Úvod do distribuovaných optovláknových systémů založených na Ramanově jevu pro měření teploty

Introduction into the Raman effect based Distributed Fiber Optic Systems for Temperature Measurement. 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.

---

Introduction into the Raman effect based Distributed Fiber Optic Systems for Temperature Measurement

Abstract

This article describes new measurement technique based on utilization of distributed fiber optic system named (DTS - Distributed Temperature Sensing system). DTS system behaves as a linear sensor, which measures the temperature along the optical fiber. Optical fiber can therefore be used not only for telecommunication purposes, as is currently the case, but for sensor purposes as well. Article also describes reflectometrical method that uses the DTS system to its function.

Keywords: DTS, Fiber optic sensor, Temperature, Stokes, Anti-Stokes, Raman, Optic fiber

---

Úvod

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. č. 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. č. 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. č. 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. č. 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. č. 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. č. 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, v_vib, a času t:

(3)

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

(4)

kde E_max 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 (2πv_vib 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 - v_vib) a anti-Stokesovu část (v₀ + v_vib) – 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, I_a-S je intenzita anti-Stokesovy části spektra, I_S je intenzita Stokesovy části spektra, λ_S je Stokesova vlnová délka, λ_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, v_vib je vibrační frekvence, k je Boltzmanova konstanta (1,3807.10^-23JK^-1), T je termodynamická teplota, Δa optický útlum mezi Stokesovou a anti-Stokesovou části spektra, z je pozice od čela optického vlákna. [1] [6]

Princip měření metodou zpětného rozptylu - OTDR

Princip optovláknových distribuovaných systémů je obdobný jako u OTDR metrů (Optical Time Domain Reflectometry) nebo OFDR (Optical Frequency Domain Reflectometry), systémů založených na metodě zpětného rozptylu. Při ní se využívá dominantního rozptylového jevu tzv. Rayleighova a Fresnelových odrazů. Avšak většina komerčně vyráběných DTS systémů využívá OTDR metody. Vnitřní schéma DTS systému využívajícího OFDR metody je vyobrazen na obrázku 6. V následujících odstavcích je uveden princip a popis OTDR metody.

Obr. č. 6. Vnitřní schéma DTS systému využívajícího OFDR reflektometru

Při této metodě se vyhodnocuje tedy časová závislost zpětně rozptýleného optického výkonu při šíření úzkého optického impulsu měřeným vláknem. V dnešní době se jedná o perspektivní metodu měření a diagnostiky optických vláken a kabelů, jak při výrobě tak i při montáži a provozu. Tato metoda umožňuje kromě měření útlumu měřit rovněž podélnou homogenitu, analyzovat útlum, jak pro celou délku, tak i pro jednotlivé části trasy, útlum svarů, konektorů, útlum odrazu, průměr vidového pole, délku vlákna a zároveň lokalizovat případné poruchy na trase. OTDR lze využít i pro zjišťování optické kontinuity, tj. k určování toho, jak je či není optická trasa kontinuální. Metoda zpětného rozptylu (OTDR) využívá ke své činnosti Fresnelova odrazu a Rayleighova rozptylu v optických vláknech. Případné Fresnelovy odrazy na bodové poruše nebo koncích vlákna jsou z hlediska měření útlumu sice jevem nežádoucím, avšak se dají velmi dobře uplatnit při měření délky vlákna nebo lokalizaci poruchy. Fresnelův odraz nastává, pakliže dopadá optické záření na rozhranní dvou prostředí s různými indexy lomy. Tato situace nastane vždy, když připojujeme konektory či mechanické spojky, na začátku i na konci vlákna nebo na svařované spojce. Pokud tedy je vyslán do optického vlákna obdélníkový impuls s výkonem P₀ a šířkou Δt, část toho výkonu se u impulsu bude vyzařovat v každém bodě v důsledku nehomogenit optického vlákna (tzv. Rayleighova rozptylu) a rozptýlení izotropní záření se bude šířit všemi směry a část tohoto záření se dostane zpět ke vstupu. Poté se ze vzdálenosti od počátku vlákna ke konci vypočítá výkon P_b(z), který lze popsat následujícím vztahem (9). [9] [10]

(9)

v_g – skupinová rychlost šíření signálu; S – koeficient zpětného rozptylu, α_R – činitel ztrát Rayleighovým rozptylem; α – střední hodnota koeficientu útlumu vlákna na délce (z) v dopředném a zpětném směru.

Jinak koeficient zpětného rozptylu (S) je spektrálně závislý a vyjadřuje, jaká poměrná část optického výkonu se po rozptylu šíří vláknem ve zpětném směru. Pro jednovidová vlákna se dosahuje hodnot okolo -49,6 dB (0,0000106) pro 1,31 μm respektive -51,1 dB (0,000061) pro 1,55 μm. Pro mnohovidové optické vlákno dosahujeme větších hodnot zpětného rozptylu -23 dB (0,005). Je důležité i upozornit na ten fakt, že tento koeficient je silně závislý na geometrických a optických vlastnostech měřeného vlákna jakými jsou např. index lomu, průměr vidového pole, numerická apertura, atd. Velikost zpětně rozptýleného optického výkonu je lineární funkcí šířky vstupního impulsu. Délka souřadnice definovaná ve vztahu (9) je svázaná v čase prostřednictvím skupinové rychlosti šíření signálu v_g daná vztahem (10). [9]

(10)

Hodnota výkonu Pb(z) lze detekovat na čele vlákna právě po uplynutí doby t=2z/v_g od okamžiku navázání optického impulsu. Při sledování časové závislosti zpětně rozptýleného výkonu z tohoto impulsu, tak můžeme monitorovat průběh Pb(z) podél celého měřeného vlákna. Hodnota zpětně rozptýleného optického výkonu Pb(z) přitom na základě vztahu viz (9) se vzdáleností exponenciálně klesá. Proto je výhodné vynést daný průběh Pb(z) v logaritmickém měřítku. V případě podélně homogenního vlákna potom získáme přímku, u níž je její směrnice udává koeficient útlumu vlákna. Pro podélně nehomogenní vlákna je průběh Pb(z) reprezentován v logaritmickém měřítku klesající křivkou, jejíž tečna v každém bodě udává zdánlivou lokální hodnotu koeficientu útlumu (zdánlivá je proto, že průběh Pb(z) je ovlivňován i změnami optických parametrů nebo geometrií měřeného vlákna, tedy faktory, které nemají až tak velký význam pro útlum).
Při navazování optických impulsů do zkoumaného vlákna dochází k Fresnelovu odrazu na vstupním čele vlákna. Odražené záření se pak může dostat přes optický dělič n a citlivou plochu fotodetektoru. Při kolmém dopadu záření na čelo vlákna je koeficient Fresnelova odrazu přibližně 0,04 (cca -14dB). Výkon odraženého optického záření proto převyšuje výkon záření rozptýleného až o tři řády a může dostat fotodetektor spolu se zesilovačem do nelineárního režimu. Z tohoto důvodu je nutné částečně eliminovat Fresnelovy odrazy nebo je odstranit pokud to je možné. Lze využít několika technik, jakými jsou například elektronické hradlování fotodetektoru. Častěji se však setkáme s tím, že počáteční odraz se odstraňuje za použití akusto-optického deflektoru, což je optoelektronická součástka, jejíž princip spočívá na vychylování optického svazku na základě akustooptického efektu. Synchronizací činnosti deflektoru s generátorem optických impulsů lze k fotodetektoru přivést optický signál, až po odeznění Fresnelova odrazu od vstupního čela vlákna. V měřičích zpětného rozptylu pro mnohovidová vlákna se může odstraňovat počáteční odraz optickou cestou pomocí optického děliče vytvořeného na principu polarizačního hranolu. Pak lineárně polarizované záření z laseru zachovává po odrazu svoji polarizaci a hranol je nepropustí zpět k detektoru. Užitečný zpětně rozptýlený signál je naopak v mnohovidovém vlákně depolarizován a hranolem prochází k fotodetektoru s přijatelnými ztrátami. U měření jednovidových vláken nelze využít následující metodu, protože by výsledek měření mohl být zkreslen polarizačními vlastnostmi měřeného vlákna. Avšak se využívá jiné metody a to polarizačně nezávislých prvků. Ať už se použije jedné či druhé metody, první Fresnelův odraz se nikdy nepodaří odstranit beze zbytku. Správné měření útlumu je proto možné až po odeznění tohoto odrazu, tedy až od určité vzdálenosti od počátku vlákna. Tato vzdálenost se nazývá mrtvá zóna (dead-zone). V podstatě se jedná o vzdálenost, která je měřítkem efektivity potlačení prvního Fresnelova odrazu a lze jí považovat za tzv. přístrojovou mrtvou zónu. Fresnelův odraz se však neobjevuje pouze na vstupním konektoru, nýbrž i na každé odrazné poruše, např. na konektoru v optické trase. Fresnelův odraz pak dominuje na křivce zpětného rozptylu a až do jeho odeznění nelze křivku zpětného rozptylu využít pro měření. V této souvislosti se zavedly další dva pojmy a to útlumová a identifikační mrtvá zóna. U útlumové mrtvé zóny (attentuation dead-zone) říkáme, že se jedná o minimální vzdálenost za odraznou poruchou, od které již lze na křivce zpětného rozptylu měřit útlum. Hlavním kritériem pro určení této zóny je pokles Fresnelova odrazu na křivce zpětného rozptylu na hodnotu 0,5 dB. Tento parametr se většinou udává u všech komerčních přístrojů v katalogu.
Pokud se nám na křivce zpětného rozptylu nachází více odrazných poruch důsledku konektorů nebo mechanické spojky v trase je nutno definovat druhou mrtvou zónu a tou je identifikační mrtvá zóna (event dead-zone), která udává nejmenší vzdálenost mezi dvěma odraznými poruchami, při níž lze ještě bezpečně rozlišit tyto poruchy, neboli se jedná o vzdálenost od začátku odrazu k bodu, kde signál poklesne o 1,5 dB od maxima odrazu. Velikost mrtvé zóny závisí samozřejmě i na šířce impulsu.[9]

Princip funkce reflektometru OTDR

Optický impuls je vyslán ze zdroje záření, kterým může být např. injekční laser a ten nám generuje úzké optické impulsy s pološířkou řádově desítky až tisíce nanosekund a opakovací frekvencí několik kHz. Tento vygenerovaný optický impuls nám dále pokračuje prostřednictvím směrovaného vazebního článku, optickým děličem nebo vazební optikou doplněnou o polopropustná zrcátka či jiného typu rozdělovače svazků do analyzovaného optického vlákna. Zpětně odražené nebo rozptýlené záření vracející se z měřeného optického vlákna prochází stejným optickým děličem a dále je vedeno k velmi rychlému a preciznímu detektoru, kterým může být např. lavinová APD fotodioda (Avalanche Phodo Diode). Poté je detekovaný elektrický signál veden do analogového popřípadě digitálního integrátoru, to je z důvodu toho, že vracející se signál má velmi malou úroveň (-45 až -60 dBr) a je zatížen šumem (podle povahy ho dělíme na tepelný, bílý, výstřelový atd.). Proto je nutné signál z detektoru zprůměrovat, tak abychom získali užitečný signál, který nebude natolik zatížen šumem a bude jej možné dále zpracovat. Užitečný signál z integrátoru je pak dále veden do logaritmického zesilovače nebo je logaritmování zprůměrovaného signálu provedeno digitálně pro získání hodnot v decibelech (dB). Výsledné naměřené hodnoty jsou poté zobrazeny na zobrazovací jednotce (displeji). [9] [10] [11]

Teplotní kalibrace DTS systému

Důležitým krokem rovněž je pro měření správné nastavení a kalibrace systému DTS. Pro kalibraci se používá speciální teplotní komora (pec), nebo lázně s přesným odečtem teploty spolu s referenčními teploměry. Schéma teplotní kalibrace systému s teplotní komorou (pecí) je znázorněna na obr. 7 [1]. V našem případě jsme využili lázně s kombinací referenčních měřičů teploty a to rtuťového teploměru s přesností 0,1°C s teplotním rozsahem od 0 do 100 °C, digitálního teploměru Testo 720 rovněž s přesností 0,1°C a teplotním rozsahem od -100 do 800 °C. Měření spočívalo v napojení předřadného kabelu o délce 50 m (z důvodu mrtvé zóny stejně jako je tomu u klasických OTDR metrů) a za něj dále bylo zapojeno 40 m dlouhé kalibrační mnohovidové vlákno stejných parametrů, jako vlákno předřadné. Část kalibračního vlákna byla ponořena do vodní lázně (přístroj MEMERT ). Voda v lázni dle cejchovaného rtuťového teploměru dosahovala teploty 45,8 °C. Na obrázku č. 8 jsou vyobrazeny naměřené výsledky pomocí DTS. Integrační čas byl nastaven na 5 minut a počet iterací byl nastaven na 4. Teplota v lázni naměřená pomocí DTS byla okolo 46,6 °C. Pak tedy chyba měření DTS systému byla 0,8 °C oproti skutečné hodnotě. Proto po zjištění chyby měření jsme následně upravily korekční křivku DTS uloženou v konfiguraci pomocí offsetu o 0,8 °C. V části označené jako 1 (viz obr 8) je zobrazeno předřadné vlákno (50 m). V části 2 (viz obr 8.) je vidět průběh naměřený pomocí DTS systému, kde je vlákno ponořeno do lázně (17 m), která jak již bylo uvedeno byla naplněna vodou a 3 (viz obr 8) část zobrazuje zbytek vlákna namotaného na špulku (10 m), které snímalo okolní teplotu v laboratoři. Teplota v lázni byla téměř stabilní až na jemné výchylky dané nerovnoměrným zahříváním tepelnou spirálou přístroje MEMERT. Po celou dobu byly zaznamenávány teploty ze všech měřících zařízení, tak aby došlo k co nejreálnějšímu nastavení korekční křivky DTS systému.

Obr. č. 7. Schéma kalibrace DTS systému s tepelnou komorou (pecí) a referenčním teploměrem [1]

Obr. č. 8. Naměřená data teploty pro optické vlákno ponořené do vodní lázně MEMERT

Závěr

Autoři článku se snažili seznámit čtenáře s novými moderními prostředky v oblasti senzorové techniky s využitím optických kabelů popřípadě vláken. Optické kabely již dávno nenacházejí svoje uplatnění jenom v telekomunikacích, nýbrž se ukazuje jejich silná stránka i v oblasti senzorové a měřicí technice, biomedicíně, stavebnictví. Dále zde byly popsány shrnuty principy vzniku Ramanova rozptylu a techniky OTDR, kterou využívá většina komerčně vyráběných DTS systémů. Je jenom otázkou času, kdy DTS systémy naleznou uplatnění v širokém spektru průmyslových odvětvích v České republice. Již nyní probíhají pilotní projekty v oblastech energetických, geologických a stavebních. V budoucnu by se rádi autoři více chtěli zaměřit na oblast využití DTS systému pro bezpečnost a zabezpečení proti unikajícím látkám ve výbušném a prašném prostředí, jakými jsou podzemní uhelné doly nebo využití v chemickém průmyslu.

Literatura

[1] DataSheet k SensorNET DTS, fy. SensorNET
[2] Safibra, produktové materiály DTS Power [online].2007, [cit. 2009-10-21], Dostupné z WWW: http://www.safibra.cz/download/DTS_Power.pdf
[3] LONG, D. A. .: The Raman Effect: A Unified Treatment of the Theory of Raman Scattering by Molecules , 2002, 650 p., ISBN: 978-0-471-49028-9
[4] MATĚJKA, P.: Ramanova spektrometrie [online]. 2008, [cit. 2009-10-21]. Dostupné z WWW: http://www.vscht.cz/anl/lach2/RAMAN.pdf
[5] ITU-T: G.651: Characteristics of a 50/125 mm multimode graded index optical fibre cable [online]. 1998, [cit. 2009-10-21]. Dostupné z WWW: http://202.114.9.3/xueke/wldz/bz/g/2.pdf
[6]ITU-T: G.652: Characteristics of a single-mode optical fibre cable [online]. 2000, [cit. 2009-10-21]. Dostupné z WWW: http://www.iet.unipi.it/m.luise/HTML/AdT/ITU_G652.pdf
[7] SOTO, M.A., SAHU, P.K., FARALLI, S., BOLOGNINI, G., PASQUALE, F. NEBENDAHL, B., RUECK, C.: Distributed temperature sensor system based on Raman scattering using correlation-codes [online]. c 2007, [cit. 2009-10-20]. Dostupné z WWW: http://www.apsensing.com/download/el_lett_vol43n16_sensor.pdf
[8]BALL, D.W., Theory of Raman Spectroscopy [online]. 2001 [cit. 2009-10-24]. Dostupné z WWW: http://www.spectroscopynow.com/coi/cda/list.cda?catId=2606&type=Link&sort=az&chId=6
[9] KUCHARSKI, M., DUBSKÝ, P.: Měření přenosových parametrů vláken, kabelů a tras, Mikrokom s. r. o., Praha 1998, [cit. 2009-10-21] s. 30 - 34
[10] LÁTAL, J., KOUDELKA, P., HANÁČEK, F.: The new methods of the heat borehole measuring by the help of DTS system. In proceeding of the 7th Annual workshop WOFEX 2009. Ed. P. Moravec, J. Dvorský, Ostrava: VŠB - TU Ostrava, 2009, p. 332 - 337, ISBN 978-80-248-2028-6
[11] BOHÁČ, L.: Přednášky k předmětu Optické komunikace [online] , Dostupné z WWW: http://www.comtel.cz/files/download.php?id=1935