Реферат: Разработка электронного устройства для бесконтактного измерения температуры плазмы.

--PAGE_BREAK--4 Безопасность и экологичность проекта                                                   107 Заключение                                                                                                  122 Список литературы                                                                                     123
Приложение А – Структурная схема                                                           125

Приложение Б – Стоимость комплектующих                                             126

Приложение В – Программа микроконтроллера                                        128

Приложение Г – Патентная справка                                                            132

Приложение Д – Перечень элементов                                                         133
Техническое задание
<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573115190-4807.coolpic» v:shapes="_x0000_s1701 _x0000_s1702 _x0000_s1703 _x0000_s1704 _x0000_s1705 _x0000_s1706 _x0000_s1707 _x0000_s1708 _x0000_s1709 _x0000_s1710 _x0000_s1711 _x0000_s1712 _x0000_s1713 _x0000_s1714 _x0000_s1715 _x0000_s1716 _x0000_s1717 _x0000_s1718 _x0000_s1719 _x0000_s1720">Разработать устройство для бесконтактного измерения температуры плазмы в интервале температур Т=7000¸20000К. Относительная погрешность измерения не более 2%.

Условия размещения измерительного прибора +10°С ¸+40°С. Время измерения 5секунд.

Введение


Использование в практике приборов, осуществляющих точное измерение высоких температур и автоматический контроль над ними, является одной из важнейших проблем ведущих областей современной промышленности.

Ежегодно создается большое количество новой аппаратуры, отличающейся от старой высокой точностью, чувствительностью и воспроизводимостью измерений. Совсем не так давно были затронуты проблемы измерения температур вблизи абсолютного нуля и весьма высоких температур (выше 10000ºС, температуры плазмы). В настоящее бремя одна из основных задач – измерение температур в пределах 1000-3000°С с точностью порядка нескольких градусов. Измерение температур выше 1000° с высокой точностью сложная задача.

Технологические процессы, характеризующиеся широким температурным диапазоном, непрерывностью и высокой скоростью, ограничивают применение наиболее распространенных в настоящее время приборов, осуществляющих температурный контроль, например термопар. В связи с этим все большее значение приобретают пирометры, измеряющие температуру по тепловому излучению, испускаемому телом. Методами пирометрии в промышленных и лабораторных условиях определяют температуру в печах и др. нагревательных установках, температуру расплавленных металлов и изделий из них, температуру пламён, нагретых газов, плазмы. Методы пирометрии не требуют контакта датчика измерительного прибора с телом, температура которого измеряется, и поэтому могут применяться для измерения очень высоких температур.

<img width=«695» height=«1074» src=«ref-2_573119997-4770.coolpic» v:shapes="_x0000_s2486 _x0000_s2487 _x0000_s2488 _x0000_s2489 _x0000_s2490 _x0000_s2491 _x0000_s2492 _x0000_s2493 _x0000_s2494 _x0000_s2495 _x0000_s2496 _x0000_s2497 _x0000_s2498 _x0000_s2499 _x0000_s2500 _x0000_s2501 _x0000_s2502 _x0000_s2503 _x0000_s2504 _x0000_s2505">Преимущества применения приборов для бесконтактного измерения температуры при измерении достаточно высоких температур очевидны: температуру объектов определяют по излучаемому ими теплу, не подвергая при этом приборы нагреву до измеряемой температуры. Кроме  того, при  использовании таких приборов температура определяется исключительно по излучению данного объекта, благодаря чему температурное поле последнего не искажается.

В данном дипломном проекте предлагается разработать прибор, предназначенный для бесконтактного измерения температуры плазмы в интервале температур от 7000 до 20000 К.Относительная погрешность измерения не должна превышать 2%.

При разработке данного прибора используется оригинальный метод, имеющий ничтожно малую методическую погрешность, поскольку расчет температуры плазмы ведется через отношение интенсивности спектра<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573124767-4809.coolpic» v:shapes="_x0000_s4591 _x0000_s4592 _x0000_s4593 _x0000_s4594 _x0000_s4595 _x0000_s4596 _x0000_s4597 _x0000_s4598 _x0000_s4599 _x0000_s4600 _x0000_s4601 _x0000_s4602 _x0000_s4603 _x0000_s4604 _x0000_s4605 _x0000_s4606 _x0000_s4607 _x0000_s4608 _x0000_s4609 _x0000_s4610">льных линий с помощью формулы, полученной на основании точной формулы Планка.

Разрабатываемый прибор может быть использован для измерения температуры плазмы при нанесении износостойких и коррозионно-стойких покрытий плазматроном.

<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573129576-4824.coolpic» v:shapes="_x0000_s1721 _x0000_s1722 _x0000_s1723 _x0000_s1724 _x0000_s1725 _x0000_s1726 _x0000_s1727 _x0000_s1728 _x0000_s1729 _x0000_s1730 _x0000_s1731 _x0000_s1732 _x0000_s1733 _x0000_s1734 _x0000_s1735 _x0000_s1736 _x0000_s1737 _x0000_s1738 _x0000_s1739 _x0000_s1740">1 РАСЧЕТНО – ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ЧАСТЬ


Любое реальное физическое тело поглощает (излучает), отражает, и пропускает электромагнитное излучение. Излучение реальных нагретых тел, как правило, является тепловым. Это излучение системы, находящейся в термическом равновесии. /6/
1.1 Обзор существующих методов бесконтактного определения температуры

Почти все оптические методы измерения температуры основаны на измерении интенсивности теплового излучения тел. Интенсивность теплового излучения сильно зависит от температуры тел и очень резко убывает с её уменьшением. Поэтому методы пирометрии применяют для измерения относительно высоких температур. При Т ≤ 1000 °С методы пирометрии играют в целом второстепенную роль, но при Т > 1000 °С они становятся главными, а при Т > 3000 °С — практически единственными методами измерения температуры.

Основное условие применимости методов пирометрии— излучение тела должно быть чисто тепловым, т. е. оно должно подчиняться закону излучения Кирхгофа. Твёрдые тела и жидкости при высоких температурах обычно удовлетворяют этому требованию, в случае же газов и плазмы необходима специальная проверка для каждого нового объекта или новых физических условий. Так, излучение однородного слоя плазмы подчиняется закону Кирхгофа, если распределения молекул, атомов, ионов и электронов плазмы по скоростям соответствуют распределению Максвелла, заселённости возбуждённых уровней энергии соответствуют закону Больцмана, причём во все эти соотношения входит одно и то же значение Т. Такое состояние плазмы называется термически равновесным. Интенсивность излучения однородной <img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573134400-4821.coolpic» v:shapes="_x0000_s2546 _x0000_s2547 _x0000_s2548 _x0000_s2549 _x0000_s2550 _x0000_s2551 _x0000_s2552 _x0000_s2553 _x0000_s2554 _x0000_s2555 _x0000_s2556 _x0000_s2557 _x0000_s2558 _x0000_s2559 _x0000_s2560 _x0000_s2561 _x0000_s2562 _x0000_s2563 _x0000_s2564 _x0000_s2565">равновесной плазмы и в линейчатом, и в сплошном спектрах однозначно определяется её химическим составом, давлением, атомными константами и равновесной температурой. Если плазма неоднородна, то даже при повсеместном выполнении условий термического равновесия её излучение не подчиняется закону Кирхгофа. В этом случае методы пирометрии применимы лишь к источникам света, обладающим осевой симметрией.

Измерения наиболее просты для твёрдых тел и жидкостей, спектр излучения которых чисто сплошной. В этом случае измерения температуры осуществляют пирометрами, действие которых основано на законах излучения абсолютно чёрного тела. Обычно поверхности исследуемого тела придают форму полости, чтобы коэффициент поглощения был близок к единице (оптические свойства такого тела близки к свойствам абсолютно чёрного тела).

Наиболее универсальны методы пирометрии, основанные на измерении интенсивностей спектральных линий. Они обеспечивают максимальную точность, если известны абсолютная вероятность соответствующего перехода и концентрация атомов данного сорта. Если же концентрация атомов не известна с достаточной точностью, применяют метод относительных интенсивностей, в котором температуру вычисляют по отношению интенсивностей двух (или нескольких) спектральных линий. Варианты этих методов разработаны для измерения температуры как оптически тонких слоев плазмы, так и оптически толстых.

В другой группе методов пирометрии температура определяется по форме или ширине спектральных линий, которые зависят от температуры либо непосредственно благодаря эффекту Доплера, либо косвенно — благодаря эффекту Штарка и зависимости плотности плазмы от температуры. В некоторых методах температура определяется по абсолютной или относительной интенсивности сплошного спектра. Особое значение имеют методы определения температуры по спектру рассеянного плазмой излучения лазера, позволяющие исследовать неоднородную плазму. К недостаткам методов пирометрии следует отнести трудоёмкость измерений, сложность интерпретации результатов, невысокую то<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573139221-4827.coolpic» v:shapes="_x0000_s2586 _x0000_s2587 _x0000_s2588 _x0000_s2589 _x0000_s2590 _x0000_s2591 _x0000_s2592 _x0000_s2593 _x0000_s2594 _x0000_s2595 _x0000_s2596 _x0000_s2597 _x0000_s2598 _x0000_s2599 _x0000_s2600 _x0000_s2601 _x0000_s2602 _x0000_s2603 _x0000_s2604 _x0000_s2605">чность (например, погрешности измерений температуры плазмы в лучших случаях оказываются не ниже 3—10%). /5/

Тепловое излучение – это переход внутренней тепловой энергии объекта в лучистую, распространяемую в окружающее пространство по законам распространения электромагнитных колебаний. Тепловое излучение любых тел подчиняется закону Кирхгофа, закону Стефана – Больцмана и ряду других законам.
Закон Кирхгофа

Тепловое излучение любых тел подчиняется закону Кирхгофа, согласно которому отношение яркости монохроматического излучения любого тела к коэффициенту монохроматического поглощения величина, не зависящая от излучающего тела, но зависящая от длины волны и температуры. Этот закон Кирхгофа можно выразить в виде:
<img width=«84» height=«47» src=«ref-2_573144048-264.coolpic» v:shapes="_x0000_i1025">                                                                                           (1.1)
где     IlT– яркость монохроматического излучения;

alT– монохроматический коэффициент поглощения;

IlTdl— это поток энергии, излученный в единичный телесный. угол в интервале длин волн, лежащих между lи l+ dl, в единицу времени с единицы поверхности излучающего тела;

alT  — часть падающего на единицу поверхности монохроматического излучения, которая поглощается телом. Для того чтобы, зная alT, определить IlTдля любого тела, нужно найти эту функцию. С этой целью вводится понятие абсолютно черного тела, т.е. такого тела, которое полностью поглощает любое падающее на него излучение.

Закон Кирхгофа для абсолютно черного тела будет выглядеть следующим образом:
<img width=«79» height=«24» src=«ref-2_573144312-203.coolpic» v:shapes="_x0000_i1026">,                                                                                           (1.2)
<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573144515-4821.coolpic» v:shapes="_x0000_s1741 _x0000_s1742 _x0000_s1743 _x0000_s1744 _x0000_s1745 _x0000_s1746 _x0000_s1747 _x0000_s1748 _x0000_s1749 _x0000_s1750 _x0000_s1751 _x0000_s1752 _x0000_s1753 _x0000_s1754 _x0000_s1755 _x0000_s1756 _x0000_s1757 _x0000_s1758 _x0000_s1759 _x0000_s1760">где     IlT—яркость монохроматического излучения абсолютно черного тела.

Таким образом, определив универсальную функцию, закон Кирхгофа можно написать в виде
<img width=«64» height=«47» src=«ref-2_573149336-225.coolpic» v:shapes="_x0000_i1027">.                                                                                              (1.3)
Следовательно, для того чтобы, пользуясь законом Кирхгофа, по известному коэффициенту поглощения определить яркость монохроматического излучения любого тела как функцию температуры и длины волны, необходимо знать аналогичную функцию для абсолютно черного тела.

Также существуют и другие термодинамические законы, такие как закон Стефана – Больцмана, закон смещения Вина, формула Планка.
Закон Стефана – Больцмана.

Этот закон связывает яркость суммарного излучения абсолютно черного тела IT  (т.е. потока энергии, излученного в единичный телесный угол на всех длинах волн в единицу времени с единицы поверхности излучающего тела) с его температурой:
<img width=«61» height=«24» src=«ref-2_573149561-166.coolpic» v:shapes="_x0000_i1028">,                                                                                               (1.4)
где     σ– постоянная величина; σ= 5,735 • 10-12 вт/см2• град4 по определению
<img width=«81» height=«51» src=«ref-2_573149727-349.coolpic» v:shapes="_x0000_i1029">,                                                                                           (1.5)
т.е. суммарная яркость равна сумме монохроматических яркостей.
Закон смещения Вина.

IλTкак функция λ представляет собой кривую с максимумом (при длине волны λm). Положение максимума зависит от температуры и может быть определено законом смещения Вина:
λmT=b,                                                                                                 (1.6)
где     b=0,2884см•град.

Следовательно, чем ниже температура, тем больше λmи тем в более длинноволновой области лежит максимум излучения, а следовательно, и основная часть излучения.

<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573150076-4818.coolpic» v:shapes="_x0000_s1761 _x0000_s1762 _x0000_s1763 _x0000_s1764 _x0000_s1765 _x0000_s1766 _x0000_s1767 _x0000_s1768 _x0000_s1769 _x0000_s1770 _x0000_s1771 _x0000_s1772 _x0000_s1773 _x0000_s1774 _x0000_s1775 _x0000_s1776 _x0000_s1777 _x0000_s1778 _x0000_s1779 _x0000_s1780">При температурах1000—2000°К максимум кривой излучения абсолютно черного тела и основная часть излучения лежат в инфракрасной области спектра. Лишь при температурах выше 3000°К максимум кривой излучения лежит в видимой области спектра (т.е. в интервале0,4—0,8 мк).
Формула Планка.

Она определяет распределение энергии по спектру для абсолютно черного тела. При выводе этой формулы учитывается квантовый характер процесса излучения и поглощения света атомами, т.е. то, что атом может излучать и поглощать лишь целое число порций (квантов) энергии. Величина кванта равна hν. Тогда яркость монохроматического излучения абсолютно черного тела будет

<img width=«128» height=«53» src=«ref-2_573154894-357.coolpic» v:shapes="_x0000_i1030">,                                                                             (1.7)

<img width=«151» height=«214» src=«ref-2_573155251-15749.coolpic» hspace=«12» v:shapes="_x0000_s1700">

   где  с1= 3,7•10-5 эрг•сек-1•см-2;

с2= hν= 14380 мк•град;

ν – частота излучения;

k – постоянная Больцмана;  k=1,37•10-18 эрг/град;

с – скорость света;

h – постоянная Планка;  h=6,65•10-27 эрг•сек.
Рисунок 1.1. Распределение энергии

  по длин нам волн для абсолютно

                 черного тела.

Эта формула справедлива при λ<0,8 мк и Т<3000° К, т.е. при обычных видах пламени и работе в видимой или ультрафиолетовой области спектра. В случае больших температур и малых частот формула Планка имеет такой вид
<img width=«97» height=«41» src=«ref-2_573171000-277.coolpic» v:shapes="_x0000_i1031">.                                                                                       (1.8)
Поскольку законы Стефана—Больцмана, Планка, Вина верны только для абсолютно черного тела, то путем измерения полной или монохромати<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573171277-4821.coolpic» v:shapes="_x0000_s1781 _x0000_s1782 _x0000_s1783 _x0000_s1784 _x0000_s1785 _x0000_s1786 _x0000_s1787 _x0000_s1788 _x0000_s1789 _x0000_s1790 _x0000_s1791 _x0000_s1792 _x0000_s1793 _x0000_s1794 _x0000_s1795 _x0000_s1796 _x0000_s1797 _x0000_s1798 _x0000_s1799 _x0000_s1800">ческой яркости истинная температура может быть определена также только для этого тела.

Излучение реальных тел всегда меньше, чем абсолютно чер­ного тела при той же температуре. Это следует из закона Кирхгофа. Действительно, излучение реального тела можно харак­теризовать при помощи монохроматического коэффициента испускательной способности ελТ, равного отношению яркостей мо­нохроматических излучений реального и абсолютно черного тела при одной и той же температуре и одной и тойже длине волны
<img width=«65» height=«47» src=«ref-2_573176098-221.coolpic» v:shapes="_x0000_i1032">.                                                                                              (1.9)

Методы определения температуры.

В настоящее время для измерения высоких температур можно использовать различные методы.

Яркостные и цветовые температуры излучающих тел можно определять фотографическим методом, поскольку почернение фотопластинки пропорционально интенсивности падающего на нее излучения. Необходимо, однако, предварительно отградуировать пластинку при помощи эталонного источника с известной температурой, находящегося на том же расстоянии от фотопластинки, что и тело, температуру которого мы измеряем. Если предварительно выделить, например, при помощи спектрографа, узкий спектральный интервал, то после фотометрирования можно определить яркостную температуру тела и даже отдельных его участков. Подобные методы применялись, в частности, для измерений температуры как неподвижных, так и быстродвижущихся твердых тел. Если же при помощи фотопластинки определять интенсивность монохроматического излучения, например для двух длин волн, или распределение энергии в спектре излучения, то по отношению интенсивностей можно определить цветовую температуру.

Методы инфракрасной пирометрии, т.е. методы, использующие инфракрасное излучение, позволяют резко расширить диапазон измеряемых температур и сторону низких температур, поскольку по закону Планка с уменьшением температуры максимум излучения перемещается в сторону <img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573176319-4831.coolpic» v:shapes="_x0000_s1801 _x0000_s1802 _x0000_s1803 _x0000_s1804 _x0000_s1805 _x0000_s1806 _x0000_s1807 _x0000_s1808 _x0000_s1809 _x0000_s1810 _x0000_s1811 _x0000_s1812 _x0000_s1813 _x0000_s1814 _x0000_s1815 _x0000_s1816 _x0000_s1817 _x0000_s1818 _x0000_s1819 _x0000_s1820">более длинных волн.

Кроме описанного выше, существуют и другие оптические методы определения температуры пламени по его излучению. Температуру пламени можно определять по отношению интенсивностей спектральных линий одних и тех же атомов, введенных в пламя или находящихся в пламени элементов, по распределению энергии во вращательном или колебательном молекулярном спектре продуктов горения в пламени и по уширению спектральной линии (эффект Допплера).
Измерение температуры по вращательному молекулярному спектру.

Температуру пламени можно также определять по распределению интенсивности между линиями тонкой вращательной структуры полосатого спектра. Соответствующие вероятности переходов могут быть найдены теоретически. Так как линии вращательного спектра обычно находятся очень близко друг к другу, необходимо применение спектрографов, обладающих большой дисперсией.

В этих случаях чаще всего используют лежащую в ультрафиолетовой области спектра вращательную полосу гидроксила ОН.

<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573181150-4827.coolpic» v:shapes="_x0000_s1841 _x0000_s1842 _x0000_s1843 _x0000_s1844 _x0000_s1845 _x0000_s1846 _x0000_s1847 _x0000_s1848 _x0000_s1849 _x0000_s1850 _x0000_s1851 _x0000_s1852 _x0000_s1853 _x0000_s1854 _x0000_s1855 _x0000_s1856 _x0000_s1857 _x0000_s1858 _x0000_s1859 _x0000_s1860">Существуют различные модификации рассматриваемого метода, позволяющие исключить ошибки, связанные с реабсирбцией излучения в пламени. Например, применяется так называемый метод равных интенсивностей, при котором температура определяется по двум линиям данной полосы, обладающим одинаковой интенсивностью (при данной температуре пламени), а в связи с этим и одинаковой реабсорбцией, которая в этом случае не повлияет на окончательные результаты измерения. Но это верно лишь в том случае, когда распределение температуры по сечению пламени можно считать равномерным; при наличии градиента температуры по сечению пламени реабсорбция при применении и этого метода вызовет погрешности измерения.

Для внешних областей пламени значения температур, измеренных описанным методом, совпадают со значениями, получаемыми другими методами.

Для зоны реакции значения температур, полученных этим методом, зачастую сильно завышены, особенно для разреженного пламени. В некоторых случаях зависимость между логарифмом относительной интенсивности и обратным значением температуры не является линейной. Все это говорит о неравновесном характере излучения в зоне реакции, о задержке возбуждения, при которой по вращательному спектру определяют не истинную температуру, а вращательную, а также, в ряде случаев, о наличии хемилюминесценции.

Описанный метод может быть использован для установления степени равновесности исследуемых процессов горения. /6/

<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573185977-4821.coolpic» v:shapes="_x0000_s2840 _x0000_s2841 _x0000_s2842 _x0000_s2843 _x0000_s2844 _x0000_s2845 _x0000_s2846 _x0000_s2847 _x0000_s2848 _x0000_s2849 _x0000_s2850 _x0000_s2851 _x0000_s2852 _x0000_s2853 _x0000_s2854 _x0000_s2855 _x0000_s2856 _x0000_s2857 _x0000_s2858 _x0000_s2859">

    продолжение
--PAGE_BREAK--Измерение температуры по колебательному молекулярному спектру
Температуру пламени можно определять также по распределению интенсивности колебательных полос внутри системы полос. При этом измеряется или суммарная интенсивность всей полосы, или максимальная интенсивность передней части каждой полосы; это позволяет (в отличие от измерения температуры по вращательному спектру) использовать спектральные приборы со сравнительно небольшой дисперсией.

Относительные вероятности переходов для полос могут быть вычислены или определены экспериментально при помощи источника излучения с известной температурой, излучающего те же самые колебательные полосы. Экспериментальный способ определения вероятностей переходов обеспечивает более высокую точность измерения температуры.

Так же как и при измерении температуры по вращательному спектру, данный способ измерения позволяет определить истинную температуру пламени лишь при наличии термодинамического равновесия. Наличие хемилюминесценции делает этот метод неприменимым для измерения температуры пламени, а пря наличии задержки возбуждения он позволяет определить не истинную, а колебательную температуру, которая может заметно отличаться от истинной температуры пламени. /11/
Измерение температуры по Допплеровскому уширению спектральной линии.

Если излучающие атомы движутся от наблюдателя или к нему, то спектральная линия смещается соответственно в сторону более длинных или более коротких волн. Это явление называется эффектом Допплера. Излучающие атомы совершают в пламени хаотическое движение, которое приводит к уширению спектральной линии в сторону как больших, так и меньших длин волн. Это уширение зависит от скорости молекул и, следовательно, от температуры.
Полуширина линии Δλ определяется выражением


<img width=«145» height=«47» src=«ref-2_573190798-424.coolpic» v:shapes="_x0000_i1033">,                                                                            (1.10)
где    М—молекулярный вес излучающих атомов или молекул;

T— температура;<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573191222-4812.coolpic» v:shapes="_x0000_s1861 _x0000_s1862 _x0000_s1863 _x0000_s1864 _x0000_s1865 _x0000_s1866 _x0000_s1867 _x0000_s1868 _x0000_s1869 _x0000_s1870 _x0000_s1871 _x0000_s1872 _x0000_s1873 _x0000_s1874 _x0000_s1875 _x0000_s1876 _x0000_s1877 _x0000_s1878 _x0000_s1879 _x0000_s1880">

ν—волновое число спектральной линии;

R—газовая постоянная;

С—скорость света.

Измерение температуры сильно разреженных пламен при малой концентрации излучающих атомов практически возможно путем измерения полуширины спектральной линии, но это требует применения специальной аппаратуры – интерферометра Фабри – Перо в сочетании со спектрографом, обладающим высокой разрешающей способностью.

По мере увеличения давления газа уширение спектральной линии, вызванное столкновением излучающих атомов между собой и с другими атомами и молекулами (так называемое лоренцовское уширение), все усиливается. Это уширение уже при атмосферном давлении и Т=2000-3000 К сравнимо с уширением, вызванным эффектом Допплера.

Кроме этого, в результате реабсорции, ширина линии увеличивается с ростом концентрации излучающих атомов.

Таким образом, описываемый метод практически не может быть применен для измерения температуры неразреженной плазмы, поскольку в этом случае все три эффекта, приводящие к уширению линии, имеют приблизительно одинаковую величину и выделить уширение, вызванное эффектом Допплера, практически невозможно.


Метод обращения спектральных линий
Для измерения температуры прозрачного пламени широко применяется метод обращения спектральных<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573196034-4821.coolpic» v:shapes="_x0000_s3141 _x0000_s3142 _x0000_s3143 _x0000_s3144 _x0000_s3145 _x0000_s3146 _x0000_s3147 _x0000_s3148 _x0000_s3149 _x0000_s3150 _x0000_s3151 _x0000_s3152 _x0000_s3153 _x0000_s3154 _x0000_s3155 _x0000_s3156 _x0000_s3157 _x0000_s3158 _x0000_s3159 _x0000_s3160"> линий. При использовании метода обращения спектральных линий используется обычно самая яркая резонансная линия. Метод обращения спектральных линий (рисунок 1.2) заключается в следующем: пламя просвечивается источником сравнения таким образом, чтобы в спектроскоп, расположенный с другой стороны пламени, попадало как собственное излучение пламени, так и излучение источника сравнения (в качестве такового обычно применяется лампа накаливания с плоской нитью), прошедшее через пламя. В спектроскопе мы будем наблюдать полосу сплошного спектра от источника сравнения, на фоне которой будет выделяться линия, появляющаяся в результате введения в пламя щелочного металла. Эта линия будет светлее или темнее близлежащих областей сплошного спектра в зависимости от того, будет ли энергия, излученная пламенем, в той области спектра, в которой расположена спектральная линия, больше или меньше энергии, поглощенной пламенем из излучения источника сравнения в этой же области спектра.

Из закона Кирхгофаследует, что при равенстве истинной температуры пламени и яркостной температуры источника сравнения названные величины будут равны, и линия не будет выделяться на фоне сплошного спектра. Это исчезновение (обращение) спектральных линий достигается изменением температуры источника сравнения.
<img width=«358» height=«148» src=«ref-2_573200855-8367.coolpic» v:shapes="_x0000_i1034">

Рисунок1.2. Оптическая схема измерения температуры пламени методом обращения спектральных липни

Исходяиз определения методических и приборных погрешностей, данных во введении, можно утверждать, что метод обращения спектральных линий позволяет измерять температуру пламени с методической погрешностью, равной нулю. Но только в оптически чистых средах, так как в промышленных условиях линии спектра будут ослабляться.
<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573209222-4815.coolpic» v:shapes="_x0000_s1921 _x0000_s1922 _x0000_s1923 _x0000_s1924 _x0000_s1925 _x0000_s1926 _x0000_s1927 _x0000_s1928 _x0000_s1929 _x0000_s1930 _x0000_s1931 _x0000_s1932 _x0000_s1933 _x0000_s1934 _x0000_s1935 _x0000_s1936 _x0000_s1937 _x0000_s1938 _x0000_s1939 _x0000_s1940">Температура частичной радиации

В системах частичной радиации со спектральной полосой от 0 до λзависимость суммарной энергии, воспринимаемой пирометром, от температуры  более сильная, а зависимость от излучательной способности более слабая, чем в системах полной радиации.

Предположим, что характеристика спектральной чувствительности пирометра частичной радиации является прямоугольной. Для величины энергии излучения, воспринимаемой пирометром, можно написать выражение:
<img width=«164» height=«52» src=«ref-2_573214037-660.coolpic» v:shapes="_x0000_i1035">.                                                                        (1.11)
Через Тqобозначим температуру, измеряемую по энергии радиации. В данном случае при измерении температуры поверхности с излучательной различие между Т  и Тqза счет неполноты излучения можно записать в виде относительной методической погрешности:

δTq= ( Т– Тq)/ Т= 1 – εq1/n(Т).                                                        (1.12)

В пирометрии полного излучения n= 4 и <img width=«15» height=«17» src=«ref-2_573214697-91.coolpic» v:shapes="_x0000_i1036">Т/Т= 1 – ε1/4(Т).

Для пирометра частичной радиации величина nбудет увеличиваться не только при уменьшении λq, но и при понижении температуры. Чем ниже значения последней, тем слабее величина ε(Т) влияет на результаты измерения пирометром.


    продолжение
--PAGE_BREAK--Яркостная температура
Зависимость интенсивности теплового излучения определенной длины волны от температуры, лежащая в основе методов монохроматической пирометрии, полностью описывается законом Планка.

Графиком этой зависимости от температуры является  изохромата (λ=соnst). В пределах применимости приближения Вина удобна логарифмическая форма записи уравнения изохроматы излучения:
<img width=«201» height=«43» src=«ref-2_573214788-523.coolpic» v:shapes="_x0000_i1037">.                                                                 (1.13)

<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573215311-4809.coolpic» v:shapes="_x0000_s1981 _x0000_s1982 _x0000_s1983 _x0000_s1984 _x0000_s1985 _x0000_s1986 _x0000_s1987 _x0000_s1988 _x0000_s1989 _x0000_s1990 _x0000_s1991 _x0000_s1992 _x0000_s1993 _x0000_s1994 _x0000_s1995 _x0000_s1996 _x0000_s1997 _x0000_s1998 _x0000_s1999 _x0000_s2000">     продолжение
--PAGE_BREAK--


Таким образом, логарифм интенсивности излучения связан с обратным значением температуры линейной зависимостью.

Зависимость яркости от температуры тем сильнее, чем короче длина волны. Дифференцируя уравнение, описывающее в приближении Вина изохромату излучения, и переходя к конечным приращениям, получим выражение для относительной чувствительности метода монохроматической пирометрии:
<img width=«144» height=«47» src=«ref-2_573220120-571.coolpic» v:shapes="_x0000_i1038">.                                                                            (1.14)
Относительная чувствительность метода обратно пропорциональна величине <img width=«28» height=«21» src=«ref-2_573220691-109.coolpic» v:shapes="_x0000_i1039">. Таким образом, чем выше измеряемая температура и чем больше применяемая длина волны, тем ниже точность метода монохроматической пирометрии.

При больших значениях произведения <img width=«29» height=«21» src=«ref-2_573220800-109.coolpic» v:shapes="_x0000_i1040">  для монохроматической пирометрии используется уравнение Рэлея — Джинса, которое относительно Тможно записать так:
<img width=«163» height=«51» src=«ref-2_573220909-538.coolpic» v:shapes="_x0000_i1041">.                                                                        (1.15)
С точностью порядка 1% это уравнение справедливо лишь при значениях  <img width=«29» height=«21» src=«ref-2_573220800-109.coolpic» v:shapes="_x0000_i1042">> 50. Таким образом, для яркостной пирометрии в видимой области спектра приближение Рэлея — Джинса может быть использовано лишь для температур выше 25000°С. Однако, если для измерения температуры использовать излучение в диапазоне микрорадиово<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573221556-4807.coolpic» v:shapes="_x0000_s2001 _x0000_s2002 _x0000_s2003 _x0000_s2004 _x0000_s2005 _x0000_s2006 _x0000_s2007 _x0000_s2008 _x0000_s2009 _x0000_s2010 _x0000_s2011 _x0000_s2012 _x0000_s2013 _x0000_s2014 _x0000_s2015 _x0000_s2016 _x0000_s2017 _x0000_s2018 _x0000_s2019 _x0000_s2020">лн, то уравнение справедливо во всем температурном диапазоне, начиная с нескольких градусов Кельвина.

Абсолютная чувствительность метода в области Рэлея — Джинса вследствие линейной зависимости силы излучения от температуры существенно ниже. Относительная чувствительность метода монохроматической пирометрии в области Рэлея — Джинса постоянна и от температуры не зависит:
<img width=«119» height=«48» src=«ref-2_573226363-528.coolpic» v:shapes="_x0000_i1043">.                                                                                 (1.16)
В монохроматическом методе пирометрии температура измеряется по величине спектральной яркости. За яркостную температуру тела <img width=«23» height=«24» src=«ref-2_573226891-108.coolpic» v:shapes="_x0000_i1044">,имеющего спектральную излучательную способность <img width=«64» height=«24» src=«ref-2_573226999-252.coolpic» v:shapes="_x0000_i1045">, принимается температура черного тела, имеющего при выбранном значении длины волны ту же величину спектральной яркости. Таким образом,
<img width=«261» height=«24» src=«ref-2_573227251-608.coolpic» v:shapes="_x0000_i1046">.                                                                                        (1.17)
Для пирометра частичной радиации яркостную температуру нечерного тела можно также определить как температуру черного тела Т, имеющего в выбранном спектральном интервале то же значение эффективной длины волны и ту же величину энергии излучения.

Для монохроматического метода пирометрии зависимость между яркостной <img width=«21» height=«23» src=«ref-2_573227859-106.coolpic» v:shapes="_x0000_i1047"> и истинной <img width=«15» height=«17» src=«ref-2_573227965-91.coolpic» v:shapes="_x0000_i1048"> температурами при эффективной длине волны <img width=«28» height=«24» src=«ref-2_573228056-109.coolpic» v:shapes="_x0000_i1049"> и излучательной способности <img width=«73» height=«24» src=«ref-2_573228165-261.coolpic» v:shapes="_x0000_i1050"> получим из равенства
<img width=«277» height=«51» src=«ref-2_573228426-836.coolpic» v:shapes="_x0000_i1051">.                                                 (1.18)
При узком спектральном интервале, об<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573229262-4807.coolpic» v:shapes="_x0000_s2021 _x0000_s2022 _x0000_s2023 _x0000_s2024 _x0000_s2025 _x0000_s2026 _x0000_s2027 _x0000_s2028 _x0000_s2029 _x0000_s2030 _x0000_s2031 _x0000_s2032 _x0000_s2033 _x0000_s2034 _x0000_s2035 _x0000_s2036 _x0000_s2037 _x0000_s2038 _x0000_s2039 _x0000_s2040">еспечивающем достаточную степень монохроматичности в пределах приближения Вина, имеем:
<img width=«453» height=«48» src=«ref-2_573234069-1263.coolpic» v:shapes="_x0000_i1052">.              (1.19)
Метод пирометрии по отношению потоков суммарной радиации

На изменении распределения плотности лучистой энергии по спектру в зависимости от температуры основан предложенный метод пирометрии излучения по отношению потоков суммарной радиации.

Метод основан на измерении отношения F(Т) суммарных потоков исследуемого излучения, прошедших через две системы с различными частотными (спектральными) характеристиками ξ1(λ) и  ξ2(λ),  соответственно
<img width=«197» height=«99» src=«ref-2_573235332-1138.coolpic» v:shapes="_x0000_i1053">.                                                                 (1.20)
Подбором <img width=«40» height=«23» src=«ref-2_573236470-229.coolpic» v:shapes="_x0000_i1054">  и <img width=«43» height=«23» src=«ref-2_573236699-232.coolpic» v:shapes="_x0000_i1055"> указанное отношение может быть сделано простой функцией температуры.

Если <img width=«40» height=«23» src=«ref-2_573236470-229.coolpic» v:shapes="_x0000_i1056"> и <img width=«43» height=«23» src=«ref-2_573236699-232.coolpic» v:shapes="_x0000_i1057"> одночлены вида <img width=«97» height=«24» src=«ref-2_573237392-306.coolpic» v:shapes="_x0000_i1058">, где А= const, а N– любое целое число, то для получения линейной температурной зависимости следует выбирать <img width=«40» height=«23» src=«ref-2_573236470-229.coolpic» v:shapes="_x0000_i1059"> и <img width=«43» height=«23» src=«ref-2_573236699-232.coolpic» v:shapes="_x0000_i1060"> такими, чтобы <img width=«163» height=«23» src=«ref-2_573238159-452.coolpic» v:shapes="_x0000_i1061">.

В общем случае отношение потоков суммарной радиации
<img width=«259» height=«99» src=«ref-2_573238611-1131.coolpic» v:shapes="_x0000_i1062">.                                                     (1.21)

<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573239742-4800.coolpic» v:shapes="_x0000_s2041 _x0000_s2042 _x0000_s2043 _x0000_s2044 _x0000_s2045 _x0000_s2046 _x0000_s2047 _x0000_s2048 _x0000_s2049 _x0000_s2050 _x0000_s2051 _x0000_s2052 _x0000_s2053 _x0000_s2054 _x0000_s2055 _x0000_s2056 _x0000_s2057 _x0000_s2058 _x0000_s2059 _x0000_s2060">зависит от степени температуры m, где m= p·q, причем pи q– целые числа. Если же в качестве одного из потоков использовать поток полного излучения, то выражение (1.20) можно записать так:
<img width=«187» height=«73» src=«ref-2_573244542-721.coolpic» v:shapes="_x0000_i1063">.                                                                   (1.22)
Нетрудно заметить, что суммарный поток лучистой энергии, в котором каждая компонента спектра уменьшена в λmраз, зависит от температуры сильнее, чем поток полной радиации.

В основе цветовой пирометрии лежит известный закон изменения спектрального состава излучения тела в зависимости от изменения температуры.

Если физическое тело является серым излучателем, то есть таким, у которого коэффициент лучеиспускательной способности для всех длин волн одинаков, то цветовая температура его будет равна истинной температуре тела.

Так как практически излучение большого количества веществ в раскаленном состоянии близко к серому, то отличие от температуры, обусловленное неполнотой излучения, при измерении цветовым пирометром мало.

Существует несколько методов измерения цветовой температуры. Метод относительных интенсивностей спектральных интервалов для автоматического непрерывного контроля температуры производственных процессов является наиболее простым и перспективным.

Заключается он в выделении двух спектральных яркостей соответствующими светофильтрами, например, в красной и желтой частях спектра,  и определении их отношения.

Цветовой пирометр имеет следующие преимущества перед яркостным:

– показания приборов в меньшей степени зависят от состояния поверхности тела, так как отношения спектральных характеристик значительно меньше за<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573245263-4831.coolpic» v:shapes="_x0000_s2860 _x0000_s2861 _x0000_s2862 _x0000_s2863 _x0000_s2864 _x0000_s2865 _x0000_s2866 _x0000_s2867 _x0000_s2868 _x0000_s2869 _x0000_s2870 _x0000_s2871 _x0000_s2872 _x0000_s2873 _x0000_s2874 _x0000_s2875 _x0000_s2876 _x0000_s2877 _x0000_s2878 _x0000_s2879">висят от состояния поверхности источника излучения, чем их абсолютные значения;

– поглощение окружающей средой значительно снижается, так как воздух, газы и пары не обладают резко выраженным избирательным поглощением в видимой области спектра и одинаково ослабляют монохроматическую энергию излучения обеих длин волн (это меньше относится к инфракрасным цветовым пирометрам, так как в спектральном интервале 0,9 – 1,8 мкм находятся интенсивные полосы поглощения водяного пара и углекислоты).

Разработанные в последнее время цветовые пирометры (ЦЭП-3 м, ЦЭПИР-010 и др.) в качестве чувствительного элемента имеют один фотоэлемент (фотодиод), а излучение поступает на него после прохождения через светофильтры. Использование одного чувствительного элемента значительно снижает погрешности приборов, так как нестабильность характеристик чувствительных элементов весьма высока. /6/
Измерения температуры по относительной интенсивности спектральных линий.

Интенсивность спектральной линии в случае термодинамического равновесия определяется выражением, являющимся следствием распределения Максвелла—Больцмана для числа молекул, обладающих энергией возбужденияЕi:

<img width=«149» height=«49» src=«ref-2_573250094-467.coolpic» v:shapes="_x0000_i1064">,                                                                           (1.23)
где    Еi, и Еk—энергии начального и конечного уровня возбуждения атомов (при переходе электрона с уровня iна уровень kпроисходит излучение);

giи  gk—статистические веса этих уровней;

Ai— вероятность данного перехода;

Nk; —число атомов, у которых электроны находятся на уровне k;

h—постоянная Планка;

ν—частота излучения;

Т—истинная температура.
Излученный квант энергии
hν=Ei– Ek.                                                                                         (1.24)
Орнштейнпредложил определять температуру дуги и искры путем измерения отношения излучаемых данным атомом интенсивностей двух линий. Это отношение не будет зависеть от числа излучающих атомов. Оно зависит <img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573250561-4822.coolpic» v:shapes="_x0000_s3121 _x0000_s3122 _x0000_s3123 _x0000_s3124 _x0000_s3125 _x0000_s3126 _x0000_s3127 _x0000_s3128 _x0000_s3129 _x0000_s3130 _x0000_s3131 _x0000_s3132 _x0000_s3133 _x0000_s3134 _x0000_s3135 _x0000_s3136 _x0000_s3137 _x0000_s3138 _x0000_s3139 _x0000_s3140">от температуры пламени и входящих в уравнениеконстант. Эти константы могут быть получены путем измерений относительных интенсивностей этих же линий в излучении источника с известной температурой.

Интенсивность спектральных линий определяется путем фотографирования спектра пламени при помощи спектрографа с последующим фотометрированием фотопластинки.

Этот метод не требует предварительной градуировки или наличия источника сравнения, температура которого равна температуре пламени, поэтому он может быть применен для измерения сколь угодно высоких температур. Однако этот метод обладает рядом серьезных недостатков, имеющих особенно существенное значение при его применении для измерения температуры пламени.

В наших предыдущих рассуждениях мы пренебрегли реабсорбцией – поглощением излучения одних атомов другими атомами того же элемента при прохождении излучения через пламя. Чтобы реабсорбцией для обеих линий можно было пренебречь, необходима очень малая концентрация атомов излучающего элемента. Только в этом случае интенсивность линий пропорциональна концентрации атомов данного элемента.

Остается весьма узкий интервал концентраций, при котором еще возможно измерение температуры пламени методом относительных интенсивностей спектральных линий без реабсорбции. /7/
1.2 Выбор и описание структурной схемы
На рисунке 1.3 приведена структурная схема пирометра спектрального отношения. Пирометры спектрального отношения (цветовые пирометры) используют в качестве параметра отношение энергетических яркостей излучающего тела в двух спектральных интервалах (двух длин волн).
<img width=«375» height=«159» src=«ref-2_573255383-8983.coolpic» v:shapes="_x0000_i1065">

Рисунок 1.3 – Структурная схема пирометра спектрального отношения
Излучение от объекта измерени<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573264366-4827.coolpic» v:shapes="_x0000_s3281 _x0000_s3282 _x0000_s3283 _x0000_s3284 _x0000_s3285 _x0000_s3286 _x0000_s3287 _x0000_s3288 _x0000_s3289 _x0000_s3290 _x0000_s3291 _x0000_s3292 _x0000_s3293 _x0000_s3294 _x0000_s3295 _x0000_s3296 _x0000_s3297 _x0000_s3298 _x0000_s3299 _x0000_s3300">я 1 попадает на фотоэлемент 4 через оптическую систему 2 (объектив с регулятором угла визирования) и обтюратор 3. Диск обтюратора имеет два отверстия, закрытые одно красным, а другое синим светофильтром. Амплитуды импульсов фототока, проходящего через фотоэлемент 4, пропорциональны интенсивности излучения в красной и синей частях спектра. После предварит<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573269193-4815.coolpic» v:shapes="_x0000_s4751 _x0000_s4752 _x0000_s4753 _x0000_s4754 _x0000_s4755 _x0000_s4756 _x0000_s4757 _x0000_s4758 _x0000_s4759 _x0000_s4760 _x0000_s4761 _x0000_s4762 _x0000_s4763 _x0000_s4764 _x0000_s4765 _x0000_s4766 _x0000_s4767 _x0000_s4768 _x0000_s4769 _x0000_s4770">ельного усиления (усилитель 6) импульсы попадают в электронно-решающую схему (преобразователь импульсов 7 и выходной каскад 8), где после ряда преобразований формируются в виде прямоугольных импульсов одинаковой амплитуды, но разной длительности. Длительности импульсов пропорциональны логарифмам амплитуд исходных импульсов фототока. С помощью коллекторного переключателя 5 прямоугольным импульсам (соответствующим красному и синему световым потокам) сообщается разная полярность. Тогда постоянная составляющая пропорциональна разности средних значений этих прямоугольных импульсов и, следовательно, пропорциональна логарифму отношения амплитуд исходных импульсов фототока. Обратная величина пропорциональна цветовой температуре. Постоянная составляющая напряжения, пройдя фильтр, с выхода электронного блока попадает на вход автоматического электронного потенциометра 9. На нем имеется шкала в условных делениях, и поэтому связь потенциометра и цветовой температуры устанавливается при градуировке прибора. На рисунке 1.3 блок 10 – стабилизатор напряжения, блок питания – 11.

Устройство, построенное по этой схеме, имеет следующие недостатки:

— низкое быстродействие;

— отображение температуры в условных единицах на школе потенциометра, а представление данного параметра лучше воспринимается человеком в форме цифр;

— большая сложность по сравнению с термометрами и, как следствие, — меньшая надежность.

Но основной недостаток всех пирометров в том, что пирометры в общем случае измеряют не истинную, а некоторую условную температуру./12/
В данной работе я предлагаю структурную схему устройствадля бесконтактного измерения действительной температурынизкотемпературной плазмы, изображенную на рисунке 1.4.

Схема включает в себя источник сравнения – лампочка СИ-10-300 (1), обтюратор (2), микродвигатель (3), оптическая система и источник излучения – плазма (4), спектрограф (5), фотоэлектронный умножитель (6), микроконтроллер (7), блок индикации (8), блок уточнения данных (9).

Устройство питается от стабилизированных источников питания.
<img width=«492» height=«178» src=«ref-2_573274008-7700.coolpic» v:shapes="_x0000_i1066">

<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573281708-4819.coolpic» v:shapes="_x0000_s1156 _x0000_s1157 _x0000_s1158 _x0000_s1159 _x0000_s1160 _x0000_s1161 _x0000_s1162 _x0000_s1163 _x0000_s1164 _x0000_s1165 _x0000_s1166 _x0000_s1167 _x0000_s1168 _x0000_s1169 _x0000_s1170 _x0000_s1171 _x0000_s1172 _x0000_s1173 _x0000_s1174 _x0000_s1175">Рисунок 1.4 — Структурная схема прибора для бесконтактного измерения температуры плазмы
Лампочка СИ-10-300 используется в устройстве в качестве источника сравнения, интенсивность которой используется в расчетах температуры по заданной формуле.

Обтюратор выполнен в виде вращающегося диска с двумя отверстиями. Одно отверстие, большего диаметра, предназначено для пропускания света от источника сравнения, а второе отверстие, меньшего диаметра, для регистрации сигнала оптопарой. Диск вращается микро-электродвигателем с постоянной скоростью 50 об/сек (400 Гц), который питается от источника питания постоянного тока. Вкачестве микродвигателя используется ДИД – 01.Обтюратор прерывает световой поток от источника сравнения, попеременно освещая спектрограф излучением плазмы и излучением плазмы с лампочкой. Отверстия в обтюраторе, микродвигатель и оптопара (блок уточнения данных) представляют собой блок синхронизации.

Излучение от источника сравнения 1 попадает на щель спектрографа через оптическую систему и поток плазмы 4.

Спектрограф (ИСП-30) с подвижной оптической системой в данном устройстве используется дляразложения светового потока в спектр, чтобы можно было выделить нужную спектральную линию для данной плазмы, исходя из эталонного спектра (железо).

Для исследования отдельных спектральных линий из всех существующих фотоприемников только фотоэлектронный умножитель (ФЭУ) способен обеспечить требуемую чувствительность. Чувствительность этого прибора такова, что он спо<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573286527-4819.coolpic» v:shapes="_x0000_s3321 _x0000_s3322 _x0000_s3323 _x0000_s3324 _x0000_s3325 _x0000_s3326 _x0000_s3327 _x0000_s3328 _x0000_s3329 _x0000_s3330 _x0000_s3331 _x0000_s3332 _x0000_s3333 _x0000_s3334 _x0000_s3335 _x0000_s3336 _x0000_s3337 _x0000_s3338 _x0000_s3339 _x0000_s3340">собен принимать излучение на уровне отдельных квантов. ФЭУ также является усилителем фототока.

Сигнал с ФЭУ инвертируется и поступает на микроконтроллер фирмы MotorolaMC68HC705B16со встроенным аналого-цифровым преобразователем (АЦП).Микроконтроллер запоминает оцифрованные данные и по заложенной программе вычисляет температуру.

Блок индикации предназначен для выдачи действительного значения температуры на индикаторы. В этом блоке сигнал от микроконтроллера, представленный в двоично-десятичном коде, дешифрируется и поступает на семисегментные индикаторы. Выводимое на индикаторы значение температуры представляет собой трехзначное число, поэтому, чтобы получить реальную температуру плазмы, умножаем полученный результат на 100.

Устройство, построенное по данной структурной схеме, лишено недостатков, присущих пирометру, реализованному по схеме на рисунке 1.3, и обладает следующими достоинствами. Обработка информации и вычисление температуры производится на одном микроконтроллере, что увеличивает скорость, обеспечивает необходимую точность и надежность измерения. Небольшое количество элементов схемы способствует повышению надежности прибора. Применение микроконтроллера облегчает вывод результата измерения на цифровой индикатор. И, наконец, главное достоинство — вычисляется истинная температура плазмы, а не какая-то условная.

Структурная схема устройства приведена в Приложении А.
1.3.5 Выбор и описание микроконтроллера
Так как в разрабатываемом устройстве необходимо измерять аналоговый сигнал, и в зависимости от этого регулировать ширину импульсов, воспользуемся микроконтроллером фирмы MotorolaMC68HC705B16 (DD1). Структурна<img width=«695» height=«1073» src=«ref-2_573291346-4822.coolpic» v:shapes="_x0000_s3909 _x0000_s3910 _x0000_s3911 _x0000_s3912 _x0000_s3913 _x0000_s3914 _x0000_s3915 _x0000_s3916 _x0000_s3917 _x0000_s3918 _x0000_s3919 _x0000_s3920 _x0000_s3921 _x0000_s3922 _x0000_s3923 _x0000_s3924 _x0000_s3925 _x0000_s3926 _x0000_s3927 _x0000_s3928">я схема этого микроконтроллера приведена на рисунке 1.3, в своем составе он имеет встроенный восьми канальный аналого–цифровой преобразователь и двухканальный ШИМ-контроллер.

Данный микроконтроллер имеет следующие параметры
Таблица 1.3 – параметры микроконтроллера

ОЗУ

352 бит

ПЗУ

15 Кбит

EEPROM

256 бит

таймер

16 разрядов

линий ввода/вывода

32

последовательный интерфейс

SCI

АЦП

8 разрядов, 8 каналов

ШИМ

8 разрядов, 2 канала

напряжение питания

+5 В

частота системной шины

2,1 МГц

корпус

64-QFP 52-PLC C

средства отладки
M68ICS05B     продолжение
--PAGE_BREAK--