Главная
Приборы: усложнение радиоэлектронной аппаратуры
Полупроводниковые приборы
Операционные усилители
Измерительные цепи
Повышение энергетической эффективности
Операционные усилители
Электропривод роботов
Правила техники безопасности
Технология конструкции микросхем
Расчет конденсатора
Лазерная звукозапись
Деление частоты
Проектирование
Создание термоэлектродных сплавов
Радиопомехи
Вспомогательные номограммы
|
Главная » Мануалы 1 ... 12 13 14 15 16 17 18 менеиия т. э. д. с, вызываемые собственным разогревом термопары, зависят от мощности поглощенной дозы излучения (от мощности тепловыделения), а также от поперечного сечения термоэлектродов и условий теплоотвода. В работе [474] при у-облучении мощностью 2,3-10 рад/с термопарных кабелей ХА и ЖК обнаружены изменения т. э. д. с. при температурах от -196 до 232 *с Мощность дозы, радМ 0 12 3 4 510 порядка нескольких мкВ. В тех же кабелях, подвергнутых облучению потоком быстрых и тепловых нейтронов [плотностью 10 и/(см-с)] и у-облучением мощностью 10 рад/ч, изменения т. э. д. с. достигали 2,3 °с при 232 °с и 2-4 °с при 650 °с. Авторы приписали наблюдаемый эффект нагреву у-квантами. Расчет, сделанный в работах [480, 481], указывает, что при облучении термопар ХА и ВР5/20 потоком нейтронов [тепловых 1013-1014 н/(см2-с) и быстрых 101-1014 н/(см-с)] и у-кваитов (10-10 рад/ч) дрейф за счет у-нагрева не должен превышать 0,5 °с, а с учетом случайных отклонений -~ 1,5 °С. Считают 1454], что при надлежащем выборе геометрии и месторасположении термопар нестабильность т. э. д. с, обусловленную у-нагревом, можно уменьшить до ~1°С. В работе [455] дрейф за счет нагрева у-излуче нием оценен в .~ 0,1 °С. По данным [486], расчет показывает, что у-нагрев (мощностью 10 рад/ч) увеличивает температуру термопары ВР5/26, нагретую до 1950°С, всего примерно на 1,2 °с, поэтому не может быть непосредственно изучен. Таким образом, несмотря на небольшое число расчетных и к- . спериментальных данных, можно считать установленным, что собственное энерговыделение за счет поглощения у-квантов вызывает очень малые изменения т. э, д. с. термопар. 0 1 2 3 410 Плотность потока, / Рнс. 10.10. Зависимость мгновенных погрешностей термопар ХА (/) н ВР5/20 (2) от мощности реактора 1481] И ВЛИЯНИЕ МАГНИТНЫХ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПОЛЕЙ НА Т. Э.Д. С. ТЕРМОЭЛЕКТРОДНЫХ СПЛАВОВ И ТЕРМОПАР 11.1. СТАТИЧЕСКИЕ МАГНИТНЫЕ ПОЛЯ 11.1.1. КЛАССИФИКАЦИЯ ТЕРМОМАГНИТНЫХ ЭФФЕКТОВ Применение термопар для измерения температуры в системах, используемых для создания магнитных полей (электромагнитах, соленоидах, обмотках электрических машин), а также в системах с высокими плотностями электрического тока (электроэнергетических установках, в частности, использующих явление сверхпроводимости, печах с мощными электрическими нагревателями), показывает, что магнитные поля могут оказывать заметное влияние на показания термопар. Эти изменения показаний вызываются не только зависимостью т.э.д.с. от магнитного поля (магнето-т. э. д. с), но и в общем случае другими термомагнитными эффектами^ Всего существует шесть термомагнитных эффектов, соответствующих трем основным относительным ориентациям полей (электрического и магнитного) и токов (электрического и теплового) и рас-падающих на три группы: 1) поперечные эффекты в поперечном магнитном поле, когда поле Н перпендикулярно первичному тепловому потоку W (градиенту температуры G), а исследуемый эффект (разность потенциалов или вторичный градиент температуры) измеряется в третьем направлении, перпендикулярном Н ч'Ш (или G); 2) продольные эффекты в поперечном магнитном поле, когда поле перпендикулярно W (или G), а исследуемый эффект измеряется в направлении W (или G); 3) продольные эффекты в продольном магнитном поле, когда поле параллельно W (или G), а эффекты измеряются в том же направлении. Из шести термомагнитных эффектов влияние на показания термопар могут оказывать четыре эффекта, среди которых наибольшее практическое значение имеют эффекты магпето-т. э. д. с. в продольном и поперечном полях. В однородной изотропной среде, если магнитное поле приложено в направлении хъ при произвольном направлении градиента температуры, электрическое поле Е при нулевом токе / = О равно [491]: Термомагнитные эффекты - эффекты, возникающие в электронных проводниках под действием магнитного поля, когда в них имеется тепловой поток. 1 = С,-ед,02; 3 = 11 3- (11.1) где индексы 1, 2, 3 соответствуют трем осям в декартовой системе координат; е^=е^] -изотермическая абсолютная т.э.д.с. в поперечном магнитном поле; ej = 633-абсолютная т.э.д.с. в продольном магнитном поле; e.v = £21 - изотермический коэффициент т. э. д. с. Нернста-Эттингсгаузена. Из формул (11.1) видно, что определенный вклад в наблюдаемую величину т. э. д. с. термопар при наличии поперечного градиента температуры может вносить т. э. д. с. Нернста-Эттингсгаузена (см. ниже). В общем случае эта т. э. д. с. равна: ед,= QGB, (11.2) где G -градиент температуры; S -магнитная индукция в образце; Q - коэффициент Нернста-Эттингсгаузена, значения которого для некоторых термоэлектродных материалов приведены в табл. таблица 11.1 Материал t. °С Q, вк~ т~ lO Литературный источник Медь . . Железо Иридий Никель . . Вольфрам Алюмель . Хромель . Константан 18 31 25 27 60 30 0,27 -0,86 -0,055 5,25 -1,00 0,65 0,71 -2,80 [48, 493] [48, 493] [48, 493] [48, 493] 492 492 492 492 492 с. 283-287; с. 283-287; с. 283-287; с. 283-287; Примечание. Значения коэффициента Нерста - Эттингсгаузена Q, найденные по данным [48, с. 283-287], исправлены в работе [493]. Эффект Риги-Ледюка приводит к появлению дополнительного продольного градиента температуры при наличии поперечного градиента температуры Gnon и поперечного магнитного поля: Gt=sBGnou, (11.3) где s - коэффициент Риги-Ледюка, По оценкам [493] для никеля при Gnon = 10 К/см и длине электрода, равной 1 м, соответствующая поправка к температуре АГ= 4 К. Рис. 11.1. Схема измерения температуры в магнитном поле при различных взаимно расположенных зонах переменной температуры Т(х) Н ПОЛЯ п \х). 1 - термопара; 2 - подводящие провода: 3 - источник магнитного по-н и'х пТатур1г<?7 P Что касается магнето-т. э. д. с, то соответствующие поправки к показаниям термопар будут определяться не только зависимостью т. э. д. с. от магнитного поля, но и взаимным расположением зоны градиента температуры и области непулевого магнитного поля, т. е. конструкциер! системы. Системы, в которых производится измерение температур в маг- нитном поле, мол<но условно 1. Общий случай (рис. зазбить на три группы. 1.1, а). Рабочий спай находится в области однородного магнитного поля одн, свободные концы вне поля. Градиент температуры отличен от пуля как в области нулевого магнитного поля {хо,то; Xi,ti), так и в области неоднородного магнитного поля (Х[, rl; Х2Г2) и однородного магнитного поля (хг, Т^; Х3Г1). Т.э.д.с. термопары, изготовленной из однородной проволоки, в этих условиях равна: Е (Я, Ti, Г„) = Е, (Tl, Го) + J 6S [Г, Я (X)] уГ (х) dx + + f 6S (Г, я = Яодн) уГ (X) dx = Е„ {Tl, Го) + + 61 [Г (х), Я {X)] + 6е2 {Т\, Гг, Яодн), (11.4) где Ей - т.э.д.с. термопары в отсутствие магнитного поля; 6S - изменение чувствительности в магнитном поле. Величина второго слагаемого зависит не только от величины поля и температур Гг и Г'з, но и от распределения температуры в области неоднородного магнитного поля. Если в этой области vr = О, то изменение градуировки термопары {6е) имеет простой вид 6Я(Я,Г1,Г2)= J 6s{H,T)dT (11.5) и определяется величиной однородного магнитного поля и перепадом (а не градиентом) температур в области однородного поля. 2. Весь градиент температуры вдоль термопары локализован в область однородного магнитного поля (рис. 11.1,6). Такую схему использовали, например, в работе [494]. При этом свободные концы термопар были термостатированы в ванне с жидким водородом. В работе [495] реперный спай поддерживался при температуре 4,2 К, а рабочий спай располагался на газовом термометре. В этих случаях применима формула (11.5). 3. Область ненулевого магнитного поля изотермична (рис. 11.1,S). При этом магнитное поле ие влияет на т.э.д.с. Такая схема была использована, например, в работе [496] и авторы пе наблюдали никаких изменений градуировки термопар МКн, М-ЗЖо.оз и М-ЗК в магнитных полях до 10 Т. 11.1.2. МАГНЕТО-Т. Э. Д. С. МЕТАЛЛОВ И СПЛАВОВ Металлы, не обладающие магнитным порядком, и сплавы, не содержащие магнитных примесей До настоящего времени не существует единой микроскопической теории магнето-т. э. д. с. металлов и сплавов. Попытка создания такой теории для простых металлов была предпринята в работе [497]. Согласно данным [497] магнето-т. э. д. с. в поперечном поле Дет отрицательна. Для двухзонной модели с ростом температуры Дет проходит через минимум и ДеВ'; в однозонной модели полевая зависимость имеет более сложный характер. Экспериментальные результаты для меди, палладия, кадмия и цинка, полученные при 77 К [498], показывают, что Дет~В^, однако наблюдаемые величины существенно превосходят расчетные данные. Такие значительные расхождения наблюдаются между данными для натрия и меди [499] и предсказаниями для однозонной модели [497]. Наблюдаемые величины Дег могут быть как отрицательными для Na [499], РЬ [500], так и положительными для Си, Ag, Au [501], AI, In [502]. У ряда металлов магнитное поле приводит к изменению как диффузионной, так и фононной т.э.д.с. Так, для алюминия [502, 503], индия [502], молибдена [504] кривые температурной зависимости т. э. д. с. хорощо аппроксимируются выражениями вида АТ+ +ВТ, где коэффициенты л я В зависят от магнитного поля и соответствуют диффузионной А и фононной В т. э. д. с. У алюминия и индия [504] диффузионная т. э. д. с. сильно растет при увеличении магнитного поля, фононная падает. В результате в полях с S< <0,5 Г т.э.д.с. меняет знак с отрицательного на положительный. Т. э. д. с. благородных металлов (Си, Ag, Au) сильно увеличивается в магнитном поле [501]. Это увеличение максимально в области максимума фононного увлечения; в полях с S=5,0 Г увеличение т.э.д.с. достигает 300-600 % [501]. Аналогичные данные были получены в работе [505] для алюминия и индия. В соответствии с феноменологической теорией [506, 507] т. э. д. с. некомпенсированных металлов (с разными числами электронов и дырок) с замкнутыми электронными орбитами в достаточно больших полях насыщается, т. е. перестает зависеть от поля, что подтверждается данными для алюминия при сравнительно низких температурах. Насыщение наблюдается также у благородных ме- таллов и свинца [500], который является компенсированным металлом. Поведение Де у последнего напоминает соответствующее поведение у благородных металлов: Де достигает максимума прн Гдабв/Ю, температура максимума растет при увеличении магнитного поля, при низких температурах наблюдается тенденция к насыщению. Между тем у молибдена, компенсированного металла, наблюдается сильный рост т. э. д. с. с полем. Магнето-т. э. д. с. монокристаллических образцов чистых металлов (Be, W, Bi, Sb, Мо) обнаруживает сильную анизотропию, а у ряда металлов, например висмута, бериллия, и для некоторых кристаллографических направлений величина магнето-т. э. д. с. меняется при изменении направления магнитного поля на противоположное. Металлы и сплавы, обладающие магнитным порядком Изменения т. э. д. с. ферромагнетиков в магнитных полях в сравнении с неферромагнитными металлами весьма значительны. Это связано с тем, что в ферромагнетиках воздействие даже небольших внешних магнитных полей (0,1 Г) может приводить к заметным изменениям намагниченности и внутренних молекулярных полей, достигающих - 10 Г. Это является причиной заметных изменений кинетических свойств и, в частности, т. э. д. с. Ниже представлены значения изменений абсолютной дифференциальной т. э. д. с. AS термоэлектродных ферромагнитных материалов в сравнении с неферромагннтными в магнитном поле 2,7 Т вблизи комнатной температуры [115]*: Материал . . . Медь Железо Констан- Хромель Алюмель тан AS, пВ/К, . . 1 20±1 3±1 2±1 37±1 Отметим, что изменение т. э. д. с. железа в более слабых полях значительно выше [491]. Так, в полях до 1,0 Т для железа AS составляет ~ 100 нВ/°С, а в поле, близком к нулю, - -1,0 мкВ/°с!. Имеющиеся данные по поведению магнето-т. э. д. с. в полях насыщения согласуются с феноменологической теорией Акулова. В соответствии с этой теорией изменение т. э. д. с. ферромагнетиков в магнитном поле (эффект Томсона-Бахметьева) пропорционально квадрату намагннченностн, т. е. быстро насыщается в сравнительно слабых полях. Эта зависимость наблюдается не только в чистых металлах, ио н в сплавах Ni-Си [509], №-Pd [510] прн не слишком больших концентрациях прнмесн и не слишком высоких полях (В<0,5 Г). Сплавы на основе непереходных металлов с магнитными примесями В соответствии с приближенной теорией кинетических свойств разбавленных магнитных сплавов магнитное поле, упорядочивающее локализованные магнитные моменты, должно приводить к вымораживанию процессов рассеяния с переворотом спина, а следовательно, н к уменьшению гигантской т.э.д.с. этих сплавов [511]. Между тем убывание т. э. д. с. наблюдается лишь у наиболее разбавленных сплавов, например для сплавов Ац-Fe прн концентрациях железа порядка Ы0-% [512, 513]. Прн увеличении концептрации железа на кривых S {H)/S (0) = f (Н) наблюдается начальный рост, сопровождающийся максимумом н последующим падением; температура н высота максимума возрастают при увеличении коп-центрацнн железа. Так, в сплаве Au-f 0,19 % (ат.) Fe в области гелиевых температур наблюдается монотонное возрастание величины S (H)/S (0) [513] вплоть до максн.чальных использованных полей (В = 7 Т), рнс. 11.2. Возрастание т. э. д. с. под действием магнитного поля в более концентрированных сплавах связано с межпрнмесным взаимодействием или с наличием внутреннего поля , действующего на каждый локализованный магнитный момент. В этом случае для не слишком больших внешних магнитных полей ЖЯв„ (где Явн - среднее внутреннее поле) н (или) не слишком низких температур (рвЯ/ /КвТ<:1, где рв -магнетон Бора) имеющиеся экспериментальные данные неплохо описываются простой моделью, предложенной в работе [512] и представляющей собой обобщение теории Кондо [511], развитой для описания т.э.д.с. S (Яви) в отсутствие внешнего поля. Более строгий расчет влияния поля для системы невзаимодей- ствующих примесей [514] дает для области больших полей S (Я)-1 (Н ~ Между тем экспериментальные кривые S (Я) для наиболее разбавленных сплавов в области больших полей [513] лучше опнсы- а * При измерениях АЕ часть исследуемой проволоки находилась между полюсами магнита (магнитное поле перпендикулярно оси проволоки), а другая часть -вне магнитного поля. Рис 11.2. Влияние магнитного поля на абсолютную т.э.д.с. сплавов Au-Fe с различной концентрацией железа [513!: а-температурная зависимость т.э.д.с. в магнитном поле 1/-1,М0 % (ат) Fe- 2-3-10-% (ат.) Fe; 3-1,1-10(ат.) Fe; 4-1,9-10 % (ат Fe]- б - полевая зависимость о'тносительиой магисто-т. э. д. с. при различных температурах Т (/-0,44 к; /-8.5 к: 2-0,40 к; 3-0,42 к; J -1,10 К. 3 -3,43 к; 4-\,& к; 5-0,85 к) ваются зависимостью вида: S (Я)/5 (0) ~ (Г + Г')/[Я-1 - {Я')-Ч, (11.6) где Я' и Т' - константы. Зависимость такого вида теоретически предсказана в работе [515] для системы невзаимодействующих примесей в сильных полях; результаты расчетов хорошо согласуются с экспериментальными данными [512]. Ориентационную зависимость магнето-т. э. д. с. сплава ЗЖо.р? иллюстрирует рис. 11.3, где приведена т.э.д.с. пары, оба электрода Рис. П.З. Полевая (а) и температурная (б) зависимости относительно т. э. д. с. термопары, оба электрода которой являются частями одного отрезка проволоки из сплава 0,07 часть находится в поперечном поле, другая- в продольном [5I6J: / - образец А, Т 4,3 К; 2 - образец Б, Т 4,3 К: 3 - образец В, Т 4,3 К: 4-образец В, Т 20 К; 5 - образец А, fl = 5 I Г 6-образец Б, В = 3,7 г и ч , , .< , которой являются частями одного и того же отрезка проволоки - один в процессе измерения находится в поперечном магнитном поле, а другой -в продольном. Полевая зависимость магнето-т. э д. с этой термопары Д5 (В) = S ц = (индексы и L соответствуют параллельной и перпендикулярной относительно вектора магнитной индукции В ориентациям термоэлектродов) следует законам AS(S)~b3 jj Д2 upjj 4 3 и 20 К соответственно (рис. 11.3, а). В постоянных полях AS (В) логарифмически убывает с ростом температуры. На рис. 11.3,6 приведена температурная зависимость величины AS (Я)/5 (0), где S (0) - абсолютная т.э.д.с. сплава ЗЖо.о? в нулевом магнитном поле. Поведение сплавов Си-Fe в магнитных полях качественно напоминает поведение сплавов Ац-Fe. Так, в работе [517] иаблюдали падение т.э.д.с. в продольном поле (S до 5 Т) в сплаве Си-Ь -Ю,01 % Fe и возрастание т.э.д.с. при более высоких концентра- At, tiKB 40 циях железа (рис. 11.4). Величина Л£ (Я) стремится к насыщению при температурах жидкого азота. Максимальные значения поправок к градуировкам термопар М-МЖ с электродами из этих сплавов н меди в магнитном поле (S = 5 Т) при перепаде температур 4,2- 60 К меняются от 0,5 до 2 К при изменении концентрации железа от 0,01 до 0,35 % Fe. Полученные результаты указывают, что в сплавах Си-Fe при определенной концентрации железа поправки близки к нулю. Аналогичное поведение наблюдали у более разбавленных сплавов Си-Fe [499] и у сплавов Си-Sn [499], гигантская т.э.д.с. которых также связана с наличием следов железа. В сплавах Си-Сг поведение магнето-т. э, д. с. напоминает соответствующее поведение в сплавах Au-Fe. Так, в сплаве Си-Ь -f 0,003 % Сг т. э, д. с. при температурах до -2 К увеличивается в поле - 1 Т, а при более высоких температурах уменьшается; в более высоких полях т. э. д. с. уменьшается при всех температурах [518]. В сжлавах Си-Ni (0,1-0,85 % Ni) и Си-Ю,1 % Со поперечное магнитное поле (В до 1,0 Т) не приводит к какому-либо заметному изменению дифференциальной т. э. д. с: б S (Я) <0,05 мкВ/К в интервале температур 4,2-20 К [519]. Эффекты, связанные с присутствием магнитных примесей (Fe, Мп), по-видимому, являются также одной из причин наблюдаемых изменений т. э. д. с. термопары МКн в магнитном поле при низких температурах [520]. 60 Т,К Рис. II.4. Температурная зависимость изменения интегральной т, э. д. с. сплавов Си-Fe с различным содержанием железа относительно медн в продольном магнитном поле ЪТ [517], 7о (ат.): / - 0,35; 2 - 0,16; 3 - 0,11; - 0,05; 5 - 0,03; 5 - 0,01 11.1.3. ВЛИЯНИЕ СТАТИЧЕСКИХ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ НА ПОКАЗАНИЯ ТЕРМОПАР Высокие температуры Сведения об изменениях градуировки термопар в магнитных полях при высоких температурах весьма немногочисленны. Для термопары ХА, по данным [508], изменения показаний вблизи комнатной температуры в поперечном магнитном поле с В = 2,7 Т составляют около 0,1 %. В работе [48, с. 283-287] показано, что изменение чувствительности термопары ХА за счет воздействия поперечного магнитного поля (В = 0,9 Т) на алюмеле-вый электрод в области температур 30-200 °С достигает максимума при 130 °С и составляет 0,32 мкВЛС. При использовании термопар ХА для измерения температур в системе с большими поперечными тепловыми потоками (в нагревателях, имитирующих топливные стержни в модели атомного реактора) были обнаружены большие погрешности за счет эффекта Нернста-Эттингсгаузена (рис. 11.5), см. [493]. Прн этом термопары, расположенные по оси нагревателей там, где отсутствуют тепловые потоки, показывали правильные значения температуры, тогда как термопары, расположенные в оболочках нагревателей (прн токе нагрева 550 А поперечный градиент температур составлял 720 К/см, напряженность магнитного поля менялась от 8-103 до 9,6-105 А/м), имели погрешность, достигающую 150 °С прн расчетной температуре 120 С. Для термопар МКи и ЖКн по оценкам [508] изменения показаний вблизи комнатной температуры в поперечном магнитном поле (В = 2,7 Т) составляют соответственно -0,01 и -f0,05 %. 50 100 150 200 250 300 Расчетная температура, С Рис. 11,3. Температурная зависимость разности между расчетной температурой и показаниями термопары, расположенной в оболочке нагревателя в модели ядерного реактора [493] Низкие температуры Термопары с отрицательным электродом из сплава ЗЖ. Для термопары М-ЗЖо.озз максимальная поправка ЛГ/Г в магнитном поле (Д=5,1 Т) составляет около 5 % при температуре ~ 10 К (реперный спай при 4,2 К) [495], Кривые температурной и полевой зависимостей поправок приведены на рнс, 11,6, Для оценок влияния магнитного поля на т. э. д. с. термонары М-ЗЖо,о7 в связи с малостью поправок для чистой меди можно использовать данные по влиянию поля на абсолютную т. э. д. с. сплава ЗЖо.о? (рнс. 11.7, а) [521]. Поправка к дифференциальной т. э. д. с. этого сплава отрицательна при температурах ниже ~20 К, меняет знак на противоположный прн -~25 К и при более высоких температурах быстро падает до нуля. Влияние магнитного поля на т. э. д. с. сплава НС иллюстрирует рис. 11.7,6, по этим данным легко найти поправку к показаниям термопары НС-ЗЖо.о?. Поперечное магнитное поле (В = = 1,5 Т) приводит к увеличению чувствительности термопары НС- Рис. 11.6. Зависимость относи- ЧЖ ., на 9П о/. ггпи точпопат-лгпо тельной поправки ДГ/Г от тем- ja. температуре пературы для термопары М- ОКОЛО 2 К; Эффект уменьшается с ростом температуры и при ~10 К меняет знак, оставаясь очень малым при более высоких атуры 0,035 [4951: термопарь магнитном ; -В = 5,117 Г; 2 - 4,202 Т; 3-3,281 Т: -2,337 Т: 5-1,401 Г температурах [347]. В [522] предложен новый сплав Аи-ЫЗ % (ат.) Ag вместо нормального серебра для работы в сильных магнитных полях. Изменение дифференциальной т. э. д. с. этого сплава в поле с В = 5 Т прн температурах до 50 К не превосходит 0,01 мкВ/К, тогда как для сплава НС это изменение составляет около 0,1 мкВ/К. Для I -IS -22
а 20 w бот,к 20 40 60 Т,К Температурная абсолютной ЗЖ 80 Т,К Рис. 11.7. вависимость т. э. д. с. сплавов сл\ 5,7 (а), хромель (б) и НС (в) в магнитных полях [521(: ; -В=0 Т; 2 -В = 4,8 Т; 3-В = 8 Т чистого серебра уже в поле 3,5 Т максимальное изменение т. э. д. с. составляет около 2 мкВ/К при -~18 К. Полевые поправки для термопары X-ЗЖо,07 при низких температурах больше, чем для термопары НС-ЗЖо.оз [131]. Так, при 4,1 К увелнчепие дифференциальной т.э.д.с. в максимальном поле 6 Т составляет около 40%; при повышении температуры величина изменения уменьшается, вблизи -~20 К поправка меняет знак и в интервале 35-60 К не превосходит -2,5 %. Прн более высоких температурах происходит асимптотическое падение поправки до нуля. Данные по влиянию на погрешность термопары X-ЗЖ более высоких полей, чем использовано в работе [523], иллюстрирует рис. 11.8 [524] и табл. 11.2. Отметим, что AS (Я) у хромеля отрицательна (см. рис. 11.7), однако прн температурах выше 30 К именно она определяет величину и поведение поправок к т. э. д. с. термопар Термопара с отрицательным электродом из сплава МЖ. Температурные и полевые зависимости поправок к т. э. д. с. термопар М-МЖо.ю и М-МЖо,15 иллюстрирует рис. 11.9 [494]. Приведенные данные получены прн температуре репериого спая 20,3 К; температура рабочего спая изменялась от 2 до 60 К. Магнитное поле во всех случаях приводит к увеличению т. э. д. с; с ростом температуры наблюдается насыщение поправок. В связи с малым вкла- 19-330
Примечание. Температура свободных концов -4,2 К. Примечание. Температура свободных концов -4,2 К. ДОМ медного электрода в т. э. д. с. термопары М-МЖ и незначительной т.э.д.с. меди в качестве иллюстрации поведения термопар с отрицательными электродами из сплавов Си-Fe с различной концентрацией железа могут служить приведенные выше данные АЕ1В,Т)/Е(0,Т1 6 8 10 1214BJ Рнс. 11.8. Полевая зависимость относительного изменения т. э. д. с. термопары X-ЗЖ 5 7 : 1 - 1=5,27 К; 2-6,98 К; 3-12,0 К; 4-19,4 К; 5-32,1 К; 5-45,6 К [524]; 7 - 6,98 К; 3 - 20 К [523] Рнс. 11.9. Температурная зависимость изменений интегральной т.э. д. с. АЕ и поправок Д7/7 к показаниям термопар [494] Г„=20,3 К [494] [517] об изменении т.э.д.с. сплавов Cu-f0,01-0,35 % Fe в магнитном поле (см. рис. 11.4). В соответствии с данными этой работы для термопары М-МЖо,01 в поле с В=5 Т при 5 К поправка не превосходит 0,1 К. Термопара МКн. Т. э. д. с. термопары монотонно уменьшается в магнитном поле. Это уменьшение имеет тенденцию к насыщению, которое однако не реализуется в полях с В до ЮТ (рис. 11.10), см. [520]. Полевые поправки монотонно увеличиваются при увели- чении измеряемой температуры и достигают 2Kb поле с В = 10 Т при 60 К. Хотя в работе [520] отмечается, что реперные спаи термопары поддерживали при температуре тройной точки воды, приведенные на рис. 11.10 данные построены, по-видимому, для реперно-го спая при О К. Термопара МК. Для этой термопары кривые температурной за- АЕ.Мкв АГ,К 10 20 30 40 50 60 Т,К 50 100 150 200 250 1/1 Рис. 11.10. Изменение показаний термопары МКн в магнитных полях [520]: / - В=3,06 Т; 2 - 5,05 Т; 3 - 6,99 Т; 4 - 8,53 Т; 5 - 10,01 Т; в левой части рисунка приведены низкотемпературные участки кривых в увеличенном масштабе Рнс. И.П. Температурная завнснмость поправки ДГ/7 в магнитном поле и для термопары МК [495]: /-Я=5,117 Т; 2 - 4,202 Т; 3-2,823 Т; 4 - 1,893 Т; 5-1,401 Т; 5 - 0,472 Т висимости поправок ДТ (Я) проходят через максимум при 60-70 К в полях с В = 2,8-5,1 Т [495]. Максимальная поправка в поле с В = 5,1 Т составляет около 2 К (рис. 11.11). Термопара ХКн. Сведения о влиянии магнитных полей на низкотемпературную т. э. д. с. этой пары противоречивы. Так, в работе [523] наблюдали незначительное увеличение дифференциальной т. э. д. с, достигающее в поле с В = 6 Т около 1 % при 6 К и 2.5 % при 25 К. Между тем. по данным [524], изменение т.э.д.с. термопары в полях с В до 15 Т отрицательно и в 3-4 раза меньще, чем для термопары X-ЗЖо.о? (табл. 11.3). Термопара ХК- Кривые температурной зависимости поправок в полях с В до 5 Т представлены на рис. 11.12 [531]. Знак поправки изменяется при 57 К. Максимальные изменения т.э.д.с. не превышают ±0,45 %. Из-за разных знаков т.э.д.с. хромеля (положительна) константана или копеля (отрицательна) данная термопара среди всех стандартных термопар, по-видимому, наиболее стабильна в условиях воздействия сильных магнитных полей. Приведенные выше значения поправок к показаниям термопар в реальных системах могут быть существенно уменьшены, если часть градиента температуры реализуется вне магнитного поля, или даже сведены к нулю. Это возможно, если магнитное поле создается в изотермической области [496],а также при термостатирова-нии свободных концов при температуре, близкой к температуре ра- Рис. II.12. Температурная завнснмость поправки ДГ в магнитном поле в для термопары ХК [531]: ; -В = 0,472 Т; 2-1,401 Т; 3-5 - 4,202 Т; 6 - 5,117 т - 2,337 Т; 4 - 3,281 Т; 11.2. СТАТИЧЕСКИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ПОЛЯ И ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ПОЛЯ Данные по влиянию статических электрических полей иа термопары весьма немногочисленны и отрывочны. По данным работы [525], где исследовано влияние полей напряженностью (2-10 -5-105) в/см на показания термопары ХА при 150-450°С, в поле 5-10 В/см изменения т. э. д. с. термопары при 450 °С не превосходят 1 мкВ, что соответствует погрешности - 0,025 X. При измерении температуры термопарами в устройствах с переменными электрическими или магнитными (электромагнитными) полями (например, в электропечах) возникают специфические ошибки, связанные с влиянием этих полей на показания термопар. Наи--более сильные погрешности наблюдаются прн измерении температуры в условиях высокочастотного индукционного нагрева. В этом случае электромагнитное поле является источником погрешностей двух типов. Первый из них связан с появлением в цепи термопары паразитных высокочастотных сигналов, амплитуды которых для термопар МКн и ХА могут достигать очень больших величин (500- 900 мВ) [526]. Их обычно удается устранять путем заземления электродов через конденсаторы и с помощью различных усовершенствований измерительных схем. Погрешности второго рода возникают за счет дополнительного нагрева термоэлектродов в индукционном поле [526, 527]. Максимальные погрешности, связанные с дополнительным индукционным нагревом, на два порядка меньше погрешностей первого рода, однако онн не могут быть устранены какими-либо модификациями измерительных схем. Указанные эффекты зависят от материала термоэлектродов (особенно сильно эта зависимость проявляется у ферромагнетиков - алюмеля, железа). Также на эти эффекты влияет ориентировка электродов относительно магнитного поля - онн максимальны при продольной ориентировке и минимальны при поперечной. Кроме того, указанные эффекты зависят от диаметра термоэлектродов, условий теплоотвода от термоэлектродов, мощности индуктора и т. п. Максимальная погрешность в работе [527] для термопары ЖКн составляла 170 С, ХА -около 16°С, МКн -около -1КС при поперечной ориентировке термоэлектродов и мощности индуктора около 9 кВт. У ферромагнитных термоэлектродов (железа, алюмеля) при работе в переменном магнитном поле наблюдается еще один эффект, заключающийся в появлении .периодических выбросов напряжения, который может приводить к дополнительной погрешности при измерении температуры. Этот эффект также зависит от ориентировки и диаметра термоэлектродов, напряженности и частоты магнитного поля. Амплитуда выбросов зависит, кроме того, от механических напряжений. В проводе нз алюмеля диаметром 3,2 мм, расположенном вдоль оси соленоида в переменном магнитном поле с действующим значением напряжеиности 200 А/м прн частоте 60 Гц возникали выбросы амплитудой 1,4 мВ, что соответствует ошибке 35 °С прн измерении мгновенной температуры термопарой ХА. Для подавления перечисленных эффектов рекомендуют помещать термопары в магнитный экран, создавать постоянное магнитное поле, достаточное для создания магнитного насыщения в термоэлектродах, поперечную ориентацию термопар и фильтрацию их сигналов [528]. Для уменьшения погрешностей, связанных с дополнительным нагревом, помимо указанных мер (кроме фильтрации), можно использовать покрытие термоэлектродов материалом, диэлектрическая проницаемость которого меньше, чем окружающей среды [529]. Методы уменьшения помех в термометрических цепях подробно рассмотрены в работе [530]. ВЛИЯНИЕ ДАВЛЕНИЯ НА Т.Э.Д.С. ТЕРМОЭЛЕКТРОДНЫХ СПЛАВОВ И ТЕРМОПАР 12.1. ОСОБЕННОСТИ ИЗМЕРЕНИЯ ТЕМПЕРАТУРЫ ТЕРМОПАРАМИ В УСЛОВИЯХ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ До настоящего времени термопары остаются наиболее широко распространенным средством измерения температуры в системах высокого давления. Термопары в этих условиях предпочтительнее, чем, например, термометры сопротивления, не только за счет преимуществ, обусловленных конструктивными особенностями (малых габаритов и инерционности, простоты конструкции и монтажа), но и за счет того, что соответствующие изменения градуировочиых характеристик под действием давления у термопар значительно меньше, чем у термометров сопротивления. Очевидно, что для использования термопар для измерения температур в системах высокого давления требуется знание зависящих Рис. 12,1. Схемы измерения влияния давления на т. э. д. с. с различными распределениями температуры Г(х) и давления Р(х) вдоль термоэлектродов: а - общий случай: б - ДЕ=0: в - поправка максимальна: / - камера высокого давления; 2 -термопара; 3 - термостат свободных концов; 4 - нагреватель (печь) нли термостат) (крностат); 5 -к потенциометру от давления поправок к стандартным градуировочным таблицам. Поскольку изменения т.э.д.с. под действием высокого давления для большинства металлов и сплавов много меньше соответствующих величин т. э. д. с. прн нормальном давлении, то т. э. д. с. термопары, изготовленной из однородной проволоки с температурами концов (Го, Т\) и находящейся под действием высокого давления, при произвольном распределении температуры Т {х) и давления Р{х.) по длине (х) термоэлектродов можно представить в виде (рис. 12.1): Е\\ (Р) = I S (Т. Р) Vr(*) Лх = f S (Г) dr + + j (Т) Р () Vr W = E\\W\ (Р. а), (12.1) где 5(Г, Р) - чувствительность или дифференциальная т.э.д.с, зависящая от температуры и давления; Sj. -интегральная т.э.д.с, соответствующая стандартной градуировке термопары при нормальном давлении, а Ai;-ее изменение под действием давления. Величина ДЯ зависит, как видно из формулы (12.1), не только от максимального давления Р и температур Го и Г], но в общем случае и от совместных распределений Р{х) и Г(х); эта зависимость обозначена в формуле (12.1) параметром а. Очевидно, что изменение т. э. д. с ДЕ в общем случае определяется как градиентом, так и перепадом температур в зоне высокого давления (рис 12.1, д): Если Г Р (X) уГ (x)-f Pi (12.2) = 7 , (Vr=0), то Д£=0 (рнс 12.1,6). Это обстоятельство обеспечивает определенное преимущество термопар, например, перед термометрами сопротивления. В другом предельном случае, когда весь градиент температуры локализован в области однородного высокого давления (рис. 12.1, е) поправка ДЯ максимальна: Д£ = Р dS дР (12.3) Зависимость АЕ от распределения Т{х) в области высокого давления также является причиной неоднозначности результатов по зависимости АЕ{Р), полученных для одних и тех же материалов в разных условиях, например, в системах различной конструкции (см. рис 12.1, а и 12.1, е). Поправка к градуировке АЕ однозначно определяется давлением и температурами свободных концов Го и рабочего спая Ti лишь в случае, когда область градиента давления вдоль термоэлектродных проволок - в местах уплотнений и вывода их из камеры высокого давления - находится в изотермических условиях (VP=?0; vr=0), а область градиента температуры-в изобарических (VrO; VP=0), см. [532-534]. Такая схема использована, например, в некоторых гидростатических системах. В подобных системах, позволяющих реализовать указанные оптимальные условия измерения, обычно используется внешний подогрев, что существенно ограничивает максимальные температуры измерения (~400°С [535]). В более сложных негидростатических системах, используемых для получения более высоких давлений (до 10* МПа), термоэлект- роды в области уплотнений (градиента давления) часто находятся в неизотермических условиях. Так, в установке, на которой проводились измерения влияния давления до 7,2-102 МПа на т э д с ряда термоэлектродных сплавов [536], перепад температуры по уплотнению, где давление падает от Ртах до атмосферного давления, в области горячего конца образца составлял около 6°С а в области холодного конца - около 2°С прн полном перепаде АГ= = Г-Го=100°С. Для измерений т.э.д.с, давления при температурах, превышающих 400 °С, применяются камеры с внутренним подогревом, в которых эффекты неизотермичности области градиента давления могут оказаться особенно существенными [535, 537-539]. Обусловленные этой неизотермнчностью изменения поправок к т. э. д. с. 1 могут достигать 10% [540]. Поскольку Р н Т являются функциями координаты х вдоль термоэлектродной проволоки, Р(х) можно представить в виде Р{Т), тогда АЕ примет вид: Р (Г) dT. г., г (Р, а) = (12.4) предложен учитываю- В соответствии с формулой (12.4) в работе [538] метод корректировки измеренных поправок к т. э. д. с, щий нензотермичность области градиента давлений (уплотнений), по величине отношения площади под кривой температурного профиля давления к площади под идеальной кривой (изотермические уплотнения). Наблюдаемые экспериментально изменения градуировок термопар при измерении температур в условиях высокого давления могут быть связаны, помимо основного эффекта (зависимости т. э. д. с. от давления), с некоторыми побочными явлениями: электрическим шунтированием термопар изолирующей керамикой, загрязнением материалов термоэлектродов, пластической деформацией термоэлектродов. Вклад этих эффектов в измеряемые поправки подробно рассмотрен в работах [538, 540]. Имеющиеся в литературе данные по влиянию давления на т. э. д. с. были получены как на отдельных электродах, в том числе и дифференциальным методом [532, 536, 541], так и на термопарах [541-543] путем измерения т.э.д.с. электрода нли термопары в зоне высокого давления относительно электрода нз того же материала или термопары при атмосферном давлении. При использовании систем с внутренним подогревом возникает необходимость в независимом измерении температуры в зоне высокого давления, что представляет собой весьма сложную задачу. В связи с этим в ряде работ измеряли разность показаний (или относительные поправки) двух термопар различных типов, например ПРЮ/О и ХА [536, 539, 544], ПР13/0 и ХА [539, 544], ЖКн и ПРЮ/О [539]. Для точного измерения температуры в камере высокого давления с внутренним подогревом использовали также косвенные методы [539]. Следует отметить также предложенный в работе [545] параметрический метод определения влияния давления иа градуировки тер- 1 Уменьшение по отношению к максимальной величине соответствующей случаю, когда область градиента температуры находится в изобарических условиях, а область градиента давлений -в изотермических. мопар, не требующий непосредственного измерения температуры рабочего спая термопар. 12.2. МЕХАНИЗМЫ ИЗМЕНЕНИЯ Т. Э. Д. С. ПОД ДЕЙСТВИЕМ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ Из выражения для 5диф (см. раздел 2.1.1., формула 2.1 в) 5диф - следует, что в модели свободных электронов единственной величиной, которая должна меняться под действием высокого давления, является энергия Ферми 8j!-, зависящая от объема по закону ер~ у-2/3, т. е. б 1п S/61п и = 0,66. Между тем полученные у реальных металлов в экспериментах по высокому давлению величины д 1п S/d In V [533] (см. ниже) не описываются этой простой зависимостью даже для металлов со сферической поверхностью Ферми (например, для Cs): Металл.....Li Na К Rb Cs Си Au Ag din S/d In и . . , 0,43 2,1 -0,36 0,39 50 2,6 6,3 4,4 Наблюдаемые отклонения от простой модели свободных электронов обусловлены изменением величины х как за счет искаже-ния формы поверхности Ферми, так и за счет изменения релаксационного члена в формуле (12.5). Влияние первого фактора (а для чистых металлов и второго) за счет изменения фононного спектра 1 и электрон-фононного взаимодействия особенно существенно, ког- да поверхность Ферми близка к границам зоны Вриллюэна. Это может вызвать изменение отношения числа JV и [/-процессов в рассеянии, анизотропии рассеяния (см. раздел 2.1) и резкое изменение производной дх/дг, поскольку т пропорционально плотности состоя- ний вблизи 8j!- начинает сильно зависеть от энергии вблизи границ зоны Вриллюэна. В переходных металлах и сплавах на нх основе, где т. э. д. с. определяется плотностью состояний в незаполненных зонах (Na, Nf и т.п.), см. раздел 2.2.2, сдвиг уровня Ферми под действием высокого давления может быть причиной сильных изменений т. э. д. с. за счет изменения релаксационного члена в формуле раздела 12.5: -б 1пт/(Э 1п 8 -d In iVd/d In 8 даже в приближении жестких зон. Изменения т. э. д. с. под действием высокого давления могут быть также связаны с двумя основными эффектами воздействия давления иа электронный спектр - изменением ширины s-p- и d-зон и изменением расстояния (энергетической щели) между этими зонами [546]. Первый нз эффектов должен приводить к изменению релаксационного члена, а второй - к изменению относительного заполнения этих зон, т. е. вклада носителей тока различных типов (электронов и дырок) в т. э. д. с. Специфический механизм влияния давления на т.э.д.с. редкоземельных элементов обусловлен локализованными на нх атомах магнитными моментами, связанными с 4/-электронами. Так, резкое Если под действием высокого давления поверхность Ферми приближается к границам зоны Вриллюэна или начинает соприкасаться с ними. 1 ... 12 13 14 15 16 17 18 |
|