Rok / Year: 2010
Svazek / Volume: 12
Číslo / Number: 1
Využití distribuovaných optovláknových systémů při detekci průvanů v jeskynních systémech Utilization of Distributed temperature sensing system for the air draughts detection in the cave systems Jan Látal, Petr Koudelka, František Hanáček
[email protected] Fakulta elektrotechniky a informatiky VŠB-TU Ostrava
Abstrakt: Článek se zabývá novou měřicí technikou založenou na využití distribuovaného optovláknového měřícího systému (Distributed Temperature Sensing systems) pro měření teplotního profilu jeskyněza účelem odhalení průvanů či komínů. DTS systém se pak chová jako lineární senzor, který měří teplotu podél optického vlákna. Systém DTS lze velice snadno použít i v oblasti energetickém, stavebním, vodohospodářském apod. . .
Abstract: Optical fibers have a great influence in the telecommunications, are indispensable in the transmission of data over long distances. Over time, thanks to the better production technology have shown good characteristics of optical fibers, which led to the idea of their further use as sensors. Now, after several years of developing the Fiber optic sensors have found application not only in the industry, but newly also in fields of classical and experimental medicine.
2010/5 – 8. 2. 2010
VOL.12, NO.1, FEBRUARY 2010
VYUŽITÍ DISTRIBUOVANÝCH OPTOVLÁKNOVÝCH SYSTÉMŮ PŘI DETEKCI PRŮVANŮ V JESKYNNÍCH SYSTÉMECH J. Látal, P. Koudelka, F. Hanáček VŠB-TU Ostrava Fakulta elektrotechniky a informatiky, Katedra telekomunikační techniky 17. listopadu 15, 708 33, Ostrava-Poruba Email:
[email protected] Článek se zabývá novou měřicí technikou založenou na využití distribuovaného optovláknového měřícího systému (Distributed Temperature Sensing systems) pro měření teplotního profilu jeskyně za účelem odhalení průvanů či komínů. DTS systém se pak chová jako lineární senzor, který měří teplotu podél optického vlákna. Systém DTS lze velice snadno použít i v oblasti energetickém, stavebním, vodohospodářském apod…
v Odolnost vůči elektromagnetickému záření
1. ÚVOD
v Bezpečné použití prostředích
v hořlavých a
výbušných
v Odolnost vůči agresivnímu prostředí (v případě použití speciálních typů kabelů)
Monitorování a hledání nových jeskyní má již dlouholetou tradici, ale až od roku 1992 jsou všechny jeskyně přísně chráněny podle zákona č. 114/1992 Sb., o ochraně přírody a krajiny a dále (jeskyně s archeologickým obsahem podle zákona č. 20/1987 Sb., o státní památkové péči). Pro hledání nových skrytých vzduchových průvanů či komínů u již objevených jeskynních se jeví moderní metody založené na vícebodovém měření teplotního profilu jeskyně jako velice perspektivní. Jelikož se podstatná část jeskyní nachází v oblasti Moravského krasu, byly jsme osloveny kolegy z Masarykovy Univerzity v Brně a týmem speleologů ZO 6-12 Speleologického klubu Brno, zda bychom mohly pomoci při hledání nových průvanů (konkrétně se jednalo o jeskyni „č. 1422/B V Mechovém závrtu“) [9]. Pro tento účel byl použit distribuovaný optovláknový systém DTS. Pomocí něj jsme byly schopni lokalizovat jakoukoliv změnu teploty, která by nám poté označila místo, kde by se mohly nacházet nové části jeskyně. Tento článek je především zaměřen na nové způsoby měření teplotního profilu jeskyně pomocí distribuovaného optovláknového systému DTS, který je založen na stimulovaném Ramanově jevu (rozptylu).
v Současné odečítání několika tisíců naměřených hodnot v Snadná instalace a téměř žádná údržba v Okamžitá lokalizace změn teploty, tlaku, poruchy a událostí v Délka optického vlákna až do 10 km v případě DTS používající Ramanův rozptyl a 30km pro DTS založených na Brillouinově rozptylu v Snadná instalace a dlouhodobé monitorování (až 30 let) v Monitorování přenosových tras z hlediska teplotní stabilizace (snížení bitové chybovosti) Technologicky jsou DTS systémy založeny na principu optického reflektometru, tzn., že do vlákna je vylán světelný impuls o vlnové délce 1064 nm, s výkonem zdroje záření menším jako 1 mW a šířce 10 ns, jehož část se vlivem nelineárního (nepružného) rozptylu v optickém vlákně vrací zpět na detektor systému DTS. Jevy nelineární (nepružné) způsobující návrat části světelného impulsu na detektor se nazývají Ramanův a Brillouinův rozptyl. DTS systémy se proto dělí dle konstrukce v závislosti na použitém druhu rozptylu, který potřebují ke své činnosti. DTS systémy detekující Ramanův stimulovaný rozptyl využívají mnohovidového (průměr jádra 50 mm) optického vlákna s velkou hodnotou numerické apertury pro maximalizování vedené intenzity zpětně odraženého světla, protože velikost zpětně odraženého Ramanova rozptylu je poměrně malá vlivem relativně vyšší útlumové charakteristiky mnohovidového vlákna, která omezuje dosah Ramanovských systémů na přibližně 8 - 10 km. Naproti tomu DTS systémy detekující Brillounův stimulovaný rozptyl využívají jednovidového optického vlákna (průměr jádra 9 mm) a jsou schopny měřit teplotu i mechanické napětí do vzdálenosti až 30
2. ÚVOD DO OPTOVLÁKNOVÝCH DISTRIBUOVANÝCH SYSTÉMŮ DTS (Distributed Temperature Sensiting System) jsou distribuované systémy, které s využitím optického vlákna dokážou měřit teplotu nebo mechanické napětí. Optické vlákno využívané DTS systémem si lze představit jako několik tisíc senzorů poskytujících po zpracování informaci o teplotním (tlakovém) profilu podél vlákna, přičemž je využito veškerých předností, které optické vlákno nabízí. Mezi tyto výhody patří: 5-1
2010/5 – 8. 2. 2010
VOL.12, NO.1, FEBRUARY 2010
(označená v obr. 2 jako E) odraženého fotonu (ani u molekuly) nezmění a u vzniklého rozptýleného záření tudíž nedochází ke změně vlnové délky oproti záření budícímu (viz obr. 2). Toto rozptýlené záření je označováno jako Rayleighův rozptyl.
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. [1] [8]
E=h·v Primární ochrana 250 µm
Jádro 50 µm
E=h·v
Plášť 125 µm
Obr. č. 1: Struktura použitého mnohovidového optického vlákna
3. PRINCIP VZNIKU RAMANOVA ROZPTYLU Ke vzniku rozptylu záření (stejně jako k absorpci či fluorescenci) dochází z důvodu průchodu záření prostředím. Avšak na rozdíl od absorpce a fluorescence u nich dochází rovněž k rozptylu je velikost rozptýlené záření menší. K rozptylu záření může dojít na malých tuhých částečkách hmoty (tzv. Tyndalův jev, např. průchod slunečního záření prostředím obsahujícím značné množství jemných prachových částic), nebo na molekulách. Budeme-li zkoumat rozptyl záření na molekulách, zjistíme, že převážná část rozptýleného záření má stejnou vlnovou délku jako záření původní (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 v roce 1923 a teoreticky se jím zabývali v letech 19251927 Heisenberg, Dirac, Kramers či Schrödinger. V roce 1928 jej experimentálně prokázal při studiu rozptylu světla indický vědec Chandrasekhara Venkata RAMAN, po němž byl pojmenován a jenž za tento objev obdržel v roce 1930 Nobelovu cenu za fyziku. Ve stejném roce jako Raman popsali změnu vlnové délky rozptýleného záření při studiu chování světla v krystalech i sovětští badatelé Landsberg a Mandělštam, kteří tento jev nazvali kombinační rozptyl světla.
Obr. č. 2: Vznik Rayleighova rozptylu 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 se účastní nepružných srážek fotonu s molekulou. Dojde-li k nepružné srážce, předá dopadající foton část své energie molekule nebo od ní určité kvantum energie přijme. Takto vzniklé rozptýlené záření bude mít rozdílnou frekvenci od záření budícího. Tento jev se nazývá Ramanův rozptyl. 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 naopak. 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. Aby bylo možné dokonale zaznamenat změnu frekvence rozptýleného
Jak již bylo uvedeno výše, dojde při průchodu záření zkoumanou látkou nejen k absorpci záření a případně i k fluorescenci, ale rovněž k rozptylu záření. Absorpce a fluorescence jsou jevy majoritními, zatímco na rozptylu záření se podílí pouze malá část záření vstupující do systému. Fluorescence je navíc při měření rozptylu záření dějem velmi rušivým (a tudíž nežádoucím). K rozptylu záření na molekulách dochází v okamžiku, kdy se foton vstupujícího záření srazí s molekulou zkoumané látky. Přibližně tisícina zářivého toku vstupujícího (budícího) záření se podílí na pružných srážkách fotonů budícího záření s molekulami. Při pružné srážce se energie 5-2
2010/5 – 8. 2. 2010
VOL.12, NO.1, FEBRUARY 2010
Molekula tedy zůstane po srážce s fotonem v excitovaném vibračním stavu. Energie nutná k udržení molekuly v excitovaném stavu je odebrána fotonu viz vzorec (5). Ten má proto po srážce nižší energii (frekvenci) než před srážkou viz vzorec (4).
záření je zapotřebí používat pro buzení Ramanova rozptylu záření monochromatické. Při neelastické (nepružné) srážce fotonu budícího záření s molekulou může dojít ke snížení i k zvýšení energie fotonu. V případě snížení energie fotonu, předá foton jisté kvantum, viz vzorec (1) své energie molekule, viz vzorec (2). Jedná se přesně o takové kvantum, které umožní molekule přejít do vyššího vibračního stavu viz vzorec (3). 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. 3). Jedná se o červený posun; to je posun směrem k nižším frekvencím neboli k větším vlnovým délkám.
E 0 = h ×n 0
(1)
E1 = h ×n 1
(2)
DE = h × (n 0 - n 1 ) = h × Dn
(3)
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 viz vzorec (6). Příslušný pás bude v Ramanově spektru posunut od pásu budícího záření směrem k vyšším energiím do tzv. anti-Stokesovy oblasti (viz obr. 4). Jedná se o modrý posun; tj. posun směrem k vyšším vlnočtům neboli ke kratším vlnovým délkám.
E0 - energie fotonu před srážkou; E1 - energie fotonu po srážce; ν0 - frekvence fotonu před srážkou; ν1 frekvence fotonu po srážce; DE - úbytek energie fotonu způsobený srážkou (je roven energii nutné k přechodu molekuly do vyššího vibračně-rotačního stavu); Dν frekvence Ramanova posunu (frekvence pásu v Ramanově spektru); h - Planckova konstanta E0=h·v
E0 = h × n 0
(4)
E2 = h ×n 2
(5)
DE = h × (n 0 + n 2 ) = h × Dn
(6)
E0 - energie fotonu před srážkou; E2 - energie fotonu po srážce; ν0 - frekvence fotonu před srážkou; ν2 - frekvence fotonu po srážce; DE - nárůst energie fotonu způsobený srážkou (je roven energii uvolněné při přechodu molekuly z vyššího do nižšího vibračně-rotačního stavu); Dν - frekvence Ramanova posunu (frekvence pásu v Ramanově spektru); h - Planckova konstanta.
E1=h·v1
E0=h·v
Obr. č. 3: Vznik Ramanova rozptylu ve Stokesově oblasti
E2=h·v1
Obr. č. 4: Vznik Ramanova rozptylu v anti-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. 5-3
2010/5 – 8. 2. 2010
VOL.12, NO.1, FEBRUARY 2010
Intenzita spektrálních pásu v Stokesově, potažmo v antiStokesově oblasti Ramanova spektra, bude záviset na množství molekul nacházejících se v základním, resp. ve vyšším vibračně-rotačním stavu. Podle Boltzmannova rozdělení se za normálních podmínek nachází mnohem více molekul v základním vibračně-rotačním stavu než ve vibračně-rotačním stavu excitovaném. Při růstu teploty se tato rovnováha postupně posunuje ve prospěch excitovaného stavu. Poměr intenzit jednotlivých pásů v obou oblastech je dán vztahem (7). [2]
I aS (n 0 + n v ) çè - k ´T ÷ø = ×e I S (n 0 - n v )4 4
æ
DE ö
(7)
IaS - intenzita pásu v anti-Stokesově oblasti; IS - intenzita pásu ve Stokesově oblasti; ν0 - frekvence budícího záření; νv - frekvence spektrálního pásu (frekvence Ramanova posunu); DE - energetický rozdíl mezi základním a prvním excitovaným vibračním stavem; k Boltzmannova konstanta (1,3807.10-23 J.K-1); T termodynamická teplota.
Obr. č. 5: Vnitřní schéma DTS systému Pokud tedy je vyslán do optického vlákna obdélníkový impulz s výkonem P0 a šířkou Δt, část toho výkonu se u impulzu 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 Pb(z), který lze popsat následujícím vztahem (8).
Ramanovo rozptýlené světlo vzniká termálně ovlivněnými vibracemi molekul, následkem čehož zpětně rozptýlené světlo nese informaci o lokální teplotě z místa rozptylu. Ve skutečnosti má Ramanovo zpětně rozptýlené světlo dvě frekvenčně posunuté složky Stokesovskou a anti-Stokesovskou složku. Amplituda anti-Stokesovské složky je silně teplotně závislá, zatímco amplituda Stokesovská složky nikoliv. Proto tedy na Ramanově jevu založené senzorové měření vyžaduje filtraci k oddělení důležitých frekvenčních složek. V těchto složkách spočívá záznam o vztahu mezi anti-Stokesovskou amplitudou a Stokesovskou amplitudou, který obsahuje teplotní informaci. [3] [4] [5] [7]
1
P ( z) = 2 ´ P b
0
´ Dt ´ S ´ a R ´ v g ´ e
( -2a ´ z )
(8)
vg – skupinová rychlost šíření signálu; S – koeficient zpětného rozptylu, αR – činitel ztrát Rayleighovým rozptylem; α – střední hodnota koeficientu útlumu vlákna na délce (z) v dopředném a zpětném směru. 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 nasnadě 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 impulzu. Délka souřadnice definovaná ve vztahu (8) je svázaná v čase prostřednictvím skupinové rychlosti šíření signálu vg daná vztahem (9).
4. PRINCIP
MĚŘENÍ METODOU ZPĚTNÉHO ROZPTYLU- OTDR
Princip optovláknových distribuovaných systémů je obdobný jako u ODTR metrů (Optical Time Domain Reflectometry), systémů založených na metodě zpětného rozptylu. Při ní se využívá dominantního rozptylového jevu tzv. Rayleighova a Fresnelových odrazů. Principiální schéma DTS s reflektometrem je znázorněno na obr. 5. Při této metodě se vyhodnocuje tedy časová závislost zpětně rozptýleného optického výkonu při šíření úzkého optického impulzu měřeným vláknem. Metoda zpětného rozptylu (OTDR) využívá ke své činnosti Fresnelova odrazu a Rayleighova rozptylu v optických vláknech. 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.
5-4
2010/5 – 8. 2. 2010
t=
2´ z
v
VOL.12, NO.1, FEBRUARY 2010
(9)
g
Hodnota výkonu Pb(z) lze detekovat na čele vlákna právě po uplynutí doby t=2z/vg od okamžiku navázání optického impulzu. Při sledování časové závislosti zpětně rozptýleného výkonu z tohoto impulzu, tak můžeme monitorovat průběh Pb(z) podél celého měřeného vlákna. Hodnota zpětně rozptýleného optického výkonu Pb(z) přitom na základě vztahu viz (8) 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).
5. MĚŘENÍ
JESKYNNÍ A HLEDÁNÍ NOVÝCH
VZDUCHOVÝCH PRŮDUCHŮ Na základě podnětů od kolegů z Masarykovy univerzity a členů speleologického týmu ZO 6-12 Brno bylo provedeno několik měření v jejich jeskyni V Mechovém závrtu. Měření bylo prováděno ve dnech 18. 8. 2009 a 19. 8. 2009. V prvních krocích bylo nejdříve nutné určit body a rozvržení měření, kde by se mohly možná nacházet nové průvany a tudíž i nové možnosti pro rozšíření jeskyně „V Mechovém závrtu“ je statickou jeskyní což znamená, že se tu teplota drží na stabilní hodnotě. Při zjištění poklesu či zvýšení teploty by znamenalo, že se zde nachází další dosud neobjevená část jeskyně. Na obrázku č. 6 je zobrazena celá jeskyně od speleologů. Postupně byly proměřeny následující části jeskyně: Ø
Androidova propast,
Ø
Huhu propast,
Ø
Větrací šachta,
Ø
Centrál.
Obr. č. 6: Situační schéma jeskyně „V Mechovém závrtu“ Nicméně před 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. Po celou dobu měření vrtu byl nastaven na DTS systém na následující hodnoty. Integrační čas byl 6 minut a počet iterací 5. Do jeskyně bylo přes vstupní šachtu zavedeno optické vlákno (viz obr. 7), které dále pokračovalo do Androidovi propasti.
Měření probíhalo následovným způsobem, k DTS systému bylo připojeno standardní mnohovidový optický kabel s gradientním profilem indexu lomu o délce 300 metrů. Obecně je nutné mezi DTS systém a optický mnohovidový kabel připojit 50 m předřadný kabel stejných geometrických parametrů jako je kabel měřící. Důvodem je podobný problém „mrtvé zóny“ DTS systému jako u ODTR-metrů.
Obr. č. 7: Optický kabel zavedený přes vstupní šachtu do jeskyně Teplota na povrchu země snímaná zařízením DTS z okolí, byla 28,5 °C. Červenou barvou byla zaznačena ještě teplota snímaná těsně před vstupem do vstupní šachty dle obr. 7. Fialová barva nám zobrazuje postupné snižování teploty v závislosti na hloubce měření, kdy byl optický kabel přes vstupní šachtu spuštěn do jeskyně. Na 5-5
2010/5 – 8. 2. 2010
VOL.12, NO.1, FEBRUARY 2010
Tento nárůst teploty byl způsoben testem, kdy člen speleologů zahřál optický kabel uvnitř jeskyně, a zjišťovala se teplota, o kterou naroste po doteku.
základě naměřených hodnot teploty bylo zjištěno, že po 23 metrech dochází ke zvýšení teploty, viz obr. 8. Tento nárůst teploty byl způsobem teplotním ohřevem lidí nacházejících se na daném místě (zaznačeno bleděmodrou barvou). Teplo vydávané lidským tělem dokázalo zvýšit teplotu v jeskyni o více než 1 °C. Zelenou barvou je pak naznačena „Androidova propast“ a její teplota.
Obr. č. 10: Teplotní profil jeskyně a měření proudění vzduchu v jeskyni k „Větrací šachtě“ Posledním měřením bylo měření „Centrálu“. Jelikož se jedná o celkem novou část jeskyně, kde se našly zajímavé paleontologické nálezy, očekávalo se, zda se zde dále nenachází průvan. Po detailním proměření části jeskyně (viz obrázek 11) nebyly zaznamenány jakékoliv výkyvy teploty, krom opět lidí, kteří zajišťovali, aby byl optický kabel správně položen v místě „Centrál“.
Obr. č. 8: Teplotní profil jeskyně k „Androidově propasti“ Druhým krokem bylo proměření „propasti Huhu“, která se nachází na samé konci celé jeskyně. Hloubka jeskyně až k „propasti Huhu“ dosahuje 40 metrů. Na naměřeném teplotním profilu (obr. 9) lze pozorovat nyní již dva nárůsty teploty, které byly opět způsobeny lidmi uvnitř jeskyně.
Obr. č. 11: Teplotní profil jeskyně a měření „Centrálu“ Lze si však všimnout postupného snižování teploty, která byla na povrchu, protože měření bylo prováděno od 15,00 do 19,00 hodin. Pokles teploty byl o 2,3 °C. Následující den tj. 19. 8. 2009 bylo provedeno měření, kdy se nechala ustálit teplota uvnitř jeskyně, tak aby nedošlo k ovlivnění teploty vyzařované lidmi uvnitř jeskyně a měřil se znovu teplotní profil jeskyně a hledal se vzduchový průvan. Lze pozorovat na obrázku 12, že jeskyně je opravdu statická a drží si svoji teplotu na hodnotě 10,4 °C.
Obr. č. 9: Teplotní profil jeskyně a měření „propasti Huhu“ Předposlední měření se zabývalo, jakým způsobem ovlivňuje proudění vzduchu teplotu uvnitř jeskyně. Proto byl optický kabel zaveden ze vstupní šachty a dále do vstupní šachty čímž se vytvořilo tzv. „účko“ pro měření proudění vzduchu v jeskyni. Na obr. 10 můžeme pozorovat po zhruba 54 metrech výrazný nárůst teploty. 5-6
2010/5 – 8. 2. 2010
VOL.12, NO.1, FEBRUARY 2010
[3] NIKLES,M., VOGEL,B., BRIFFOD,F., GROSSWIG,S., SAUSER,F., LUEBBECKE,S., BALS,A., PFEIFFER, T.: Leakage detection using fiber optics distributed temperature monitoring., In 11th SPIE Annual International Symposium on Smart Structures and Materials, USA, 2004,p. 18 -25.,[cit. 2009-09-10]. Dostupné z WWW:
[4] MATĚJKA, P.: Ramanova spektrometrie [online]. 2008, poslední aktualizace 8. 10. 2008 [cit. 2009-10-21]. Dostupné z WWW: [5] 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, poslední aktualizace 2. 8. 2007 [cit. 2007-08-02]. Dostupné z WWW:
Obr. č. 12: Teplotní profil jeskyně v ustáleném stavu bez vlivu přítomnosti člověka v jeskyni
6. ZÁVĚR
[6] KUCHARSKI, M., DUBSKÝ, P.: - Měření přenosových parametrů vláken, kabelů a tras, Mikrokom s. r. o., Praha 1998, s. 30 - 34
Tento článek si klad za cíl seznámit s novými moderními prostředky v oblasti senzorové techniky s využitím optických vláken. Optické vlákna již dávno nenacházejí svoje uplatnění jenom v telekomunikacích, nýbrž se ukazuje jejich silná stránka i v oblasti senzorové a měřicí technice, biomedicíně, stavebnictví. Nevšední využití DTS systému pro hledání průvanů v jeskyních naznačilo, jak je systém precizní a dokáže zachytit i teplo vyzařované lidským tělem. V budoucnu se počítá s měřením dalších jeskyní nacházejících se v oblasti Moravského krasu.
[7] KOUDELKA, P., LÁTAL, J., HANÁČEK, F., VAŠINEK, V.: Optovláknové distribuované systémy aplikované do průmyslu. In Optické komunikace 2009, Optické komunikace 2009, [CD-ROM]. Praha: Zeithamlová Milena, Ing. - Agentura Action M, 2009, s. 65-71, ISBN 978-8086742-28-1 [8] LÁTAL, J., KOUDELKA, P., HANÁČEK, F., ŠIŠKA, P., SKAPA, J.: Nasazení DTS systému v oblasti obnovitelných zdrojů. In zborníku 11. CELOSLOVENSKÝ SEMINÁR ELEKTROTECHNIKOV, [CD-ROM]. Trenčín: MARKAB spol. s.r.o., Alexandra Rudnaya 21, 010 01 Žilina, Slovenská republika, 2009, s. 23-27, ISBN 978-80-89072-51-4
LITERATURA [1] 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
[9] KOS, P.: Výsledky záchranného speleologického výzkumu v DP Mokrá. In Sborník referátů z 9. ročníku Mezinárodní školy ochrany přírody krasových oblastí, Správa CHKO ČR a CORTUSA, 2002, s. 138-149.
[2] SELKER, J., THÉVENAZ, L., HUWALD, H.: Distributed fiber-optic temperature sensing for hydrologic systems [online]. 2006, [cit. 2009-10-20]. Dostupné z WWW:
5-7
