CC BY
32
УДК 620.179.13
■а □
В роботi показано, що перехид до детектування тформацшно-го поля коефщента випромтюван-ня дозволяв реалiзувати акустичну томографю на основi безконтакт-ного детектування поверхневого акустичного поля тепловiзiйними засобами тфрачервоног (1Ч) радю-метри. Реестращя змт коефщента випромшювання в умовах збуд-ження в об'ектi акустичних хвиль дозволяв ^тотно змтити структуру i методологю методу 1Ч термографа та одержати потужний заЫб ттерпретаци поверхневих тформа-цшних полiв
■а о
ВПЛИВ
ВИПРОМ1НЮВАЛЬНОТ ЗДАТНОСТ1 НА 1НФОРМАТИВН1СТЬ
ПОЛЯ
1НФРАЧЕРВОНОГО ВИПРОМ1НЮВАННЯ
М . I. Базалее в
Кандидат техшчних наук, старший науковий ствроб^ник Заступник директора з науковоТ роботи* Контактний тел.: (057) 700-36-51 Б.Б. Бандурян Кандидат фiзико-математичних наук, старший науковий
ствроб^ник* Контактний тел.: (057) 700-41-11 В.В. Брюховецький Доктор фiзико-математичних наук, старший науковий
ствроб^ник
Завщувач вщдту фiзики критичних явищ* Контактний тел.: (057) 700-41-11 В.Ф. Кл е п i ко в Доктор фiзико-математичних наук, професор, член-
кореспондент НАН УкраТни Директор iнституту* Контактний тел.: (057) 704-13-60 В.В. Литвиненко Доктор техшчних наук, старший науковий ствроб^ник
Учений секретар*
*1нститут електрофiзики i радiацiйних технолопй НАН УкраТни вул. Чернишевська, 28, а/с 8812, м. Хармв, УкраТна, 61002
Контактний тел.: (057) 700-41-11
1. Вступ
Електромагштш хвилi, яю е носiями тепловоТ енер-гп, вiдрiзняються вiд хвиль, що ввдповщають iншим видам випромiнювання, тiльки за таким параметром, як довжина хвиль В будь-якому матерiальному тШ (середовишд) флуктуацiя зарядiв внаслiдок теплового руху здатна емгтувати електромагнiтне випромшю-вання, яке охоплюе широкий дiапазон частот. Це пояс-нюеться бiльшим числом степешв вiльностi частинок, якi утворять таю середовища, Тхшм тепловим рухом i
силами взаемодii мiж ними. Отже, для теоретичного вивчення теплового випромшювання необхвдно засто-совувати статистичш методи. Найбiльш послiдовно те-орiя випромiнювання може бути викладена з позицш квантовоТ механiки або електромагштноТ хвильовоТ теорii. Узагальнений закон Юрхгофа, який е узагаль-ненням класичного закону випромшювання Юрхгофа [1], встановлюе зв'язок мiж спектральними шдльно-стями (кореляторами) флуктуацш електромагнiтного поля, яю породжуються нагрiтими тiлами i змшани-ми тепловими втратами полiв допомiжних джерел,
дозволяе знаходити дов1льн1 корелятори теплового електромагштного поля (навиь в умовах впливу зов-шшнього магштного поля), зшмати будь-яю обме-ження до стввщношення м1ж довжиною хвил1 теплового випромшювання 1 характерними розм!рними параметрами задач, що розв'язуються. У цьому зв'язку особливий штерес викликае можлившть «модуляцп» випромшювальних характеристик поверхш нагрггих т1л акустичними полями, зокрема, вплив поверхневих акустичних хвиль на випромшювальну здатшсть (ко-ефвдент випромшювання) поверхонь т1л.
1. Поверхневе теплове випромiнювання тiл
Для ¿зотропного (диффузшного) випромшювання
з поверхш d, енерпя, яка випромшюеться за час dt всередиш плесного кута dQ , в штервал! довжин хвиль dX дор1внюе:
dU = Ех (Т) cosф dX dS dQ dt, де Ех (Т) - випромшювальна здатшсть поверхш тша (спектральна поверхнева щшьтсть випромшювання в напрямку нормал1).
Коли деяке випромшювання падае на т1ло, то вщ-повщнодо закону збереження енергп Я х+Aх+Dх=1, де: Ях - спектральна в1дб1вна здатшсть, Ах - спектральна поглинальна здатшсть, Dх - спектральна пропускна здатшсть.
Властивост1 середовищ можуть бути р1зними 1 дв1 ¿з цих величин пор1зно або обидв1 величини одночасно можуть дор1внювати нулю. Для випадку Ах =1 т1ло е абсолютно чорним, тобто при будь-який температур! повшстю поглинае падаюче на нього випромшювання. Таких т1л у природ! не ¿снуе.
Спектральна штенсившсть випромшювання чорного т1ла Вх (Т) визначаеться ¿з закону Юрхгофа: Ех (Т)/Ах =Вх (Т). При Ах =1 Ех (Т) = Вх (Т). Функция Вх (Т) од-накова для вах речовин 1 ввдповвдно до закону Планка визначаеться як:
Bx (T) =
2hc2
X5 (ekc/xkT -1)
(2)
де c - швидюсть свила у BaKyyMi (c = 3,0-108 м/с ); h - стала Планка (h = 6,63 • 10-34 дж^с); k - стала Больцмана ( k =1,3840-23Дж/К).
Вiдповiдно до закону Стефана-Больцмана, повна енерпя Us/dt (напiвсферична штегральна поверхнева щiльнiсть випромiнювання чорного пла), що випромь нюеться однieю стороною одинично! поверхнi в твс-феру в усьому спектральному iнтервалi визначаеться як:
N
(T) = U = JK(T)dX = JnB,(T)dX = osT4 ,
(3)
де
_12n5k4 °S_ 15c2h3
_ 5,67 10-8 Вт/м2К
2. Випромшювання реальних середовищ
Випромiнювання реальних середовищ мае спек-тральнi характеристики, яю вiдрiзняються вiд закону Планка, який дае для дано! температури i дано! до-вжини хвилi верхню границю iнтенсивностi випромь
нювання будь-якого тiла, яке перебувае в рiвноважних умовах. Тому, закон Стефана-Больцмана практично школи не може бути застосований у формi стввщно-шення (3). Для будь-яких реальних середовищ поряд з дшянками спектру, у яких вони зовам не випромь нюють, е таю област довжин хвиль, у яких випромь нювання досягае iнтенсивностi, властиво! чорному випромшювачу, i дiлянки, у яких штенсившсть ви-промiнювання дорiвнюе деякiй частиш iнтенсивностi чорного випромiнювання.
Для "ирих" тiл (випромiнювачi з iзотропним ви-промiнюванням, для яких е справедливим закон Ламберта) спектральний розподш натвсферично! поверх-нево! щiльностi випромшювання в точносп подiбний до розподшу iнтенсивностi чорного випромiнювача. Енергiя теплового випромшювання шрого тiла об-числюеться за законом Стефана-Больцмана, якщо константу os помножити на деякий емтрично обу-
мовлений множник е^(T) = E(T) (характеризуе мiрy
чорноти випромiнювача) - коефiцiент випромшюван-ня, який е меншим за одиницю.
Мiра чорноти випромiнювачiв з дифузно-ирою по-верхнею залежить не тшьки вiд фiзично'i природи випромiнювача, але i вщ його температури, вщ стану його поверхнi (шорсткостi) i вщ напрямку випромь нювання. У загальному випадку варто вiдрiзняти ви-прямлену мiрy чорноти (ex,n або £n) вiд натвсферично! (ex або е), а iнтегральнy (en або е) вiд спектрально! (ex,n або ex). При Dx =0, Rx +Ax =1.
Метали iз чистою гладкою поверхнею мають, як правило, низью значення мiри чорноти (не б^ьше 0,5) i досить висок значення вщбивно! здатностi. По-водження спектрально! мiри чорноти зi зб^ьшенням довжини хвилi в iнфрачервонiй обласп спектра добре описуеться електромагнiтною теорiею [2-4]. На основi ще! ж теорп можна заздалегiдь прогнозувати поведш-ку мiри чорноти залежно ввд температури. Одним з основних здобутюв електромагштно! теорп е встанов-лення зв'язку випромшювання з довжиною хвилi x > 4 мкм мiж спектральною мiрою чорноти ex(T) i питомим опором матерiалy р (формула Хагена-Рубенса):
= /30V . (4)
V /Р(Т)
1нтегральна iнтенсивнiсть випромiнювання мета-лiв при температурах, як не перевищують 700° К, ощ-нюеться формулою Ашкiнаса:
en(T) = 0,374^/ p(273)T,
(5)
де р (273) - питомий отр чистих металiв при 0° С.
У випадку iзотропного випромiнювання металiв при x > 4 мкм штегральна натвсферична поверхнева щiльнiсть випромшювання буде мати вигляд:
NM(T) = 0,374^p(273)oST .
(6)
При температурах випромшювача, якi не перевищують 700° К, штегральна штенсившсть випромь нювання металiв пропорцiйна п'ятому степеню температури поверхш, а не четвертому, як у випадку абсолютно чорного тша.
3. Акустоелектронш ефекти i ¡хнш вплив на випромшювальну здатнiсть тiл
Акустичш хвилi, при взаeмодii iз твердими середо-вищами, зокрема з металами, змщують атоми Гратки, що приводить до змши внутрiшньокристалiчних полiв i характеру руху електронiв провiдностi. В результатi цього вiдбуваeться обмiн енерпею мiж акустичною хвилею i електронами провщносп, поява в провщни-ку електричного струму (акустоелектронний ефект). Акустоелектронна взаeмодiя виникае через захоплен-ня носив струму акустичною хвилею, при якш части-на iмпульсу, яка переноситься хвилею, передаеться електронам проввдноси, у результат чого на них дiе середня сила, яка спрямована вбж поширення хвилi [5]. Вщповщно з цим акустоелектронний ефект мшяе знак при змiнi напрямку хвилi на протилежний. Ви-никнення електрорушiйноi сили у металах при впливi на них акустичноi хвилi викликаеться зсувом юшв, що i призводить до збшьшення напруженостi електричного поля. Таким чином, б^уча акустична хвиля в металi викликае електричну хвилю, яка поширюеться з пею ж швидкiстю. Дiя електричного поля приводить до перерозпод^у вiльних електрошв: у мiсцях мiнiмуму потенцiйноi енергп щiльнiсть електронiв зменшуеть-ся. Виникнення акустоелектронного ефекту поясню-еться з позицш квантовоi механiки, якщо розглядати акустичну хвилю iз частотою ^ хвильовим вектором к) як потж когерентних фононiв, кожний з яких несе енерпю Ь (i iмпульс Ьк). При поглинаннi фонона елек-трон одержуе додаткову швидкiсть, у результат чого з'являеться електричний струм.
Акустоелектронна взаемодiя виникае як результат ди на електрони та юни Гратки самоузгодженого елек-тромагнiтного поля, викликаного рухом юшв [6]. Для повздовжнього звуку це поле мае електростатичний характер; у випадку поперечного звуку на електрони та юни дiе вихрове електричне поле. Поряд iз силами, обумовленими макроскотчним електромагштним полем звуковоi хвил^ на електрони джть також сили, обумовленi локальною змшою електронного закону дисперсii при деформацп кристала. Оскiльки зi звуковою хвилею ефективно взаемодiе лише невелике число електрошв, яю належать фермьповерхш, то така взае-модiя визначаеться потенцiалом деформацii, що опи-суе локальне збурення поверхнi Фермь Залежно вiд природи кристалу, по якому поширюеться акустична хвиля, механiзм и взаемодii з електронами провiдностi може бути рiзним.
Захоплення електронiв електричним полем хвилi призводить до рiзних ефектiв залежно вiд стввщ-ношення мiж довжиною звуковоi хвилi i довжиною вiльного пробiгу електрона. Величина акустоелек-тронного ефекту, так само як i значення електронного поглинання звуку, залежить вщ частоти акустичних хвиль. Значний акустоелектронний ефект спостерь гаеться при поширенш поверхневоi акустичноi хвилi в матерiалi провiдника [7]. Осюльки рух носiiв вщбу-ваеться як паралельно границ роздiлу, так i перпендикулярно до не'^ у структурi спостерiгаеться як по-вздовжнiй, так i поперечний акустоелектронш ефекти, яю призводять до появи поверхневих вихрових стру-мiв i виникнення магнiтного моменту. Магнiтне поле, стимульоване поверхневими акустичними хвилями,
можна розглядати як керуючий параметр, що змшюе (модулюе) величину електромагштного поля теплового випромiнювання, яке породжуеться нагриим тiлом. При цьому змша енергетичноi яскравостi поверхнi ви-промiнювання вiдбуваеться за рахунок змши випро-мiнювальноi здатностi (коефiцiента випромшювання) тiла.
4. Iнформативнiсть коефiцieнта випромшювання у полi акустичних хвиль
Акустичш хвилi на границi розподiлу середовищ збуджують поверхневi акустичнi i електромагштш хвилi, формують поверхневе iнформацiйне поле 1Ч випромiнювання, яке несе шформащю про структурнi особливостi фiзичноi системи (матерiалу, середови-ща), що дослщжуеться. Параметрами iнформацiйного поля в цьому випадку фактично е коефвдент випромь нювання £ i температура поверхш випромiнювання Т.
Глибина модуляцп коефвдента 1Ч випромшюван-ня поверхневим акустичним полем залежить ввд па-раметрiв акустичного сигналу, матерiалу об'екта контролю i стану його поверхнi. Гладкi металевi поверхнi бiльшою мiрою здатнi забезпечувати можливiсть фор-мування поверхневого шформацшного поля на основi модуляцii коефiцiента випромiнювання.
Змiна коефвдента випромiнювання, на вiдмiну вiд температури поверхш, вщбуваеться зi швидкiстю поширення акустичноi хвилi в матерiалi i мiстить шфор-мацiю про перехвдш процеси, якi пов'язанi з вщбиттям i поглинанням хвиль на неоднорвдностях середовища. Створення iмпульсних акустичних полiв дозволяе за час, порiвнянний iз часом ди акустичного iмпульсу, визначити, поряд з параметрами теплопровщносп середовища, неоднорiдностi (дефекти) у твердому тШ i на його поверхш.
Перехщ до детектування шформацшного поля ко-ефiцiента випромiнювання дозволяе ютотно тдвищи-ти швидкiсть обробки сигналiв у порiвняннi з тепло-вими методами, реалiзувати акустичну томографж на основi безконтактного детектування поверхневого акустичного поля тепловiзiйними засобами 1Ч радю-метрii. Реестрацiя змiн коефвдента випромiнювання в умовах збудження в об'еки, що дослiджуеться, акустичних хвиль дозволяе ютотно змiнити структуру i методологiю методу 1Ч термографii, одержати потуж-ний засiб штерпретаци поверхневих iнформацiйних полiв, можливостi використання для функцш дiагно-стики, дефектоскопы i неруйнiвного контролю.
5. 1нфрачервона радiометрiя
Пiдвищення температурноi чутливостi тепловiзорiв до 0,01-0,05 К забезпечуе можливють вiзуалiзацii дже-рел випромiнювання, яю е видимими в теплових про-менях, i змiн випромiнювальноi здатност (е) об'ектiв контролю. При аналiзi iнформативних полiв параметра е, необхвдно враховувати неоднорiднiсть е по плошд, яка зумовлена рiзною шорсткiстю (чистотою) поверхш
i ступенем чорностi. У реальних умовах розкид е по поверхш неоднорвдного об'екту може змшюватися на 30 - 50% (при можливих значеннях 0 < е < 1). 1з цiеi при-
чини б^ьш нагрт полiрованi металевi поверхш е < 0,2) будуть вiзуалiзовуватися як бiльш «холодш» вiдносно тих, як мають знижену температуру шорсткуватих (окислених) дiлянок з е > 0,8.
При значеннях е < 0,9 необхiдно враховувати пере-шкоди, обумовленi опромiненням об'екта контролю бшьш нагрiтими прилеглими тiлами (рис.1), що мають бiльш високi значення Т, е.
F,
де
"■2
Xi = J
Е, dRG^.S.dX
dX
dRGB(X,T) dX
F
1
oT4
Тепловий контраст у будь-якш спектральнiй об-ласп АХ описуеться функцieю:
C =
R д, (T2) - R д, (T1) Rд,02) + Rд,(Ti) .
На рис.2 представленi термограми тепловiзшноi зйомки (тепловiзор LIPS 814) зразюв поверхонь ви-промiнювання, якi демонструють вплив лакофарбово-го покриття на випромшювальну здатнiсть металевоi пластини при ii нагрiвi з внутрiшньоi сторони дже-релом IЧ-випромiнювання. На границ розподiлу по-криттiв зафiксовано стрибок радiацiйноi температури величиною 0,8 К, який обумовлено змшою коефвден-ту випромшювання зафарбованоi поверхнi. При тем-пературi металевоi пластини 50°С величина стрибка досягае 2,8 К.
Рис.1. Розподт енергп випромшювання вщ джерел pi3HoT температури.
ШДльшсть потоку власного теплового випромшю-вання R будь-якого тша, який рееструеться прийма-чем IЧ-випромiнювання, е функщею заздалегiдь не-вiдомих коефiцiента випромшювання £ i температури Т дшянки, що дослiджуеться.
Потужнiсть потоку випромшювання в спектральному дiапазонi АХ з поверхш S при температурi Т становить:
(7)
спектральна шдльшсть випромь нювання чорного тiла, що для звичайних (арих) тiл зменшуеться на величину е.
У спектральному дiапазонi вiд Х1=3 (або 8) мкм до Х2=5 (або 14) мкм вираз для F може бути представлено у виглядк
|R(X)dX-j R(X)dX .
(8)
(9)
Радiометрична роздiльна здатнiсть (можливiсть розрiзнити двi зони об'екта, що характеризуются мшь мальними розходженнями мiж Т1 i Т2 або е1 i е2 ) багато в чому визначаеться величиною коефвденпв випромшювання i поглинання поверхш матерiалiв, що до-слiджуються, особливо при значеннях е<0,2 (поверхнi з високими вщбивними властивостями, дзеркальнi поверхш). При мжмальних значеннях е ефектившсть термографiчного методу дефектоскопii таких матерiа-лiв на основi дистанцiйноi !Ч-радюметрп знижуеться.
Рис.2. Вплив лакофарбового покриття на випромшювальну здатнють металевоТ поверхш (холоднокатаний стальний лист товщиною 2 мм, права частина якого покрита штроемаллю). На термограмi на границ розподiлу покриття зафiксовано стрибок радiацiйноТ температури.
На рис.3 представленi розрахунковi данi про енер-гетичну еквiвалентнiсть змiни е (на величину Ае = е1- е2 =0,1) i температури поверхнi Т (на величину АТ = Т1 - Т при Т1 =300К), якi змшюють шiльнiсть потоку випромiнювання AR на однакову величину, тобто AR(Ae)T onst = AR(AT) onst. '
"""■^W"»'1V.-.„о-T
AT=f[s -s ), К
Рис 3. Вплив випромшювальноТ здатностi на формування радiацiйноТ температури поверхнi випромшювання.
А - розрахунковi данi еквiвалентностi дii Ае i АТ на щдльшсть потоку випромiнювання АR згвдно закону Стефана-Больцмана (6.6) - АR~Т4;
В - розрахунковi данi еквiвалентностi дii i Т на щдльшсть потоку випромiнювання R згiдно формули Ашкинаса - RТ5;
С - експериментальш данi еквiвалентностi дii Ае i АТ на шiльнiсть потоку випромшювання АR (Т = 15,3 °С;
А = 0,1; поверхня випромшювання - холоднокатана сталь без проявiв корозшного пошкодження).
Для тепловiзора LIPS 814 залежшсть величини ра-дiацiйноi температури металево! поверхнi, що фiксуe прилад, вщ коефiцieнту випромiнювання (при умовi незмiнностi температури поверхнi випромiнювання Тп =15,3 °С) представлена на рис.4.
0,0 0,г 0,4 0.6 0.8 1,0
Рис.4. Залежшсть величини радiацшноT температури вщ коефщieнту випромiнювання металевоТ (холоднокатана
сталь) поверхнi. А - температура поверхж випромiнювання Тп = 15,3 °С
(вимiряна контактним методом); В - радiацiйна температура (вимiряна тепловiзором LIPS 814).
6. Висновки
1. Магштне поле, стимульоване поверхневими аку-стичними хвилями, можна розглядати як керуючий параметр, що змшюе величину електромагштного поля теплового випромiнювання, яке породжуеться нагрiтим тiлом. При цьому змша енергетично! яскра-востi поверхш випромiнювання вiдбуваеться за раху-нок змши випромiнювальноi здатностi тiла.
2. Реестращя змiн коефiцieнта випромiнювання в умовах збудження в об'еки, що дослщжуеться, акустичних хвиль дозволяе штотно змiнити структуру i методолопю методу 1Ч термографii, одержа-ти потужний за«б iнтерпретацii поверхневих ш-формацiйних полiв, можливостi використання для функцш дiагностики, дефектоскопii i неруйшвного контролю.
3. Радiометрична роздiльна здатнiсть багато в чому визначаеться величиною коеф^енпв випромшювання i поглинання поверхнi матерiалiв, що до-слiджуються, особливо при значеннях £<0,2 (поверх-т з високими вiдбивними властивостями, дзеркальш поверхнi). При мiнiмальних значеннях £ ефектив-нiсть термографiчного методу дефектоскопп таких матерiалiв на основi дистанцiйноi IЧ-радiометрii зни-жуеться.
Лiтература
1. Левин М.Л., Рытов С.М. Теория равновесных тепловых
флуктуаций в электродинамике. - М.:Наука, 1967.
2. Михеев М,А. Основы теплопередачи. -М.: Гос. энерг. из-
дат., 1956.
3. Гребер Г., Эрк С., Григулль У. Основы учения о теплообме-
не. - М.: ИЛ, 1958.
4. Зигель Р., Хауэлл Дж. Теплообмен излучением. - М.:Мир,
1975.
5. Пустовойт В.И. Взаимодействие электронных потоков с
упругими волнами решетки // УФН. - 1969. - т.97. - С. 45-57.
6. Кравченко А.Ф. "Физические основы функциональной
электроники" Новосибирск. 2000.
7. Викторов И. А., Физические основы применения ультра-
звуковых волн Рэлея и Лэмба в технике, М.: Наука, 1966.
