close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Патент BY14292

код для вставкиСкачать
ОПИСАНИЕ
ИЗОБРЕТЕНИЯ
К ПАТЕНТУ
РЕСПУБЛИКА БЕЛАРУСЬ
BY (11) 14292
(13) C1
(19)
(46) 2011.04.30
(12)
(51) МПК (2009)
НАЦИОНАЛЬНЫЙ ЦЕНТР
ИНТЕЛЛЕКТУАЛЬНОЙ
СОБСТВЕННОСТИ
(54)
G 01J 5/00
ПИРОМЕТРИЧЕСКИЙ СПОСОБ ОПРЕДЕЛЕНИЯ
ТЕРМОДИНАМИЧЕСКОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ ТЕЛА
(21) Номер заявки: a 20090820
(22) 2009.06.04
(43) 2010.02.28
(71) Заявитель: Белорусский государственный университет (BY)
(72) Авторы: Фираго Владимир Александрович; Сеньков Андрей Григорьевич (BY)
(73) Патентообладатель: Белорусский государственный университет (BY)
(56) СНОПКО В.Н. Основы методов пирометрии по спектру теплового излучения. - Минск, 1999. - С. 159-160.
BY a20080335, 2008.
BY 6736 C1, 2004.
RU 2290614 C1, 2006.
SU 1413443 A1, 1988.
EP 483394 A1, 1992.
BY 14292 C1 2011.04.30
(57)
Пирометрический способ определения термодинамической температуры T тела, спектральная излучательная способность которого в используемой области спектра близка к
экспоненциальной ε(λ)≈exp(a1 + a2⋅λ) или линейной ε(λ)≈b1 + b2⋅λ, где a1, a2, b1, b2 - коэффициенты аппроксимации, а λ - длина волны, основанный на измерении интенсивности
теплового излучения тела Iλ1, Iλ2 и Iλ3 на трех длинах волн λ1, λ2 и λ3 и последующем вычислении T по значениям используемых длин волн и отношений Iλ1/Iλ2 и Iλ2/Iλ3, отличающийся тем, что измерение интенсивности теплового излучения тела проводят в трех
широких участках спектра, при градуировке пирометра измеряют температурные зависимости интенсивности излучения модели абсолютно черного тела I1АЧТ (T ) , I АЧТ
(T ) ,
2
I 3АЧТ (T ) , используя которые рассчитывают температурные зависимости эффективных
эф
эф
длин волн λэф
1 (T ) , λ 2 (T ) , λ 3 (T ) в используемых участках спектра:
λэф
1 (T ) =
λэф
2 (T ) =
λэф
3 (T ) =
1
I1АЧТ
1
I АЧТ
2
1
I 3АЧТ
T
c 2 АЧТ
I1 (Θ )dΘ,
∫
(T ) 0 Θ 2
T
c 2 АЧТ
I 2 (Θ )dΘ,
∫
(T ) 0 Θ 2
T
c 2 АЧТ
I 3 (Θ )dΘ,
∫
(T ) 0 Θ 2
где с2 = 1,438786⋅10-2 м⋅К - вторая постоянная излучения;
Θ - переменная интегрирования,
а термодинамическую температуру T определяют по величине измеренных интенсивностей излучения Iλ1, Iλ2 и Iλ3 путем численного решения уравнения:
BY 14292 C1 2011.04.30
(
)
(
)(
)(
)
I λ1 I АЧТ
I λ 3 I АЧТ
эф
эф
эф
эф
эф
эф
2
2
λ
−
λ
+
λэф − λэф
2 − λ 2 − λ 3 − λ1 − λ 2 = 0
3
I λ 2 I1АЧТ 2
I λ 2 I 3АЧТ 1
на возрастающей ветви зависимости Λ(T).
Λ(T ) =
Изобретение относится к области пирометрии и может использоваться в устройствах
непрерывного бесконтактного контроля и регулирования температуры при обработке горячих металлов.
Известен пирометрический способ определения температуры тела (метод частичного
излучения), основанный на измерении с помощью фотоприемного устройства интегральной интенсивности собственного теплового излучения тела в используемом участке спектра, нормировке полученного значения интенсивности на величину эффективной
излучательной способности εэф поверхности тела в этом участке спектра и последующем
определении температуры путем сравнения полученного нормированного значения интенсивности излучения с зарегистрированной при проведении градуировки пирометра зависимостью интенсивности излучения эталонного излучателя (модели абсолютно черного
тела (АЧТ)) от температуры [1, 2].
Недостатками этого способа определения температуры являются необходимость знания значения эффективной излучательной способности поверхности тела εэф в используемом участке спектра, а также погрешность определения температуры, вызываемая
отклонением действительных значений εэф от применяемых, которые возникают вследствие неточности определения эффективной излучательной способности и существующей
зависимости ее от состояния поверхности и температуры тела.
Способ спектрального отношения, основанный на измерении с помощью двух фотоприемников интегральной интенсивности собственного теплового излучения тел I1 и I2 в
двух спектральных участках и последующем определении температуры путем сравнения
величины отношения измеренных интенсивностей излучения I1/I2 с определяемой при
градуировке пирометра температурной зависимостью отношения I1АЧТ (T) / I АЧТ
(T) интен2
сивностей излучения эталонного излучателя в соответствующих спектральных участках
[1, 2], позволяет определять термодинамическую температуру только "серых" тел, излучательная способность которых не зависит от длины волны. Поскольку излучательная способность многих веществ изменяется с длиной волны и температурой, методическая
погрешность определения температуры этим способом может достигать 5 % и более.
Наиболее близким к заявляемому изобретению является трехспектральный монохроматический способ определения температуры тел, имеющих экспоненциальную
ε(λ)≈exp(a1 + a2·λ) или линейную ε(λ)≈b1 + b2·λ спектральную зависимость излучательной
способности в используемой области спектра [2, с. 159-160], где а1, а2 и b1, b2 - коэффициенты аппроксимации, λ - длина волны, основанный на измерении интенсивности их теплового излучения Iλ1, Iλ2 и Iλ3 на трех длинах волн λ1, λ2 и λ3 и последующем вычислении
термодинамической температуры по значениям используемых длин волн и отношений
измеряемых интенсивностей Iλ1/Iλ2 и Iλ2/Iλ3 по формуле:
λ 3 −λ 2 
(
λ 3 − λ1 )(λ 3 − λ 2 )(λ 2 − λ1 )  I λ1 /I λ 2
.
T = c2
ln
λ 2 − λ1


λ1λ 2 λ 3
 I λ2 /I λ3

Недостатком этого способа является необходимость использования узких спектральных интервалов для регистрации теплового излучения, что снижает отношение сигнал/шум при невысоких температурах и усложняет конструкцию пирометра, поскольку
требуется использование узкополосных интерференционных оптических фильтров, кото-
(
(
2
)
)
BY 14292 C1 2011.04.30
рые необходимо периодически поочередно помещать перед фотоприемником. Применение такого способа в пирометрах на основе трехспектральных фотоприемников сэндвичного и мозаичного типов, появившихся в последнее время, невозможно, так как их
элементы чувствительны в широких участках спектра.
Задачей изобретения является повышение точности пирометрического способа определения температуры тел, излучательная способность которых изменяется с длиной волны
излучения, временем и температурой.
Сущность изобретения заключается в том, что в пирометрическом способе определения термодинамической температуры T тела, спектральная излучательная способность
которого в используемой области спектра близка к экспоненциальной ε(λ)≈exp(a1 + a2·λ)
или линейной ε(λ)≈b1 + b2·λ, где a1, a2 и b1, b2 - коэффициенты аппроксимации, а λ - длина
волны, основанном на измерении интенсивности теплового излучения тела Iλ1, Iλ2 и Iλ3 на
трех длинах волн λ1, λ2 и λ3 и последующем вычислении T по значениям используемых
длин волн и отношений Iλ1/Iλ2 и Iλ2/Iλ3, измерение интенсивности теплового излучения тела проводят в трех широких участках спектра, при градуировке пирометра измеряют температурные зависимости интенсивности излучения модели абсолютно черного тела
I1АЧТ (T) , I АЧТ
(T) , I3АЧТ (T) , используя которые численно рассчитывают температурные
2
эф
зависимости эффективных длин волн λ1эф (T) , λ эф
2 (T ) , λ 3 ( T ) в используемых участках
спектра:
λэф
1 (T ) =
λэф
2 (T ) =
λэф
3 (T ) =
1
I1АЧТ
1
I АЧТ
2
1
I3АЧТ
T
c 2 АЧТ
(Θ )dΘ,
I
∫
(T ) 0 Θ 2 1
T
c 2 АЧТ
(Θ )dΘ,
I
∫
(T ) 0 Θ 2 2
(1)
T
c 2 АЧТ
(Θ )dΘ,
I
∫
(T ) 0 Θ 2 3
где c2 = 1,438786⋅10-2 м⋅К - вторая постоянная излучения;
Θ - переменная интегрирования,
а термодинамическую температуру Т определяют по величине измеренных интенсивностей излучения I1, I2 и I3 путем численного решения уравнения:
I I АЧТ
I3 I АЧТ
эф
эф
эф
эф
эф
2
Λ (T) = 1 2АЧТ λэф
−
λ
+
λэф − λэф
(2)
2
3
2 − λ 2 − λ 3 − λ1 − λ 2 = 0
I 2 I1
I 2 I3АЧТ 1
на возрастающей ветви зависимости Λ(T).
Поставленная задача решается путем использования измерений интенсивности теплового излучения контролируемого тела в трех широких участках спектра, что позволяет
существенно снизить случайную (инструментальную) погрешность определения температуры, а также дает возможность определять температуру при аппроксимации спектральной излучательной способности тела линейной или экспоненциальной функцией λ с
двумя независимыми параметрами [2, с. 170; 3].
Полезное свойство, появляющееся у заявляемого способа определения термодинамической температуры, - упрощение конструкции пирометра, поскольку исключается необходимость использования узкополосных интерференционных фильтров и перемещающихся оптико-механических блоков, при сохранении автоматического учета влияния
ширины и положения используемых спектральных участков на результаты определения
термодинамической температуры.
Сущность предлагаемого способа поясняют графические зависимости на фиг. 1-3. На
фиг. 1 показано семейство спектральных излучательных способностей вольфрама при
(
)
(
) (
3
) (
)
BY 14292 C1 2011.04.30
разных температурах в диапазоне 1000-2200 °С. На фиг. 2а приведены относительные
спектральные чувствительности элементов фотоприемника или форма спектральных
участков, использованных при построении графических зависимостей на фиг. 2б и фиг. 3.
На фиг. 2б представлены температурные зависимости эффективных длин волн для используемых спектральных участков. На фиг. 3а приведены температурные зависимости
Λ(T), а на фиг. 3б - относительные методические погрешности определения термодинамической температуры при использовании заявляемого способа (1) и способа спектрального
отношения (2, 3).
Зависимость спектральной освещенности фотоприемников пирометра тепловым излучением тела с яркостью L(λ,T) от расстояния X до объектива и его параметров при использовании приближения Вина описывается выражением:
(
2
)
2
−1
f 
f 
1 c1 c 2 /(λT )
πD 2 
πD 2 
1
e
−
1
τ
(
λ
)
−
=
1 −  ,


0
2
5
2
πλ
4f  X 
4f  X 
-16
2
где с1 = 3,741832⋅10 Вт⋅м и c2 = 0,01438786 м⋅К - первая и вторая постоянные излучения, D, f и τ0(λ) - диаметр, фокусное расстояние и спектральное пропускание объектива
соответственно.
Полагая, что в используемых участках спектра τ0(λ) = const = τ0, температурные зависимости величины сигналов I1, I2, I3, формируемых тепловым излучением тела на выходах
фотоприемников, определяются интегральными выражениями [2, с. 25]:
E ( λ , T ) = L (λ , T ) τ 0 ( λ )
∞
∞
0
0
∞
∞
0
0
∞
∞
0
0
I1 ( T ) = s э ∫ E ( λ , T )S1 ( λ ) d λ = K ∫ ε ( λ , T ) M АЧТ ( λ , T )S1 ( λ ) d λ ,
I 2 ( T ) = s э ∫ E ( λ , T )S 2 ( λ ) d λ = K ∫ ε ( λ , T ) M АЧТ ( λ , T )S 2 ( λ ) d λ ,
(3)
I 3 ( T ) = s э ∫ E ( λ , T )S 3 ( λ ) d λ = K ∫ ε ( λ , T ) M АЧТ ( λ , T )S 3 ( λ ) d λ ,
где K = τ0sэD2(1 - f/X)2/(4f 2) - коэффициент, определяемый параметрами пирометра и схемы измерений, sэ - площадь светочувствительных элементов фотоприемника, Si(λ) - абсолютная спектральная чувствительность соответствующих элементов фотоприемника,
МАЧТ(λ,Т) - спектральная светимость абсолютно черного тела, ε(λ,T) - спектральная излучательная способность контролируемого тела.
В случае линейной зависимости спектральной излучательной способности поверхности контролируемого тела от длины волны
(4)
ε(λ) = b1 + b2⋅λ,
выражения (3) можно записать в виде:
∞
I1 (T) = K ∫ (b1 + b 2 λ)M АЧТ (λ, T )S1 (λ)dλ = (b1 + b 2 λ1эф ) I1АЧТ (T),
0
∞
АЧТ
I 2 (T) = K ∫ (b1 + b 2 λ)M АЧТ (λ, T)S2 (λ )dλ = (b1 + b 2 λ эф
(T),
2 ) I2
0
∞
I3 (T) = K ∫ (b1 + b 2 λ)M АЧТ (λ, T)S3 (λ )dλ = (b1 + b 2 λ 3эф ) I3АЧТ (T).
0
4
(5)
BY 14292 C1 2011.04.30
∞
где
I АЧТ
(T) = K ⋅ ∫ M АЧТ ( λ , T ) S 1 ( λ ) d λ ,
1
0
∞
I АЧТ
(T) = K ⋅ ∫ M АЧТ ( λ , T ) S 2 ( λ ) d λ ,
2
(6)
0
∞
I
АЧТ
3
(T) = K ⋅ ∫ M АЧТ ( λ , T ) S 3 ( λ ) d λ
0
- температурные зависимости сигнала, формируемого излучением модели АЧТ на выходах фотоприемников;
∞
λ1эф (T) = ∫ λ ⋅ M АЧТ (λ, T)S1 (λ )dλ
∞
∫M
0
0
∞
∞
АЧТ
λ эф
(λ, T)S2 (λ )dλ
2 (T) = ∫ λ ⋅ M
АЧТ
∫M
0
0
∞
∞
λ 3эф (T) = ∫ λ ⋅ M АЧТ (λ, T)S3 (λ)dλ
∫M
0
(λ, T)S1 (λ )dλ ,
АЧТ
(λ, T)S2 (λ )dλ ,
АЧТ
(λ, T)S3 (λ)dλ
(7)
0
- температурные зависимости эффективных длин.
эф
Температурные зависимости I1АЧТ (T) , I АЧТ
(T) , I3АЧТ (T) , λ1эф (T) , λ эф
2
2 (T ) , λ 3 ( T ) можно определить в процессе градуировки пирометра по модели абсолютно черного тела. Тогда при определении температуры, измерив I1, I2, I3, можно составить систему нелинейных
алгебраических уравнений с тремя неизвестными T, b1 и b2, которая сводится к уравнению
(2) относительно температуры. Это уравнение решается численными методами. Для определения температуры не требуется знание абсолютных величин измеряемых пирометрических сигналов I1, I2, I3, так как в (2) используются только отношения измеренных
сигналов I1АЧТ / I АЧТ
и I3АЧТ / I АЧТ
, т.е. результаты не зависят от величины коэффициента K.
2
2
эф
Эффективные длины волн λ1эф , λ эф
2 , λ 3 , определяемые формулами (7), могут быть
рассчитаны численно при известных спектральных чувствительностях фотоприемников
S1(λ), S2(λ), S3(λ). При неизвестных S1(λ), S2(λ), S3(λ) температурные зависимости эффекэф
тивных длин волн λ1эф (T) , λ эф
2 (T ) , λ 3 ( T ) определяют при градуировке пирометра по модели абсолютно черного тела по формулам (1), которые получают из (7) следующим
образом.
Используя для описания спектральной плотности энергетической светимости модели
абсолютно черного тела известное приближение Вина:
 c 
M АЧТ (λ, T) = c1λ− 5 exp − 2  ,
(8)
 λ⋅T 
и дифференцируя его по температуре T, получим:
∂ λM АЧТ
с
= 2 M АЧТ .
(9)
∂T
T2
Умножая (9) на спектральную чувствительность фотоприемника Si(λ) и интегрируя по
длине волны λ, получим выражение:
∞
∞
∞
c2
∂ λM АЧТ
∂
АЧТ
s
(
)
d
λM
s
(
)
d
M АЧТs i (λ )dλ ,
λ
λ
=
λ
λ
=
(10)
i
∫0 ∂T i
∫
2∫
T 0
∂T 0
(
(
)
)
5
BY 14292 C1 2011.04.30
которое представляет собой связь между числителем и знаменателем (7). Поскольку при
температуре абсолютного нуля спектральная плотность светимости АЧТ равна нулю, интегрируя (10) по температуре в пределах от 0 до T, получим:
∞
T
c2 ∞ АЧТ
c АЧТ
∫ λM si (λ)dλ = ∫ Θ2 ∫ M si (λ)dλdΘ = ∫ Θ22 Ii (Θ)dΘ .
0
0
0
0
АЧТ
Разделив (11) на Ii (T), получим искомые зависимости
T
АЧТ
λэф
i (T ) =
1
IiАЧТ
T
c
АЧТ
2 I
∫
(T ) 0 Θ 2 i
(11)
(Θ )dΘ .
(12)
При низких температурах пирометрические сигналы IiАЧТ(T) слабые, поэтому интегрирование в (12) целесообразно вести начиная с нижней границы Tmin заданного температурного диапазона пирометра. Тогда выражение (12) представляется в виде суммы:
Tmin
T
1
c 2 АЧТ
1
c 2 АЧТ
+
λ iэф (T ) =
(
)
I
Θ
dΘ
Ii (Θ ) dΘ =
i
∫
∫
IiАЧТ (T ) 0 Θ 2
IiАЧТ (T ) Tmin Θ 2
(13)
T
АЧТ
1
c 2 АЧТ
I (Tmin ) эф
= i
Ii (Θ ) dΘ ,
λ (Tmin ) +
∫
АЧТ
АЧТ
Ii (T ) Tmin Θ 2
Ii (T )
в которой известно только второе слагаемое.
Полагая, что при T = Tmin эффективные длины волн λ iэф (Tmin) близки к предельным
эффективным длинам волн λ iпр (Tmin) [2, с. 29-33], получим:
∞
λ (Tmin ) ≈ λ (Tmin ) =
эф
i
пр
i
∫M
∞
АЧТ
(λ, T)Si (λ )dλ
=
0
1
∫ λ ⋅M
АЧТ
(λ, T)Si (λ)dλ
c 2 IiАЧТ (Tmin )
T 2 (IiАЧТ ) T = Tmin
'
,
(14)
0
что позволяет записать (13) в виде:
 c I АЧТ (T ) 2

T
1
c 2 АЧТ
эф
2
i
min

I
λ i (T) = АЧТ
+ ∫
(Θ)dΘ .
(15)
2 i
2
АЧТ '

Ii (T)  Tmin
Θ
T
I
T = Tmin
min
i


Методическая погрешность определения термодинамической температуры при использовании предлагаемого способа обусловлена отклонением спектральной излучательной способности контролируемого тела ε(λ,T) от линейной аппроксимации (4). Сравнение
методических погрешностей определения температуры проведем на примере вольфрама,
излучательная способность которого хорошо изучена [4].
На фиг. 1 показано изменение спектральной излучательной способности вольфрама
при его нагреве в среде инертного газа от 1000 до 2200 °С. Видно, что зависимость излучательной способности вольфрама от длины волны ε(λ) ≠const и приблизительно может
быть описана линейной функцией λ.
При численной оценке методической погрешности использовались спектральные характеристики трехцветной VGA матрицы фотоприемников на приборах с зарядовой связью ICX411AQ фирмы Sony. Для устранения влияния инфракрасного излучения
полагалось, что используется оптический фильтр фирмы Canon, отсекающий инфракрасное излучение. Результирующие спектральные зависимости относительной чувствительности фотоприемного тракта моделируемого пирометра приведены на фиг. 2а. На фиг. 2б
показаны полученные температурные зависимости эффективных длин волн λ1эф (T) ,
эф
λ эф
2 (T ) , λ 3 (T ) , которые рассчитаны численно по формулам (1).
(
(
)
)
6
BY 14292 C1 2011.04.30
На фиг. 3а представлены рассчитанные температурные зависимости Λ(T) или левой
части уравнения (2) для нескольких значений температуры вольфрама и получаемых интенсивностей его теплового излучения, определяемых (3). При численном решении (2)
вычисляется зависимость Λ(T) при возрастании T от нижней границы измеряемого диапазона температур до точки, когда Λ(T) становится равным нулю, т.е. на участке возрастания Λ(T).
На фиг. 3б показаны полученные при расчетах относительные методические погрешности определения температуры вольфрама: 1 - с помощью предлагаемого способа, 2 способом спектрального отношения по величине отношения I1/I2, 3 - способом спектрального отношения по величине отношения I2/I3. Видим, что, несмотря на имеющуюся нелинейность спектральной зависимости излучательной способности вольфрама,
относительная методическая погрешность измерения T при использовании заявляемого
способа не превышает 0,5 %, что в несколько раз меньше, чем методическая погрешность
способа спектрального отношения. По сравнению с трехспектральным монохроматическим способом инструментальная погрешность заявляемого способа примерно в
∆λ шир / ∆λ узк раз меньше, где ∆λшир и ∆λузк - эффективные ширины спектральных
участков, используемых в заявляемом и трехспектральном монохроматическом способах.
Таким образом, заявляемый способ позволяет определять термодинамическую температуру тел, спектральная излучательная способность которых в используемом диапазоне
спектра близка к линейной или экспоненциальной зависимости. При этом автоматически
учитываются изменения излучательной способности тел, возникающие в процессе их
нагрева и окисления их поверхности атмосферным кислородом.
Источники информации:
1. Свет Д.Я. Оптические методы измерения истинных температур. - М., 1982.
2. Ллойд Дж. Системы тепловидения. - М.: Мир, 1987.
3. Снопко В.Н. Основы методов пирометрии по спектру теплового излучения. Минск, 1999.
4. Нуттер Г.Д. Общие соображения, влияющие на устройство пирометра высокой точности // Основные понятия и современные методы измерения температур. - М.: Металлургия, 1967. - С. 183-205.
5. Излучательные свойства твердых материалов: Справочник / Под общ. ред.
А.Е. Шейндлина. - М., 1974.
Фиг. 1
7
BY 14292 C1 2011.04.30
Фиг. 2
Фиг. 3
Национальный центр интеллектуальной собственности.
220034, г. Минск, ул. Козлова, 20.
8
Документ
Категория
Без категории
Просмотров
0
Размер файла
248 Кб
Теги
by14292, патент
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа