Сарноу Дж. (Jason W. Sarnow)

Несмотря на препятствия, обусловленные традиционным ха­рактером развития инфракрасных пиротехнических средств, быстрый прогресс технологии различных инфракрасных устройств в середине 50-х годов стимулировал разработку химических источников ИК-излучения. За этот период чувствительность ИК-приемников в системах поиска, слежения, навигации, управ­ления и связи увеличилась на несколько порядков. Срочно потребовались мощные источники в соответствии с требованиями наземных и летных полигонных испытаний и эффективности поиска. Параметры окружающей среды могут изменяться в широ­ких пределах от условий космического пространства до условий на уровне моря, от стационарных мишеней до скоростей, в 2 раза превышающих скорость звука (а в перспективе, возможно, даже и существенно больших). Разработка ИК-систем представляет большую сложность с точки зрения создания химических источни­ков, действующих в атмосфере. Требуемая интенсивность сигнала должна быть достаточно высокой, чтобы его можно было обнаружить на расстоянии нескольких километров и течение продолжитель­ного периода времени. Одной из важных областей применения ИК-излучателей являются беспилотные мишени, служащие для испытания ракет с ИК-головками наведения в различных такти­ческих условиях. ИК-излучатели применяются в системах слеже­ния за ракетами для определения их положения и траектории. ИК-излучатели были испытаны на ракете «Пого-хи» на высоте 105 км. Одна из интересных возможных областей использования ИК-средств связи — слежение за баллистическими ракетами и орбитальными космическими летательными аппаратами.

Может возникнуть вопрос: почему бы в этих случаях не при­менять обычные источники излучения? Имеется ряд причин, оправдывающих применение ИК-излучателей, и главная из них — потребность в простом и дешевом источнике, который мог бы надежно функционировать в самых различных условиях окру­жающей среды и не вызывать значительного увеличения веса ле та гольного аппарата. Ни один стандартный источник излучения не может конкурировать с ИК-излучателями по количеству выде­ляемой энергии на единицу объема и простоте конструкции. Обычными методами не удается обеспечить высокие уровни излу­чения, и, хотя применение инфракрасных излучателей обусловли­вает относительно непродолжительный период работы системы, что может явиться в некоторых случаях препятствием к их исполь­зованию, они нашли широкое применение.

Первоначально разработки были связаны почти исключительно с конкретными и не терпящими отлагательства целями и сравни­тельно мало усилий было направлено на усовершенствование методов измерения и фундаментальные исследования. Задача усложнялась отсутствием необходимых приборов и стандартного метода определения инфракрасного излучения. Попытки рассчи­тать характеристики излучателя на больших высотах оканчива­лись неудачей, и лишь в настоящее время этот вопрос рассматри­вается в рамках точной науки. Поэтому на протяжении указанно­го активного периода разработки ИК-излучателей не удалось осуществить воспроизводимые измерения, позволяющие выпол­нить соответствующий анализ. Однако это не вызвало серьезных затруднений в решении основных практических задач, хотя интуи­ция и инженерный риск играли в течение этого периода более значительную роль, чем накопление надежных и проверенных данных. В первую очередь были изучены обычные осветительные составы, поскольку технология таких составов уже была разра­ботана. К сожалению, использование в качестве единицы мощно­сти свечи не обеспечивало для хороших ИК-излучателей надежно­го измерения.

В последующих разделах будут описаны методы анализа, рассмотрено разработанное оборудование и указаны перспективы развития этих средств.

МЕТОДЫ АНАЛИЗА

Исследование источников теплового излучения следует начи­нать с рассмотрения вопроса об абсолютно черном теле. Абсолютно черное тело представляет скорее абстрактную концепцию, чем физические условия, и соответствует случаю, когда все падающее излучение поглощается телом без отражения и пропускания энергии через тело. В соответствии с законом Кирхгофа для тако­го идеального излучателя поток излучения х) абсолютно черным телом в равновесных условиях равен потоку поглощенного излу­чения (на тех же длинах ноли). При удовлетворении этих условий величина поверхностной плотности потока излучения тела при температуре Т в соответствии с законом Стефана — Больцмана равна

Е0 = оТ[8], (8.1)

Где

О = 5,673* 10-12 вт! см2-град11— сопйі.

До сих пор рассматривалось абсолютно черное тело без указа­ния размеров. Для реальной поверхности любого (непрозрачного) тела необходимо учитывать фактическую площадь и степень черно­ты є — Е/Еабс, черн. Согласно закону Кирхгофа, отношение поверхностной плотности потока излучения тела к его поглоща­тельной способности не зависит от материала тела.

Распределение энергии по спектру для абсолютно черного тела определяется законами Вина, Рэлея — Джинса и Планка.

Закон Вина:

УУь = С№-‘г*№. (8.2)

Закон Рэлея—Джинса:

(8.3)

Закон Планка:

= СХЪ [<?с^т — 1Г1. (8.4)

Соотношение, полученное Планком на основе принципа кван­тования энергии, хорошо согласуется с экспериментально полу­ченными спектральными кривыми излучения (фиг. 8.1).

Для определения длины волны, при которой энергия макси­мальна, необходимо продифференцировать уравнение (8.4). Полу­ченное решение можно записать в следующем виде:

А — ХтТ = сог^ = 2897,2 мК’зрад. (8.5)

Это закон смещения Вина (а — постоянная Вина).

После подстановки в уравнение (8.4) можно показать, что максимальная энергия пропорциональна температуре в пятой степени. Все кривые для абсолютно черного тела, изображенные на фиг. 8.1, подобны, что можно проиллюстрировать путем изобра­жения кривых в логарифмических координатах и взаимного их наложения. Это следствие закона смещения Вина использовалось при рассмотрении отклонения характеристик излучателя от характеристик абсолютно черного тела и может также служить иллюстрацией того, чем абсолютно черный многоэлементный излу­чатель отличается от абсолютно черного тела, находящегося

При определенной температуре. Данный вопрос будет рассмотрен более подробно в последующих разделах.

Длина волны, мк.

Теория инфракрасных пироизлучателей по существу опреде­ляется законами излучения и их модификациями, отражающими специфические свойства системы. Пиротехнический излучатель не является ни плоской пластиной, ни полостью (хотя в принципе иногда он может быть представлен и этими формами), а облаком мелкодисперсных частиц или, что более соответст­вует истине, агломератов различной формы и разме­ров. Градиент температуры внутри много элементно го излучателя зависит от скорости распространения пламени, интенсивности охлаждения частиц, их концентрации и оптиче­ских свойств. Поглощение большими по размеру

Ф иг. 8.1. Кривые спектраль­ной плотности потока излуче­ния абсолютно черного тела в соответствии с законом Планка.

И более холодными граничными частицами может привести к ослаблению излучения. В тех случаях, когда максимальная температура пламени конкретной пироизлучающей системы лими­тируется образованием продуктов сгорания, имеющих высокую теплоту испарения, то уменьшение давления может привести т? значительному понижению температуры кипения, а следователь­но, максимальной температуры и излучаемой энергии (вслед­ствие перехода в парообразное состояние дополнительного коли­чества конденсированной фазы.— Прим. перев). При рассмотрении пироизлучателей многие методы заимствуются из области твердых ракетных топлив, и п частности теория скорости горения и резуль­таты исследования процессов сгорания.

В последующих разделах будут рассмотрены аналитические* методы, которые были разработаны за последние 5 лет, и приведе­ны экспериментальные данные. Много полезной информации

Можно получить на основе имеющихся данных по распределению нагретых частиц углерода по размерам, и хотя такие частицы редко характеризуют реальное пиротехническое пламя, тем не менее это значительно облегчает анализ и экстраполяцию данных по пламенам, содержащим окислы в конденсированной фазе.

ИЗМЕРЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И ОБРАБОТКА ДАННЫХ

За последнее десятилетие достигнуты значительные успехи в области обнаружения и измерения ИК-излучения. В настоящее время имеется ряд хороших учебных пособий для общего знаком­ства с предметом (см. список литературы в конце этой главы). Хотя выражение для распределения энергии по длинам волн спектра, полученное Вином, не считается наилучшим, оно проще в употреблении. Поскольку это выражение применялось в каче­стве модели целым рядом авторов, оно также будет использовано и в настоящей главе.

Излучение источника часто характеризуется интенсивностью излучения /дя, в интервале длин волн АХ со всей рабочей поверх­ности источника. Это — поток энергии излучения источника, от­несенный к единице телесного угла, и выражается в вт/стер. Объемная эффективность излучателя характеризуется объемной плотностью энергии излучения. Эта величина представляет собой энергию излучения, отнесенную к единице телесного угла и едини­це объема излучателя, ее размерность вт-сек/стер-смЛ. Параметр /дъ объемная плотность энергии излучения, скорость горения состава пироизлучателя, а также кривая спектрального распре­деления плотности потока излучения являются основными данны­ми для оценки и сравнения ИК-источников. Методика проведения таких измерений и соответствующая обработка данных описаны в работе [3].

Измерение характеристик излучения факела пироисточника (неизвестного спектрального состава) с помощью обычного радио­метра дает наименее точные результаты. Радиометр обнаружи­вает и измеряет энергию излучения по тепловым эффектам. Энергия излучения, воспринимаемая чувствительным элементом, преобразуется в сигнал, амплитуда которого пропорциональна падающему потоку. Ограничиваясь рассмотрением только тер — мисторных болометров и полупроводниковых чувствительных эле­ментов, следует отметить, что эти приборы совершенно не при­способлены для измерения потока излучения от источников высо­кой энергии на близком расстоянии. Задача усложняется в связи с использованием собирающих оптических линз и фильтров с изменяющейся в широких пределах иропускательной способно­стью по длинам волн (фиг. 8.2).

Чувствительность полупроводникового датчика обычно бывает слитком высокой и изменяется с длиной волны и температурой источника (фиг. 8.3). Спектральная чувствительность термистора характеризуется более плоской диаграммой, этот прибор имеет меньшую чувствительность по сравнению с полупроводниковым. Хотя термистор стоит дороже, он дает меньшие ошибки измерения.

Длина волны, мк , Фиг. 8.2. Спектральная характеристика пироизлучателя и про — пускательная способность фильтра (максимум интенсивности из­лучения источника соответствует значительно меньшей длине волны, чем середина кривой, характеризующей пропускательную способ­ность фильтра; совпадение обеих кривых привело бы к уменьше­нию ошибки).

Фирмой «Барнс энжинеринг» разработан прибор (фиг. 8.4) для измерения сигналов от пиротехнических излучателей без исполь­зования собирающих линз путем применения шести термисторов, имеющих независимые каналы. С помощью этого прибора можно независимо исследовать 6 спектральных областей. Если спектраль­ное распределение энергии излучения источника относительно равномерное без заметных пиков или провалов, то будут обеспе­чены вполне надежные результат измерения. Необходимо учиты­вать поглощение излучения атмосферой и ослабление, связанное с рассеиванием сигнала на значительных расстояниях. На основе результатов работы Говарда и др. [2] Лармор и Пассман [3] опре­делили коэффициенты объемного поглощения для иаров воды и двуокиси углерода. На длине волны около 4,4 мк, возможно, в зоне поглощения о кисло в азота, наблюдались отклонения [4], в связи с чем могут потребоваться соответствующие поправки.

Для наиболее надежных измерений необходим спектрометр с быстрой разверткой (и сканированием фронта пламени) и тща­тельно тарированный радиометр. При вычислении интенсивности

Излучения, поступающего в радиометр в момент времени £, необ­ходимо вносить поправки с учетом данных спектрометра для того же момента времени. В последнее время создан эталон высо­котемпературного абсолютно черного тела (3000° К), поскольку

Температура источника, °К Ф п г. 8.3. Изменение чувствительности полупроводникового датчика в зависимости от температуры источника.

Этот температурный режим является наиболее характерным для большинства пиротехнических систем (фиг. 8.5). Применение

Ф и г. 8.4. Радиометр для пиротехнических получателей.

Подобного эталона позволяет исключить радиометрическую ошиб­ку, связанную с тарировкой при низких температурах. Фирмой «Блок ассошиэйтс» разработан инфракрасный интерферометриче — ский спектрометр, который одновременно производит развертку
по интервалу длин волн 15]. Разработана также небольшая модель для работы в полевых условиях.

Основные полосы ослабления сигнала обусловлены поглоще­нием парами воды и двуокиси углерода.

Энергия, воспринимаемая чувствительным элементом, умень­шается с учетом коэффициента пропускания фильтра. Спектраль­ная интенсивность излучения источника определяется по пока­заниям прибора и спектральной чувствительности датчика Яак — Таким образом, спектральная интенсивность излучения источ­ника может быть выражена сле­дующим образом:

ЛЧ = (Дм) (У)/(71у) (Тщо) (Тсо,),

(8.6)

Где — спектральная чувстви­тельность прибора, воспринимаю­щего из л учение, впг! стер • см2 • мк • в; V — сигнал, записывающего ус­тройства, в; Тг, Тн2о и Тс2о — от­носительная интенсивность про­пускаемого излучения при про­хождении соответственно через фильтр, Н20 и С02.

Ф и г. 8.5. Эталон абсолютно черного тела, нагретого до температуры 30005К.

Поскольку обработка результатов измерения вручную весь­ма трудоемка, в ряде лабораторий были предложены методы обработки с использованием вычислительных машин. Блок-схема варианта электронно-вычислительного устройства представлена на фиг. 8.6.

НЕКОТОРЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ ТЕОРИИ ИЗЛУЧЕНИЯ ОТ НЕСТАЦИОНАРНЫХ ИСТОЧНИКОВ

Кэлдин [6, 7] вывел выражение для температуры планковского облака раскаленных твердых частиц. В этом случае окисел, обра­зующийся при горении металла, накаляется за счет теплоты сгора-

Ф п г. 8.6. Блок-схема варианта устройства для обработки результатов измерений интен­сивности излучения пироисточника с выдачей данных в цифровой форме или непосредственно

В виде графика на диаграммной бумаге.

Ния и охлаждается вследствие излучения. Измеряя спектральное распределение энергии, излучаемой при охлаждении, Кэлдин вычислил с помощью этого выражения начальную температуру охлаждающегося излучателя.

Для нестационарного режима охлаждения лишь за счет излу­чения идеального рассеивателя Кэлдин получил соотношение, связывающее температуру (равномерно распределенную по излу­чателю), удельную теплоемкость, поверхность излучателя и его степень черноты, не зависящую от температуры и длины волны:

Г-(За + 7^Г (8-7)

Где Т — температура в момент времени Ц Т0 — температура в начальный момент времени; к = КАг/пгз, причем К — постоян­ная Стефана; А — площадь поверхности, см2’, в — степень черно­ты; т — масса, г; 5 — удельная теплоемкость, кал! г — град.

Используя закон Вина для спектральной плотности потока

Излучения (видимый участок спектра), получаем

TOC o "1-5" h z /х = С1Я-8ехр( — С2/ХТ), (8.8)

После подстановки уравнения (8.7) можно вычислить следующий определенный интеграл (в пределах от £ = 0 до £ —> оо):

I =Ш С1+2 №1ехр <8-9>

О

Который пропорционален

[>,-‘схр(-6’2/ЯГ„)|[я {1-1-^4г + 2(-^П] ‘ (8Л0)

где | I I — 2 () ^ } ] — дополнительный множитель

В законе Вина. Это уравнение может оказаться полезным при вычислении соответствующей поправки к соотношениям, получен­ным затем для многоэлементного ИК-излучателя.

Подвергая сомнению предположение Кэлдина о постоянной температуре, Буг счел возможным в некоторых случаях ввести эффективную температуру (Те) в зависимости от температуры внутренних зон источника и температуры на поверхности. При большой оптической толщине охлажденного слоя ТР — Т5, а при малой оптической толщине охлажденного слоя ТЙ — Т0. Для практических целей (когда аЯ ~ 3, где а — псРЫ в пределах сферы с граничным радиусом Я, М — концентрация частиц радиу­са а) можно использовать выражение

Это выражение справедливо, да? ке если охлажденный слой настоль­ко тонок по сравнению с радиусом облака, что средняя температу­ра равна Т0. Бут разработал точную теорию для температуры и интенсивности излучения в функции времени t и расстояния г от центра облака в предположении равномерного распределения плотности. Он установил, что

=е(/-4аг), (8.12)

Где s — удельная теплоемкость, р0 — плотность, а — радиус частицы. Для поверхностной плотности потока излучения как функции параметра у получено выражение

V z

J (Y) = j ехР ( — 2^Z) dZ J ХГ4 (X) exp фХ) dX = о о

= Л exp (Py)-f-i? exp (—Ру)—4раехр(Ру). (8.13)

Величины А и В определяются из граничных условий при г — О и г = R, когда у = 0 и у — na? NR соответственно. Тогда полный поток излучения будет равен

U=SnR2J(R). (8.14)

Теоретическая модель Бута справедлива для непланковского

Излучателя.

Пока еще не получено экспериментального подтверждения ни одной из теорий и не производился столь точный расчет реаль­ных систем с пироизлучателями. Однако исследования, проведен­ные Эвансом [9], Кацем и Рейзеном, а также актуальность про­блемы связи с ракетами могут стимулировать разработку модели пламени, обеспечивающей надежное количественное определе­ние параметров излучения в функции времени.

РАСЧЕТ И АНАЛИЗ ПОЛУЧЕННЫХ ЗНАЧЕНИЙ КОЭФФИЦИЕНТА ОБЪЕМНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ

Недавно выполненные исследования Сталла иПласса [10] позво­ляют рассчитать коэффициент спектрального объемного поглоще­ния для частиц углерода, который хорошо согласуется с результа­том, полученным Ван де Хальстом [11] на основе комплексного показателя преломления. Метод Уэйта и Уайтинга сравнивался с данными Ван де Хальста и оказался пригодным при условии, что концентрация частиц углерода такова, что они не могут покрыть площадь в 1 см2, если их собрать из объема 1 см3 и поме­стить вплотную одна к другой на поверхности. Анализ поглоще-

Пия света частицами углерода ламповой сажи и канальной (газо­вой) сажи, выполненный Рюди [121, выявил возможность вычисле­ния коэффициента объемного поглощения для множества малых частиц с концентрацией порядка 109 частиц/см3. Если же кон­центрация превышает 1012 частиц! см3, то необходимо учитывать длину свободного пробега фотонов между частицами. Рюди сделал вывод, что при отсутствии дифракции или рассеивания частицы углерода действуют как простые геометрические экраны и коэффи­циент объемного поглощения пропорционален произведению Ала2 (полное поперечное сечение частиц).

Анализ Уэйта и Уайтинга выполнен для случая частиц радиу­сом 800 Л при малой длине волны (приблизительно 0,5 мк). Если пренебречь рассеиванием, степень черноты частиц, содержа­щихся в 1 см3 и распределенных по поверхности 1 см2 с концентра­цией 109 частиц/см“1, составляет около 0,3. Объем частицы радиу-

О

Сом 800 А равен 2,14-10~1& см3, а при концентрации 109 частиц! см2 средняя толщина слоя частиц составит 2,14-10~6 см. Коэффи­циент объемного поглощения может быть найден из соотношения

(8.15)

Ех — 1— ехр( — yd),

Где ¥ х — спектральная степень черноты (принята равной 0,3); у — коэффициент объемного поглощения, см-1; d — средняя тол­щина.

Решая относительно у, получаем у — 1,65-105 см-1.

Ban де Хальст [12] получил следующее выражение для ком­плексного показателя преломления:

При распространении электромагнитных волн с циклической часто­той о) в однородной среде с проводимостью о, диэлектрической постоянной % и диамагнитной константой, равной единице. Соотношение

(8.16)

(8.17)

Также характеризует колебательный процесс, где к — волновое число в вакууме, Я и с — длина полны и скорость света в вакууме. Для принятых на практике обозначений

Т и — in,

Где пг + п’2 = %, 2пп = 4ла/(о; в результате п и ri могут быть выражены в зависимости от а и о). Формула Ван де Хальста
для коэффициента поглощения имеет следующий вид:

О 7 / Алп

У — 1кп ~ ■■ ^ ■ .

На основании данных Сенфтлебена и Бенедикта [12] была вычисле­на величина т для частиц углерода при К — 0,491 мк, радиусе

Частиц а <С 900А и х = 2ла1% < 1,12:

Т- 1,59 — 0,66г. (8.18)

После подстановки и решения относительно у найдено

1,69-105 см-1. (8.19)

Этот результат очень хорошо согласуется с результатом Уэйта и Уайтинга.

На основе результатов измерений оптической плотности и толщины испаряющихся углеродных пленок получено значение

О__________________

П’ = 0,55 при % — 5461 ^. Тогда коэффициент объемного погло­щения будет равен

У — 1,265 • 105 см-1.

Торн и Уинслоу [14] при исследовании проницаемости тонких углеродных пленок определили, что при температуре 2383° К

И = 6610А п’ — 1,05, следовательно, коэффициент объемного поглощения будет равен

У ~ 2/|7 • 105 см-1,

Агар [15] получил значение и’ —0,90, при котором

У ~ 2,15-105 см“1.

Результаты, полученные с помощью различных эксперименталь­ных методов, хорошо согласуются с расчетным значением Сталла и Пласса. Это дает специалистам пиротехникам методику расчета излучения при протекании ряда реакций при условии, что имеются экспериментальные данные по тонким пленкам (из соответствую­щих конденсированным продуктам реакции веществ). Лимити­рующим условием, однако, является ограничение Рюди. Рассмо­тренный метод позволяет с приемлемой точностью рассчитать эффективность спектрального излучения для данной реакции и повысить ее путем соответствующего увеличения скорости горе­ния и (или) регулирования размера частиц основных излучающих компонентов. Более подробно этот вопрос будет рассмотрен в сле­дующих разделах.

СТЕПЕНЬ ЧЕРНОТЫ И СКОРОСТЬ ГОРЕНИЯ

На основе анализа, выполненного в предыдущем разделе, следовало ожидать, что пиротехнические источники излучения с более высокой концентрацией частиц в единице объема пламени будут отличаться повышенной интенсивностью излучения, чем более быстро горящие составы. Суммарная энергия, определяемая площадью под кривой излучения для почти идентичных составов, имеет более высокое значение в случае быстро горящих составов (в частности, этот вывод справедлив для составов на основе нитрата натрия и магния). Хотя окончательного подтверждения еще не по­лучено, было предложено использовать быстро горящие составы для увеличения эффективности излучения пламени, содержащего частицы. Однако увеличение скорости горения может отразиться на размерах основных излучающих частиц и, возможно, привести к уменьшению сечения поглощения. Расчеты полного и рассеиваю­щего сечений и степени черноты облака частиц различных твердых продуктов пламени излучателя могут оказаться полезными при определении излучения несерого тела и, возможно, обеспечат средство спектрального контроля пиротехнических источников. Кроме того, теоретически показано, что изменение глубины факела путем использования многосопловых блоков может обеспечить высокую степень черноты облака частиц.

ОПРЕДЕЛЕНИЕ СТЕПЕНИ ЧЕРНОТЫ НА ОСНОВАНИИ ‘ ДАННЫХ ПО СКОРОСТИ ГОРЕНИЯ

Если условия в объеме пламени с установившейся концентра­цией частиц продуктов реакции считать адиабатическими и изо­термическими, то на основании данных по размеру частиц и ско­рости горения можно определить степень черноты облака частиц. Рассмотрим заряд пиротехнического излучателя, горящий с одно­го торца. Известно, что во взвешенное состояние может перейти 20 г углерода. Измерения частиц показали, что их радиус равен

800 А. Пламя имеет приблизительно цилиндрическую форму диа­метром 10 см и полный объем 800 см3. Объем одной частицы составляет 2,14-10-15 см3 и при плотности вещества частиц 2,2 г/см? ее вес будет равен 4,7-10 15 г. Следовательно, имеется 4,3-101& частиц углерода. Если время горения равно 20 сек, то в полном объеме пламени при стационарных условиях диспергируется в секунду 2,15-1014 частиц. Концентрация частиц в единице объема N будет составлять 2,15- 1014у8-Ю2 = 2,7-1011 частица/см? и при толщине 10 см значение для параметра L (количество частица/см1)х)

Сталла и Пласса будет равно 2,7-1012 частица/см2. Сравнение с фиг. 9.9 НО] указывает на фактическую дисперсию излучения для абсолютно черного тела при длинах волн вплоть до 12 мк.

Степень черноты определяется по уравнению

Ек= 1— ехр ( — ух), (8.20)

Где х = VpATDf, Ур — объем частицы, см3/частица’, N — кон­центрация частиц, частица/см3; — диаметр зоны пламени, см.

Можно показать, что

’ <8-21> где У — полный вес излучающих компонентов, содержащихся в прессованном заряде, д, — плотность вещества излучающих частиц, Vf — полный объем зоны пламени, а N — максимальная концентрация частиц, которая может быть получена при условии, что углерод мгновенно диспергируется из заряда в объем, занимае­мый пламенем. С учетом зависимости от времени можно записать

Л'< = — Г^ЩГ — <8-22)

Где Ь — полное время горения заряда, сек.

Для получения максимальной степени черноты при заданной длине волны (предположим е[9], = 0,99) в функции времени горения для исследуемого источника излучения, а также результирующего объема пламени приравняем выражения для Nполученные из уравнений (8.20) и (8.22). Тогда

У и Л V

1" ~7у]ы 0,01 • (8>23)

Следует отметить, что параметр (DfW)/Vf связан с параметром концентрации Ь (Сталла и Пласса) и это свидетельствует о том, что, если пренебречь рассеиванием, степень черноты является функцией только массы вещества в зоне пламени. Это можно подтвердить путем приведения значения Ь на фиг. 6—9 работы [10] к массе и сравнением при эквивалентных массах. В результате, конечно, для эквивалентных масс будет получена одинаковая степень черноты.

МАКСИМАЛЬНАЯ РАСЧЕТНАЯ ТЕМПЕРАТУРА ПЛАМЕНИ

Хотя расчетное значение часто не соответствует измеренному и само измерение представляет серьезные трудности, все же полезно знать предельные условия. Обычно максимальная темпе­ратура ограничивается точкой кипения продукта сгорания с минимальной температурой кипения. Имеющиеся данные по теплоемкости компонентов при высоких температурах весьма ограничены, а диссоциация продуктов сгорания при повышенных температурах еще более увеличивает неточность расчетов. Тем не менее упрощенный расчет, тщательное наблюдение пламени и хорошая инженерная интуиция могут обеспечить получение приемлемых расчетных данных, которые будут полезны при вычислении излучения факела. Догорание, т. е. процесс, при котором нагретые продукты или избыток горючих компонентов могут реагировать с атмосферным кислородом, иногда оказывает влияние на измеряемую величину. Однако мы будем пренебрегать этим фактом в последующих расчетах. В данном методе предпо­лагаются адиабатические условия, которые на самом деле не имеют места: теплопроводность, конвекция, излучение и потери на расши­рение уменьшают возможную тепловую энергию. Следовательно, при таком допущении исключена вероятность получения точного результата, однако все же имеет смысл использовать данный метод.

Метод расчета будет иллюстрироваться на примере реакции, рассмотренной Кацем и Рейзеном [16]:

2Л1 -|- WOз -> + А1203 — ЛН298°к — 198 250 кал. (8.24)

Максимальная температура является функцией тепловыделения при химической реакции и количества тепла, поглощенного про­дуктами сгорания. Это можно выразить формулой

Т

-ДЯГо = 2ДНГо_т+( 2ср<гг, (8.25)

То

Где АНт0 — энтальпия продуктов реакции при начальной темпера­туре; 2 Д1/Го-г — сумма всех теплот фазового перехода продуктов реакции в интервале температур от 1 до Т Ср — удельная тепло­емкость продуктов реакции; Т — конечная температура.

Используя значения, полученные Гласнером [17], можно запи­сать

Т

198 250 — 26 ООО -[ ^ (26,12 + 4,388- 10~3Г — 7,2^—° )<** +

2* »К

Г

+ МООО-1-8400 — Ь (5,74 + 0,76*10-37’) с^.

298

(8.26)*)

Х) Данные по Нт — Яо можно получить пз таблиц 1АКАР.

Интегрирование правой части выражения с учетом температу­ры кипения А1203 (3700° К) дает величину 175 650 кал. В результа­те остается 22 600 кал на испарение А1203 (Д#исп = 90 ООО кал). Таким образом, происходит только частичное испарение окиси алюминия и температура пламени ограничена температурой кипе­ния А1203. Поскольку вольфрам кипит при температуре выше 3700° К, его теплота испарения не учитывается.

Решение можно получить графическим методом путем по­строения кривой поглощаемого тепла в интервале температур,

2000 2500 ЗООО 3500 4000 Температура,°К

Ф и г. 8.7. Определение максимальной температуры пламени по расчетной зависимости поглощенного тепла от температуры*

В котором происходят фазовые превращения продуктов реакций. Точка пересечения кривой с горизонталью, соответствующей тепловому эффекту реакции, определяет искомую температуру. Данный метод исключает необходимость проведения трудоемкого интегрирования (фиг. 8.7).

ТЕМПЕРАТУРА И СКОРОСТЬ ГОРЕНИЯ

Линейная скорость горения зарядов ИК-источников зави­сит от давления, при котором происходит горение топлива, и, как установлено, подчиняется степенному закону

Г = арп, (8.27)

Где а и п — эмпирические константы системы. Постоянное значе­ние этих констант пригодно лишь в ограниченном интервале давлений. Можно предположить, что скорость горения зависит от начальной температуры заряда и количества тепловой энер­
гии. поступающей к поверхности заряда и передаваемой по твердой фазе. Кроу и Гримшоу [18] представили температурную зависимость скорости горения топлив в следующем виде:

(8.28)

(8.29)

Где Т’ — характеристическая константа, имеющая размерность температуры, а Г0 — начальная температура топлива. Распре­деление температуры внутри твердого топлива бесконечной толщи­ны при квазистационарном процессе и отсутствии источников выделения (или поглощения) энергии за счет химических реакций или фазовых переходов (плоская задача) описываются известным уравнением, полученным в подвижной системе координат, связан­ной с поверхностью горения:

Ті^То+ІТе — То) е-гх/а,

Где Т о — начальная температура топлива, Т3 — температура поверхности горения, г — скорость горения, х — расстояние от поверхности горения, а — коэффициент температуропроводности.

Хыоггет [19] модифицировал уравнение (8.28) с учетом повыше­ния температуры пороха за счет поглощения

Где АТх — увеличение температуры пороха. Если заряд обладает большой поглощательной способностью, можно ожидать значи­тельного повышения градиента температур, что в некоторых слу­чаях может весьма усложнить определение температуры под поверхностью горения в выбранной точке. Величина АТХ эквива­лентна Т[ в уравнении (8.29) для данной точки у поверхности горения.

Приближенное выражение для оценки поверхностной плотности потока излучения горящей поверхности может иметь следующий вид:

(8.31)

Где Тт — максимальная температура пламени, — сечение погло­щения частицы, N — концентрация частиц при температуре Тт. (1 — средняя (эффективная) толщина слоя частиц [см. формулу (8.15)]. Повышение температуры поверхности горения можно приближенно вычислить по удельной теплоемкости, плотности и скорости горения смеси:

Пеннер [20] установил, что поправки на увеличение скорости горения твердых топлив вследствие влияния падающего потока энергии излучения несущественны.

Имеется мало экспериментальных данных [за исключением уравнений типа (8.27)], подтверждающих правильность представ­ленных в этом разделе соотношений для пиротехнических систем. Справедливость этих соотношений зависит от допустимых пре­делов экстраполяции результатов, полученных для твердых ракетных топлив, в область пиротехнических излучающих систем.

РАЗРАБОТКА МНОГОЭЛЕМЕНТНОЙ МОДЕЛИ ИЗЛУЧАТЕЛЯ

Получение точного решения общей задачи излучения от неста­ционарного источника, как было показано Бутом [8], является весьма сложной задачей и требует определения давления, темпера­туры и скорости для элементов изотропной (в разумном приближе­нии) системы в функции времени, концентрации частиц (сле­довательно, нужны данные по кинетике химического процесса и агломерации), а также точной оценки спектральных характе­ристик излучения. В связи со сложностью оценки всех неста­ционарных условий можно использовать для поставленных целей общее решение.

Экспериментальные исследования ряда пиротехнических осве­тительных смесей, образующих при горении окислы металла, показали, что спектральное распределение поверхностной плотно­сти потока излучения этих систем аналогично распределению для абсолютно черного тела или планковского излучателя (см. фиг. 8.1). Правильнее говорить о цвете пламени излучателя, рассматривая его как серое тело в области между максимальной температурой пламени и температурой, при которой нагретые продукты сгорания вносят лишь несущественный вклад в спектральное излучение (по диаграмме распределения). Для определения интегральной (и спектральной) эффективности излу­чения (степени черноты) требуется сравнение с многоэлементной моделью абсолютно черного тела. Поэтому необходимо выделить изотермические зоны пламени (фиг. 8.8). Этот метод был предло­жен Эвансом [9] и будет использован в данном случае. Выбирают­ся температурные пределы для многоэлементной модели абсолютно черного тела, которые соответствуют измерениям термопарами для выбранных зон пламени, исследуемых с помощью спектро­метра. Принимается, что степень черноты частиц не зависит от температуры. Модель состоит из нескольких источников спектраль­ной энергии излучения на каждой выбранной длине волны, находящихся в последовательно расположенных элементарных зонах. Если температурные пределы Тшаус и ТУии[ составляют
2500 и 1500° К, то элементарные зоны могут соответствовать при­ращению температуры на 100° К. Более мелкое дробление не приведет к существенному понижению кривой спектральной энер­гии. Интегральный поток излучения этой системы вычисляется для каждой длины волны и делится на количество элементарных

Длина волны, мк Фиг. 8.9. Сравнение спектральных шітеигітішостеії излучения многоэлемент — пого излучателя и абсолютно черного тела, имеющих максимумы при длине волны 1,5 мк.

Ф и г. 8.8. Изотермические зоны пламени типичного излучателя по результатам измерении термопарами.

Зон (излучателем). I Го результатам расчетов строится график совместно с экспериментальной спектральной кривой (по резуль­татам измерений пламени с помощью термопар). Сравнение инте­гральных потоков излучения, определяемых площадью под кал; дой кривой, позволяет практически определить эффективность излучения исследуемого источника. Другими словами, величина интегральной степени черноты будет определена не на основе модели абсолютно черного тела при некоторой произвольной тем­пературе и длине волны, соответствующей максимуму потока

Распределение спектральной плотности потока излучения многоэлементного излучателя в интервале температр элементарных зон от 1500 до 2500° К

Приращение температуры между соседними зонами- 1000° К (А), 500° К (В), 250° К (С) и 100° К (Б) Длина Спектральная плотность потопа излучения, вт/см^-мк ВОЛНЫ, МП А В С Б

0,4000	1,034	0,708	0,509	0,392
0,4500	2,839	1,970	1,461	1,159
0,5000	6,023	4,241	3,232	2,635
0,5500	10,651	7,619	5,951	4,960
0,6000	16,496	11,996	9,575	8,135
0,6500	23,143	17,111	13,927	12,029
0,7000	30,114	22,636	18,748	16,426
0,7500	36,966	28,242	23,759	21,078
0,8000	43,351	33,645	28,706	25,749
0,8200	45,715	35,698	30,618	27,575
0,8400	47,954	37,674	32,475	29,360
0,8600	50,060	39,562	34,268	31,095
0,8800	52,026	41,356	35,988	32,770
0,9000	53,849	43,050	37,630	34,379
0,9200	55,526	44,640	39,187	35,916
0,9400	57,058	46,123	40,657	37,376
0,9600	58,445	47,498	42,035	38,756
0,9800	59,689	48,746	43,320	40,052
1.0000	60,794	49,921	44,511	41,263
1,1000	64,384	54,115	49,074	46,028
1,2000	65,264	56,046	51,494	48,758
1,3000	64,162	56,118	52,148	49,763
1,4000	61,728	54,854	51,462	49,424
1,5000	58,476	52,685	49,825	48,107
1,6000	54,783	49,950	17,561	46,126
1,7000	50,917	16,907	44,922	43,730
1,8000	47,056	53,740	42,096	41,108
1,9000	43,314	40,576	39,216	38,399
2,0000	39,761	37,500	36,375	35,700
2,1000	36,434	34,565	33,634	33,075
2,2000	33,350	31,803	31,030	30,567
2,3000	30,511	29,206	28,584	28,199
2,4000	27,910	26,841	20,307	25,986
2,5000	25,536	24,646	24,198	23,930
2,6000	23,376	22,629	22.255	22,030

Продолжение табл. 8.1 Спектральная плотность потока излучения, вт/см*2-мк Волны, мк А В С Б 2,7000 21,412 20,785 20,470 20,281 2,8000 19,628 19,100 18,834 18,675 2,9000 18,010 17,563 17,338 17,204 3,0000 16,541 16,162 15,971 15,857 3,5000 10,989 10,815 10,726 10,674 4,0000 7,511 7,425 7,381 7,355 4,5000 5,277 5,231 5,208 5,194 5,0000 3,801 3,776 3,763 3,755 5,5000 2,800 2,785 2,778 2,773 6,0000 2,105 2,095 2,091 2,088 7,0000 ■1,252 1,248 1,246 1,245 8,0000 0,788 0,787 0,786 0,785 9,0000 0,520 0,519 0,519 0,518 10,0000 0,356 0,356 0,356 0,355

Излучения, а для более реальной (но, без сомнения, также идеали­зированной) многоэлементной модели. В табл. 8.1 иллюстрируется уменьшение спектральной плотности потока излучения много­элементного излучателя с увеличением количества выбранных элементарных зон, а также сдвиг максимума потока в сторону больших длин волн. В столбце А суммируются данные для двух элементарных излучателей, в столбце В — трех, в столбце С — пяти и в столбце В — одиннадцати. Очевидно, что расчет излуче­ния по максимальной температуре в зоне пламени или точкам с максимальным потоком излучения приведет к значительной ошибке. Графики на фиг. 8.9 и 8.10 являются иллюстрацией сказанному выше. Кривая Е соответствует излучателю в виде абсолютно черного тела при температуре 2500° К. Данные сведены в табл. 8.2, из которой видно, что для одиннадцатиэлементного излучателя плотность потока излучения (столбец Б) составляет менее половины соответствующего значения для абсолютно черного тела (столбец Е).

Изящный метод визуального исследования характеристик излу­чения не абсолютно черного тела разработан Френсеном [21]. Суть его в следующем. В логарифмических координатах строится график для абсолютно черного тела. В этих же координатах строится скорректированный график для пиротехнического излу­чателя. Затем производится наложение графиков с подгонкой участков обеих кривых, которые мало различаются. Далее выпол­няется перестроение обеих кривых в обычных координатах. Комбинирование обоих методов, по-видимому, обеспечит наиболее удовлетворительные данные по определению интегральной и спек­тральной эффективности излучателя в виде неизотермическо — го облака частиц. Метод Френсена иллюстрируется на фиг. 8.11.

Фиг. 8.10. Уменьшение спектральной плотности потока излучения и сдвиг Максимума в сторону больших длин волн с увеличением количества элементов В модели излучателя. А — двухэлементный излучатель; максимум спектральной плотности потока излуче­ния при длине волны 1,19 жк И—трохэлементный излучатель; максимум спектраль­ной плотности потока излучения при длине волны 1,29 мк С — пятиэлемет иый излу­чатель; максимум епектралыюй плотности потока излучения при длине волны 1,29 3 мк; г> — одиниадцатнэломситпый излучатель; максимум спектральной плотно­сти потока излучения при длине волны 1,31 мк Е — абсолютно черное тело при тем­пературе 2500° К; максимум спектральной плотности потока излучения при длине Волны 1,16 мк.

В общем случае с увеличением температуры возрастает степень черноты тонких окисных пленок 1221, что сопровождается смеще­нием максимума спектральной плотности потока излучения в область более коротких длин волн и увеличением отклонения от кривой для многоэлементной модели абсолютно черного тела в интервале более длинных волн. Аналогичный эффект был отме­чен [10] для изотермического облака частиц углерода с переменной концентрацией. Другими словами, с увеличением длины волны энергия излучения облака в большей степени зависит от концен­трации. Результирующий спектральный эффект для диспергиро-

Таблица 8.2 Сравненне спектральной ц интегральной плотностей потока излучения многоэлементных излучателей и абсолютно черного тела (одноэлементный излучатель) А В С D Б Характеристика 2-элемсн- Тный Излуча­ Тель З-эле- Моитный Излуча­ Тель 5-эле- Ментпын Излуча- Тель 11-эле­ментный излуча­тель Одноэле­ментный излуча­тель (аб­солютно черное тело) Длина волны, соответствую­щая максимуму спек — тральной плотности пото­ка излучения, МК 1,190 1,290 1,293 1,309 1,160 Максимум спектральной плотности потока излуче­ния, вт смг<мк 65,276 56,178 52,151 49,782 124,00 Плотность потока излуче­нии, вт/см2 124,5 113,0 106,8 103,0 220,0

Ванных частиц окисла в реальном пламени пиротехнического излучателя заключается в том, что резко выраженный максимум спектральной плотности потока излучения находится в области коротких длин волн с интенсивным спадом кривой в направлении более длинных волн.

В этом разделе не принималась во внимание возможность экранирования излучения из центральных зон излучателя и пред­полагалась абсолютная прозрачность (что связано с ранее упомя­нутым ограничением Рюди по предельно допустимой концентрации частиц). Геометрические характеристики пламени до сих пор не описаны соответствующим образом. Приведенная здесь модель представляет продольное сечение с одинаковыми элементарными излучателями. Вместе с тем очевидно, что низкотемпературная зона должна содержать значительно большее количество эле­ментарных излучателей и может быть экспериментально иссле­дована с помощью соответствующим образом расположенных термопар.

Для расчета можно использовать систему соотношений [23]

^ = ) Л1 ”’г ( Цс(1‘1 /№’ ) ^2 + • • • + ( цеС%/ХхТп ) Ап’

"’/и ( +

+ Л2+… |-( 5-7%г )лп, (8.33)

V хЪеС2/кп12 ) V Ке<2/кпТп ‘

Где J к — составляющие потока излучения каждого элементарного объема при температуре Т. Сумма этих составляющих характери-

О Є О С * ■о 7 Є N * Є е 0 «о 1 «* л G S § ^ S § -J Є Sc Q) С О

Длина волны, мк

Фиг. 8.11. Наложение кривой для абсолютно чер­ного тела на эксперимен­тальную кривую для по­следующей перестройки обеих кривых в линейных координатах.

———— расчетная кривая для

Абсолютно черного тела (в дан­ном примере при температуре 2000° К); эксперимен­

Тальная кривая для пиротех­нического излучателя.

Зует поток, излучаемый в единицу времени со «сей поверхности многоэлементной модели абсолютно черного тела на единицу интервала длин волн в пределах телесного угла 2л стер.

КОНСТРУКЦИИ ИК ИЗЛУЧАТЕЛЕЙ

В настоящее время несколько промышленных фирм производят много типов ИК-излучателей для военных целей, главным обра­зом для авиации. Эти устройства используются в системах для наземных и воздушных мишеней и в системах слежения за снаря­дами, мишенями и метеорологическими ракетами. Фирмы-изгото­вители гарантируют интенсивность излучения (со всей рабочей поверхности источника) генерируемых сигналов от 100 до 1000 вт/стер при длинах волн 1,8—2,7 мк и времени горения от 20 до более чем 100 сек. Обычно пиротехнические излучатели весят менее 1,35 кг, хотя полный вес конструкции может быть несколько больше. Объемная плотность энергии излучения на уровне моря составляет приблизительно 0,122 кет-сек! стер-см3.

В табл. 8.3 приведены некоторые конструктивные данные ИК-излучателей, применяемых для военных целей. На фиг. 8.12— 8.14 нродс/гавлены типичные конструкции излучателей для мише-

Ф и г. 8.12. ИК-пзлучатели для систем слежения за делыо.

О —-с пассивной системой воспламенения; б — с электрозапалами.

I — стальной или алюминиевый корпус; 2 — заряд излучателя; 3 — отверстии пас­сивной системы воспламенения (для передачи форса пламени от внешнего теплового источника к воспламенительному составу); 4 — крышка из пластика; 5 — пепома — териал (заполняющий свободный объем в крышке); 6 — воспламенительный заряд’ 7 — передаточный заряд; 8 — отверстие для болта; 9— основание, к которому болтом кренится ЯК-излучатель; 10 — резьбовой хвостовик для крепления; 11 — электро­запал.

Примечание. Т$се ра імерьі даны в миллиметрах.

Фиг. 8.13. ИК-излучатели для систем слея. ччши и общего назначения.

Ней, систем слежения, сигнальных трассеров и т. д. Необычная конструкция ИК-излучателя, разработанная фирмой «Спешиал

Л г. 8.14. Составной ИК-шлучатель блочного типа (модель 89), содержа­щий сигнальные трассеры для летающих мишеней.

1 — корпус для съемных блоков с ИК-излучателями; 2 — пластина-фиксатор; з — кон­тейнер из эпоксидной смолы; 4 — блок ИК-излучателей одноразового использования. Примечал и е. Все размеры даны в миллиметрах.

Девайсес», показана на фиг. 8.15. В ней исиользуется пиротехни­ческая смесь алюминия, окиси железа, бора, хромата бария

Фиг. 8.15. Источник, моде­лирующий абсолютно черное тело.

1 — излучающий конус; 2 — втул­ка из графита, сапфира пли плав­леного кварца; 3 — безгазовая пиротехническая смссь.

Примечание Все размеры даиы в миллиметрах.

И связующего, которая предназначена для быстрого нагревания графитового конуса и создания источника излучения с быстро меняющейся температурой до установления постоянной интенсив­ности излучения на протяжении 10 сек.

Таблица 8.3 Сравнение стандартных ИК-излучателей *) Обо. ш а — чеиие Диа­ Метр, Мм Размерь Длина, Мм Вес, Кг Тип Воспламе­ Нения Способ Крепления Выходной поток излу­чения, отне­сенный к единице те­лесного угла 2) Время горе­ния 3), Сеп И’ 1 11 J 25,4 225 0.45 Электроза­ Резьбовой 150—250 40 Пал Хвостовик II J11 /)’ 25,4 256 0,45 То же Болт 150—250 40 ІГІ 12 .1 25,4 225 0, ‘і5 Пассивный1) Резьбовой 150—250 АО Хвостовик II I12 И 25,4 256 0,45 То же Болт 150—250 40 И‘211 А 50,8 334 0,90 Электроза­ Резьбовой 1000 90 Пал Хвостовик 1Г2І1 />* 50,8 377 0,90 То же Болт 1000 90 И 212.1 50,8 334 0,90 Пассивный Резьбовоіі 1000 90 Хвостовик П 212 И 50,8 377 0,90 То же Болт 1000 90 И 137 35,0 228 0,68 Электроза­ Резьбовой 450 40 Пал Хвостовик II’138 35,0 228 0,68 То же То же 900 20 И’203 .1 50,8 197 0,45 » » » » 1000 40 І г203.г; 50,8 420 1,13 » » Муфта 1000 40 11 ‘203 И 50,8 222 0,5 » )> Резьбовой 1000 60 ХНОСТОВ11К ТАГАЪП 50,8 241 0,68 » » Штифт 800 70 1) По данным фирмы «Атлантик рисерч». -) Для полосы шириной 1,8 — 2,7 мк. :)) На уроппе моря. ‘•) Воспламенение осуществляется передачей (по огневой цепи) форса пламени от ипешнего теплового источника,— Прим. порее.

ТЕНДЕНЦИИ ДАЛЬНЕЙШЕГО РАЗВИТИЯ ИК-ИЗЛУЧАТЕЛЕЙ

РЕГУЛИРУЕМОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

Спектр пиротехнического излучателя более всего соответствует среде, представляющей модифицированное серое тело, причем максимум спектральной плотности потока излучения приходится на более короткие длины волн, а затем спектральная плотность потока резко падает с увеличением длины волны. Положение максимума определяется главным образом наибольшей темпера­турой пламени. Этот максимум обычно расположен на меньшей длине волны, чем максимум чувствительности сульфида свинца. Часто основная доля интегральной плотности потока приходится на видимую область спектра. В связи с этим возник теоретический интерес к разработке принципов, с помощью которых можно было бы уменьшить компоненты потока, приходящиеся на корот­кие волны. Было предложено два практических метода [24, 251, которые основаны на использовании оптических свойств материала. В одном случае предусматривается горение пиротехнической смеси в длинной прозрачной цилиндрической трубке, внутренние стенки которой защищены потоком воздуха, имеющим высокую скорость. Прозрачность трубки регулируется с помощью термостойких окон, расположенных на поверхности цилиндра и пропускающих ИК — излучение. Во втором случае предусматривается создание излу — чательной бомбы. В замкнутой тонкостенной камере, изготовлен­ной из высокопрочного металла или сплава, сжигается смесь с минимальным выделением газа в процессе реакции, например термит. Поверхность камеры имеет тонкослойное покрытие из огнеупорного материала, обладающего требуемыми оптическими свойствами.

Принципы действия устройств, различия н трудности осущест­вления этих двух методов лучше всего иллюстрировать путем рассмотрения свойств, относящихся к оптическим характеристи­кам вещества. К этим свойствам относятся: поглощение, излуче­ние, отражение и пропускание энергии. Полностью непрозрачное тело не пропускает излучения ни на одной частоте. Общее требо­вание к окнам — обеспечение высокой пропускательной способно­сти. При этом большая часть поступающей энергии проходит через среду без потерь, и поэтому тело не подвергается. тметному нагре­ву. Если окно представляет полосный фильтр, пропускающий ИК-излучение, то это означает, что излучение на более коротких длинах волн, главным образом в видимой части спектра, отражает­ся и не проникает через поверхность. Все материалы в какой-то степени поглощают часть падающего излучения в некотором интервале длин волн. В результате этого наблюдается повышение температуры материала окна, так как между ним и падающим потоком происходит обмен энергией. Следовательно, если материал не является непрозрачным, то часть падающего излучения про­пускается в некотором интервале длин волн, не оказывая влияния на окно, часть отражается и часть поглощается (в результате чего температура материала окна повышается). Термин окно применяется к тем материалам, пропускательная способность которых очень велика в заданном интервале длин волн, отражательная способ­ность также велика, но в других частях спектра, а поглощатель­ная способность очень мала для всего спектра. Обычно таким материалом является стекло. Недостатком стекла является сравни­

Тельно низкая точка плавления. Кроме того, стекло не может выдерживать большие термические напряжения.

Второй метод пропускания энергии в заданном интервале длин волн основан на высокой поглощательной способности в этом интервале и высокой отражательной способности на всех осталь­ных длинах волн. Закон Кирхгофа устанавливает равенство потоков излучения и поглощения. Поглощенное излучение взаимо­действует со свободными и связанными электронами, повышая уровень их энергии, следовательно, и температуру вещества. Для большинства термостойких материалов передача энергии через вещество осуществляется путем взаимосвязанных колебаний узлов решетки, и это явление получило название фононопроводно — сти. Эта энергия на некоторых длинах волн может в свою очередь передаваться и излучаться с холодной стороны тела, приводя к установлению некоторого стационарного, или равновесного, со­стояния. Такой процесс требует конечного времени и определяется коэффициентом температуропроводности, который характеризует скорость изменения температуры по времени в элементе единично­го объема. Конечно, чем больше энергии поглощается в единицу времени, тем быстрее происходит нагрев; однако в случае селектив­ного излучателя будет поглощаться только небольшая доля сум­марного падающего излучения. Следовательно, для узкополосных термостойких излучателей необходимо выбирать материалы с отно­сительно низким коэффициентом температуропроводности. Вслед­ствие этого будут достигнуты более высокие внутренние темпера­туры, что хотя и вызовет задержку во времени, тем не менее обеспечит повышение температуры металлического подслоя, а сле­довательно, и термостойкого материала. Общими требуемыми свойствами для непрозрачных излучающих материалов являются высокая стойкость к тепловым ударам, высокая точка плавления, низкий коэффициент теплового расширения, большая степень черноты в заданном интервале длин воли и высокая отражатель­ная способность при меньших длинах волн, а также отсутствие повышения пропускательной способности в нерабочем интервале длин волн при повышенных температурах. Теплостойкие мате­риалы обладают многими из этих свойств.

Обеспечивая более высокие мгновенные значения уровня излу­чения, метод окон в то же время характеризуется большими поте­рями энергии в системе. Длина цилиндра определяется интенсив­ностью охлаждения и скоростью частиц, начальной температурой и требуемой температурой ип екающей струи. Для уменьшения температуры продуктов сгорания до нормальной (за счет излуче­ния) перед выбросом струи требуется очень длинная труба. При этом возникает рост потерь излучения I! направлении торца трубы с отверстием из-за отложений конденсироиаипг. тх продуктов сгора­
ния на внутренних стенках, что создает препятствия передаче сигнала. Применение более коротких труб приводит к потерям энергии в атмосферу за сче т теплоотдачи. Поток излучения строго направлен, что в зависимости ог назначения устройства мо кет быть его достоинством или недостатком.

Перспективным, но трудным в осуществлении методом является регулирование размера частиц продуктов реакции для увеличения

4,8 7,2 9,6 Ос = 2тт г/Л

До максимума сечения рассеи­вания при заданной длине волн для материала с определенным коэффициентом преломления. Выбор длины волны, соответ­ствующей заданному максимуму излучения, определяет радиус частиц излучающих продуктов реакции (фиг. 8.16). Реализация этого метода на практике весьма трудна и, возможно, даже не­осуществима применительно ко многим химическим реакциям.

Ф и г. 8.16. Изменение коэффици­ента рассеивания в занпсішости от радиуса частиц и длины полны па­дающего излучения.

Рассмотрим этот метод на примере химической реакции между магнием и нитратом натрия:

5А% + 21а!3 5]^0 + Ка20 + М2. (8.34)

Эта реакция характерна для осветительных составов, хотя имеет максимум спектральной плотности потока излучения при длине волны выше 1 мк. Затем кривая распределения очень резко падает с увеличением длин волн (значительно быстрее, чем в случае соответствующего многоэлементного излучателя), и вновь подни­мается в интервале длин волн между 4 и 5 мк. Сравнение спектральной кривой для частиц М§0 с кривой для кускового материала (периклаз) показывает, что полученные результаты измерения излучения обусловлены либо эффектом рассеивания, либо излучением в полосе длин волн, соответствующей газовой фазе. Наклон кривой характерен для излучения серого тела и может быть связан со значительным парообразованием, что приводит к образованию оптически плотного пламени. В соот­ветствии с исследованиями Филкенбурга 126] условий излучения
газов, типичного для абсолютно черного тела, это может привести к возникновению газообразного излучателя со свойствами абсо­лютно черного тела для всего спектра излучения. Теория указы­вает на расширение основных молекулярных полос излучения, поэтому можно ожидать наличия интенсивных полос MgO, середи­на которых приходится на длины волн 1,3 и 4,5 мк. Коффин [27], исследуя горение лент из магния, обнаружил, что металл до окисления и большая часть образовавшегося окисла испаряется. Гейдон и Вольфгард [281 подтверждают теорию о частичном испарении MgO наряду с образованием конденсированных (жид­ких) сфер из окисла, которые затем после охлаждения пере­ходят и твердое состояние. Вместе с тем при спектроскопиче­ских исследованиях видимой части спектра обнаружены характе­ристики серого тела при температуре 3750° К [291 и отсутствие заметного узкополосного излучения. Брювер и Портер [231 на основании результатов измерений давления паров над твердой окисью магния сделали вывод, что твердая фаза испаряется глав­ным образом с образованием молекулярных компонентов при температуре 3040° К и что эю в основном процесс сублимации. Для расчета спектральной плотности потока излучения газа и инфракрасной области спектра по методу Пеппера для двух­валентных газов [30] могут быть использованы данные по спект­роскопическим характеристикам окислов. Однако из-за отсутствия надежных экспериментальных данных, полученных методом ИК — спектроскопии для высокотемпературной газообразной MgO (в молекулярном виде), не удается подтвердить теорию.

Для проверки теории рассеивания можно определить сечение рассеивания малых частиц MgO с использованием теории Мийо и построить соответствующий график в функции а — 2лг/Х, как это показано на фиг. 8.16. Для этого необходимы данные по радиу­су частиц продуктов реакции и расчеты длин волн, соответствую­щих максимуму рассеивания. Совпадение этих длин волн с макси­мумами экспериментальных спектров будет служить подтвержде­нием этой теории, а при наличии более убедительных доказательств этот способ может стать эффективным методом регулирования интенсивности спектрального излучения пиротехнических ИК- систем.