Волновая оптика - Калитеевский Н.И.
ISBN 5-06-003083-0
Скачать (прямая ссылка):
Для иллюстрации таких отклонений на рис. 8.6 приведена испускательная способность для различных длин волн лампы накаливания с вольфрамовой нитью (1) по сравнению с кривой гд для черного тела (2). Температура обоих Излучателей одинакова (» 2450 К). Отвечаем, что кривая 1 проходит ниже кривой
2, отображающей испускательную способность черного тела, и как бы сдвинута по сравнению с 2 в сторону коротких длин волн. Это значит, что испускательная способность вольфрама в области коротких длин волн (л. < ^макс) меньше отличается от испускательной способности черного тела, чем в области длинных волн (А > А.Макс)> чт° связано с селективностью поглощения этого металла (по закону Кирхгофа, тело должно больше излучать в той области спектра, где оно больше поглощает). Рассмотрение этого рисунка утверждает в мысли, что попытка определить температуру вольфрамовой нити, измерив ее интегральную энергетическую светимость и вычислив >/йэн/ст , приведет к некоторому значению Т‘, которое будет отягощено систематической ошибкой, так как закон Стефана—Больцмана для этого излучателя, безусловно, не соблюдается. Другое значение Т" можно получить, если попытаться оценить значение Ь/Хмакс, так как отступление от закона смещения для рассматриваемого излучателя очевидно. Кривая 1 характеризуется по сравнению с кривой 2 дополнительным смещением в область коротких длин волн.
Трудности подобного рода при определении температуры нечерных тел возникают во всех случаях. Каждый реальный излучатель характеризуется своими отклонениями От законов черного тела и поэтому, приводя температуры какого-либо тела,
412
обязательно нужно указать, как она определена. Поэтому обычно различают три способа определения температуры, используя для обозначения полученных значений термины, указывающие на способ ее измерения.
1. Радиационная температура. Схема измерений ясна из рис. 8.8. Интегральную энергетическую светимость измеряют каким-либо малоселективным приемником света, примерно одинаково реагирующим на излучение всех длин волн (например, термопарой или термостолбиком). Для того чтобы учесть заниженную (по сравнению с черным телом) энергетическую светимость данного нечерного тела, вводят некий коэффициент, показывающий, во сколько раз нужно как бы уменьшить значение о для вычисления температуры этого излучателя из закона Стефана—Больцмана. Другими словами, при измерениях температуры пользуются интерполяционной формулой
Дэн = АсгТ4рад,
в которой Дэн измеряют на опыте, а коэффициент k (k < 1) берут из таблиц, составленных для разных материалов, свечение которых сравнивалось с излучением черного тела. Дополнительные затруднения возникают при определении радиационной температуры тела в широком интервале ее изменения, так как
введенные выше нормировочные коэффициенты различны для разных значений температуры одного и того же тела. Они также существенно зависят от состояния его поверхности. Чем лучше она отполирована, тем больше отличие от черного тела и коэффициент k будет меньше.
2. Цветовая температура. В этом случае используют закон смещения Вина, определяя температуру тела Тцв из равенства Тцв = ЬДмакс- Так как выявление максимума на кривой гд тре-
г
8.8. Схема радиационного пирометра:
1 — объектив; 2 — малоселективный фотоприемник; 3 — объект, радиацнонал температура которого определяется
бует измерения для нескольких длин волн, то обычно определяют не ^макс> а отношение спектральных плотностей излучения для двух заданных значений длин волн, из которого и вычисляют
413
Тцв. Измерения проводят по схеме, представленной на рис. 8.4. Заметим, что, используя в этой схеме в качестве диспергирующего элемента призму, можно ввести дополнительный источник погрешности, так как ее дисперсия зависит от исследуемой области длин волн и очень сильно изменяется в инфракрасной области, где и находится Хм&кс для всех реальных источников света, температура которых обычно не превышает 3000 К.
3. Яркостная температура. Этот метод мало отличается от рассмотренного выше определения радиационной температуры, так как светимость любого тела пропорциональна его яркости, но техническое решение задачи изящнее и заметно упрощается возможность градуировки прибора по излучению черного тела.
В этом методе сравнивается яркость тонкой проволоки, находящейся в хорошо откачанной колбе, при изменении силы пропускаемого через нее тока с яркостью изображения исследуемого объекта (рис. 8.9). Задача измерения, проводимого в определенной области спектра, — уловить момент исчезновения нити на фоне изобра-
8.9. Схема пирометра для опре- ж{шия объекха. Такой эффект деления яркостной температуры: при достаточном навыке фикси-
Изображение раскаленной поверхности фоку- руется с ХОрОШей ВОСПРОИЗВОДИ-сируется объективом 1 , плоскость нити лампы мостью _ При НвКОТОрОМ уСЛОЖНв-накаливания 2. Наблюдатель подбирает силу нии схемы эКСПерИМвНТа ВОЗМОЖНО тока накала такой, чтобы нить исчезла на фоне исп0ль30вание объеКТИВНЫХ СПО~ изображения объектива регистрации . ЭТОТ ПРИНЦИП
измерения яркостной температуры используется в приборе, названном оптическим пирометром. Такой прибор предварительно градуируют по излучению черного тела и на лимб наносят шкалу в градусах, соответствующих проведенной градуировке. Если измеряется излучение тела, распределение яркости которого по спектру близко к распределению яркости черного тела, то полученные значения температуры близки к истинным ее значениям . Чем больше отличается исследуемый спектр от свечения черного тела, тем больше систематическая погрешность данного метода измерения температуры.
