе до 1 600 К, а затем непосредственно
в экспериментальной вакуумной установке прокаливали
при температуре 2 200 К в течение нескольких часов,
чтобы удалить газы и испаряющиеся примеси с полиро-
ванной поверхности. Образцы нагревали до высокой
температуры вольфрамовым диском, для нагрева которо-
Рис. Г2-5. Излучательные характеристики окиси бериллия, окиси
хрома, закиси никеля.
еХп: /—ВеО[Л. 12-10]; 2. 3— ВеО [Л. 12-32]; 4-ВеО [Л.12-10]; 5—ВеО [Л. 12-9].
РХя Для освещения под углом 45°: 6 — ВеО ]Л. 12-36]; : 7 — СгаО3 [Л. 12-3];
8 — Сг2О3[Л. 12-10]; рХп: 5—Сг2О3 [Л. 12-10]; е^: 10 — NiO [Л. 13-3];
РХ«: 11 - NiO [Л. 13-10].
го в свою очередь использовали высокочастотное элек-
тромагнитное поле. Радиационным пирометром измеря-
ли энергию, излучаемую образцом, а оптическим пиро-
метром измеряли яркостную температуру поверхности
при длине волны 0,665 мкм. Чтобы знать истинную тем-
пературу поверхности образца, на другой установке
в воздухе измеряли одновременно яркостную темпера-
туру окиси бериллия и платины, для которой известна
нормальная спектральная излучательная способность по
411
работе [Л. 12-34]. Платина была напылена на поверх-
ность образца ВеО.
Правильность измерения температуры в [Л. 12-32]
проверяли по плавлению золота и K2SO4 на поверхности
образцов окиси бериллия. Погрешность измерения ех
и stn оценивается величиной 10 и 20% соответственно.
Различие между излучательными характеристиками
ВеО для образца № 1 и образцов № 2—3, вероятно,
имеет место из-за неодинакового содержания примесей
(углерод, карбиды, субокись), а также из-за различных
размеров зерен в этих материалах. Отчасти последнее
предположение подтверждает Зейферт, который получил
п для 'Серых пятен на образце № 2 почти в 2 раза
большую, чем для белой поверхности. Исследование се-
рых пятен под микроскопом подтвердило, что размеры
зерен этого участка гораздо больше, чем размеры зерен
белой поверхности. Малыми размерами зерен 0,5 мкм
ВеО в работе [Л. 12-35] можно, вероятно, объяснить бо-
лее низкие значения опытных данных по монохромати-
ческой нормальной излучательной способности при дли-
не волны 0,65 мкм (кривая 4 на рис. 12-4).
Скетз, Гольдберг и др. [Л. 12-10] измерили монохро-
матическую нормальную излучательную способность ВеО
в интервале длин волн 1—15 мкм при температуре
1 223 К. Исследуемый образец в виде пластинки толщи-
ной 1,65 мм был спечен при температуре 1 973 К в тече-
ние 2ч и имел плотность 1,84 г/см3. Измерения проводили
в атмосфере аргона. Результаты измерения представле-
ны на рис. 12-5 кривой 1. Точками 2 и 3 на этом рисун-
ке изображены данные Зейферта [Л. 12-32] для
кР
при температуре 1 223 К соответственно для образцов
№ 2 и 3 (белая керамика) и № 1 (черная керамика).
Монохроматическая отражательная способность была
измерена Скетзом и др. [Л. 12-10] путем сравнения с от-
ражением окиси магния в интервале длин волн 0,23—
0,55 мкм при температуре 298 К. Образец освещался по
нормали к поверхности и отражал в полусферу. Полу-
ченные результаты изображены на рис. 12-5 (кривая 4).
Кривой 5 изображены результаты измерения моно-
хроматической отражательной способности ВеО, полу-
ченные Бетзом и Олсоном [Л. 12-9]. Исследование было
выполнено при температуре 298 К в интервале длин
412
волн 0,3—2,6 мкм. Излучение падало на образец под
углом 9° к нормали. Отражение исследуемых образцов
сравнивалось с отражением MgCO3 при помощи инте-
грирующей полусферы из MgO. Поверхность образца
специально не обрабатывалась. Расхождение между
кривыми 4 и 5 вероятно, связано с неидентичностью
исследованных образцов.
В работе Дуринга и Лорда [Л. 12-36] при комнатной
температуре измерена монохроматическая отражатель-
ная способность ВеО при падении излучения под углом
45° к поверхности. Измеряемое отражение сравнива-
лось с отражением алюминиевого зеркала. Образец
для исследования был приготовлен прессованием и имел
форму диска, который содержал 99,8% ВеО и основные
примеси из А12О3 и SiO2. Плотность керамики составля-
ла 99,5% от плотности монокристалла окиси бериллия.
На рис. 12-5 результаты измерения представлены кри-
вой 6.
Монохроматическая нормальная пропускательная способность
исследовалась Дури-пгом и Лордом [Л. 12-36] при комнатной темпе-
ратуре в области волн длиной 2,5—200 мкм. Точность измерения со-
Рис. 12-6. Монохроматическая нормальная пропускательная способ-
ность окиси бериллия при Т=298К [Л. 12-36].
413
ставляла ±5%. На рис. 12-6 кривые А и В изображают моно-
кристаллов ВеО, имеющих толщину 0,1 и 0,6 мм соответственно.
Тонкий монокристалл выращивался из раствора ВеО в флюориде
магния, а более толстый из раствора ВеО в молибдате лития.
Предполагается, что оба кристалла были весьма чистыми. Кривые С
и D получены при измерении прессованных пластинок из ВеО,
имеющих толщину 0,3 и 1 мм соответственно. Плотность керамики
составляла 99,5% плотности монокристалла. Окись бериллия имела
1% примеси MgO и менее 1% других примесей. Кривая Е представ-
ляет результаты измерения \п ВеО, взвешенной в полиэтиленовой
пленке толщиной 0,76 мм. 5 мг порошка ВеО тонкого помола было
рассеяно на 1 см2 полиэтилена.
12-3. ОКИСЬ БАРИЯ. ОКИСЬ КАЛЬЦИЯ
На рис. 12-7 кривой 5 представлены результаты из-
мерения [Л. 12-37, 12-38] монохроматической нормаль-
ной пропускательной способности полированной пласти-
Рис. 12-7. Излучательные характеристики окиси железа,
закиси марганца, трехокиси молибдена и окиси бария при
7=298 К.
a-Fe2O3 [Л. 12-10]; 2 — МпО [Л. 12-3]; 3—МоО3 (образец № 1) и 4 —
МоО3 (образец № 2) [Л. 12-3]; 5— ВаО ]Л. 12-37, 12-38].
414
ны окиси бария толщиной 0,7 мм. Пластинка была вы-
резана из монокристалла.
Интегральная 1нормальная излучательная способ-
ность СаО была измерена Хилдом [Л. 12-27] для темпе-
ратур 1 123—1 550 К и равна постоянной величине 0,27.
Исследуемое вещество наносилось на нагреватель из
платиновой фольги. Для нанесения слоя СаО использо-
вался тонкий порошок с размерами частиц 3—5 мкм.
Применявшаяся методика измерений описана в § 12-1.
12-4. ОКИСЬ ХРОМА
Монохроматическая нормальная излучательная спо-
собность окиси хрома Сг2О3 при температуре 1 273 К
в диапазоне длин волн 1 —15 мкм измерена Скетзом
[Л. 12-3]. Результаты этого измерения см. на рис. 12-5
в виде кривой 7. Исследуемые образцы были приготов-
лены из порошка холодным прессованием с использова-
нием в качестве связующего вещества поливинилового
спирта в количестве 2—3%. Затем спрессованные образ-
цы спекали при температуре 2 123 К в течение 2 ч.
Плотность образцов -составляла 3,29 г/см3, а содержание
Сг2О3 — 99,5%. Для измерения еХ/г окиси хрома исполь-
зовался двухлучевой спектрофотометр, при этом находи-
лось отношение интенсивностей излучения нагретого об-
разца и черного тела. По данным спектральных измере-
ний при температуре 1 273 К рассчитана величина ин-
тегральной нормальной излучательной способности для
Сг2О3, которая оказалась равной 0,69.
На рис. 12-5 приведены в виде кривой 8 результаты
аналогичных измерений, проведенных Скетзом с сотруд-
никами [Л. 12-10] на образце, спеченном при температу-
ре 2 173 К в течение 2 ч. Образец имел толщину 1,2 мм
и плотность 3,15 г/см3. Измерения проводились в атмо-
сфере аргона при температуре ’1 273 К. Величина инте-
гральной нормальной излучательной способности Сг20з,
рассчитанная по полученным спектральным измерениям,
равна 0,91. Более высокие значения и гт вероятно
связаны с меньшей плотностью исследованного образца
Сг20з по сравнению с предыдущим. На образце, имев-
шем плотность 3,15 г/см3, измерена также нормальная
монохроматическая отражательная способность при тем-
пературе 298 К в интервале длин волн 0,23—2,65 мкм.
415
Измерения выполнены относительным методом, в кото-
ром использовалась в качестве стандартного образца
свежеприготовленная окись магния. Нормально падаю-
щее на поверхность образца излучение отражалось
в полусферу. Полученные результаты представлены кри-
вой 9 на рис. 12-5.
Интегральная нормальная излучательная способ-
ность Сг2О3 в интервале температур 1 123—1 523 К изме-
рена Хилдом [Л. 12-27] на двух образцах (рис. 12-8):
Рис. 12-8. Интегральная нор-
мальная излучательная спо-
собность окисей хрома, желе-
за, цинка и кристаллической
двуокиси кремния.
1 — Сг2О3 (образец № 1) и 2 —
Сг2О3 (образец № 2) [Л. 12-271;
3, 4 — Сг20з (расчет) [Л. 12-31;
5 — Fe2O3 [Л. 12-271; 6 - SiO2 (кри-
сталлический кварц) [Л. 12-271; 7 —
SiO2 (кристаллический кварц —
расчет) [Л. 12-3]; 8 — ZnO [Л. 12-27].
[Л. 12-27].
первый образец имел величину зерна 0,5—1,5 мкм, вто-
рой 1,5—8 мкм (о методике измерений — см. § 12-1).
Ранее упомянутые результаты расчета величин е^, сде-
ланного Скетзом для температуры 1 273 К, почти совпа-
дают с кривыми Хилда, приведенными на рис. 12-8.
12-5. ОКИСЬ ЖЕЛЕЗА
На рис. '12-8 кривая 5 соответствует результатам измерения нор-
мальной интегральной излучательной способности Fe2O3 по данным
Хилда [Л. 12-27], методика измерений которых описана в § 12-1.
Результаты измерения нормальной монохроматической отража-
тельной способности монокристалла a-модификации окиси железа
а-РегОз, полученные Бейли и Гольдманом при комнатной темпера-
туре в области длин волн 0,344—1 мкм, приведены в [Л. 12-10].
Исследование проведено в воздухе, отражение измерялось от кри-
сталлографической плоскости (111). Полученные данные представ-
лены на рис. 12-7 кривой 1. Этими же авторами найдено, что отра-
жательная способность полированного кристалла а-РегОз (желез-
ный блеск) резко увеличивается от нуля до 0,85 в области длин
волн 10—25 мкм.
12-6. ДВУОКИСЬ ГАФНИЯ
Монохроматическую нормальную (для длины волны
0,65 мкм) и интегральную полусферическую излучатель-
ные способности HfO2, стабилизированной окисью
иттрия, измерили Моор и др. [Л. 12-21] в вакууме для
интервала температур 1 700—2 900 К- Для этой цели
416
использовался калориметрический метод определения
полусферической интегральной излучательной способно-
сти. На вольфрамовый стержень диаметром около 3 мм
наносили при помощи плазменно-дугового напыления
покрытия из НЮ2, стабилизированной окисью иттрия
(количество стабилизирующей до»бавки не указывается).
Толщина покрытий изменялась от 0,06 до 0,3 мм. Плот-
ность потока излучения Е для различной, толщины по-
крытий измерялась по выделяемой мощности электриче-
ского тока на изотермическом участке вольфрамового
стержня, который нагревался проходящим током. По
полученному графику зависимости Е для различной
толщины покрытий от температуры вольфрамового
стержня, которая определялась по его сопротивлению,
строился второй график в координатах: Е — толщина
покрытия для различных изотерм вольфрамового стерж-
ня. Экстраполяцией изотермы к нулевой толщине покры-
тия определялись: истинная температура поверхности
покрытия и соответстствующая плотность потока излу-
чения, по которым согласно формуле Стефана—Больц-
мана рассчитывалась полусферическая интегральная из-
лучательная способность.
Одновременно измерялась зависимость Е от яркост-
ной температуры поверхности покрытия. Это давало воз-
можность, зная из предыдущих построений связь между
Е и истинной температурой покрытия, рассчитать по
формуле Вина монохроматическую нормальную излуча-
тельную способность для длины волны 0,65 мкм. Непро-
зрачность покрытий в диапазоне изменений толщины от
0,066 до 0,137 мм проверялась но независимости яркост-
ной температуры от толщины покрытий для одних и тех
же мощностей излучения на единицу площади поверх-
ности покрытия. Результаты измерения [Л. 12-21] ех
и 8m для НЮ2 представлены на рис. 12-4 кривыми 6 и 7
соответственно.
Хедж [Л. 12-8] исследовал нормальную интегральную
излучательную способность двуокиси гафния, стабилизи-
рованной 5% Y2O3 и 4,9% ZrO2 (90,1% НЮ2), в воздуш-
ной среде в области температур 1 673—2 273 К (см.
рис. 12-4, кривая S). Погрешность измерения равна
±5%. Подробное описание методики измерения, приме-
няемой Хеджом, приводится при рассмотрении данных
ПО 8fn двуокиси циркония.
27—192
417
' На рис. 12-4 кривой 9 представлены сглаженные дан-
ные по нормальной интегральной излучательной способ-
ности НЮ2, полученные Пирсом [Л. 12-10] в атмосфере
аргона для интервала температур 1 100—2 400 К. Иссле-
дуемые образцы были приготовлены из спрессованной и
спеченной двуокиси гафния, имевшей плотность 9,55 г/см3.
Погрешность измерений оценивается величиной ±10%.
Расхождение с результатами других исследователей
связано, надо полагать, с различными характеристиками
исследуемых образцов.
12-7. ОКИСЬ МАГНИЯ
Интегральная и монохроматическая нормальные из-
лучательные способности. Работа Салли и др. [Л. 12-1]
посвящена измерению интегральной нормальной излуча-
тельной способности окиси магния в интервале темпе-
ратур 573—1 073 К (см. об этой работе в § 12-1). На
рис. 12-9 представлена полученная в [Л. 12-1] кривая 1
для окиси магния. Погрешность измерения оценивается
величиной ±6%.
Петров {Л. 12-2] измерил в вакууме в интервале тем-
ператур 1 200—1 800 К интегральную нормальную излу-
чательную способность окиси магния радиационным ме-
тодом, описанным при рассмотрении данных для AI2O3.
Образцы MgO для исследования были получены прессо-
ванием порошка под давлением 50 МПа с последую-
щим обжигом в воздухе при 2 020 К. Зерна порошка
перед прессованием имели диаметр около 2—3 мкм.
В окиси магния содержалась примесь 1% СаО. Резуль-
таты измерения &tn окиси магния оцениваются предель-
ной ошибкой ±12% и представлены кривой 2 на рис. 12-9.
Эта кривая почти совпадает с результатами измерений
Броунлоу [Л. 12-6], полученными в интервале темпера-
тур 700—1 700 К (кривая 3)*
Пирс и др. {Л. 12-10] достигли предельно высоких
температур измерения интегральной излучательной спо-
собности окиси магния—2 343 К. Для измерений исполь-
зовалась спрессованная и спеченная MgO, плотность
которой была равна 3,51 г/см3. Расхождение между по-
следовательно проведенными в атмосфере воздуха сери-
ями опытов при 1 167—2170 К (кривая 4а) ипри1 198—
2 343 К (кривая 46) не превышает ошибки измерения,
оцененной авторами величиной ±10%.
418
Олсон и Моррис [Л. 12-9] измерили etn окиси магния
(кривая 5) в воздушной среде при температурах 75—
1 700 К. Излучение окиси сравнивали с излучением чер-
ного тела при помощи термопарного приемника. Темпе-
ратуру образца измеряли термопарой.
В своих исследованиях Хилд {Л. 12-27] измерил зави-
симость
окиси
зерен у которых был 1—3, 30—75 и 90—120 мкм соот-
ветственно. Воспроизводимость опытов была равна 3—
5%. Методика измерения рассмотрена в § 12-1.
Результаты измерения etn окиси магния, полученные
Пирани (Л. 12-15] в интервале температур 573—1 073 К
(рис. 12-9, кривая 7), являются заниженными по тем же
причинам, что и данные по etn окиси алюминия.
На основании анализа и сопоставления данных раз-
личных авторов рекомендуются усредненные значения
etn окиси магния, представленные на рис. 12-9 в виде
пунктирной кривой 8 и в табл. 12-1.
В верхней части рис. 12-9 приведена зависимость
монохроматической нормальной излучательной способ-
ности MgO от температуры для длины волны 0,665 мкм
(кривая 9). Измерения были сделаны Олсоном и Мор-
27* 419
рисом {Л. 12-9] при помощи оптического пирометра
с исчезающей нитью. Температура образца измерялась
термопарой.
Монохроматическая отражательная способность MgO
отличается высоким уровнем и малой зависимостью от
длины волны в видимой и ближней инфракрасной обла-
стях. Эти особенности окиси магния привлекают иссле-
дователей тем, что она может быть использована в ка-
честве стандартного отражателя [Л. 12-39]. В работе
[Л. 12-40] охвачена широкая спекральная область (1 —
15 м«км) исследования отражательной способности MgO.
Исследуемый образец представлял собой слой порошка
окиси магния, который напылялся на липкую поверх-
ность алюминиевого диска, покрытого для этой цели
жидким силикатом натрия. Алюминиевый диск (диаметр
22 мм, толщина 0,75 мм), охлаждаемый проточной водой
со стороны, противоположной слою MgO, помещали
в полость печи, температура которой поддерживалась
при 815°C. Полость печи находилась в воздушной среде.
Таким образом, поверхность образца, температура кото-
рой была близка к комнатной температуре, подверга-
лась полусферическому освещению стенками печи.
В монохроматор поочередно направляли то отраженное
от образца излучение (угол между оптической осью
приемника и нормалью к поверхности образца равен
5°), то излучение полости печи, близкое к черному излу-
чению. Ошибка измерения монохроматической отража-
тельной способности оценивается авторами работы
в абсолютных единицах величиной 0,02. На рис. 12-10
представлены результаты измерения нормальной моно-
хроматической отражательной способности MgO
[Л. 12-40] в виде двух кривых. Кривая 1 соответствует
измерениям на образце, имевшем толщину 1,02 мм, ко-
торый был получен нанесением MgO на окрашенный
черной краской алюминиевый диск. Кривая 2 характе-
ризует измерения на образце, толщина которого была
0,91 мм, но слой окиси был нанесен непосредственно на
полированный алюминиевый диск. При такой толщине
еще сказываются прозрачность слоя MgO и влияние
металлической подложки.
В последующей работе [Л. 12-39] Данкл отмечает,
что метод, примененный в [Л. 12-40], имеет меньшую
точность для длин волн, меньших 1,8 мкм, и поэтому
данные в этой области длин волн являются заниженными.
420
Данкл приводит кривые, которые иллюстрируют зависи-
мость отражательной способности от толщины слоя MgO
в интервале длин волн 1—3 мкм для толщины образцов
0,5; 1,2 и 1,5 мм (см. рис. 12-10, соответственно кривые
За, 36 и Зв). Следует отметить, что кривые 36 и Зв в об-
ласти длин волн 1—2 мкм расположены несколько' вы-
ше, чем кривая 1 [Л. 12-40].
Бенфорд и др. [Л. 12-41] измерили при комнатной
температуре монохроматическую отражательную спо-
собность окиси магния, которой была покрыта внутрен-
няя поверхность сферы, сделанной из карбоната магния
(кривая 4 на рис. 12-10). Поверхность сферы покрыва-
0,2 О.з 0Л 0,6 0,8 1,0 - 2 мкм
отражательная способность окиси
0Л 0Л 0,60,8 W 2 3 0 6 810 20 мкм
Рис. 12-10. Монохроматическая
магния при Г=298К.
1, 2 —[Л. 12-40]: За, 36, Зв — [Л. 12-39]; 4, 5 —[Л. 12-41, 12-42]; 6 — [Л. 12-43—
12-45]; 7а, 76, 7в, 7г—[Л. 12-12] (для толщины слоев MgO соответственно 8; 6;
1 и 0,6 мм); 8 — [Л. 12-47].
лась MgO путем осаждения на ней частиц, образовав-
шихся при сжигании ленты магния. Отражательную
способность в интервале длин волн 0,4885—0,6250 мкм
определяли абсолютным методом неполной интегрирую-
щей фотометрической сферы: по соотношению отражен-
ного излучения от трех неполных сфер, составлявших
11/12, 10/12 и 9/12 частей от полной сферы. Исследова-
ние проводилось при помощи шести интерференционных
фильтров.
В дальнейшем Бенфорд с сотрудниками [Л. 12-42]
измерили отражение MgO в ультрафиолетовой области
0,24—0,365 мкм описанным выше методом (кривая 5 на
рис. 12-10). Освещение сферы производилось ртутной
лампой. Отраженное излучение попадало на входную
28—192 421
щель спектрофотометра и потом усиливалось с помощью
фотоумножителя.
Для измерения монохроматической отражательной
способности при комнатной температуре окиси магния
Миддлетон и Сандерс [Л. 12-43—12-45] использовали
в модифицированном виде метод Престона [Л. 12-46]
для сферы. Измерения проводили в интервале длин волн
0,4—2,4 мкм. Сфера была выполнена из латунной отлив-
ки. Внутренняя поверхность сферы была покрыта слоем
серебра, который был затем тщательно отполирован и
закопчен продуктами сгорания ленты из магния. Загряз-
нения магния были небольшими и не превышали 0,013%.
В процессе исследования было замечено, что с увеличе-
нием толщины слоя MgO увеличивалось его отражение.
Поэтому в окончательных измерениях слой доводился до
такой толщины, чтобы дальнейшее ее увеличение не
влияло на результаты. Сфера находилась при комнатной
температуре и освещалась через окно постоянным источ-
ником света. Через другое небольшое окно рассеянный
поток попадал из сферы в монохроматор и на приемник
излучения. Для расчета рХ/г использовалось отношение
сигналов приемника, соответствующих излучению сфе-
ры, полностью покрытой изнутри MgO, и ее излучению,
когда определенная часть сферы заменена камерой,
отражательная способность которой близка к нулю.
Одновременно на этой же установке можно было изме-
рять рХ/г другим методом. Расхождение результатов,
полученных двумя методами на одном и том же образце
в интервале длин волн 0,4—0,75 мкм не превышало
0,002 от рХп. Для измерения при более коротких длинах
волн до 0,24 мкм авторы использовали в качестве источ-
ника света кварцевую ртутную лампу, при этом было
обнаружено повышение отражательной способности
MgO в зависимости от продолжительности облучения
ультрафиолетовым светом.
Обычно это повышение рХ/2 происходило в интервале длин волн
0,24—0,50 мкм и не превышало 3%. Полученные результаты близки
к данным Бенфорда [Л. 12-41]. При более длинных волнах эффект
«отбеливания» MgO не наблюдался. Авторы работы [Л. 12-44] пред-
полагают, что увеличение отражательной способности MgO происхо-
дит из-за разложения нитрида магния, который образуется в малом
количестве при сгорании магния в воздухе. Одновременно Миддле-
тон и Сандерс оценили влияние старения слоя MgO на его монохро-
422
матичёскую отражательную способность. Для длин волн 0,6—1,4 мкм
отражение образца не ухудшалось после его изготовления в течение
1, 2, 5 дней и даже 16 мес. Однако для более длинных волн наблю-
далось уменьшение отражательной способности до 1%. Это умень-
шение в основном происходит в течение пяти первых дней после
изготовления образцов.
На рис. 12-10 приведена кривая 6, полученная
в [Л. 12-43, 12-45] в результате усреднения измерений
на поверхностях трех образцов MgO через день после
их приготовления. Обращают на себя внимание участки
кривой 6 с меньшим рХп при длинах волн 1,4; 1,9 и
2,35 мкм, что, по предположению Миддлетона и Сандер-
са, связано с поглощением адсорбированной на поверх-
ности окиси магния водой и медленным образованием
Mg(OH)2. Точность измерений отражательной способно-
сти оценивается авторами [Л. 12-43, 12-44] величиной
0,002 при длине волны 0,7 мкм и 0,004 при 2,4 мкм. Ошиб-
ка измерения длины волны ±0,03 мкм.
Используя описанный ранее метод сферы, Теллекс
[Л. 12-12] задался целью определить влияние толщины
покрытия MgO на ее отражательную способность рХ/г
для длин волн 0,44—0,70 мкм при комнатной темпера-
туре. На внутреннюю поверхность сферы, сделанной из
прозрачного стекла «Пирене», наносились при помощи
электростатического поля слои MgO толщиной от 0,2 до
8 мм. Как изображено на рис. 12-10 кривыми 7а—7г,
независимость отражения MgO от толщины слоя насту-
пает, если эта толщина примерно равна 6 мм и более.
Данные Теллекса хорошо совпадают с измерениями Бен-
форда и др. [Л. 12-41], которые использовали в качестве
подложки MgCO3, отражательная способность которого
близка к MgO, и поэтому влиянием толщины слоя MgO
можно было пренебречь. С другой стороны можно пред-
положить, что толщина слоев MgO на образцах в рабо-
тах [Л. 12-39, 12-40, 12-43—12-45] была еще недостаточ-
на, так как в них величины р^ меньше, чем в [Л. 12-12].
Измерение монохроматической отражательной спо-
собности в длинноволновом диапазоне 11—37 мкм вы-
полнено Бурштейном и др. [Л. 12-47] при комнатной
температуре (кривая 8 на рис. 12-10). Относительная
отражательная способность свежевырезанной кристал-
лической поверхности окиси магния была измерена пу-
тем сравнения с отражением алюминиевого зеркала при
28* 423
помощи спектрометра. Освещение поверхности MgO или
зеркала осуществлялось глобаровым нагревателем под
углом 10° к нормали. Аналогичная кривая для монохро-
матической отражательной способности MgO (излуче-
ние падало на поверхность под углом 10° к нормали и
под тем же углом измерялось приемником) получена
в работе Уиллмотта [Л. 12-48] в области длин волн 12—
26 мкм.
Монохроматическая нормальная пропускательная
способность кристаллической окиси магния MgO (бес-
цветный кристалл толщиной 0,67 мм) для области длин
Рис. 12-11. Монохроматическая нормальная пропускательная способ-
ность окиси магния при Т = 298К для пластин различной толщины
(толщина указана около кривых в микрометрах).
Пунктирные кривые — данные [Л. 12-47]; сплошные кривые — данные [Л. 12-48],
кроме кривой для толщины 670 мкм [Л. 12-17].
волн 1—И мкм при комнатной температуре представ-
лена кривой на рис. 12-11 [Л. 12-17].
Бурштейн с сотрудниками [Л. 12-47] измерили зави-
симость монохроматической пропускательной способно-
сти кристаллических пластинок MgO от их толщины
в интервале длин волн 6—14 мкм. Толщины пластин
были следующими: 9,2; 2,5; 1,0; 0,3 и 0,09 мм.
Подробное исследование монохроматической нор-
мальной пропускательной способности MgO провел Уил-
лмотт [Л. 12-48]. Приемником монохроматического излу-
чения служила батарея дифференциальных термопар,
термо-э. д. с. которых измерялась гальванометром с уси-
лителем. Опыты велись при комнатной температуре
в области длин волн 2—26 мкм на различных образцах.
Четыре образца в виде плоскопараллельных пластин
толщиной 468, 235, 124 и 76 мкм были вырезаны из
424
492-1
искусственно выращенных кристаллов MgO. Образцы,
толщина которых была 7,80; 2,67 и 1,23 мкм, были полу-
чены путем отложения продуктов сгорания ленты Mg
на коллоидную пленку. Наиболее тонкий слой MgO—
0,19 мкм — получен при конденсации паров MgO. Полу-
ченные в [Л. 12-48] результаты (рис. 12-11) хорошо со-
гласуются с данными [Л. 12-17 и 12-47].
12-8. ЗАКИСЬ МАРГАНЦА. ТРЕХОКИСЬ МОЛИБДЕНА
Нормальная монохроматическая отражательная способность
трехокиси молибдена и закиси марганца при температуре 298 К и
в интервале длин волн 0,2—2,65 мкм измерены Скетзом {Л. 12-3].
Исследование было проведено относительным методом на спектро-
рефлектометре, когда в качестве стандарта отражения была исполь-
зована свежеприготовленная накопченная MgO. Образец МпО полу-
чен путем прессования порошка с размером зерна 53—63 мкм под
давлением 250 МПа. На рис. 12-7 кривой 2 изображены результаты
измерения закиси марганца.
Кривая 3 на рис. 12-7 соответствует результатам измерения рхп
образца МоОз, спеченного в инертной среде с выдержкой при тем-
пературе 1 723 К в течение 2 ч. Кривая 4 изображает результаты
измерения, полученные «а образце, который был спрессован из по-
рошка МоО3 (размер частиц 53—63 мкм) под давлением 166 МПа.
Третий образец был спрессован из такого же порошка под давлением
250 МПа, однако результаты измерения почти совпадают с преды-
дущими, если не считать того, что в интервале длин волн 1—2,65 мкм
эти данные постепенно отходят от кривой 4 и при наибольшей длине
волны расположены ниже на несколько процентов.
12-9. ЗАКИСЬ НИКЕЛЯ
Скетзом {Л. 12-3] исследована нормальная монохро-
матическая излучательная способность спеченной закиси
никеля при температуре 1 273 К в интервале длин волн
1—45 мкм. Образцы изготавливали из порошка путем
прессования и последующего спекания при температуре
1 673 К в течение 2 ч. В качестве связующего при холод-
ном прессовании использовалась добавка 2—3% поли-
винилового спирта, который выгорал при спекании.
Плотность спеченных образцов составляла 5,32 г/см3.
Измерение нормальной монохроматической излучатель-
ной способности NiO проводилось в атмосфере аргона
двухлучевым спектрофотометром путем определения от-
ношения излучений нагретого образца и черного тела,
i Результаты измерений изображены на рис. 12-5 кривой
10. На основании этих спектральных измерений рассчи-
425
тана нормальная интегральная излучательная способ-
ность NiO при 1 273 К, оказавшаяся равной 0,78
Ниже на рис. 12-5 кривой 11 представлены результа-
ты измерения нормальной монохроматической отража-
тельной способности NiO при комнатной температуре,
полученные Скетзом с сотрудниками [Л. 12-10] в интер-
вале длин волн 0,23—2,65 мкм. В относительных измере-
Рис. 12-12. Излучательные ха-
рактеристики закиси никеля и
двуокиси титана.
£in: / — NiO [Л. 12-1]; 2 - NiO
[Л. 12-3]; 3 — NiO [Л. 12-22]; 8/ft:
4 —NiO [Л. 12-23]; eth: 5, 6 — TiO2
[Л. 2-30]; 7 — TiO2 '[Л. 12-10].
ниях в качестве стандартного отражателя использована
свежеприготовленная окись магния. Нормально падаю-
щее на образец излучение отражалось в полусферу.
Образцы для исследования получены спеканием при
температуре 1 773 К в течение 2 ч и имели плотность
4,81 г/см3.
Салли (Л. 12-1] измерил нормальную интегральную
излучательную способность окисленной поверхности ни-
келя. При этом Салли обнаружил, что окисленные при
температуре 1 173 К до установившегося состояния по-
верхности никеля (одна из которых 'была полированой,
а другая подвергнута дробеструйной обработке крупин-
ками плавленной окиси алюминия) имеют почти совпа-
дающие величины 8/п, которые представлены кривой 1
на рис. 12-12. Экстраполяция кривой 1 до более высоких
температур удовлетворительно согласуется со значением
е/n для температуры 1 273 К (точка 2), рассчитанным
по приведенным ранее данным еХ/г для NiO [Л. 12-3],
а также с данными Моора [Л. 12-22] при температуре
1 350 К. Моор окислил никель в воздухе при 1 400 К
в течение 1 ч. Исследуемый образец нагревался в высо-
кочастотном электромагнитном поле до температуры
1 350 К в воздухе. Метод измерения описан в § 12-1. По-
лученный результат измерения etn представлен на
рис. 12-12 в виде точки 3.
426
Шелтон [Л. 12-23] специально исследовал зависи-
мость полусферической интегральной излучательной спо-
собности окисленной поверхности никеля от толщины
пленки окиси. Измерения проводились в интервале тем-
ператур 700—1 200 К. В качестве образца использова-
лась полоска фольги никеля толщиной 0,0114 мм, через
которую пропускали электрический ток. На изотермиче-
ском участке полоски измеряли электрическую мощность.
Температура образца находилась по зависимости элек-
трического сопротивления никеля от температуры. Полу-
чение различной толщины пленки окиси никеля произво-
дилось при 1 098 К в атмосфере сухого воздуха при дав-
лении 130 Па. В результате исследования было найдено,
что sth окисленной поверхности никеля остается посто-
янной после того, как масса окисной пленки достигает
450 мг/см2, что соответствует толщине пленки около
2 мкм. Как видно из рис. 12-12, данные Шелтона
[Л. 12-23] расположены ниже кривой Салли [Л. 12-1]
примерно на 20%. Такую разность вряд ли можно отне-
сти за счет различия между полусферической и нормаль-
ной излучательными способностями. Можно предполо-
жить, что причина расхождения связана с меньшей
шероховатостью поверхности пленки NiO в [Л . 12-23],
так как она получена при более низкой температуре
окисления никеля и более низком давлении воздуха, чем
в [Л. 12-1].
12-10. МОНООКИСЬ КРЕМНИЯ
Монохроматическая нормальная излучательная способность SiO
исследовалась Блау и др. [Л. 12-10]. В области длин волн 2—14 мкм
были проведены измерения при температуре 873 К на образце в виде
пленки SiO толщиной 0,1 мкм. Пленка была нанесена на полирован-
ную поверхность платиновой полоски, которая нагревалась проходя-
щим током. Кроме того, для SiO была получена при температу-
ре 1 273 К для длин волн 1—14 мкм на пленке SiO толщиной
0,1 мкм, нанесенной на полированную поверхность сплава инконель.
При этом отмечено некоторое окисление покрытия SiO. Погрешность
измерения еХ/г оценивается авторами ±4%. Результаты измерений
представлены на рис. 12-13 кривыми 1 и 2.
Хасс и Хальцберг [Л. 12-16] измерили монохроматические погло-
щательную и отражательную способности пленок SiO различной тол-
щины при комнатной температуре в области длин волн 0,24—14 мкм.
По этим данным ими были рассчитаны оптические константы пик
для SiO. В процессе исследования было замечено, что результаты
измерения зависят от окисления или разложения SiO и от скорости
конденсации SiO на подложку. В связи с этим пленки наносились
427
путем конденсации SiO на подложку в глубоком вакууме 0,1 Па.
Толщина конденсированной пленки S1O варьировалась в пределах
0,03—10 мкм. Пленка наносилась на пластины плавленого кварца,
каменной соли (NaCl) и на полированную алюминиевую поверхность.
Для измерений в области длин волн 0,24—2 мим использовался
спектрометр с приемником в виде полупроводникового болометра,
а в области 2—14 мкм — двухлучевой спектрофотометр с автомати-
ческой записью.
Монохроматические нормальные пропускательную и отражатель-
ную способности SiO до длин волн 1 мкм исследовали на пленках,
Рис. 12-13. Излучательные ха-
рактеристики моноокиси крем-
ния, двуокиси кремния и пяти-
окиси тантала.
еуп: /—SiO (образец № 1)
[Л. 12-10]; 2 — SiO (образец № 2)
[Л. 12-10]; 3 — SiO2 [Л. 12-3]; 6~
Ta2Os [Л. 12-10]; РХд • — SiO2
(образец № 1) [Л. 12-3]; 5 — SiO2
(образец № 2) [Л. 12-3]; 7 — Та2О5
[Л. 12-10].
нанесенных на плавленый кварц, а для больших длин волн исполь-
зовалась подложка из NaCi.
Результаты измерения и при Т=298 К даны на рис. 12-14
(толщина пленок указана у соответствующих кривых в нанометрах).
Погрешность измерения тХп и оценивается +1 -4-2%.
12-11. КРИСТАЛЛИЧЕСКАЯ ДВУОКИСЬ КРЕМНИЯ
Нормальная монохроматическая излучательая спо-
собность кристобалита в области длин волн 1—15 мкм
была исследована Скетзом [Л. 12-3] при температуре
1 273 К (кривая 3 на рис. 12-13). Образец для исследо-
вания изготовляли из порошка, который подвергали
холодному прессованию и последующему спеканию при
температуре 1 823 К в течение 1 ч, и он имел плотность
1,53 г/см3. В качестве связующего при прессовании
использовали поливиниловый спирт, который выгорал
при спекании.
Интегральная нормальная излучательная способность,
рассчитанная по еХ/г для температуры 1 273 К, равна 0,37
и нанесена на рис. 12-8 в виде точки 7.
428
Этим же автором на том же образце была измерена
* монохроматическая отражательная способность при
f комнатной температуре для длин волн 0,23—2,65 мкм
; (кривая 4 на рис. 12-13).
Кривая 5 на рис. 12-13 изображает результаты изме-
рения рХ/г на образце № 2, полученном холодным прео
j сованием порошка кристобалита под давлением
250 МПа [Л. 12-3]. При этом полученные величины рХ/г
для образцов, спрессованных из частиц 35—37 и 53—
63 мкм, практически совпали. Исследуемые образцы осве-
щали нормально падающим излучением, которое отра-
жалось в полусферу. В качестве образцового вещества,
с которым сравнивалось отражение исследуемого образ-
5 ца, использовалась окись магния, т. е. результаты изме-
рения р^ были относительными.
429
Для измерения etn Хилд [Л. 12-27] наносил порошок
кристаллического кварца (размеры частиц 3—12 мкм)
тонким слоем на платиновую ленту, которая использо-
валась в качестве нагревателя (о методике измерения
см. в § 12-1). Измерения были проведены в воздушной
среде и охватывали интервал температур 1 073—1 623 К
(кривая 6 на рис. 12-8). С данными Хилда совпадает
эы для температуры 1 273 К (точка 7 на рис. 12-8),
рассчитанная по результатам спектральных измерений
[Л. 12-3].
Данные по монохроматической пропускательной спо-
собности кристаллического кварца толщиной 1 мм при
комнатной температуре в области длин волн 1—80 мкм
приводятся в [Л. 12-31]. Эти данные представлены на
рис. 12-15. На этом же рисунке изображен график зави-
Рис. 12-15. Излучательные характеристики кристаллического кварца
при 7=298 К.
РХ ~ (Л- 12-49] (угол падения 30°); [Л. 12-31].
симости монохроматической отражательной способности
полированной поверхности кристаллического кварца от
длины волны при комнатной температуре по данным
[Л. 12-49]. Для измерения отражения использовался
термопарный приемник и линзы из иодида цезия. Отра-
жение поверхности кварца сравнивалось с отражением
алюминиевого зеркала. Угол падения излучения к нор-
мали был равен 30°.
430
12-12. ПЯТИОКИСЬ ТАНТАЛА
Результаты исследования нормальной монохроматической излу-
чательной способности Та2О5 в интервале длин волн 1—15 мкм для
температуры 1 223 К и монохроматической отражательной способно-
сти при температуре 298 К в области длин волн 0,23—0,55 мкм полу-
чены Скетзом с сотрудниками [Л. 12-10] и воспроизведены на
рис. 12-13 кривыми 6 и 7 соответственно. Образец для измерения
был получен спеканием при 1 673 К в течение 2 ч и имел тол-
щину 1,2 1мм и плотность 6,51 г/см3. Измерения проводили в атмо-
сфере аргона. По полученным опытным данным для рассчитана
величина нормальной интегральной излучательной способности для
Та2О5 при температуре 1 273 К, которая оказалась равной 0,29.
Для измерения отражения исследуемый образец освещался нор-
мально падающим излучением и отражал в полусферу. Отражение
измерялось относительно MgO. Образец для исследования получен
спеканием при 1 573 К в течение 2 ч. Толщина образца была равна
1,5 м<м, а плотность — 4,63 г/см3.
12-13. ДВУОКИСЬ ТЕЛЛУРА
В [Л. 12-10] приведены результаты, полученные Мер-
герианом с сотрудниками для нормальной монохромати-
Рис. 12-16. Излучательные характеристики двуокиси теллура.
9уп: /—образец № 1 [Л. 12-10]; 2—образец № 2 [Л. 12-10]; 3—образец № 1
]Л» 12-10]; образец № 2 [Л. 12-10].
431
ческой излучательной способности и монохроматической
пропускательной способности ТеО2. Измерения про-
водили в области длин волн 2,5—12 мкм при темпера-
турах 533 и 643 К на образцах, имевших толщину 3,05
и 7,65 мм. Результаты измерения для тонкого образца
расположены несколько ниже (кривая 1 на рис. 12-16),
чем для толстого (кривая 2), при этом изотермы 533 и
643 К практически сливаются.
Монохроматическая пропускательная способность
ТеО2 измерена в интервале длин волн 0,48—6,8 мкм при
298 К и представлена на рис. 12-16 кривой 3 для образ-
ца толщиной 3,05 мм и кривой 4 для образца толщиной
7,65 мм.
12-14. ДВУОКИСЬ ТОРИЯ
Нормальная интегральная излучательная способ-
ность двуокиси тория ThO2 измерена Салли и др.
[Л. 12-1] в воздушной среде для интервала температур
573—1 073 К. Образец для исследования был приготов-
лен из чистой двуокиси тория, применяемой для спектро-
графических исследований. Подробности используемой
в работе [Л. 12-1] методики измерения приведены при
рассмотрении efn окиси алюминия в § Г2-1. Результаты
измерения 8/n ThO2 изображены на рис. 12-17 'кривой 1.
Погрешность измерения ztn согласно оценке Салли рав-
на ±6%.
В другой работе [Л. 12-8] измеряли нормальную инте-
гральную излучательную способность ThO2 в воздухе
при более высоких температурах—1773—2473 К(кри-
вая 2). Детально эта работа рассмотрена в § 12-18.
Образец из двуокиси тория был приготовлен в виде
таблетки, содержавшей 99% основного вещества со
связкой из нитрата тория. Образцы из ThO2 разруша-
лись при измерениях, и надо было использовать несколь-
ко образцов, чтобы достичь высоких температур, при
которых проводили исследования. Перед измерениями
образец имел серый цвет, а после измерения — желтый.
Ошибка измерения stn оценивается автором величиной
±5%'.
Кривой 3 изображены данные измерения нормаль-
ной интегральной излучательной способности ThO2, по-
лученные Пирсом и Соутерном и приведенные в [Л. 12-10].
Исследование проведено в атмосфере сухого аргона
432
в интервале температур 1 212—2 265 К. Образцы для
исследования были приготовлены путем прессования
порошка с последующим спеканием. Плотность двуоки-
си тория была равна 9,69 г/см3. Погрешность измерения
равна 10%.
Наиболее низкие данные по etn двуокиси тория полу-
чены Пирани [Л. 12-15] (кривая 4 на рис. 12-17) в интер-
вале температур 520—1 073 К. Образцы были спечены
при температуре 1 973 К и имели форму пластин 40Х
X25x6,8 мм. Недостатки этой работы обсуждены при
рассмотрении данных по etn А12О3 в § 12-1.
Рекомендуемые величины е(п для ТЬОг обозначены
кривой А на рис. 12-17 и представлены в табл. Г2-1.
Кнейссл и Ричмонд [Л. 12-50] исследовали монохро-
матическое отражение двуокиси тория в интервале тем-
Рис. 12-17. Излучательные характеристики двуокиси тория.
stn: ; “ (Л- 12-П; 2 — [Л. 12-8]; 3 — данные Пирса и Соутерна [Л. 12-10]; 4 —
[Л. 12-15]; А — рекомендуемые величины; р\п- 5, 6, 7—[Л. 12-50].
ператур 1 100—1950 К для длин волн 0,6328 и 1,15 мкм.
На нагретый образец ThO2 падало излучение от гелий-
неонового лазера под углом 12° к нормали к поверхно-
сти и отражалось в интегрирующую полусферу, которая
была покрыта слоем BaSO4. Отраженное излучение вос-
принималось полупроводниковым детектором, перед
которым был установлен светофильтр, выделяющий
433
спектральный участок, соответствующий указанной дли-
не волны. Образец из двуокиси тория имел диаметр
около 13 мм и высоту 6 мм. Он содержал 99% ТйОг;
0,05% SiO2; 0,02% MgO и следы СаО, окислов фосфо-
ра, железа, редкоземельных и щелочных металлов. Пори-
стоимость окисла была равна 13%', а средняя арифмети-
ческая величина неровности исследуемой поверхности до
и после опыта оценивалась 2,3—2,4 мкм. Образец нахо-
дился в вольфрамовой оправке, которую нагревали до
высоких температур в высокочастотном электромагнит-
ном поле. Тепло от оправки передавалось исследуемому
образцу излучением и теплопроводностью. Опыты прово-
дили в вакууме (10-3 Па). Температуру исследуемой
поверхности измеряли микропирометром. Кривыми 5 и
6 на рис. 12-17 представлены результаты измерения
рХп для длин волн 0,6328 и 1.15 мкм соответственно.
Погрешность измерения оценивается ±1%. Следует за-
метить, что стабильность отражения двуокиси тория на-
блюдалась лишь после третьего нагрева до высоких тем-
ператур: кривая 7 соответствует результатам измерения
для длины волны 0,6328 мкм во время первого нагрева-
ния.
12-15. ДВУОКИСЬ ТИТАНА
Зависимость двуокиси титана от температуры приведена на
рис. 12-12. Кривая 5 получена Ниландом [Л. 12-30] в интервале тем-
ператур 300—500 К на образце TiO2, нанесенном в виде покрытия
на алюминий. Толщина покрытия была равна 76 мкм. Погрешность
измерения составляла 4—5%. В этой работе приведены также ре-
зультаты измерения ТЮ2 в области температур 420—600 К, кото-
рые изображены кривой 6. Толщина покрытия двуокиси титана на
алюминии в этих измерениях была 64 и 83 мкм.
Описанные выше результаты хорошо совпадают с данными
[Л. 12-10], полученными для температур 400—1 300 К — кривая 7 на
рис. 12-12. Измерения были проведены в вакууме на образце, кото-
рый представлял собою покрытие из TiO2, нанесенное пламенной го-
релкой на нержавеющую сталь. Толщина покрытия была равна
63 мкм.
Монохроматическая нормальная излучательная способность ТЮз
была измерена Скетзом [Л. 12-10] в атмосфере аргона в интервале
длин волн 1—15 мкм при температуре 1 223 К. Полученные результа-
ты изображены на рис. 12-18 кривой 1. Образец ТЮ2 имел толщину
1,75 мм, плотность 3,87 г/см3 и был получен путем спекания двуоки-
си титана при 1 673 К в течение 2 ч. По данным была рассчита-
на etn двуокиси титана для температуры 1 223К: е«п=0,31. Эта ве-
434
личина почти в 3 раза меньше, чем приведенные на рис. 12-12 данные
для спеченной двуокиси титана.
В диапазоне длин воли 0,23—2,05 мкм измерена монохроматиче-
ская нормальная отражательная способность TiO2 Скетзом [Л. 12-3].
Исследование выполнено при температуре 298 К на образцах, приго-
товленных по различной технологии. Первый образец получен путем
прессования порошка и последующего спекания в течение 2 ч при
1 673 К, имел толщину 1,75 м»м и плотность 3,87 г/см3 (кривая 2 на
рис. 12-18). Второй образец приготовили холодным прессованием
порошка под давлением 250 МПа. Частицы порошка имели размер
53—63 мкм (кривая 3 на рис. 12-18). Измерения велись относитель-
ным методом путем сравнения отражения со стандартным образ-
цом — свежеприготовленной MgO.
В работе Спитцера и др. [Л. 12-51] приводятся данные по моно-
хроматической отражательной способности кристалла TiO2 при ком-
натной температуре в области длин волн 2—150 мкм. Измерения
были выполнены относительно плоскости, перпендикулярной оптиче-
Рис. 12-18. Излучательные характеристики двуокиси титана,
е^: 1— [Л. 12-10]; руп: 2—образец № 1 [Л. 12-3]; 3—образец № 2 [Л. 12-3];
4—(Л. 12-51]; 5— [Л. 12-17].
ской оси природного и синтетического кристаллов. Результаты из-
мерений на двух кристаллических образцах совпали и изображены
на рис. 12-18 кривой 4. Поверхность исследуемых образцов подвер-
галась обычным оптическим методам полировки. Аналогичные дан-
ные по монохроматическому отражению для синтетического образца
из TiO2 приведены в [Л. 12-42] для длин волн 2—50 мкм.
Монохроматическая нормальная пропускательная способность
при комнатной температуре в зависимости от длины волны представ-
лена кривой 5 на рис. 12-18 [Л. 12-17]. Измерения выполнены на
монокристаллическом бесцветном образце TiO2 толщиной 6 мм.
435
12-16. ДВУОКИСЬ УРАНА
Элерт и Маргрей в [Л. 12-55] измерили в вакууме
нормальную монохроматическую излучательную способ-
ность UO2 для длины волны 0,650 мкм. Примерно в пре-
делах 100 градусов вблизи точки плавления Гпл=
= 2 860°С была получена для исследованной поверхно-
сти UO2 величина =0,416 + 0,0026 путем сравнения
кР
яркостных температур UO2 и вольфрама. Во втором из-
мерении, выполненном между температурами 1 800—
2 100°C для полированной плотной и порошкообразной
двуокиси урана, получены соответственно следующие
величины
=0,40 ±0,02 и 8. =0,51 ±0,03.
кР^ W
В этих опытах измеряли яркостные температуры
внутренней стенки графитового тигля, полированной
UO2 и порошка ПО2, который находился в желобках
плотного образца. Высокие температуры были получены
при помощи индукционного нагревания графитового тиг-
ля в вакууме. Было принято, что для графитового тигля
е. = 0,95 ±0,05.
\р"
12-17. ОКИСЬ ЦИНКА
На рис. 12-8 кривой 8 представлены результаты иссле-
дования ztn ZnO, полученные Хилдом [Л. 12-27] в интер-
вале температур 1 160—1 500 К. Для изготовления иссле-
дуемого образца использовался порошок из ZnO с разме-
рами частиц 0,5 мкм. Слой ZnO со связкой из парафина
наносили на нагреватель, который был сделан из
тонкой платиновой полоски. Парафин после нагревания
выгорал. Температуру измеряли микропирометром,
а интенсивность излучения — термопарным приемником.
Моллво [Л. 12-52] измерил 8^ монокристалла ZnO
в вакууме для следующих температур: 1 140 К €^ = 0,91;
1 240 К bhi = 0,81 и 1 330 К 8^ = 0,82. Высокие темпера-
туры достигались пропусканием через пластину кри-
сталла электрического тока, мощность которого измеря-
лась на участке образца, ограниченного потенциальными
выводами. Истинную температуру кристалла определяли
по измеренной микропирометром яркостной температу-
ре и по известной е полированной платины, нанесен-
кР
436
ной тонким слоем на его поверхность. Замечено, что
в вакууме при температуре примерно 1 273 К происходит
помутнение поверхности кристалла. Первоначальное со-
стояние восстанавливается, если производить нагрева-
ние кристалла ZnO в воздухе.
Джиллетте и др. {Л. 12-53] измерили монохромати-
ческую отражательную способность двух покрытий: ZnO
на связке из силиката калия и ZnO на связке из силико-
на. Измерения проведены при температуре 300±5 К
в области длин волн 0,25—15 мкм. Оба покрытия были
нанесены на подложку из алюминия. В интервале длин
волн 0,25—2,5 мкм отражение измеряли спектрофото-
Рис. 12-19. Излучательные характеристики окисей цинка, иттрия,
иттербия.
/—ZnO (образец № 1) [Л. 12-53]; 2—ZnO (образец № 2) [Л. 12-53]; 3—ZnO
[Л. 12-54]; еХп: 4—У2О3 [Л. 12-3]; 5—У2О3 [Л. 12-59]; 6—УЬ2О3 [Л. 12-59].
метром относительно отражения MgO при использова-
нии интегрирующей сферы. Излучение падало на обра-
зец под углом 5° по отношению к нормали. Кривой 1 на
рис. 12-19 представлены результаты измерения отража-
тельной способности (относительно окиси магния) покры-
тия ZnO на связке из силиката калия. Нормальную отра-
жательную способность в области длин волн 1 —15 мкм
измеряли абсолютным методом другим спектрофотомет-
437
ром. Кривой 2 на рис. 12-19 изображены результаты
измерения покрытия из ZnO на связке из силикона.
Кривой 3 на рис. 12-19 представлены результаты из-
мерения монохроматической отражательной способно-
сти монокристалла ZnO, полученные Коллинсом и Клей-
маном [Л. 12-54] в диапазоне длин волн 3—40 мкм.
Измерения проводили относительно свеженанесенного
слоя алюмиия, отражение которого было известно.
Монокристалл ZnO имел форму пластины 1,0Х0,1Х
Х1,0 см и исследовался при температуре 300 К при по-
мощи двухлучевого спектрофотометра.
12-18. ДВУОКИСЬ ЦИРКОНИЯ
Интегральная излучательная способность. е/п измере-
на Салли в интервале температур 573—1 073 К [Л. 12-1]
(кривая 1, рис. 12-20). Детально эта работа рассматри-
вается в § 12-1.
Нормальную интегральную излучательную способ-
ность двуокиси циркония при более высоких температу-
рах 1 300—1800 К измерил Петров (Л. 12-2]. Исследу-
емый образец получен путем прессования порошка (зер-
на имели диаметр 2 мкм) под давлением 30 МПа и
последующего его обжига в воздухе при температуре
около 2 020 К. Полученные таким образом заготовки
доводились на шлифовальном станке до размеров таб-
летки диаметром 25 мм и высотой 1—2 мм. Двуокись
циркония содержала 6% СаО и 1,2% ТЮг. Подробное
описание применяемого метода измерения приведено
в§ 12-1. Результаты измерения изображены на рис. 12-20
кривой 2. Погрешность измерения по оценке автора
равна ±12%.
Результаты исследования нормальной интегральной
излучательной способности двуокиси циркония получе-
ны в работе Хеджа '[Л. 12-8] в интервале температур
1 673—2 473 К. Иследование проведено в воздухе на
двух образцах, отличавшихся тем, что один из них имел
плотность 4,93 г/см3 (88% теоретической плотности) и
был приготовлен из частиц размеров 5—25 мкм, а вто-
рой образец имел плотность 4,51 г/см3 и был приготов-
лен из более крупных частиц неизвестного размера.
Результаты измерения практически совпадают и изобра-
жены на рис. 12-20 одной кривой 3. Двуокись циркония
обоих образцов была стабилизирована 5% СаО. В этой
438
работе нагревание образца до высоких температур про-
исходило за счет сгорания природного газа в массивной
печи, выложенной кирпичом из ZrO2. На нагретом образ-
це стояла трубка из ThO2, которая создавала излучение,
близкое к излучению черного тела (et = 0,98). Излучение
этой полости использовалось для измерения температу-
ры образца оптическим пирометром. Чтобы измерить
интенсивность излучения образца, не искаженную излу-
чением окружающего пространства, в трубку из ThO2
быстро вводили охлаждаемую водой латунную трубку,
Рис. 12-20. Интегральная нормальная излучательная способность
двуокиси циркония.
/-[Л. 12-1]; 2 —-[Л. 12-2]; 3 — [Л. 12-8]; 4 — [Л. 12-7]; 5 — Броунлоу [Л. 12-6];
6, 7 — Олсон и Моррис [Л. 12-9]; 8 — [Л. 12-1Ц (измеряли под углом 44° к нор-
мали); 9 — рекомендуемые значения.
от поверхности образца. В этот момент малоинерцион-
ным полупроводниковым болометром измеряли интен-
сивность излучения поверхности образца. Соответству-
ющим диафрагмированием добивались, чтобы излучение
стенок охлаждаемой латунной трубки не попадало в при-
емник. Излучательная способность рассчитывалась по
отношению сигналов болометра, соответствовавших
интенсивности излучения поверхности образца и черного
тела. Погрешность измерения е/п оценивается величи-
ной ±5%.
Кривой 4 на рис. 12-20 представлены результаты
измерения е/п двуокиси циркония, полученные Пирсом
[Л. 12-7] в широком интервале температур —700—2 900 К.
439
Измерения проводили в инертной атмосфере на образ-
цах, имевших форму диска диаметром 13—38 мм и тол-
щиной 1,5—6 мм. Исследуемый образец лежал на вольф-
рамовом или танталовом диске, нагреваемом в высоко-
частотном электромагнитном поле. Для измерения
температуры поверхности образца выше 1 200 К использо-
вался оптический пирометр, а платино-платинородиевые
термопары применяли в интервале 700—1 500 К. При
более высоких температурах применяли вольфрам-
рениевые термопары одновременно с оптическим пиро-
метром. Энергия, излучаемая поверхностью исследуемо-
го образца, сравнивалась с энергией излучения черного
тела, по которому градуировался термопарный приемник
излучения, состоявший из 160 спаев. Погрешность полу-
ченных опытных данных равна ± 10%.
Броунлоу [Л. 12-6] получил данные по е/п для стаби-
лизированной ZrO2 при температурах 700—1 700 К (кри-
вая 5 на рис. 12-20).
Олсон и Моррис [Л. 12-9] провели измерение Ып на
двух образцах двуокиси циркония в интервале темпера-
тур 40—1 900 К. Один из образцов был стабилизирован
СаО (кривая 6 на рис. 12-20), а другой — окисью маг-
ния (кривая 7). Результаты получены путем сравнения
интенсивности излучения поверхности окиси и черного
тела, находившихся при одинаковой температуре. Опыты
осуществляли в воздушной атмосфере. Истинную темпе-
ратуру измеряли термопарами. Погрешность измерения
8/п по оценке авторов равна ±3%.
Кокс [Л. 12-11] провел измерение интегральной излу-
чательной способости ZrO2 в интервале температур от
1 100 К и почти до точки плавления этого материала
(кривая 8 на рис. 12-20). Исследуемые образцы содер-
жали 97,1% ZrO2 и 2,17% СаО. Исходная шихта состоя-
ла из смеси частиц, 70% которых имели размер 10 мкм,
а 30%—300 мкм. Последняя фракция смеси была по-
лучена дроблением оплавленного материала. Образцы
прессовали под давлением 35 МПа с добавлением орга-
нической связки в виде декстрина, а затем спекали при
температуре 2 060 К. Готовые образцы имели плотность
4,65 г/см3 и открытую пористость 18,6%. Для получения
высоких температур использовали плазменную и про-
пановую горелки, которые нагревали с противополож-
ных сторон образец, изготовленный в виде диска диамет-
ром 38 мм и толщиной 19 мм. Температуру поверхности
440
образца измеряли монохроматическим оптическим пиро-
метром (длина волны 0,665 мкм). Этим же пирометрам
измеряли распределение температуры вдоль оси образ-
ца, используя для этого цилиндрические полости, играв-
шие роль черного тела. По данным этих измерений и
теплообмену с окружающей средой рассчитывали рас-
пределение температуры на поверхности и внутри образ-
ца. Для измерения интегральной степени черноты
использовали радиационный пирометр с термопарным
приемником, проградуированный по излучению черного
тела. Площадь визируемого объекта составляла около
3 мм2. Визирование производили под углом 44° относи-
тельно нормали к поверхности образца. При этом пред-
полагалось, что излучение ZrO2 подчиняется закону
Ламберта. При расчете учитывали излучение пламени
горелок и отражение этого излучения от образца, а так-
же излучение внутренних полупрозрачных слоев образ-
ца. Общая погрешность измерения 8/ оценивает-
ся автором рабоды величиной ±15%.
На основании усреднения наиболее достоверных ре-
зультатов измерений предлагаются рекомендуемые зна-
чения е/n для ZrO2, которые приведены в табл. 12-1 и
в виде кривой 9 на рис. 12-20.
Монохроматическая отражательная способность. На
рис. 12-21 кривыми /, 2 изображены результаты измере-
ния для двуокиси циркония, полученные Скетзом
[Л. 12-3] в диапазоне длин волн 0,23—2,65 мкм при тем-
пературе 298 К. Измерения выполнены относительным
методом путем сравнения с отражением свеженапылен-
ного слоя MgO. Излучение падало нормально к поверх-
ности образца и отражалось в полусферу. Следует отме-
тить, что кривая 1 обобщает совпадающие результаты,
полученные на трех образцах, которые отличались исход-
ными размерами частиц порошка и давлением прессо-
вания: два образца с одинаковыми размерами зерен по-
рошка 53—63 мкм были спрессованы под давлением 160
и 250 МПа, а третий образец имел размеры частиц порош-
ка около 88 мкм и был спрессован под давлением
160 МПа. Кривая 2 имеет несколько иной ход, она соот-
ветствует измерению р>п на образце, спрессованном под
давлением 160 МПа — из порошка с размером зерна
около 37 мкм.
Олсон и Моррис [Л. 12-9] провели исследование моно-
хроматической отражательной способности при Т=298 К
29—192 441
двух образцов двуокиси циркония: в одном образце
ZrO2 была стабилизирована СаО, а в другом — MgO.
Отражение измеряли относительно эталона отражения
— MgCO3. Освещение исследуемой поверхности и этало-
на отражения производили под углом 9° к нормали, и
оно отражалось в полусферу, покрытую MgO. Данные
измерения на двух образцах совпали и на рис. 12-21
представлены общей кривой 3.
С рассмотренными выше результатами почти совпа-
дает кривая 4, полученная Кларком и Моором [Л. 12-56]
при температуре 298 К в интервале длин волн 0,25—
Рис. 12-21. Излучательные характеристики двуокиси циркония.
РХ/г: образец № 1 [Л. 12-3]; 2—образец № 2 [Л. 12-3]; 3— (Л. 12-9]; 4— [Л. 12-56]
РХЛ ; 5, 6 [Л. 12-57]; «х/г : 7—данные Блау и др. [Л. 12-10]; « — данные
Фолвейлера (Л. 12-10]; 9—[Л. 12-56].
2,2 мкм. Для измерения монохроматической нормальной
отражательной способности использовался записываю-
щий спектрограф с интегрирующей сферой. Поток подаю-
щего излучения был направлен нормально к поверхности
образца. Измеренное отраженное излучение сравни-
вали с отраженным излучением от MgO и затем подсчи-
тывали истинное значение отражательной способности
образца в соответствии с данными по для MgO, по-
лученными Миддлетоном и Сандерсом [Л. 12-45]. Иссле-
442
Дуемый образец имел форму диска диаметром 38 мм и
толщиной 6,3 мм. Двуокись циркония была мелкозернис-
той и содержала 94% (ZrO2+HfO2) и 4,5% СаО. Пори-
стость образца равна 18%.
Предельно высокие температуры при исследовании
монохроматической полусферической отражательной
способности рхд для ZrO2 были получены Вильсоном
[Л. 12-57] в видимой области спектра 0,46—0,72 мкм:
2715 К (кривая 5) и ЗОЮ К (кривая 6 на рис. 12-21).
Форма исследуемого образца — диск диаметром 13 мм
и толщиной 5 мм, в котором 'содержалось 94,57% ZrO2
и 3,73% СаО. Исследуемая поверхность образца была
обработана алмазным кругом, однако при температуре
2 715 К проведены опыты также с образцами, поверхность
которых подвергалась пескоструйной обработке. Разни-
цы в результатах не наблюдали. Для получения высоких
температур использовалась дуговая отражательная печь
с двумя эллипсоидными зеркалами, расположенными
коаксиально и имевшими диаметр 52 см и фокусные
расстояния 104 и 20 см. В фокусе (20 см) отражающего
зеркала находился исследуемый образец. Благодаря
модуляции на приемник излучения (фотоумножитель)
попадал то поток эффективного излучения, равный сум-
ме потоков собственного и отраженного излучения об-
разца, то только собственное излучение образца.
По этим данным рассчитывали^ рхд и su. Перед
приемником излучения находились светофильтры для
следующих эффективных длин волн: 0,459; 0,560; 0,650 и
0,716 мкм. Приемник излучения был проградуирован по
температурной лампе, которую устанавливали в фокусе
зеркала вместо образца, поэтому он измерял яркостную
температуру поверхности образца. По яркостной темпе-
ратуре образца и измеренной рассчитывали истин-
ную температуру. Погрешность измерения оценена вели-
чиной ±7%.
Монохроматическая нормальная излучательная способность ZrOa
измерена Блау с сотрудниками, а также Фолвейлером [Л. 12-10]
в области длин волн 1—15 мим. Образец, исследованный Блау
(92% ZrO2 и 4,5% СаО), был обработан ультразвуком. Исследова-
ния были проведены в воздухе при температурах 873 и 1 298 К, при
этом оказалось, что результаты практически не зависят от температу-
ры и на рис. 12-21 представлены кривой 7. Погрешность измерений
оценивается величиной ±4%.
29* 443
Фолвейлер исследовал е^п образцов ZrO2, стабилизированных и
спеченных при температуре 2 023 К. Монохроматическая излучатель-
ная способность измерялась при температурах 867, 1 048, 1 183 и
1 298 К. В интервале длин волн 5—15 мкм результаты измерения не
зависели от температуры. При меньших длинах волн замечено неко-
торое расслоение опытных данных, соответствовавших различным
изотермам, однако при этом не обнаружено определенной законо-
мерности в расположении этих изотерм. В связи с этим на рис. 12-21
все данные измерения представлены общей кривой 8. Погрешность
измерений по оценке автора равна ±5%.
С результатами Фолвейлера хорошо совпадают данные измере-
ния еХл Кларка и Моора [Л. 12-56] (кривая 9), полученные при тем-
пературе 1 200 К в области длин волн 1—15 мкм. Для измерений
использовался метод вращающегося цилиндра. Зазор между вра-
щающимся образцом (диаметр 25 мм, толщина стенки 3 мм) и
Рис. 12-22. Зависимость моно-
хроматической излучательной
способности двуокиси цирко-
ния от температуры для длины
волны 0,665 мкм.
1— под углом 44° относительно нор-
мали к поверхности образца [Л. 12-11]:
еХ/г : 2, 3 — [Л. 12-9]; 6 — [Л. 12-7]
(для длины волны 0,69 мкм); е^: 4,
5— [Л. 12-57].
охлаждаемой щелью для измерений (13X3 мм) был равен 0,7 мм.
Температуру образца измеряли платино-платинородиевой термопа-
рой. Величину рассчитывали как отношение сигналов приемни-
ка излучения, соответствовавших интенсивностям излучения иссле-
дуемой поверхности и черного тела. В качестве черного излучателя
использовалась изотермическая полость в отдельной печи сопротив-
ления. Температуру черного излучателя измеряли и уравнивали
с температурой поверхности по показаниям термопары.
В упомянутой выше работе Кокса (Л. 12-11] помимо интеграль-
ной излучательной способности была измерена одновременно зави-
симость монохроматической излучательной способности от темпера-
туры для длины волны 0,665 мкм на тех же образцах стабилизиро-
ванной ZrO2 (кривая 1 на рис. 12-22). Исследование охватывало
область температур от 1 940 К до точки плавления образца ZrO2.
При более низких температурах сильно увеличивается погрешность
измерения из-за влияния отраженного излучения пламени горелок.
Измерение производили оптическим пирометром под углом 44°
относительно нормали к поверхности образца. Погрешность измере-
ния ел равна +20%.
Данные Кокса [Л. 12-11], приведенные на рис. 12-22, хорошо
Согласуются с данными Олсона и Морриса [Л. 12-9] по для той
же длины волны 0,665 мкм, полученными на образце из ZrO2, стаби-
лизированной окисью кальция (кривая 2) и окисью магния (кри-
444
вая 5). Истинная температура образцов измерялась термопарами,
а яркостная оптическим пирометром.
С кривой 1 Кокса [Л. 12-11] согласуются также приведенные
ранее результаты Вильсона [Л. 12-57] для и пересчитанные по
формуле “ 1 —Px/i для Длины волны 0,665 мкм при температуре
ЗОЮ К (точка 4 на рис. 12-22). Однако, (точка 5), полученная
тем же автором для температуры 2 775 К, расположена значительно
выше.
На рис. 12-22 кривой 6 представлены результаты измерения
ZrO2, полученные Пирсом [Л. 12-7] для длины волны 0,69 мкм.
12-19. ОКИСЛИ РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ МЕТАЛЛОВ
Мак Магоном и Вилдером [Л. 19-58] проведено изме-
рение монохроматической излучательной способности
окислов редкоземельных металлов окиси иттрия (Y2O3),
окиси самария (Sm2O3), окиси гадолиния (Gd2O3), оки-
си эрбия (Ег2О3) и окиси лютеция (Lu2O3) в видимой
области спектра до температуры 1870 К. Результаты
измерения представлены на рис. 12-23—12-27.
Для измерений применялись светофильтры со сле-
дующими эффективными длинами волн: 0,445; 0,488;
0,533; 0,570; 0,605 и 0,680 мкм. Образцы изготовляли
в виде таблеток толщиной около 3 мм путем сухого
прессования порошков окислов под давлением около
Рис. 12-23. Зависимость нормальной монохроматической излучатель-
ной способности окиси иттрия от температуры и длины волны (дли-
ны волн изохромат указаны у кривых в микрометрах).
445
Рис. 12-24. Зависимость нормальной монохроматической излучатель-
ной способности окиси самария от температуры и длины волны
(длины волн изохромат указаны у кривых в микрометрах).
Рис. 12-25. Зависимость монохроматической нормальной излучатель-
ной способности окиси гадолиния от температуры для различных
изохромат (длины волн даны у кривых в микрометрах).
446
Рис. 12-26. Зависимость монохроматической нормальной излучатель-
ной способности окиси европия от температуры для различных изо-
хромат (длины волн указаны в микрометрах).
Рис. 12-27. Зависимость монохроматической нормальной излучатель-
ной способности окиси лютеция от температуры для различных изо-
хромат (длины волн указаны в микрометрах).
447
1 000 МПа. В таблетки запрессовывали термопару для
измерения температуры образца. Перед опытами образ-
цы обжигали при температуре 1 773 К в течение 24 ч.
Резкое изменение хода кривых eln = f(T) при темпе-
ратуре около 800—1 200 К авторы объясняют возможны-
ми изменениями механизма проводимости некоторых
окислов. Оценка погрешности измерения в [Л. 12-58] не
приводится.
Скетз (Л. 12-3] измерил нормальную монохроматическую излуча-
тельную способность окиси иттрия (Y2O3) при температуре 1 273 К
в области спектра 1—15 мкм. Исследуемый материал получен спека-
нием в течение 2 ч при температуре 2 023 К и содержал 99,9% окиси
иттрия. Плотность окиси иттрия была равна 4 г/см3. Результаты из-
мерения, полученные на пластине толщиной 0,84 мм, изображены на
рис. 12-19 кривой 4 и хорошо согласуются с данными при 1 273 К,
полученными Мак Магоном и Вилдером [Л. 12-58] (см. рис. 12-23).
На основании данных по в [Л. 12-3] была рассчитана нормаль-
ная интегральная излучательная способность окиси иттрия. При тем-
пературе 1 273 К она получилась равной 0,33.
На рис. 12-19 представлена также зависимость моно-
хроматической нормальной пропускательной способно-
сти монокристаллов окиси иттрия У20з (кривая 5) и
окиси иттербия УЬ2О3 (кривая 6) при температуре 298
К в интервале длин волн 1-10 мкм 1[Л. 12-59]. Это иссле-
дование было проведено на образцах, имевших толщину
1,89±0,02 мм. Монокристаллы были выращены при по-
мощи горелки, в пламени которой плавился введенный
порошок окиси. Они имели желтоватый цвет и сильно
флюоресцировали при ультрафиолетовом облучении.
Последнее, вероятно, связано с загрязнением окисла
примесями редкоземельных металлов. Монокристаллы
окиси иттрия содержали 99,8%' основного материала.
Величина примеси в окиси иттербия не приводится.
Внутренние изломы, характерные для монокристаллов,
которые получены при помощи пламенной горелки, при-
водят к дополнительным потерям на отражение и рас-
сеяние. По оценкам авторов [Л. 12-59] эти потери со-
ставляют около 20%’, и они исключены при построении
кривых, представленных на рис. 12-19. Предполагается,
что уменьшение прозрачности монокристаллов в обла-
сти 3 мкм происходит из-за поглощения излучения груп-
пой атомов ОН.
Нормальная интегральная излучательная способность
двуокиси церия СеО2 измерена [Л. 12-1] в интервале
448
температур 573—1 073 К- Результаты измерения пред-
ставлены на рис. 12-28 кривой 1. Для измерения были
использованы чистые порошки двуокиси церия, которые
применялись в спектрографических исследованиях (ве-
личина примесей не приводится). Методика измерений
описана в § 12-1.
На рис. 12-28 в виде кривой 2 нанесены результаты
измерения нормальной интегральной излучательной спо-
собности, полученные Пирсом и др. [Л. 12-10] в интерва-
ле температур 1 100—2300 К на прессованной и спечен-
ной двуокиси церия. Плотность материала исследуемого
Рис. 12-28. Излучательные
характеристики двуокиси
церия.
‘tn: 1 ~[Л- 12-Ч: 2—[Л- 12',0;
'XKP«: 3-[Л. 12-60]; 4 -
[Л. 12-60].
образца равна 6,87 г/см3. Измерения были проведены
пятью сериями в атмосфере сухого аргона. Максималь-
ный разброс опытных точек не превышает ±8%'.
В интервале температур 1 300—2 100 КУзан [Л. 12—60]
исследовал в вакууме полусферическую интеграль-
ную излучательную способность и нормальную монохро-
матическую излучательную способность (длина волны
0,665 мкм) двуокиси церия. При помощи катафореза
СеОг была нанесена на вольфрамовую проволоку диа-
метром 0,1 мм. Толщина слоя окиси составляла около
50 мкм. Проволочку нагревали проходящим током до
требуемой температуры. Монохроматическая нормаль-
ная излучательная способность (кривые 3 на рис. 12—28)
рассчитывалась по формуле Вина на основании из-
мерения яркостной и истинной температур окиси опти-
ческим пирометром с исчезающей нитью. Истинная
температура поверхности окиси принималась равной
температуре вольфрама, которая в свою очередь рас-
449
считывалась по измеренной яркостной температуре воль-
фрамовой проволочки, очищенной от окиси на неболь-
шом участке. Полусферическую интегральную излуча-
тельную способность СеОг (кривые 4 на рис. 12-28)
рассчитывали по измеренной электрической мощности
на изотермическом участке проволочного образца и по
известной температуре покрытия.
Выше температуры 1 750 К полученные
кривые ех п и
8/п резко изменяли свое направление, и воспроизводи-
мость результатов измерения при этом нарушалась. Для
образцов, прошедших термическую обработку при тем-
пературе около 2 050 К, результаты измерения были
почти в 2 раза выше, чем для образцов, подвергшихся
термической обработке при температуре около 1 750 К.
Вероятно это связано со структурными изменениями
в окиси церия. Не исключено, что при температуре выше
1 750 К происходит потеря кислорода в окиси или вза-
имодействие с подложкой. В связи с этим на рис. 12-28
представлена только та часть кривых, которым соответ-
ствуют результаты, полученные при перегреве исследу-
емых образцов немного выше 1 750 К.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
12-1'. Sully А. Н., Brandes Е. A., Waterhouse R. В.— «British
J. Дрр. Phys.», 1952, v. 3, р. 97.
12-2. Петров В. А. Излучательная 'способность высокотемпера-
турных материалов. М., Изд-во «Наука», 1969.
12-3. Schatz Е. А.— In: Thermophysics and Temperature Control
of Spacecraft and Entry Vehicles. Ed. G. B. Heller. N. Y., Academic
Press, 1966, p. 75—100.
12-4. Pattison J. R.— «Trans. British Ceram. Soc.», 1955, vol. 51,
№ 1.
12-5. Stierwalt D. L. — In: Thermophysics and Temperature Con-
trol of Spacecraft and Entry Vehicles. Ed. G. B. Heller. N. Y. Aca-
demic Press, 1966, p. 21—31’.
12-6. Техника высоких температур. Под общей ред. И. Э. Кэмп-
белла. М., Изд-во иностр, лит., 1956.
12-7. Pears С. D.— In: Progress in International Research on
Thermodynamic and Transport Properties. Second Symposium on
Thermophysical Properties. Ed. J. F. Masi and D. H. Tsai. N. Y.
Academic Press, 1962, p. 588—598.
12-8. Hedge J. C.—In: Thermophysics and Temperature Control
of Spacecraft and Entry Vehicles. Ed. G. B. Heller. N. Y. Academic
Press, 1966, p. 33—46.
12-9. Goldsmith A., Waterman T. E., Hirschhorn H. J. (Editors).—
In: Handbook of Thermophysical Properties of Solid Materials. N. Y.
Pergamon Press, 1961, v. 3.
450
439—1э
12-1*0. Thermophysical Properties of High Temperature Solid Ma-
terials. Ed. Touloukian Y. C., v. 4, N Y. MacMillan C., 1967.
12-11. Cox R. L.—In: Measurement of Thermal Radiation Proper-
ties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31, 1963,
p. 469—481.
112-12. Tellex P. A. and Waldron.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1955,
v. 45, № 1.
12-13. Gannon R. E., and Linder B.—«Journ. Amer. Cer. Soc.»,
1964, v. 47, № 11.
12-14. De Vos J. C.— «Physica», 1954, v. 20, p. 669.
12-15. Pirani M.—«Journ. Scientific Instr.», 1939, v. 16, № 12.
12-16. Hass G. and Salzberg D. A—«Journ. Opt. Soc. Amer.»,
1954, v. 44, № 3.
12-17. Kruse P. W., McGlauchlin L. D. and McQuistan. Elements
of Infrared Technology: Generation, Transmission and Detection.
N. Y., John Wiley and Sons, 1962.
12-18. Drummeter L. F. and Goldstein E.—In: Surface Effects on
Spacecraft Materials. Ed. F. J. Clauss. N. Y., John Wiley and Sons,
1960, p. 152.
12-19. Richmond J. C.— In: Thermophysics and Temperature
Control on Spacecraft and Entry Vahicles. Ed. G. B. Heller. N. Y.
Academic Press, 1966, p. 167.
12-20. Heilman R. H.— «Mechanical Engineering», 1936, v. 58,
№ 5.
12-21. Moore V. S., Stetson A. R., Metcalfe A. G.— In: Measure-
ment of Thermal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond.
Wash. D. C. NASA SP-31, 1963, p. 527—533.
12-22. Moore D. G.— In: Measurement of Thermal Radiation Pro-
perties of Solids». Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C. NASA SP-31,
1963, p. 505—526.
12-23. Shelton J. L. and Akers W. W.— In: Thermophysics and
Temperature Control of Spacecraft and Entry Vehicles. Ed. G. B.
Heller. N. Y., Academic Press, 1966, p. 151—165.
12-24. Gouffe A.—Revue d’ Opt., 1945, v. 24, p. 1—10.
12-25. Richmond J. C.— In: Surface Effects on Spacecraft Mate-
rials. Ed. E. J. Glauss. N. Y., John Wiley and Sons, 1960, p. 92—1'1*6.
12-26. Bacon J. E. and James J. B.—«Instn. Meeh. Enrgs. Gene-
ral Disc. Heat Transfer», 1951, p. 354.
12-27. Hild K.— «Mitt K.—Wilh.—Inst. Elsenforsch», 1932, v. 14,
/559
12-28. Slemp W. S. and Wade W. R.—In: Measurement of Ther-
mal Radiation Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C.,
NASA SP-31, 1963, p. 433—439.
12-29. Oppenheim U. P. and Even U.— «Journ. Opt. Soc. Amer.»,
1962, v. 52, № 9.
12-30. Nyland T. W.— In: Measurement of Thermal Radiation
Properties of Solids. Ed. J. C. Richmond. Wash. D. C., NASA SP-31,
1963, p. 393.
12-31. McDonough R.— In: Surface Effects on Spacecraft Mate-
rials», Ed. F. J. Clauss. N. Y. John Wiley and Sons, 1960, p. 141—Г51.
12-32. Seifert R. L.— «Phys. Rev.», 1948, v. 73, № 10.
12-33. International Critical Tables. N. Y. McGraw-Hill Book Co.,
1929, v. 5, p. 243—$45.
12-34. Stephens К. E—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1939, v. 29, p. 158. •
12-35. Liebmann G.— «Zeitsch. f. Physik», 1930, Bd 63, S. 404.
451
12-36. During J. В., Lord R. C., Gardner W. J. and John-
ston L. H.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1962, v. 52, № 9.
1’2-37. Dash W. C.— «Phys. Rev.», 1953, v. 92, № 1.
12-38. Tylor W. W. and Sproll R. L.— «Phys. Rev.», 1951, v. 83,
p. 548.
12-39. Dunckle R. V.— In: Surface Effects on Spacecraft Materials.
First Symposium. N. Y. John Wiley and Sons, 1960, p. 117—1'37.
12-40. Gier J. T., Dunkle R. V. and Bevans J. T.— «Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1954, v. 44, № 7.
12-41. Benford F., Lloyd G. P. and Schwarz S.— «Journ. Opt.
Soc. Amer.», 1948, v. 38, № 5.
12-42. Benford F., Scharz S., Lloyd G. P.— «Journ. Opt. Soc.
Amer.», 1948, v. 38, № 11.
12-43. Middleton W. E. K. and Sanders C. L.— «Journ. Opt. Soc.
Amer.», 1951, v. 41, № 6.
12-44. Sanders C. L. and Middleton W. E. K..— «Journ. Opt. Sloe.
Amer.», 1953, v. 43, № 1.
12-45. Middleton W. E. K. and Sanders C. L. — «Illumin. Engin.»,
1953, v. 48, № 5.
12-46. Preston J. S.— «Trans. Opt. Soc.» (London), 1929’—1930,
v. 31, p. 15.
12-47. Burstein E., Oberly J. J. and Pluler E. K.— «Proc. Indian
Acad. Sciences», 1948, v. 28, sect. A, № 5.
12-48. Willmott J. C.— «Proc. Phys. Soc.», 1950, v. 53, sect. A,
№ 364A, p. 389.
12-49. McCarthy D. E.— «Appl. Optica», 1963, v. 2, № 6, p. 591,
1965, v. 4, № 3.
12-50. Kneissl G. J. and Richmond J. C. A Laser-Sourse Integra-
ting Sphere Reflectometer, Techn. Note 439, Nat. Bureau Stand.,
Wash. D. C., 1968.
12-51. Spitzer W. G., Miller R. C., Kleinman D. A. and Ho-
warth L. E.— «Phys. Rev.», 1962, v. 126, № 5.
12-52. Mollwo E.— «Ztschr. angewand. Physik», 1954, Bd VI, № 6.
12-53. Gillette R. B., Brown R. R., Seiler R. F. and Shel-
ton W. R.—In: Thermophysics and Temperature Control of Spacecraft
and Entry Vehicles. Ed. G. B. Heller. N. Y. Academic Press, 11966,
p. 413'.
12-54. Collins R. J. and Kleinman D. A.— «Journ. Phys. Chem.
Solids», 1959, v. 11, № 3/4, p. 190.
12-55. Ehlert T. C. and Margrave J. L.— «Journ. Amer. Cer. Soc.»,
1958, v. 41, p. 330.
12--56. Clark H. E. and Moore D. G.— In: Symposium on Ther-
mal Radiation of Solids. Ed. S. Katzoff. Wash. D. C., NASA SP-55,
1965, p. 241—247.
12-57. Wilson R. G.— «In: Symposium on Thermal Radiation of
Solids. Ed. S. Katzoff. Wash. D. C., NASA SP-55, 1965, p. 259—275.
12-58. McMahon W. R. and Wilder D. R. High Temperature Spe-
ctral Emissivity of Yttrium, Samarium, Gadolinium, Erbium and
Lutetium Oxides., Amer. Lab., Iowa State Uniw., USAEC Pub.
IiS-578, Г963, p. 1—48.
12-59. Wickershein K. A. and Lefever R. A.— «Journ. Opt. Soc.
Amer.», 1961, v. 51, p. 1147.
12-60. Uzan R.— «Le Vide», 1952, v. 7, № 37.
ГЛАВА ТРИНАДЦАТАЯ
ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ПЛАВЛЕНОГО КВАРЦА И НЕКОТОРЫХ СТЕКОЛ
13-1. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ПЛАВЛЕНОГО КВАРЦА
Изделия из плавленого кварца (кварцевого стекла)
находят довольно широкое применение в различных
конструкциях и приборах, работающих при высоких
температурах. Низкий коэффициент термического рас-
ширения плавленого кварца позволяет получать изде-
лия, выдерживающие резкие нагревы и охлаждения.
Однако излучательные свойства кварцевого стекла при
высоких температурах изучены еще явно недостаточно.
Следует отметить, что расчеты лучистого теплообме-
на в слое кварцевого стекла с полированной поверхно-
стью могут быть выполнены, если имеются данные по
показателю поглощения и показателю преломления во
всем интервале длин волн. При этом нужно учитывать
еще поляризацию излучения при многократном отраже-
нии в слое стекла и рассматривать отражение для двух
компонент электрического вектора. Хотя подобные рас-
четы являются достаточно громоздкими, они по сути
дела могут быть единственным средством определения
лучистых потоков во всех случаях, когда в слое стекла
имеются градиенты температур. Поэтому рассмотрим
вначале имеющиеся в литературе данные по показате-
лям преломления и поглощения.
В связи с тем, что плавленый кварц является мате-
риалом, широко используемым в оптике в качестве
материала призм, линз и других деталей, данные по
показателю преломления получены в широком интерва-
ле длин волн с высокой точностью. В последних работах
по исследованию показателя преломления [Л. 13-1—13-3]
отмечается, что максимальные расхождения в значени-
ях п при комнатной температуре для плавленого квар-
ца, изготовляемого различными фирмами, а также для
различных партий стекла одной фирмы находятся в пре-
делах пятого-шестого знака после запятой. Конечно, та-
кие расхождения при расчетах теплообмена излучением
можно считать несущественными. Показанная на
рис. 13-1 зависимость показателя преломления плавле-
ного кварца от длины волны при комнатной температу-
453
ре получена осреднением имеющихся в литературе экс-
периментальных данных, которые неразличимы на
рисунке при выбранном масштабе. С этой кривой полно-
стью совпадают значения показателя преломления, пред-
ставленные в приложении к ГОСТ 15130-69 на отечест-
венное кварцевое стекло [Л. 13-4].
Температурный коэффициент показателя преломле-
ния кварцевого стекла сравнительно невелик, при изме-
нении температуры от комнатной до 1 100 К изменяется
менее чем на 1 % в интервале длин волн 0,2—3,7 мкм.
Это изменение легко учесть, воспользовавшись приве-
Рис. 13-1. Показатель преломления кварцевого стекла.
/ — результаты измерений [Л. 13-1—13-4] при комнатной температуре; 2 —дан-
ные [Л.13-3] при Г=744 К; з — данные [Л. 13-3] при Г=1 101 К.
денными на рис. 13-1 зависимостями 2 и 3, полученными
в [Л. 13-3] при различных температурах. При малом
отличии показателя преломления у различных марок
кварцевого стекла их коэффициент поглощения может
отличаться в несколько раз. В зависимости от величин
коэффициента поглощения и характера изменения его
с длиной волны отечественное оптическое кварцевое
стекло подразделяется на ряд марок. Наиболее распро-
страненными являются марки КВ и КИ [Л. 13-4.] КВ —
кварцевое оптическое стекло, прозрачное в видимой
области спектра, в котором могут быть полосы поглоще-
ния в ультрафиолетовой области спектра и вблизи
2,72 мкм. КИ — кварцевое оптическое стекло, прозрач-
ное в инфракрасной области спектра. В нем отсутствует
полоса поглощения при 2,72 мкм. Кварцевое стекло, вы-
пускаемое зарубежными фирмами, имеет аналогичные
модификации.
454
Часто бывает необходимо изготовить кварцевое стек-
ло, которое обеспечивало бы возможно больший сдвиг
границы пропускания в ультрафиолетовую область. Эти
стекла тоже образуют самостоятельную модификацию.
В отечественном стекле соответствующая модификация
обозначается маркой КУ.
При исследовании зависимости коэффициента погло-
щения от длины волны обычно наибольшие трудности
представляет измерение ky в области высокой прозрач-
ности. Точность измерений в области наибольшей про-
зрачности не может быть высокой при использовании
толщин образцов в несколько сантиметров, так как поч-
ти все потери при прохождении света через такой обра-
зец являются потерями на отражение.
В большинстве случаев экспериментальные результа-
Рис. 13-2. Пропускательная способность кварцевого стекла вблизи
коротковолновой границы.
1а, 16, 1в, /г —данные [Л. 13-5] для четырех различных образцов (толщина не
указана) при комнатной температуре; 2а, 26, 2в, 2г — данные [Л. 13-6] для
образца толщиной 1,9 мм при 7=293; 573; 873 и 1 173 К соответственно; За, 36,
Зв, 5г — данные [Л. 13-6] для толщины 0,9 мм при температурах 7=293; 573 и
873 и 1 173 К соответственно; 4а, 46, 4в, 4г — данные [Л. 13-6] для толщины
0,7 мм при 7= 293; 573; 873 и 1 173 К соответственно.
455
30—192
13-3. Зависимость показателя поглощения кварцевого стекла от длины волны и температуры.
134] . Для, стекла марки КВ; У— данные ^Л. '13-41* "для” "стекла7 ^арки5 КИ?
Рис. 1
/ — данные [Л. 13-5] для кварцевого стекла «для видимой области»: а — при 7=295 К; б — при 7=533 К- в _
при 7=1033 К; д —при 7=1 255 К; 2 —данные [Л. 13-4] для стекла марки КВ; 3 —[Л. 13-4] А’,1Л иекла мапки к и-
4-данные [Л. 13-8]: а —7=298 К: 6-7=1 273 К; в- 7=1 523 К; г-7=1 773 К; 5-7=1 873 К; 5-данные [Л 13401'а- Т=2очк'-
6-Т-373К; В-Т-573К; г —7 -773К; б-7 =973 К; е-Т=1173К. 1 и)’ “ '=2ЭЗК,
пропускания плоских образцов различных толщин от
длины волны. На рис. 13-2 представлены имеющиеся
в литературе результаты по пропусканию вблизи корот-
коволновой границы. Из приведенных кривых видно, что
вблизи коротковолновой границы пропускания у кварцево-
го стекла трудно отметить закономерности в изменении
пропускания. В [Л. 13-5], например, для четырех «иден-
тичных» образцов, аналогичных кварцу КУ, получены
существенно различные результаты, причем повторные
процессы очистки поверхности образцов не изменили
полученных результатов по пропусканию. В [Л. 13-6]
получено, что пропускание образцов кварцевого стекла
марки КВ с толщиной 0,7 мм в широкой области длин
волн ниже, чем у образцов 0,9 мм, но вблизи коротко-
волновой границы соотношение пропусканий этих двух
образцов меняется на противоположное. Образец с тол-
щиной 1,9 мм имел большее пропускание, чем оба пре-
дыдущих. Подсчитанный на основании подобных изме-
рений коэффициент поглощения может отличаться в не-
сколько раз. Причина этих различий в настоящее время
окончательно не выяснена, но несомненно, что она свя-
зана с отличиями в свойствах самих исследуемых образ-
цов.
На рис. 13-3 приведены имеющиеся данные по коэф-
фициенту поглощения в широком интервале длин волн —
от 0,2 до 5 мкм. Приведенные на рис. 13-3,а кривые
вблизи коротковолновой границы пропускания получены
осреднением результатов многих измерений. Несмотря
на существующие различия вблизи этой границы, мож-
но отметить ряд закономерностей. В соответствии с ре-
зультатами, полученными в [Л. 13-5], для стекла, анало-
гичного стеклу марки КВ, если принять в качестве ко-
ротковолновой границы пропускания значение длины
волны, при которой показатель поглощения составляет
10 см-1 (это соответствует случаю, когда стекло толщи-
ной 3 мм поглощает 95% падающего излучения), с ро-
стом температуры коротковолновая граница смещается
в сторону больших длин волн — от 0,160 до 0,190 мкм
при изменении температуры от комнатной до 1 300 К.
В видимой области спектра кварцевое стекло обладает
слабым поглощением, поэтому относительная погреш-
ность определения коэффициента поглощения здесь высо-
ка. Однако при проведении расчетов теплообмена вклад
поглощения в видимой области можно не учитывать,
458
так как значение коэффициента поглощения не превы-
шает 0,002 см-1. В инфракрасной области спектра
(рис. 13-3,в) у кварцевого стекла имеются полосы погло-
щения, которые объясняют присутствием воды (наличие
связи О—Н). Наиболее сильная полоса поглощения
вблизи 2,75 мкм. Полоса поглощения при 2,2 мкм свя-
зана с комбинацией частот колебаний связей О—Н и
ji — ОН. Эти полосы наблюдаются у всех марок квар-
Рис. 13-4. Пропускательная способность кварцевого стекла в инфра-
красной области.
/ — данные [Л. 13-7]: а — 29,85 мм; 6 — 6 мм; в—1,48 мм; г — 0,605 мм; д —
0,28 мм; 2 —данные [Л. 13-9] для 2,8 мм при комнатной температуре; 3 —
данные [Л. 13-8] для 0,8 мм: а — 7=298 К; б—7= 1 273 К; в — Т= 1 523 К; г—
7=1 773 К; 6—7=1 873 К; 4 — отечественный кварц марки КИ: а — толщиной
6 мм; б — толщиной 9,8 мм при комнатной температуре.
цевых стекол, в которых присутствует вода. Полоса по-
глощения при Х=1,4 мкм (рис. 13-3,6) является более
слабой и занимает сравнительно узкую область спектра.
Некоторые авторы этой полосы не наблюдали [Л. 13-7],
хотя отмечали полосы вблизи 2,75 и 2,2 мкм. Для стекла
марки КВ в приложении к ГОСТ эта полоса также не
приводится.
На рис. 13-4 представлены имеющиеся в литературе
данные по пропусканию кварцевого стекла в инфракрас-
30* 459
ной области спектра. В [Л. 13-9] не обнаружено полос
поглощения при 2,75 и 2,4 мкм. Исследованный кварц
фирмы Дженерал Электрик типа 106, вероятно, не содер-
жал воды. Отечественный кварц марки КИ также сво-
боден от линии поглощения воды (рис. 13-3). Следует
отметить, что если существенное влияние содержания
воды на оптичские свойства кварцевого стекла установ-
лено, то влияние других примесей практически не иссле-
довалось. Несомненно, что качество исходного сырья,
используемого для получения кварцевого стекла, и тех-
нология получения стекла могут оказать влияние на
коэффициент поглощения.
Температурная зависимость коэффициента поглоще-
ния в инфракрасной области наиболее полно изучена
в [Л. 13-5]. Хотя эта зависимость не является достаточ-
но сильной, тем не менее можно отметить, что в большин-
стве случаев с ростом температуры коэффициент погло-
щения увеличивается (рис. 13-3), за исключением осо-
бенностей вблизи максимума в полосах поглощения.
В соответствии с [Л. 13-5] при 2,75 мкм с ростом темпе-
ратуры от 300 до 1 250 К максимум поглощения смеща-
ется в инфракрасную область (примерно на 120 нм),
а сама величина максимума монотонно падает. При
2,2 и 1,4 мкм максимумы также смещаются в инфра-
красную область, но в первом случае величина пика
проходит через минимум при температурах между 433 и
801 К, а во втором — через максимум около 433 К.
Отмеченные смещения максимумов из-за выбранного
масштаба на рис. 13-3 практически не видны. В [Л. 13-8]
в интервале длин волн 3,75—5 мкм, но при более высо-
ких температурах (рис. 13-3) также получено увеличе-
ние коэффициента поглощения с ростом температуры.
Возможно, что на температурную зависимость коэффи-
циента поглощения наиболее существенное влияние
оказывает наличие в стекле воды, так как исследован-
ный в [Л. 13-9] кварц, у которого полос, связанных
с поглощением воды, не было обнаружено, имел крайне
слабую температурную зависимость. Лишь вблизи 4,0
и 4,6 мкм наблюдалось уменьшение пропускания образ-
цов с ростом температуры от 300 до 700 К-
В заключение обзора данных по коэффициенту по-
глощения и пропусканию образцов из плавленого квар-
ца можно отметить, что зависимость этих оптических
свойств от состава, технологии изготовления и темпера -
460
туры еще слабо изучена. Рекомендовать общую зависи-
мость для кварцевого стекла, вероятно, нельзя, а для
каждой конкретной марки нужно проводить самостоя-
тельные измерения.
Теперь перейдем к рассмотрению характеристик
кварцевого стекла, широко используемых при измерени-
ях температуры и в тепловых расчетах, когда слой стек-
ла находится в условиях, близких к изотермическим.
Рассмотрим прежде всего имеющиеся данные по зави-
симости интегральной излучательной способности от
температуры (рис. 13-5).
Все результаты получены для излучения плоского
образца в направлении нормали. Вероятно, первым
исследовал etn кварцевого стекла Пирани [Л. 13-11].
Методики измерений, использованные различными авто-
Рис. 13-5. Интегральная нормальная излучательная способность
кварцевого стекла.
/ — расчетные данные [Л. 13-11] для 6,88 мм; 2а — расчетные данные [Л. 13-11]
для 1,98 мм; 26 — экспериментальные данные [Л. 13-11] для 1,98 мм; 3 — дан-
ные для 12,7 мм [Л. 13-13]; 4— данные [Л. 13-12] для 6,35 мм; 5 — расчетные
данные фирмы Корнинг для 12,7 мм; 6 — расчетные данные фирмы Корнинг
для 6,35 мм.
рам'и, описаны в гл. 7. Остановимся лишь кратко на осо-
бенностях эксперимента и полученных результатах.
В работе Пирани кварцевое стекло толщиной 6,88 мм
использовалось как эталон, а абсолютные значения его
излучательной способности были получены путем расче-
та с использованием имевшихся данных по пропуска-
нию. При этом учет отражения был выполнен прибли-
461
женно. О величине допущенной при расчете ошибки
можно косвенно судить по расхождению кривой, рассчи-
танной для толщины 1,98 мм и полученной эксперимен-
тально на основании тарировки принятого за эталон
образца с толщиной 6,88 мм. Это расхождение достига-
ло 10%. По оценке самого автора, если считать исполь-
зованный эталон абсолютным, погрешность эксперимен-
та может достигать 20%, т. е. полученные результаты
не являются достаточно надежными. Вероятно, более
точными являются результаты, полученные Клейтоном
[Л. 13-12] и Олсоном с сотрудниками [Л. 13-13].
В [Л. 13-12 и 13-13] был исследован плавленый кварц
Корнинг 7940 с толщинами, соответственно равными
6,35 и 12,7 мм. Согласование этих результатов, по-види-
мому, можно считать удовлетворительным, если учесть
влияние толщины на излучательную способность и воз-
можные ошибки эксперимента (10—12%). Данные Пи-
рани сильно отличаются по температурному коэффици-
енту. Возможно, здесь сказались существенные ошибки
измерений пропускания и неточности расчета. Во всяком
случае теоретически обосновать линейный характер изме-
нения интегральной излучательной способности с темпе-
ратурой нельзя. При низких температурах более суще-
ственным является влияние излучения с длинами волн,
для которых коэффициент поглощения является боль-
шим и применяемые на практике толщины обеспечивают
полную непрозрачность образцов для этих волн. Для
стекол начиная от комнатных температур типичным
является увеличение абсолютного значения отрицатель-
ного температурного коэффициента интегральной излу-
чательной способности с ростом температуры, причем
при низких температурах температурный коэффициент
является достаточно малым. Это показано теоретически
в работе Гардона [Л. 13-14] и подтверждено эксперимен-
тально.
Если рассматривать расчетные данные фирмы Кор-
нинг, приведенные в {Л. 13-12], то интегральная излуча-
тельная способность пластины толщиной 6,35 мм долж-
на быть меньше, чем 8/ пластины толщиной 12,7 мм на
4—8%. Эти расчетные значения для 6,35 мм лежат ниже,
чем экспериментальные данные Клейтона примерно на
такую же величину. К сожалению, неизвестна методика
расчета и использованные для расчетов значения опти-
ческих констант, но все же согласование расчетных и
462
экспериментальных результатов может считаться удов-
летворительным. Рассматривая в целом имеющиеся дан-
ные по интегральной излучательной способности плавле-
ного кварца, можно лишь отметить, что полученного
объема информации по данному свойству недостаточно
для обобщений. Особенно мало исследована зависимость
излучательной способности от толщины. Поэтому в на-
Рис. 13-6. Интегральная
нормальная пропускатель-
ная способность кварцево-
го стекла.
/ — данные [Л. 13-13] для
12,7 мм; 2 — данные [Л. 13-12]
для 6,35 мм.
стоящее время можно лишь 'воспользоваться данными
[Л. 13-12 и 13-13] с учетом тех погрешностей, которые
имеются в этих работах.
Методы измерений, использованные в [Л. 13-12 и
13-13], позволяют одновременно определять и интеграль-
ную нормальную пропускательную способность. При
Рис. 13-7. Монохроматическая Рис. '13-8. Монохроматическая
нормальная излучательная спо- нормальная отражательная
собность кварцевого стекла. способность кварцевого стекла
1— данные [Л. 13-15] для 1,6 мм при ПО данным [Л. 13-13].
7’=811 К; 2 — данные [Л. 13-16] для
2 мм при Г=500 К.
этих измерениях в качестве источника излучения исполь-
зуется черное тело с температурой, равной температуре
образца. На рис. 13-6 показаны полученные результаты.
Данные [Л. 13-12 и 13-13] для стекла Корнинг 7940
463
с толщинами, соответственно равными 12,7 и 6,35 мм,
к сожалению перекрываются в. очень малом температур-
ном интервале. Имеющиеся результаты по монохрома-
тической излучательной способности кварцевого стекла
показаны на рис. 13-7. Имеется всего две кривые, при-
чем результаты, полученные в [Л. 13-15], относятся
к кварцевому стеклу марки Викор с существенным со-
держанием добавок (2,9% В2О3, 0,4% R2O3 и менее
0,04% Na2O + K2O). Данные [Л. 13-15] получены для
образца толщиной примерно 1,6 мм при температуре
811 К, а данные [Л. 13-16] для образца толщи-
ной 2 мм — при температуре 500 К. Из получен-
ных данных можно сделать заключение, что чи-
стота существенно влияет на излучательную способ-
ность кварцевого стекла. Прежде всего обращает на
себя внимание высокое значение излучательной способ-
ности вблизи Л = 2,75 мкм, полученное в [Л. 13-15]. Это,
вероятно, связано с полосой поглощения из-за наличия
воды. К сожалению, неизвестна марка плавленого квар-
ца, исследованная в 1[Л. 13-16], но, видимо, там был
исследован кварц без содержания воды. Оба автора
получили заметную полосу высокой отражательной спо-'
собности вблизи 9 мкм, причем в [Л. 13-16] в середине
полосы обнаружено снижение отражения. В [Л. 13-16],
кроме отмеченных больших полос, получен еще ряд мел-
ких максимумов и минимумов излучательной способно-
сти, расшифровать которые при имеющемся слишком
малом количестве информации трудно. На рис. 13-8
показаны имеющиеся экспериментальные данные по
монохроматической нормальной отражательной способ-
ности кварцевого стекла в видимой и ближней инфра-
красной области. Результаты, полученные в [Л. 13-13]
при комнатной температуре, для кварцевого стекла мар-
ки Викор и чистого плавленого кварца Корнинг 7940
с толщиной 12,7 мм в интервале длин волн 0,3—2,6 мкм
практически совпадают. Эти результаты получены срав-
нительным методом с использованием в качестве эталон-
ного вещества покрытия из MgCO3. Точность измерений
оценивается авторами [Л. 13-13] в ±4%. Прямых измере-
ний отражательной способности, кроме [Л. 13-13], прак-
тически нет. Вероятно, отражательную способность в этой
области спектра можно определить проще и точнее рас-
четным путем на основании имеющихся данных по пока-
зателю преломления.
464
13-2. ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ СТЕКОЛ
Из различных марок силикатных стекол наибольшее
распространение имееют известково-натриевые стекла
с составом, близким к 72% SiO2, 13% (Ыа2О + КгО),
11% СаО; 4,0% (R2O3 + MgO). Свойства стекла с соста-
вами, близкими к указанным (в дальнейшем будем на-
зывать такое стекло «оконным»), изучены наиболее пол-
но. Для оконного стекла в литературе имеются не толь-
ко данные по оптическим характеристикам при высоких
температурах, но измерены также излучательная и от-
ражательная способности.
Рассмотрим сначала зависимость коэффициента по-
глощения от длины волны и температуры. Наиболее
полные результаты, полученные при высоких температу-
Рис. 13-9. Зависимость коэффициента поглощения оконного стекла
от длины волны и температуры по данным [Л. 13-17, 13-18].
рах, имеются в [Л. 13-17, 13-18] (рис. 13-9). Качествен-
ный характер изменения ky оконного стекла с длиной
волны является типичным для многих незакрашенных
стекол. В видимой и инфракрасной области до 2,7 мкм
коэффициент поглощения сравнительно невысок. Вблизи
2,7 мкм ky увеличивается в 10 раз и более и остается
высоким или даже увеличивается вплоть до 5 мкм.
С ростом температуры вплоть до температуры размяг-
чения коэффициент поглощения уменьшается. В жидком
состоянии с ростом температуры ky растет. Конечно,
использовать экспериментально полученные кривые &х =
465
= f(X) в расчетах лучистого теплообмена в стеклоиздели-
ях, а также при расчете излучательной способности до-
вольно трудно. Поэтому обычно эту зависимость аппрок-
симируют ступенчатой кривой.
Показатель преломления стекла относительно мало
меняется с длиной волны в интервале 0,4—2,7 мкм. Как
правило, в данном интервале п уменьшается в среднем
на 3%. Это изменение практически не скажется па точ-
ности расчета теплообмена или излучательной способ-
ности, и можно считать величину п постоянной. Среднее
значение п для стекол, близких по составу к оконному,
составляет 1,50.
На рис. 1'3-10 представлены имеющиеся в литерату-
ре расчетные и экспериментальные данные по монохро-
матической излучательной способности оконного стекла.
Z./7
0,8
0.6
0,2
О
2.0 8,0 9,0 М 6J) 7/7 0.0 90 10,0 1ц) 12,0 мкм
Рис. 13-10. Зависимость монохроматической излучательной способно-
сти оконного стекла от длины волны.
/ — результаты [Л. 13-15] для 6,35 мм и Т=811 К; 2 результаты [Л. 13-15] для
3,175 мм и Г=811 К; 3 — результаты [Л. 13-14] для 6 мм и Г=873 К; 4 — резуль-
таты [Л. 13-14] для 3 мм и Т=1 273 К: 5 — результаты [Л. 13-14] для 3 мм и
Г=873 К; 6 — результаты [Л. 13-19] при 6 мм и Г—873 К; 7 — результаты
[Л. 13-19] для 3 мм и Т=873 К.
Теоретически вопрос об излучении частично прозрачных
материалов наиболее полно и в самой общей форме
рассмотрен в [Л. 13-14]. Результаты расчета
[Л. 13-14] представлены на рис. 13-10.
Если считать показатель преломления не зависящим
от длины волны, то результаты для полусферической
монохроматической излучательной способности удобно
представить в виде функции от безразмерной толщины
х. Результаты, полученные в [Л. 13-14] для стекла
с п=1,5, показаны на рис. 13-11. Монохроматическая
Полусферическая излучателЬйая способность для «бес-
конечнотолстого» слоя стекла с показателем преломле-
ния я =1,5 равна 0,91. «Бесконечная» толщина означает,
что толщина слоя стекла настолько большая, что с ее
дальнейшим увеличением излучательная способность не
изменяется. Практически это происходит при ^х>3,5.
Таким образом, можно рассматривать как «бесконеч-
ный» любой лист стекла, для которого &хх>3,5. Инте-
ресно рассмотреть соотношение между полусферической
и нормальной монохроматической излучательной способ-
ностью. В соответствии с расчетами Гардона [Л. 13-14]
Рис. 13-11. Полусферическая
монохроматическая излуча-
тельная способность оконного
стекла по данным [Л. 13-14].
монохроматическая излучательная способность для «бес-
конечного» слоя стекла равна 0,96 при углах излучения,
изменяющихся от 0 до 55°. При больших углах sXtp
уменьшается. Для листов конечной толщины меняется
не только величина ех, но и ее угловое распределение.
Более тонкие листы имеют максимальную направлен-
ную излучательную способность для больших углов
излучения. Если для бесконечного слоя стекла нормаль-
ная монохроматическая излучательная способность выше
полусферической примерно на 5%, то для тонких листов
соотношение меняется на обратное. Результаты расчета
[Л. 13-14] для монохроматической направленной излуча-
тельной способности показаны на рис. 13-12.
Специально расчет нормальной монохроматической
излучательной способности оконного стекла проведен
в [Л. 13-19]. В этой же работе проведен расчет энергии,
467
излучаемой слоем стекла при параболическом и линей-
ном распределении температуры по толщине слоя. Рас-
четы проведены в интервале длин волн 2,75—4,5 мкм,
при этом значение отражательной способности приня-
то постоянным и равным 0,04, вторичные и больших по-
рядков внутренние отражения не учитывали. Считали,
что в интервале 473—673 и 773—1 273 К коэффициент
поглощения не меняетя с температурой, и значения
в этих интервалах принимались соответственно рав-
ными значениям при 573 и 873 К. Численные результаты
Рис. 13-12. Зависимость монохроматической излучательной способ-
ности оконного стекла от направления (цифрами указаны толщины
в безразмерном виде k\X).
по монохроматической нормальной излучательной спо-
собности получены для толщин 3 и 6 -мм при 573 и 873 К.
Для расчета монохроматической нормальной излуча-
тельной способности стеклянной пластины с толщиной d
в соответствии с принятыми в [Л. 13-19] допущениями
можно использовать следующую формулу:
. f \ < I \ / -4 X.
-pJU + px^ )•
Конечно, эта формула дает лишь приближенные зна-
чения. Расчетные значения, полученные в [Л. 13-14], не-
сомненно, являются более точными, так как в этой рабо-
те учтено многократное внутреннее отражение. Кроме
того, в [Л. 13-14] получены результаты в более широком
интервале длин волн. Сравнение приведенных на
рис. 13-10 результатов показывает, что расчетные зна-
чения [Л. 13-19, 43-14] совпадают удовлетворительно,
468
особенно если принять во внимание возможные отличия
полусферической излучательной способности от нор-
мальной.
Показанные на рис. 13-10 данные [Л. 13-14] при
1 273 К для толщины 3 мм 'взяты непосредственно из
[Л. 13-14]. Значения eyh при 873 К и толщинах 3 и 6 мм
получены путем пересчета результатов [Л. 13-14], приве-
денных на рис. 13-11, с использованием значений коэф-
фициента поглощения [Л. 13-18], показанных на
рис. 13-9.
Следует остановиться на температурной зависимости
монохроматической излучательной способности. При
обычных толщинах в несколько миллиметров для длин
волн порядка 4 мкм стекло не может считаться «беско-
нечно толстым» и температурная зависимость опре-
деляется температурной зависимостью показателя погло-
щения.
Поэтому до длин волн порядка 2,7 мкм ех при 873 К
больше, чем при 1 273 К. Нам неизвестны к сожалению,
значения kx при 1 273 К и 2>>3мкм, использованные
Гардоном, однако по рис. 13-10 можно судить; что
при 1273 К выше, чем при 873 К, хотя до температур
размягчения в этом диапазоне длин волн ky с ростом
температуры уменьшается.
При Л>8 мкм все кривые монохроматической излу-
чательной способности сближаются, так как при обыч-
ных толщинах стекло может считаться непрозрачным и
ех определяется показателем преломления. Эксперимен-
тальные данные [Л. 13-15] по монохроматической нор-
мальной излучательной способности при Х>4 мкм,
когда коэффициент поглощения резко возрастает, хоро-
шо согласуются с расчетными, а в области 2,7—4 мкм
они лежат несколько ниже расчетных. Обосновать по-
добные расхождения затруднительно, возможно, иссле-
дуемые стекла обладали меньшими значениями ky из-за
различий в составах. В [Л. 13-14] на основании рассчи-
танной монохроматической полусферической излучатель-
ной способности вычислена интегральная полусфериче-
ская излучательная способность. Результаты представ-
лены на рис. 13-13. Для слоя «бесконечной» толщины
интегральная полусферическая излучательная способ-
469
ность Постоянна и равна 0,91. Эта цифра получена на
основании предположения об отсутствии зависимости
показателя преломления от длины волны. При низких
температурах максимум энергии излучения приходится
на длины волн, для которых показатель поглощения
стекла велик, поэтому при низких температурах излуча-
Рис. 13-13. Зависимость интегральной полусферической излучатель-
ной способности оконного стекла от температуры по данным
(Л. 13-14]. Цифрами указаны толщины в сантиметрах.
тельная способность стремится к пределу — величине
излучательной способности для слоя «бесконечной» тол-
щины.
«Оконное» стекло является одним из самых распро-
страненных среди широкого числа различных модифи-
каций силикатных стекол. Кроме силикатных, промыш-
ленность изготовляет и другие классы стекол — фосфат-
ные, боратные, германатные. Каждый класс насчитывает
бесчисленное множество модификаций, отличающихся
составом и, конечно, оптическими свойствами. Рассмот-
реть свойства всех стекол, к сожалению в настоящей книге
невозможно. Следует отметить, что в литературе накоп-
лен значительный материал по коэффициентам поглоще-
ния и преломления стекол, однако он относится, как
правило, к комнатной температуре. Излучательные ха-
рактеристики, такие как 8/, при высоких темпе-
ратурах практически совсем не изучены. Поэтому в на-
стоящее время можно представить лишь имеющуюся
информацию по свойствам кварцевого и «оконного»
стекла, что мы и сделали.
470
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
13-1. Boak Т.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1969, v. 59, p. 851.
13-2. Malitson I. H —«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1965, v. 55,
p. 1205.
13-3. Wray J. H., Neu J. T.—«Journ. Opt. Soc. Amer.», 1969, v. 59,
p. 774.
13-4. Стекло кварцевое оптическое. ГОСТ 15130-69. М., Изд-во
стандартов, 1970.
13-5. Edwards О. Е.— «Journ. Opt. Soc. Amer.», 1966, v. 56,
p. 31'4.
13-6. Воробьев A. H., Даниэль E. В.— «Журнал прикладной
спектроскопии», 1970, т. 12, с. 347.
ГЗ-7. Drummond D. G.— «Proc. Roy Soc.», 1936, v. 1'53, р. 318.
13-8. Приходько А. В., Багдасаров X. С.— «Журнал прикладной
спектроскопии», 1970, т. 12, с. 264.
13-9. Gillespie, Olsen A. L., Nichols L. W.— «Appl. Optics», 1965,
v. 4, № 1'1.
13-10. Gilles A.— «Comptes Rendus Acad. Sci.», 1952, t. 234,
s. 822.
13-41. Pirani M.—-«Journ. Sci. Instrum.», 1939, v. 16, p. 372.
13-12. Clayton W. A.— In: Measurement of Thermal Radiation
Properties of Solids. Wash. D. C., NASA SP-31, 1963, p. 445.
13-13. Olson О. H., Shurin J. C., Morris J. S. Report WADC,
TR56-222, 1958.
13-14. Gardon R.— «Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1956, v. 39, p. 278.
13-15. McMahon H. O.—«Journ. Amer. Ceram. Soc.», 1951, v. 34,
p. 91.
13-16. Василевский A. M.—«Известия ЛЭТИ им. В. И. Ульяно-
ва (Ленина)», 1968, вып. 72, 119.
13-17. Neuroth N.— «Glasstechn. Ber.», 1953, В-d 26, S. 66.
13-18. Neuroth N.— «Glasstechn. Ber.», 1952, Bd 25, S. 242.
13-19. Beattie J. R., Coen E.—«Brit. Journ. Appl. Phys.», 1960,
v. 11, p. 151.
ЛЕВ НИКОЛАЕВИЧ ЛАТЫЕВ
ВАДИМ АЛЕКСАНДРОВИЧ ПЕТРОВ
ВИТАЛИЙ ЯКОВЛЕВИЧ ЧЕХОВСКОЙ
ЕВГЕНИЙ НИКОЛАЕВИЧ ШЕСТАКОВ
Излучательные свойства
твердых материалов
Редактор Б. А. Хрусталев
Редактор издательства А. А. Кузнецов
Технический редактор Н. А. Галанчева
Корректор И. А. В о л о д я е в а
Сдано в набор 27/IV 1973 г. Подписано к печати 5/И 1974 г. T-0U65
Формат 84ХЮ81/з2 Бумага типографская № 2
Усл. печ. л. 24,78 Уч.-изд. л. 26,94
Тираж 7 000 экз. Зак. 192 Цена 1 р. 58 к.
Издательство «Энергия». Москва, М-114, Шлюзовая наб., 10.
Московская типография № 10 Союзполиграфпрома
при Государственном комитете Совета Министров СССР
по делам издательств, полиграфии и книжной торговли.
Москва, М-114, Шлюзовая наб., ГО
злм
H36S