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

1 i

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



Погрешность, %, в маг-

Погрешность термопа-

нитном поле с В

, т

ры, ХКн, %, в магнит-

т, к

Г, К

ном поле с В,

Г

0-2,5

2,5-8,0

0-2.5

2.5-8,0

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

Яндекс.Метрика