. : New eShop! - Mobilní verze - Pandatron.cz - Pandatron.sk - Diskuzní fórum - Zakázkový vývoj : .
 
Úvod do distribuovaných optovláknových systémů založených na Ramanově jevu pro měření teploty - 1. díl

Úvod do distribuovaných optovláknových systémů založených na Ramanově jevu pro měření teploty - 1. díl

Článek popisuje novou měřicí techniku založenou na využití distribuovaného optovláknového měřícího systému nazývaného (DTS - Distributed Temperature Sensing systems). DTS systém se chová jako lineární senzor, který měří teplotu podél optického vlákna. Optické vlákno může být tedy použito nejen pro telekomunikační účely, jak je tomu doposud, ale i pro účely senzorové. Rovněž je zde popsána reflektometrická metoda, kterou využívá DTS systém ke své funkci.

DTS jsou distribuované optovláknové systémy, které s pomocí optického vlákna dokáží měřit teplotu nebo mechanické napětí. Optické vlákno, které využívá DTS systém si lze představit jako několik tisíc senzorů poskytujících po zpracování, informaci o teplotním (tlakovém) profilu podél vlákna. DTS systém využívá veškerých předností, které nám optické vlákno nabízí. Mezi tyto výhody jmenujme:

  • Odolnost vůči elektromagnetickému záření,
  • Odolnost vůči agresivnímu prostředí (v případě použití speciálních typů kabelů),
  • Současné odečítání několika tisíců naměřených hodnot,
  • Snadná instalace a téměř žádná údržba, dlouhodobé monitorování (až 30 let),
  • Bezpečné použití v hořlavých a výbušných prostředích,
  • Okamžitá lokalizace změn teploty, tlaku, poruchy a událostí,
  • Délka optického vlákna až do 10 km v případě DTS používající Ramanův rozptyl a 30km pro DTS založených na Brillouinově rozptylu,
  • Monitorování přenosových tras z hlediska teplotní stabilizace (snížení bitové chybovosti). [1]

Možné nasazení DTS systémů v následujících aplikacích:

  • Monitorování teploty podél kabelů VVN těžba a zpracování ropy, plynu a dalších hořlavých nebo výbušných látek,
  • Monitorování teploty velkých povrchových nebo podzemních zásobníků,
  • Systémy požární ochrany v tunelech, v metru apod.,
  • Měření teploty na produktovodech, zjišťování jejich netěsností monitorování a řízení technologických procesů a zařízení,
  • Monitoring a řízení teploty uvnitř velkých objektů a budov monitorování teploty podél přehrad a hrází, zjišťování průsaků vody,
  • Ekologické projekty (geotermální prameny, tvorba náledí, monitoring skládky či nebezpečných odpadů apod.). [1]

Technologicky jsou optovláknové distribuované systémy (viz obr. 1) založeny na principu optického reflektometru, tzn., že do vlákna je vyslán světelný impuls o vlnové délce 1064 nm [1], velikosti menší než je 1 mW [1] a době 10 ns [1], jehož určitá část se vlivem nelineárního (nepružného) rozptylu v optickém vlákně vrací zpět na detektor systému DTS [2] [3]. U optovláknových distribuovaných systémů je nejčastěji využito optická reflektometrie v časové oblasti tzv. OTDR (Optical Time Domain Reflectometry) nebo OFDR (Optical Frequency Domain Reflectometry) [1]. Jevy nelineární (nepružné) způsobující návrat části světelného impulsu na detektor se nazývají stimulovaný Ramanův a Brillouinův rozptyl [3] [4]. DTS systémy se proto dělí dle konstrukce. A v závislosti na použitém druhu rozptylu, který potřebují ke své činnosti. DTS detekující Ramanův stimulovaný rozptyl využívají mnohovidového optického vlákna (průměr jádra 50 µm a průměr pláště 125 µm či se dá použít i vlákno s průměrem jádra 62,5 µm a pláštěm 125 µm, dle ITU G. 651.1) [5] s velkou hodnotou numerické apertury pro maximalizování vedené intenzity zpětně odraženého světla, protože velikost zpětně odraženého Ramanova rozptylu je poměrně malá. Relativně vyšší útlumová charakteristika mnohovidového vlákna pak omezuje dosah DTS systémů založených na Ramanově rozptylu na přibližně 8 - 10 km. Naproti tomu DTS detekující Brillouinův rozptyl využívají jednovidového optického vlákna (průměr jádra 9 µm a průměr pláště 125 µm, dle ITU G. 652) [6] a jsou schopny měřit teplotu i tlak do vzdálenosti až 30 km. Prostorová rozlišitelnost DTS systémů je standardně 1 m s přesností ± 1 °C, při rozlišení 0,01 °C. Pro extrémní DTS systémy je prostorová rozlišitelnost 0,5 m a teplotní 0,05 °C. Jedná se tedy o velice přesné a precizní měřící systémy.


Obr. 1: Optovláknový distribuovaný systém

Nicméně před každým měřením je nutné nastavit integrační dobu, po kterou se bude provádět měření a počet iterací. Platí jednoduché pravidlo, čím je delší integrační doba a počet iterací, tím dochází k většímu zpřesnění a vyhlazení teplotní křivky.[1]

Princip vzniku Ramanova rozptylu
Při studii rozptylu záření na molekulách, zjistíme, že převážná část rozptýleného záření má stejnou vlnovou délku jako záření původní elastický rozptyl neboli (Rayleighův rozptyl). U malé části rozptýleného záření však dochází ke změně vlnové délky oproti původnímu budícímu záření (Ramanův či též kombinační rozptyl). Tento jev byl předpovězen rakouským vědcem Smekalem již v roce 1923 a teoreticky se jím zabývali v letech 1925-1927 Heisenberg, Dirac, Kramers či Schrödinger. V roce 1928 jej experimentálně prokázal při studiu rozptylu světla indický vědec Chandrasekhara Venkata Raman, po němž byl pojmenován. [3] [4] [7] [8]

K rozptylu záření na molekulách dochází v okamžiku, kdy se foton vstupujícího záření srazí s molekulou zkoumané látky. Přibližně tisícina (10-3) zářivého toku vstupujícího (budícího) záření se podílí na pružných srážkách fotonů budícího záření s molekulami zkoumané látky. Při pružné srážce se energie (označená v obr. 2 jako E) odraženého fotonu (ani molekuly) nezmění a u vzniklého rozptýleného záření tudíž nedochází ke změně vlnové délky oproti záření budícímu (viz obr. 2). Toto rozptýlené záření je v obr. 2 označováno jako Rayleighův rozptyl. Foton záření se srazí s molekulou. Během srážky se molekula dostane na virtuální excitovanou vibrační energetickou hladinu, téměř okamžitě však klesne na původní základní energetickou hladinu. Nedochází tudíž k žádnému pohlcení ani k emisi energie, foton po srážce s molekulou má proto stejnou energii (a tedy i frekvenci) jako před srážkou. Podstatně menší část budícího záření (cca 10-8) se účastní nepružných srážek fotonu s molekulou. Dojde-li k nepružné srážce, předá dopadající foton část své energie molekule nebo od ní jisté kvantum energie přijme. Takto vzniklé rozptýlené záření bude mít rozdílnou frekvenci od záření budícího. Tento jev se nazývá Ramanův rozptyl. [3] [4] [7] [8]


Obr. 2: Vznik Rayleighova rozptylu

Při nepružných srážkách fotonů a molekul se nemění kinetická energie, ale pouze vnitřní energie zúčastněných molekul. Výsledkem změny vnitřní energie molekuly je její přechod z nižšího do vyššího vibračního (přesněji vibračně-rotačního) stavu nebo pokud je její přechod z vyššího vibračního stavu do nižšího. Rozdíl mezi frekvencemi fotonu před a po srážce (tzn. rozdíl frekvencí budícího a rozptýleného záření) se označuje jako Ramanův posun a odpovídá frekvenci příslušného pásu v Ramanově spektru (obr. 3). Aby bylo možné dokonale zaznamenat změnu frekvence rozptýleného záření je zapotřebí používat pro buzení Ramanova rozptylu záření monochromatické.[3] [4] [7] [8]


Obr. 3: Ramanovo spektrum rozptýleného záření

Při neelastické (nepružné) srážce fotonu budícího záření s molekulou může dojít ke snížení, či zvýšení energie fotonu. V případě snížení energie fotonu, předá foton určité kvantum své energie molekule. Jedná se přesně o takové kvantum, které umožní molekule přejít do vyššího vibračního stavu. Foton má po srážce nižší energii a tedy i nižší frekvenci. Příslušný pás bude v Ramanově spektru posunut od pásu budícího záření směrem k nižším energiím do tzv. Stokesovy oblasti (viz obr. 4, h je Planckova konstanta). Jedná se o červený posun; to je posun směrem k nižším frekvencím neboli k větším vlnovým délkám.[3] [4] [7] [8]


Obr. 4: Vznik Ramanova rozptylu ve Stokesově oblasti

Foton záření se srazí s molekulou. Během srážky se molekula dostane na virtuální excitovanou vibrační energetickou hladinu a poté klesne na vibračně energetickou hladinu, která je vyšší než hladina základní. Molekula tedy zůstane po srážce s fotonem v excitovaném vibračním stavu. Energie nutná k udržení molekuly v excitovaném stavu, je odebrána fotonu. Ten má proto po srážce nižší energii (frekvenci) než před srážkou. V případě zvýšení energie fotonu, získá foton energii od molekuly, velikost obdržené energie je totožná s energetickým kvantem, které molekula uvolní při přechodu z vyšší na nižší vibračně-rotační energetickou hladinu. Foton má po srážce vyšší energii a tedy i vyšší frekvenci. Příslušný pás bude v Ramanově spektru posunut od pásu budícího záření směrem k vyšším energiím do tzv. anti-Stokesovy oblasti (viz obr. 5, h je Planckova konstanta). Jedná se o modrý posun; tj. posun směrem k vyšším vlnočtům neboli ke kratším vlnovým délkám.[3] [4] [7] [8]


Obr. 5: Vznik Ramanova rozptylu v anti-Stokesově oblasti

Z hlediska klíčových vlastností molekul pro vznik rozptýleného světla je jejich polarizabilita. Polarizabilita, α, představuje schopnost působícího elektrického pole, E, způsobit dipólový moment µ0 (popisující nesymetrické rozdělení elektrického náboje, např. v molekule nebo v malé skupině atomů):

(1)

V případě molekuly s rovnovážnou geometrií, označujeme polarizabilitu jako α0. V určité vzdálenosti, Δr, od rovnovážné geometrie molekuly, je dána okamžitá polarizace ve tvaru:

(2)

Jestliže se molekula, či atom, nachází ve vibračním nebo rotačním sinusoidním módu, Δr může být taktéž zapsaná pomocí sinusoidním funkce v rámci frekvence vibrací, vvib, a času t:

(3)

kde rmax je maximální vibrační rozkmit. Světelné záření se specifikovanou frekvencí, v0, je indukováno elektrickým polem, E , které má taktéž sinusoidní průběh:

(4)

kde Emax reprezentuje maximální hodnotu indukovaného elektrického pole. Jestliže vztahy (3) a (4) přeneseme do rovnice (2), dostaneme výslednou rovnici (5) ve tvaru:

(5)

Rovnici (5), která stanovuje velikost dipólového momentu µ0, můžeme upravit podle obecného vztahu:

(6)

Při nahrazení a za (2πvvib t) a b za (2πv0 t) v obecné rovnici (6), dostaneme konečný tvar rovnice pro stanovení velikosti dipólového momentu µ0:

(7)

První část rovnice (7) představuje Rayleigho rozptyl (účastní se pouze frekvence budící energie v0). Druhá část rovnice (7) již představuje samotný Ramanův rozptyl, respektive jeho Stokesovu část (v0 - vvvib) a anti-Stokesovu část (v0 + vvib) – viz obr. 4 a 5. Z druhé části rovnice (7) je také zřejmé, že existence Ramanova rozptylu je závislá na změně polarizability δα při změně pozice δr . [3] [4]
DTS systémy využívající Ramanova stimulovaného rozptylu

Pro optovláknové distribuované systémy, které využívají pro svoji funkci Ramanova stimulovaného rozptylu v optickém vlákně, je nejvíce důležitá anti-Stokesova část spektra. Anti-Stokesova část spektra mění velikost své intenzity na základě změně teploty podél profilu optického vlákna – viz obr. 3. Avšak Stokesova část spektra je teplotně nezávislá. DTS systémy proto principiálně pracují na základě změny intenzity anti-Stokesovy části spektra vůči Stokesově části spektra:

(8)

Kde R(T) je výsledná teplota, Ia-S je intenzita anti-Stokesovy části spektra, IS je intenzita Stokesovy části spektra, ?S je Stokesova vlnová délka, ?a-S je anti-Stokesova vlnová délka, h je Planckova konstanta [(6,62606891 ± 0,000 000 58)×10-34 Js], c je rychlost světla ve vakuu, vvib je vibrační frekvence, k je Boltzmanova konstanta (1,3807.10-23JK-1), T je termodynamická teplota, ?a optický útlum mezi Stokesovou a anti-Stokesovou části spektra, z je pozice od čela optického vlákna. [1] [6]

Autoři: Jiří Halmazňa
J. Látal, P. Koudelka, F. Hanáček, P.Šiška - VŠB-TU Ostrava, FEI

Odkazy & Download:
Domovská stránka FEI VŠB-TU Ostrava
Katedry a pracoviště







GooglePlus1 FaceBook Twitter del.icio.us DiGG Google StumbleUpon Google Buzz Email RSS PDF Tisk

Komentáře (1):

Zobrazit starší 30 dnů (1)...

host
1. Dne 03. 10. 2015 v 10:18 zaslal host
Bez titulku
Ty vzorce jsou vysázeny velmi nepěkně, řekl bych otřesně. Jako kdyby nemohli použít třeba Latex ?


Název příspěvku: Vaše jméno: host
                 
  Zakázat formátování [Zakáže kódování a nahrazování smajlíky.]
Připojit soubory
reklama:
PU232F - převodník USB-UART, modul
Modul s obvodem CP2102 od Silicon Labs - převodník USB-UART pro vývoj a malosériovou výrobu.
Skladem od 290 Kč

Informace uvedené v článcích jsou platné v době jejich vydání a samotné články jsou určeny pouze jako zdroj informací. Autor článku ani správce webu nenesou žádnou zodpovědnost za případné újmy na majetku a zdraví. Názvy společností a výrobků, loga a další multimediální materiál mohou být ochrannými známkami příslušných společností.
RSS kanály: | |
+420 723 846 377
info@pandatron.cz
Všechna práva vyhrazena | mobilní verze | © Copyright 2000 - 2016 ISSN 1803-6007