烟尘浓度测量方法综述

李 昆，钟 磊，张洪泉

(1.哈尔滨工程大学，黑龙江哈尔滨150001;2.中国电子科技集团公司第四十九研究所，黑龙江哈尔滨150001)

0 引言

进入21世纪，人类生产生活的各个方面都会产生烟尘，钢铁和有色金属冶炼、火力发电、水泥和石油化工企业的生产过程，煤矿、采石场等矿山生产中产生的烟尘，车辆和飞机排放的废气，以及垃圾焚烧处理、家庭炉灶、供暖锅炉排出的烟气等，都是烟尘污染的主要来源，其中，以燃料燃烧排出的数量最大，主要成分是未燃烧的碳粒(C)，还含有少量 SiO2，Al2O3，Fe2O3，CaO 等。烟尘污染大气，对人们身体健康有很大的危害，会引起心脏病患者死亡率的增加。另一方面，随着低碳环保行动的深入，降低生活环境中C的含量成为环境保护的重中之重。因此，对排放源烟尘浓度的测量就成为环境监测的一个重要方面［1］。

1 测量方法

目前，根据测量机理的不同分为两类分析方法:取样法和非取样法［2］。

1.1 取样法

取样法是从待测区域中取部分具有代表性的含烟尘气样，并将颗粒从样品中分离出来，再送入随后的分析测量系统来测量烟尘质量浓度的方法［3］。

1)滤膜称重法

滤膜称重法的基本原理是以规定的流量采样，将空气中的烟尘颗粒沉集于高性能滤膜上，称滤膜采样前、后的质量，由质量差求得沉集的烟尘颗粒质量，再根据采样空气体积，计算出烟尘颗粒的质量浓度。

由于受滤膜性能影响，大多测量采用PM10和PM2.5 2个标准的烟尘颗粒物。如，武汉分析仪器厂FC—2B型粉尘采样器，采用滤膜称重原理，采集作业场所空气的烟尘，适用于冶金、矿山、陶瓷等有粉尘危害的作业场所定点采样，流量达到25L/min，精度为2.5级［4］，时间精度小于2s。

该方法原理简单，测定数据可靠，测量不受颗粒物物理性质的影响。但操作烦琐费时(一般3～24 h)、噪声大。

2)β射线吸收法

β射线吸收法测量装置由β射线源、滤膜支架及探测器等组成。当含尘样气通过滤膜时，颗粒被过滤在滤膜上，经过一段时间后，转动轴带动滤膜移动并使被滤颗粒进入测量区域，测量区域上部发出的β射线透过颗粒介质后衰减并被接收，根据β射线的衰减程度即可确定被滤尘样的质量，进而求得被测粉尘的质量浓度。

β射线吸收法是在称重法基础上发展而来的，该方法主要用于煤矿粉尘与工业燃烧烟尘(主要含C和S)的测量，以及用于气溶胶质量浓度的监测。2009年，怀化铁路疾病预防控制中心的向纯海对β射线吸收法测量作业场空气粉尘(炭黑粉尘)浓度做研究［5］，结果表明:β射线吸收法反演出的粉尘质量与滤膜增重Δm基本一致，滤膜增重与β射线吸收度呈正相关，且随采样时间t和滤膜增重Δm的增加，β射线吸收度的变异系数和炭黑粉尘浓度的变异系数总体趋势是减小，当采样时间 t≥7 min，滤膜增重 Δm≥0.3 mg时，2种变异系数均在10%以下。检测下限为增重Δm为0.0002 mg。典型代表仪器武汉天虹仪器集团的TH—25型大气颗粒物浓度监测仪，其利用低能β射线的辐射吸收原理，对空气总悬浮颗粒物(TSP)、飘尘(PM10)、呼吸性颗粒物(PM5和PM2.5)进行浓度监测分析，采样流量为16.7 L/min，准确度3%，测量浓度为0～5.0 mg/m3，重复性为2%。

该方法测量的动态范围宽，准确度及灵敏度高，且测量结果只与粒子的质量有关。但该方法存在安全隐患，同时，系统要求增加各种屏蔽措施，结构设备复杂且昂贵。

3)压电晶体差频法

压电晶体法采用石英谐振器作为敏感元件。其工作原理是使空气以恒定流量通过切割器，进入由高压放电针和微量石英谐振器组成的静电采样器，在高压电晕放电的作用下，气流中的颗粒物全部沉降于测量谐振器的电极表面上，因电极上增加了颗粒物的质量，其振荡频率发生变化，根据频率变化可测定烟尘颗粒物的质量浓度。

与其他测烟尘浓度的方法相比，压电晶体差频法具有灵敏度很高，石英压电晶体电极的质量灵敏度理论上为180 Hz/μg。假定所测空气烟尘浓度为 150 μg/m3，以1 L/min采样流速采样2 min，所采烟尘量为0.3 mg，仪器的理论响应值为54 Hz，就可准确测定。其采样流量低、采样时间短是其他测尘法无法比拟的;检测范围宽，由于输出的低频信号达10～105Hz，能满足大气烟尘不同浓度的测定，如果输出104Hz，被测烟尘浓度理论上等于28 mg/m3，这样高的烟尘浓度一般已超出环境烟尘浓度的范围。

典型仪器是日本加野麦克斯的3511粉尘计，该仪器的核心是压电晶体。将浮游粉尘收集到压电晶体上，通过石英频率的变化测试粉尘质量，测量浓度范围为0.02～10 mg/m3，灵敏度为 0.005 μg/Hz。

但由于压电晶体每做完一次测试后需要重新清洁后才能进行下次测试，所以，这种测试方法不能进行长时间在线检测。

4)微量天平振荡法

测量原理是基于锥形元件振荡微量天平原理，核心部件为锥形元件振荡器。锥形元件振荡器在其自然频率下振荡，振荡频率由振荡器件的物理特性、参加振荡的滤膜质量和沉积在滤膜上的颗粒物质量决定。仪器通过采样泵和流量计，使环境空气以一恒定的流量通过采样滤膜，颗粒物则沉积在滤膜上。测量出一定间隔时间前、后的2个振荡频率，就能计算出在这一段时间里收集在滤膜上颗粒物的质量，再除以流过滤膜的空气的总体积，得到这段时间内空气中颗粒物的平均浓度。

以本方法为测量机理的代表仪器是美国RP公司的TEOM系列RP—1400 a监测仪，该仪器直接和实时测量室内(外)环境中小于10μm的烟尘质量浓度。其技术特点是高精度，小时平均质量浓度为±1.5μg/m3，24 h平均质量浓度为 ±0.5μg/m3，高分辨率为 0.01μg/m3。

微量天平振荡法适用范围很广［6］，现代主要用于空间环境表面污染(分子污染和颗粒物污染)的监测，又因其高灵敏度、高分辨率及实时在线监测、输出数字化等优点在电化学和生物领域备受关注。

1.2 非取样法

非取样法是利用烟尘颗粒物与射线、光等作用后所产生的衰减、散射等现象来间接测量烟尘浓度的方法。非取样法主要有:黑度法、浊度法、光散射法。

1)黑度法［7］

此方法又叫林格曼黑度法。它是基于监测人员用有不同黑色面积的玻璃片对排放烟尘的黑度进行目测，然后与林格曼黑度(共分六级)对比后，确定被测烟尘的黑度，再按林格曼黑度级与烟尘浓度对照表得到烟尘排放浓度。这种方法使用简单、方便，操作人员很容易掌握使用，但显然这种方法不够科学，也不够可靠，无法获得烟尘的绝对浓度。

以黑度法为测量机理的仪器，如青岛高通分析仪器有限公司的LGM—A1型林格曼烟尘黑度计，其测量精度为0.5%。

黑度法只是粗略了解烟尘的黑度等级而不需要获得其绝对浓度，主要用于烟尘黑度监测，应用于锅炉、工业炉窑、火电厂及炼焦炉等场所［8］。

2)浊度法

该方法将光源与探测器分别安装在烟道两侧，光遇到烟尘颗粒后由于吸收、散射等作用使光强衰减，探测器接收的是颗粒的透射光。根据郎伯—比尔定律，透射光强与颗粒的大小和浓度相关，这就为烟尘颗粒物浓度测量提供了尺度，通过计算介质的浊度，得到烟尘的质量浓度。

该方法原理简单、技术成熟，广泛用于工业烟囱、煤矿瓦斯监测，但用于浓度测量时必须预先知道被测对象的粒径分布或者平均粒径，具有一定的局限性，即在浓度极低时，光强变化不大，浓度极高时，光强衰减过大，从而信噪比大大降低，因此，在这种特殊情况下，效果较差;当烟尘组分发生变化时，测量结果也会出现偏差;由于光源、探测器及反射镜等需要分立安装，因此，需要严格对准;反射镜等光学镜片附着烟尘后，也会影响测量结果。

3)光散射法［9］

光散射法基于光散射原理，当光束入射到颗粒(不管是固体颗粒、液滴或者气泡)上时，将向空间四周散射，光的各个散射参数与烟尘颗粒的浓度密切相关。将探测器安装在某一散射角处，获得散射光强数据后，基于散射理论对烟尘浓度进行反演。

代表仪器有LD—3F防爆袖珍型电脑激光粉尘仪，可以直接读取质量浓度，适用于室内外环境中可吸入颗粒物(PM10)浓度的检测，测定范围为0.01～100 mg/m3或者0.001～10 mg/m3;灵敏度为0.01或者0.001mg/m3;测量精度为±10%。

光散射法之所以获得广泛应用是因为相比其他测量方法具有如下显著优点:适用性广，除了测量固体颗粒(粉末)外，还可以测量液体颗粒(液滴)、气体颗粒(气泡)，而不用知道颗粒的化学组成;粒径测量范围宽，从几个纳米(10-3μm)到约103μm，甚至更大;测量准确、精度高、重复性能好，对单分散系高分子聚合物标准粒子的测量误差和重复性偏差可以限制在1%～2%之内。

2 发展概况

2.1 国外研究情况

1957年，Van de Hulst H C的专著“Light Scattering by Small Particles”出版［10］，成为粒子散射理论的经典著作。

20世纪70年代起，激光雷达发展迅速，激光雷达遥感理论日趋成熟。1983年，Fitzgerald基于Mie散射理论分析了低对流层气溶胶粒子的相对湿度对0.694，10.6μm两个波段后向散射系数的影响［11］。1994年，美国国家航空航天局利用“发现号”航天飞机利用激光雷达进行了大气探测实验并获得成功，使激光雷达的探测范围大大拓宽［12］。

进入21世纪，烟尘浓度在线监测和大气污染防治成为焦点，光后向散射法研究的内容主要集中在粒子后向散射特性的理论计算和实时测量的实现2个方面。2001年，Boss Emmanuel等人在实验测量的基础上利用体散射函数对雨滴的后向散射系数进行了反演，为理论计算提供了有力的支持。2002年，Tishkovets V P对薄层粒子系的后向散射理论进行了详细的推导和计算，为粒子系的后向散射理论的发展奠定了基础。2004年，Griaznov V等人基于Mie散射模型，对水滴球形粒子含偏心包含物的后向散射特性进行了分析，为雷达亮暗带现象出现的原因提供了理论依据［13］。2006年，Michael Mishchenko I对这一阶段有关后向散射增强等一系列粒子散射问题进行了梳理和总结，并指出了未来的研究方向［14］。2008年，Budak Vladimir P发展了一种新的边界处理方法，对高浓度各向异性的三维粒子系的散射特性进行了计算，进一步拓展了散射理论［15］。2009年，Chaikovskaya Ludmila I利用CCD雷达获得的实验数据反演多级散射粒子系的后向散射特性，直接获得了粒子散射系的极化图和 Mueller矩阵图，信息更加丰富［16］。2010年，Sommersten Endre R利用离散坐标法和Monte Carlo法对两平行层不同粒子系的散射场进行了计算，结果表明:该方法计算结果更加精确，计算时间也大大缩短［17］。

2.2 国内研究情况

国内起步较晚，最早是1979年，上海市激光技术研究所的孙渝生运用后向散射激光多普勒测速原理，对管内微粒悬浮液自由下落的速度进行了测量［18］。1997年，复旦大学的黄兴忠和金亚秋，计算了群聚球形粒子和群聚非球形粒子的极化散射场，得出粒子之间的相干使后向散射明显增强的结果。同年，国家海洋局的夏达英等利用后向散射荧光计对试验海区内人工投放的粉煤灰悬浮颗粒的浓度进行了测量，结果表明:后向散射法优于前向法和衰减法［19］。

近年来，我国在颗粒物后向散射理论研究与实验方面已经取得显著的成果。2001年，上海理工大学蔡小舒等人对高浓度颗粒系的后向散射特性进行了计算，指出当颗粒浓度增大到一定程度后，决定后向散射强度的是颗粒的粒径，而与浓度基本无关［20］。同年，济南大学的王玉茹等人设计并搭建了光散射法测定烟尘浓度的实验装置，并对典型烟尘样品进行了测量，结果表明:相对于光吸收法而言，光散射法具有更高的灵敏度［21］。2003年，北京理工大学的李丽等人采用辐射传输理论建立了水下距离选通脉冲激光成像系统的后向散射光模型，根据典型系统参数计算并绘制了系统的重叠系数和后向散射光变化曲线［22］。同年，天津大学精密测试技术及仪器国家重点实验室的苏翼雄等人通过研究线偏振光照射在生物组织表面时其散射光的偏振态特性，提出了一种非接触方法进行生物组织后向散射光信号拾取的方法，为提高组织成分光谱检测的信噪比提供了实验基础。2004年，南京理工大学的谷亚林等人推导并计算了有限长导体圆柱的后向散射极化矩阵，分析了目标的特征极化参数和入射角之间的关系［23］。2006年，华中科技大学的邓勇等人基于Mie散射理论，建立了双层散射介质的单次后向散射光谱的理论模型，结果表明:利用后向散射光对粒径大小、分布和复折射率的高灵敏度，可对实现癌细胞的早期识别［24］。2009年，西安电子科技大学的吴振森等人利用Monte-Carlo方法对电磁波在烟尘中的传输特性进行数值计算，给出烟尘中反射率和透射率随入射角和烟尘厚度变化的数值结果［25］。2010年，中科院上海光机所的王向伟等人基于单个气泡的米氏散射理论，利用多层介质蒙特卡—罗模拟方法，对I，IA，IB类海水下的尾流气泡激光后向散射特性进行了模拟，证明了可利用尾流气泡群的激光后向散射作为鱼雷的引信［26］。

3 主要发展方向

1)计算烟尘粒子散射特性的光学常数:目前光学常数的测量主要采用KBr样片透射法，该方法操作复杂、被测粒径受限，且只能通过红外波段的结果外推至可见光波段。

2)计算复杂形貌烟尘粒子的后向散射特性:目前构建的烟尘粒子模型仅为特殊的非球模型，如椭球、圆柱等。而实际烟尘粒子形貌各异、表面十分复杂，因此，按传统方法难以准确获得实际烟尘粒子的后向散射特性。

3)计算烟尘粒子系的后向散射特性:目前的计算是基于Mie散射理论进行叠加或复散射计算，这仅适用于球形颗粒系，而难以满足烟尘粒子排放现状。

4 结束语

烟尘浓度的在线测量方法应满足以下要求:

1)采样速度要足够快，能进行长期、实时地监测，能够满足生产过程中对数据量的要求。

2)数据处理必须实时准确，及时反映出烟尘颗粒物特性的变化。

3)测量系统结构简单、可靠，能够在恶劣条件下长期运行，便于维护。

4)测量系统还应具有较好的经济性，价格合理。

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