mł. bryg. dr inż. Piotr KUSTRA
Zakład Elektroenergetyki,

SGSP

CZUJKI DYMU WYKORZYSTUJĄCE ŚWIATŁO ROZPROSZONE

DO POMIARU GĘSTOŚCI OPTYCZNEJ DYMU

Artykuł zawiera informacje dotyczące wybranych elementów teo-
rii rozpraszania światła, na podstawie której przedstawiona została
budowa i zasada działania różnych czujek dymu wykorzystujących
zjawisko rozpraszania światła.

The article presents information concerning selected elements of
diffused light theory. The theory is the base of construction and ac-
tivity of various smoke detectors using diffused light phenomenon.
It has been introduced and described in this article.

Wybrane elementy teorii rozpraszania

ś

wiatła

W celu łatwiejszego zrozumienia budowy i zasady działania czujek wykorzy-

stujących do detekcji dymu pomiar natężenia światła rozproszonego przez cząstki
dymu na wstępie zostaną omówione pewne aspekty rozpraszania światła.
Światło, jak pokazał Maxwell, jest częścią widma elektromagnetycznego (rys. 1).
Wszystkie fale wchodzące w skład tego widma mają charakter elektromagnetyczny
i rozchodzą się w próżni z tą samą prędkością c.

Różnią się one jedynie długościami fali (a więc i częstościami), co oznacza, że

źródła promieniowania tych fal i aparatura służąca do ich mierzenia różnią się mię-
dzy sobą. Widmo elektromagnetyczne nie ma określonych granic – ani górnej, ani
dolnej. Światło jest tu określone jako promieniowanie mogące oddziaływać na
ludzkie oko [2, 3, 5, 6]. Światło widzialne stanowi tylko małą część widma fal
elektromagnetycznych. Przy zmianie częstości drgań w zakresie widzialnym, świa-
tło zmienia barwę od fioletu do czerwieni. Współcześnie terminu tego używa się
dla znacznie szerszego zakresu fal: od nadfioletu do podczerwieni (od kilkuset do
kilku tysięcy nanometrów).

Rys. 1. Widmo elektromagnetyczne. Częstości fal podane są w skali logarytmicznej [5, 6]

Rozpraszanie światła (promieniowania) jest to wzajemne oddziaływanie na

siebie światła i materii prowadzące do zjawiska, częściowej zmiany kierunku roz-
chodzenia się światła, obserwowanego jako świecenie ośrodka rozpraszającego.
Wywołuje ono wrażenie, że ośrodek rozpraszający świeci – jest to tzw. świecenie
niesamoistne.
Rozróżnia się rozpraszanie światła[1, 2, 4, 5, 9]:

sprężyste − podczas rozpraszania nie następuje zmiana energii (częstotliwości)
światła,

niesprężyste – podczas rozpraszania zmienia się energia (częstotliwość) świa-
tła, np. rozpraszanie Ramana, chociaż jest znikomo słabe, to znalazło zastoso-
wanie w teledetekcyjnych technikach pomiarowych.

Rozpraszanie wiąże się z niejednorodnościami układu, w którym zachodzi

propagacja fal. Rozpraszanie może zachodzić na skali cząstek elementarnych, mo-
lekularnej, lub na skalach znacznie większych. Przykładem jest rozpraszanie na
pyłach, aerozolach itp. zawieszonych w powietrzu. W zależności od relacji pomię-
dzy wymiarami geometrycznymi (średnicami) cząsteczek rozpraszających a długo-
ścią fali elektromagnetycznej można wyróżnić dwa typy rozpraszania: rozpraszanie
typu Rayleigha oraz Mie. Pierwsze z nich opisuje rozpraszanie na cząstkach ma-
łych (w porównaniu z długością fali), zaś drugie na cząstkach dużych
(o wymiarach porównywalnych lub większych od długości fali). Jednorodne pro-
mieniowanie padające na cząstkę pobudza do drgania w cząstce dipole elektryczne,
które emitują spójne promieniowanie o tej samej długości fali. Pole elektryczne
w punkcie P przestrzeni jest sumą pola padającego oraz rozproszonego na cząstce.
W ogólności faza poszczególnych fal w punkcie P zależy od kąta rozproszenia,
dlatego oczekujemy zależności promieniowania rozproszonego od kierunku. Jeżeli
cząstka jest mała w porównaniu z długością fali, to promieniowanie emitowane
przez dipole jest w fazie, dlatego w tym przypadku nie oczekujemy dużej zmienno-
ści z kątem rozproszenia. Gdy rozmiary cząstki staja się większe rośnie również
wzajemne wzmocnienie i osłabienie pola elektrycznego od poszczególnych dipoli.
W związku z tym promieniowanie rozproszone na dużych cząstkach ma wiele
maksimów i minimów interferencyjnych. Relacje pomiędzy fazami fal elektroma-

gnetycznych zależą w ogólności od czynników geometrycznych: kąta rozproszenia,
rozmiaru cząstki, jej kształtu. Amplituda oraz faza indukowanych dipoli w cząstce
zależy natomiast od własności substancji, z jakiej jest ona zbudowana. Promienio-
wanie elektromagnetyczne, padając na ośrodek polaryzuje go, prowadząc do po-
wstania dipoli elektrycznych. Polaryzacja pojedynczego dipola elektrycznego

p

wyraża się wzorem

p

= α

E

′

, gdzie α jest polaryzowalnością ośrodka, zaś

E

′

jest

wewnętrznym polem elektrycznym. Polaryzacja ośrodka na jednostkę objętości

P

związana jest z względnym współczynnikiem przenikalności elektrycznej ε

r

oraz

padającym promieniowaniem

E

wzorem

P

= (ε

r

-1)ε

o

E

.

Jeżeli przez N oznaczy-

my liczbę dipoli w jednostce objętości to polaryzacja ośrodka wynosi

P

N p

=

.

Kluczowym problemem w procesach rozpraszania staje się wyznaczenie we-

wnętrznego pola elektrycznego

E

′

, które w ośrodkach o dużej gęstości może być

zasadniczo różne od zewnętrznego pola elektrycznego. W przypadku, gdy odle-
głość pomiędzy molekułami jest znacznie większa niż długość fali, wówczas
wewnętrzne pole elektryczne rośnie na skutek oddziaływania sąsiednich dipoli
zgodnie z wzorem

E

′

=

E

+

0

3

ε

P

=

3

E

(ε

r

+2)

(1)

Łatwo można pokazać, że zachodzi związek

Nα =

2

1

3

0

+

−

r

r

α

α

ε

(2)

zwany równaniem Clausiusa-Mosottiego. Wiąże on mikroskopową polaryzowal-
ność ośrodka z makroskopową względną przenikalnością elektryczną materii.

Rozpraszanie Rayleigha [2, 3, 5]

Rozpraszanie Rayleigha jest to rozpraszanie światła na cząstkach o rozmiarach

mniejszych od długości fali rozpraszanego światła. Rayleigh przyjął, zgodnie
z założeniami fizyki klasycznej, że rozpraszanie następuje w wyniku pobudzenia
do drgań w rozpraszającym ciele cząstki obdarzonej ładunkiem elektrycznym,
drgająca cząsteczka zachowuje się tak jak dipol, wypromieniowując energię pobu-
dzenia o tej samej częstotliwości, jaka ją pobudziła, zależnie od kierunku wzglę-
dem dipola, najwięcej w kierunku prostopadłym do dipola, a prawie wcale wzdłuż
dipola. Dla dipola znacznie krótszego od długości rozpraszanej fali elektromagne-
tycznej natężenie światła rozproszonego jest odwrotnie proporcjonalne do czwartej
potęgi długości rozpraszanej fali. Światło, padając na małą cząstkę dielektryka,
pobudza ją do drgań, co z kolei powoduje emisję promieniowania elektromagne-
tycznego we wszystkich kierunkach. To znaczy część energii fali padającej jest
rozpraszana w innych kierunkach niż fala padająca.

Należy zauważyć, że prawo Rayleigha jest słuszne jedynie dla obiektów

mniejszych niż jedna dziesiąta długości fali światła padającego, a dla większych
obiektów, jak kuliste kropelki wody, rozpraszanie opisuje teoria Mie. W ujęciu
ilościowym rozpraszanie Rayleigha jest rozwiązaniem równania Maxwella w przy-
padku dalekopolowym, dla pojedynczej sferycznej cząstki o promieniu znacznie
mniejszym od długości padającej fali λ.

Intensywność I światła docierającego do obserwatora w wyniku rozpraszania

przez jedną mała kulistą cząstkę, dla niespolaryzowanego światła (np. promienio-
wanie słoneczne) o długości fali λ i intensywności światła padającego I

0

określa

zależność

2

cos

1

2

2

4

2

2

Θ

+













=

λ

π

α

r

I

I

o

(3)

gdzie:
r − odległość od cząstki,
Θ − kąt rozproszenia,
I −natężenie światła docierającego do obserwatora,
I

0

− jest natężeniem światła padającego,

λ − długość fali światła padającego,
α – polaryzowalność ośrodka.
Dla wielu cząstek, przy założeniu, że cząstki rozpraszające znajdują się w dużych
odległościach od siebie i rozpraszają światło niezależnie, w odległości r od ośrodka
rozpraszającego natężenie światła rozproszonego jest opisane równaniem:

(

)

1

cos

1

8

2

4

2

2

4

0

Θ

+

=

λ

α

π

r

N

I

I

(4)

gdzie:
I

0

− jest natężeniem światła padającego,

N − liczbą centrów rozpraszających,
Θ1 − kątem rozproszenia, czyli kątem między kierunkiem światła padającego kie-
runkiem obserwacji światła rozproszonego.
Z ostatniego równania wynika, że najsilniej rozpraszane jest światło o małej długo-
ści fali, co pokazano na rys. 3.

Z zależności (4) wynika, że natężenie promieniowania rozproszonego jest

odwrotnie proporcjonalne do czwartej potęgi długości fali. Tak więc rozpraszanie
promieniowania bardzo szybko zmniejsza się z długością fali i dlatego rozprasza-
nie Rayleigha ma istotne znaczenie w obszarze widzialnym oraz w ultrafiolecie.
Ponieważ promieniowanie nieba (poza tarczą słoneczną) składa się tylko z promie-
niowania rozproszonego, tak więc rozpraszanie Rayleigha jest odpowiedzialne za
błękitny kolor nieba.

Rozpraszanie Rayleigha jest symetryczne, tzn. natężenie promieniowania roz-

proszonego do przodu i do tyłu jest takie samo i jest dwukrotnie większe od roz-

praszania na boki o kątach 90° oraz 270°. Rozkład kątowy natężenia światła dla
teorii Rayleigha przedstawiono na rys.2.

a)

b)

Rys. 2. Funkcja fazowa dla rozpraszania Rayleigha, (góra a, oraz b) i Mie (dół). Długość

strzałek odpowiada natężeniu światła rozpraszanego w danym kierunku [2, 3]

0

2

4

6

8

10

12

300

400

500

600

700

Długo

ść

fali [nm]

Ś

w

ia

tł

o

r

o

z

p

ro

s

z

o

n

e

I

Rys. 3. Rozpraszanie Rayleigha. Natężenie światła podane w jednostkach względnych

w funkcji długości fali λ

Rozpraszanie Mie [1-3, 5, 9]

Rozpraszanie światła na małych cząstkach można scharakteryzować za pomo-

cą stosunku wielkości cząstki do długości fali elektromagnetycznej Stosunek ten
nazywa się parametrem wielkości. „Rozpraszanie” przez cząstki znacznie większe
od długości fali światła opisuje się za pomocą optyki geometrycznej jako odbicie
i załamanie światła. Można wtedy zakładać, że światło propaguje się jako wiązka
(promień światła).

Rozproszenie na cząstkach, które są porównywalne i większe od długości roz-

praszanej fali elektromagnetycznej przebiega w inny sposób niż na małych cząst-
kach. Promienie padające na cząstkę i przechodzące obok niej dają przyczynki do
dwóch różnych zjawisk, które składają się na rozpraszanie. Są to odbicia

i załamania światła oraz dyfrakcja. Światło odbite i światło załamane zmieniają
kierunek w stosunku do kierunku rozchodzenia się wiązki padającej, a rozkład
kątowy i polaryzacja światła tak rozproszonego zależą głównie od kształtu
i właściwości fizycznych cząstki rozpraszającej oraz od rodzaju jej powierzchni.
Promienie przechodzące obok cząstki tworzą falę o płaskim czole, zawierającym
geometryczny cień cząstki. Rozkład natężenia w otrzymanym w ten sposób obrazie
dyfrakcyjnym zależy od kształtu i rozmiarów cząstki. Tak rozproszone światło ma
ten sam stan polaryzacji, co światło padające. Rozkład kątowy całkowitego natęże-
nia promieniowania rozproszonego (indykatrysa rozproszenia) składa się z bardzo
wąskiego i o dużym natężeniu płatka centralnego, pochodzącego od dyfrakcji i
słabego promieniowania we wszystkich kierunkach, którego natężenie zależy od
optycznych własności cząstki. W przypadku cząstek o rozmiarach dużo większych
od długości fali większa część światła padającego ulega odbiciu (tzw. rozproszenie
do tyłu). W tabeli 1 przedstawiono zależność unormowanej wartości natężenia
światła rozproszonego na kuli dielektrycznej o współczynniku załamania n = 1,25
od wartości parametru x.

λ

π

a

x

2

=

gdzie

a

jest promieniem cząstki przyjmowanej w przybliżeniu za kulę.

Dla bardzo małych centrów rozpraszających indykatrysa rozproszenia jest

symetryczna (rozproszenie Rayleigha). Przy zwiększeniu promienia cząstek roz-
praszających obserwuje się odchylenie od symetrii, przy czym większość światła
rozprasza się do przodu pod kątem 0

°. Jest to tak zwany efekt Mie. Przy dalszym

zwiększaniu promienia cząstek prawie całe światło rozproszone rozchodzi się
w kierunku wyznaczonym przez kąt Θ bliski zeru. Jak pokazano w tabeli 1, efekt
Mie jest już widoczny w trzeciej kolumnie. Warto zauważyć, że dla x > 1 w indy-
katrysie rozpraszania pojawia się kilka maksimów i minimów (patrz rys. 5).

Tabela 1. Rozkład kątowy natężenia światła rozproszonego w funkcji pa

rametru x

[5]

Θ

x

= 10

-2

x

= 10

-1

x

= 0,5

x

= 1

x

= 2

x

= 5

x

= 8

0

°

90

°

180

°

5,0·10

-14

2,5·10

-14

5,0·10

-14

5,0·10

-8

2,5·10

-8

4,9·10

-8

1,2·10

-3

5,0·10

-4

7,8·10

-4

2,3·10

-1

3,6·10

-2

1,9·10

-3

4,3
2,5

·10

-1

2,0·10

-2

9,8

·10

2

2,7
1,3

7,5

·10

3

7,1
0,9

Rozpraszanie na cząstkach, które są porównywalne z długością fali oraz więk-

szych są opisane za pomocą teorii Lorenz-Mie. Teoria Lorenz-Mie opisuje metodę
rozwiązań równań Maxwella. Sprowadza się ona do rozwiązania równania dla pola

elektrycznego

E

t

E

2

2

2

∂

∂

=

∇

µε

oraz identycznego dla pola magnetycznego

H

t

H

2

2

2

∂

∂

=

∇

µε

z warunkami brzegowymi na sferze [3, 10].

Te dwa równania są równaniami falowymi. Ich rozwiązania przedstawiają falę
w polu elektrycznym i magnetycznym, poruszającą się z prędkością światła c. Te
poruszające się pola są wzajemnie związane, tworzą promieniowanie elektroma-
gnetyczne.

Dla jednorodnych sferycznych cząstek możliwe jest dokładne rozwiązanie

równań rozpraszania światła w postaci jednorodnego, ale zbieżnego szeregu. Te
rozwiązania są ważne dla sferycznych cząstek dowolnej wielkości, noszą żargono-
wą nazwę rozpraszania Mie. Obecnie, dzięki komputerom, rozpraszanie światła
w ośrodkach polidyspersyjnych z użyciem rozwiązań Mie używane jest do badania
substancji. Teoria Mie opisuje bardzo ważną klasę procesów rozpraszania w at-
mosferze, która obejmuje rozpraszanie na aerozolach, kropelkach wody czy krysz-
tałkach lodu. Opracowano także dokładne metody rozwiązywania rozpraszania
światła na układach sfer (np. sadza), które są rozszerzeniem metody Mie.

Jakościowym opisem rozwiązania równań Maxwella według teorii Mie są

indykatrysy rozproszenia przedstawione na rys. 4 i 5.

Dwustanowa optyczna czujka dymu działaj

ą

ca na

ś

wiatło rozproszone

Optyczne czujki dymu ze względu na sposób przetwarzania gęstości optycznej

dymu na sygnał elektryczny podzielić można na:

•

czujki działające na zasadzie światła pochłoniętego – w czujkach tych wyko-
rzystywane jest zjawisko pochłaniania światła przez cząstki dymu (osłabienie
strumienia świetlnego na drodze optycznej od nadajnika – dioda LED do od-
biornika – np. fotodioda);

•

czujki wykorzystujące światło rozproszone – przetwornik zamienia wartość
natężenia strumienia światła rozproszonego na wartość natężenia prądu. Prze-
twornikiem tym może być fotodioda, w której wykorzystywana jest zależność
natężenia prądu przy polaryzacji wstecznej od natężenia światła padającego
na optozłącze. Konstrukcja diody jest taka, aby można było oświetlić całą
powierzchnię złącza przez cienką warstwę półprzewodnika. Nieoświetlona fo-
todioda ma własności zwykłej diody, natomiast po oświetleniu na skutek po-
wstania dodatkowych nośników występuje możliwość przepływu prądu przez
diodę w kierunku wstecznym. Wartość tego prądu rośnie wraz ze wzrostem
natężenia światła padającego na optozłącze fotodiody. Do opisu własności fo-
todiody należą jeszcze [7]: charakterystyka widmowa, charakterystyka często-
tliwościowa. Charakterystyka widmowa określa czułość fotodiody s na różne
długości fali świetlnej λ, charakterystyka częstotliwościowa dotyczy przypad-

ku oświetlenia fotodiody impulsami świetlnymi i określa czułość fotodiody
w zależności od częstotliwości pulsowania światła f.

Zasada pracy optycznej czujki dymu na światło rozproszone omówiona zosta-

nie na podstawie schematu przedstawionego na rys. 6 [8].

Rys. 4. Funkcje fazowe na rozpraszanie dla różnych parametrów wielkości

cząstki rozpraszającej [9]

Rys. 5. Kształt funkcji fazowych (powiększenie rys. 5) dla parametru wielkości x = 10

oraz x = 100 [9]

Rys. 6. Schemat ideowy optycznej czujki dymu działającej na zasadzie

światła rozproszonego [8]

Czujki te działają na zasadzie pomiaru natężenia strumienia światła rozproszonego
przez cząstki aerozolu, w szczelnej dla światła otoczenia komorze pomiarowej.
Komora pomiarowa została wykonana z czarnego materiału i zaprojektowana tak,
że światło zewnętrzne nie przenika do jej wnętrza, nie powodując w ten sposób

zakłóceń w pracy czujki. W zależności od długości fali promieniowania rozprasza-
nego na cząstkach aerozolu, czujka jest czuła na pewną dominującą średnicę tych
cząstek. W nowych rozwiązaniach czujek optycznych zastosowano źródło światła
o znacznie mniejszej długości fali niż w rozwiązaniach stosowanych w latach
ubiegłych, tzn. światło niebieskie. Podyktowane jest to dążeniem do tego, aby
czujka optyczna była w stanie wykryć jak najmniejsze cząstki powstałe w wyniku
rozkładu termicznego. Budowę przetwornika optoelektronicznego gęstości optycz-
nej dymu na sygnał elektryczny oraz ważniejsze elementy struktury blokowej czuj-
ki pokazano na rys. 6.

Zasada działania czujki jest następująca: generator wytwarzający impulsy

o małym wypełnieniu steruje (zasila) źródłem światła, którym jest zwykle dioda
elektroluminescencyjna o odpowiedniej mocy. Strumień światła (podczerwieni, lub
niebieskiego) emitowany przez diodę LED ma kształt stożka. Dioda ta emituje
strumień świetlny o odpowiednio krótkim czasie trwania i odpowiednio dużym
natężeniu. Konstrukcja komory pomiarowej jest taka, że przy braku cząstek aero-
zoli w jej wnętrzu światło emitowane przez diodę elektroluminescencyjną (LED)
jest niewidoczne dla fotodiody (FD1). Dioda emitująca impulsy światła i fotodioda
odbiornika oddzielone są czarną przegrodą pochłaniającą światło. Po wniknięciu
produktów rozkładu termicznego do wnętrza komory pomiarowej tylko niewielka
część strumienia światła nadajnika po rozproszeniu (zgodnie z teorią przedstawio-
ną powyżej), przez cząstki aerozolu dociera do fotodiody FD1. Również należy
pamiętać, że tylko niewielka część strumienia światła diody LED oświetla poje-
dynczą cząstkę z racji jej rozmiarów geometrycznych. Stąd też na pojedynczej
cząstce rozpraszana jest niewielka ilość energii promienistej. Dlatego też dla uzy-
skania odpowiednio dużego natężenia strumienia światła rozproszonego, w komo-
rze pomiarowej musi się znaleźć odpowiednio duża liczba cząstek rozpraszających,
tzn. dym o odpowiedniej gęstości optycznej. Sygnał z fotodiody po wzmocnieniu
przez wzmacniacz jest kierowany na jedno z wejść bramki iloczynu logicznego
(AND). Drugie wejście bramki iloczynu (AND) jest połączone bezpośrednio do
wyjścia generatora. Pojawienie się jednocześnie dwóch impulsów (jedynek logicz-
nych) na wejściach bramki spowoduje pojawienie się na jej wyjściu jedynki lo-
gicznej (następuje zmiana stanu wyjścia z 0-niski na 1-wysoki). Aby mieć pew-
ność, że odpowiedni prąd wsteczny fotodiody FD1 (jedynka logiczna) związany
jest z pożarem, to liczba tych impulsów powinna być określona i przypadać na
określony czas. Osiągnięto to w omawianym przypadku poprzez zastosowanie
okresowo kasowalnego licznika impulsów. Tylko określona (w zależności od po-
jemności licznika) następująca po sobie liczba impulsów może „przepełnić” licznik
w zadanym czasie, np. 40 s. Na wyjściu licznika w takiej sytuacji pojawia się stan
wysoki i tym samym uruchomi układ wyjściowy (alarmu pożarowego). Dzielnik
częstotliwości dokonuje podziału częstotliwości generatora, odpowiednio ją obni-
żając. Określona liczba impulsów wyjściowych dzielnika (zegara), określa czas
(„okno czasowe”), w którym zliczane są impulsy przychodzące z wyjścia bramki
AND. Jeżeli liczba impulsów przychodzących z bramki AND „przepełni” licznik

w czasie trwania „okna czasowego”, to licznik uruchomi układ wyjściowy i pojawi
się sygnał alarmu pożarowego. Gdy liczba impulsów zliczonych przez licznik bę-
dzie mniejsza od pojemności licznika w czasie określonym oknem czasowym, to
po odmierzeniu tego czasu licznik zostanie skasowany i zliczanie impulsów roz-
pocznie się od nowa. Zliczanie impulsów pochodzących z bramki iloczynu logicz-
nego w określonym czasie ma za zadanie uodpornić czujkę na działanie czynników
zakłócających jej pracę. Pozwala to na eliminację sygnałów wolno zmiennych
pochodzących od rozpraszających cząstek pyłu. Liczba impulsów przepełniających
licznik w czasie trwania „okna” jest adekwatna do gęstości optycznej dymu równej
progowi zadziałania czujki. Do pomiaru czułości czujek optycznych służy densy-
tometr pracujący przy długości fali promieniowania równej 950 nm lub 800 nm, te
długości fal są typowe dla większości czujek optycznych. Niektóre nowocześniej-
sze rozwiązania czujek mają fotodetektor FD2, który wraz ze wzmacniaczem od-
wracającym fazę sygnału wyjściowego jest elementem umożliwiającym kompen-
sację zabrudzenia układów optycznych. Zmniejszające się pod wpływem pyłu po-
krywającego nadajnik (LED) oraz oba fotodetektory natężenie promieniowania
docierające do FD2 poprzez odwracający sygnał wzmacniacz zwiększa energię
impulsów nadajnika. W ten sposób natężenie promieniowania docierającego
w wyniku rozpraszania na drobinach aerozolu do FD1 ma stałą wartość.

Jak wspomniano na wstępie, czujka dymu na światło rozproszone jest selek-

tywnym detektorem pożaru, tzn. wykrywa w pierwszej fazie rozwoju pewne szcze-
gólne typy pożarów, charakteryzujące się określoną wielkością cząstek rozprasza-
jących, jak również określonymi właściwościami elektrycznymi. Zależności te
wynikają z teorii rozpraszania światła.

Czujki dymu o najwy

ż

szych czuło

ś

ciach [13]

VESDA (Very Early Smoke Detection Apparatus – System bardzo wczesnej

detekcji dymu).

W czujkach o ekstremalnych czułościach wykorzystywana jest zasada rozpra-

szania światła przez cząstki dymu wnikające do komory detekcyjnej podobnie jak
w czujkach optycznych rozproszeniowych omówionych wcześniej. Różnią się
bowiem od nich wykorzystaniem wyrafinowanych, nowatorskich rozwiązań tech-
nicznych, które gwarantują nieosiągalne do tej pory czułości. Czujki te charaktery-
zują się czułością mieszczącą się w przedziale od 20%/m do 0,005%/m – typowa
czujka optyczna wykorzystująca efekt rozpraszania posiada czułość ok. 0,3%/m.
Oznacza to, że czujka (czujnik pomiarowy plus elektronika z odpowiednim opro-
gramowaniem przetwarzająca sygnał wejściowy),jest w stanie wykryć osłabienie
natężenia strumienia światła na drodze jednego metra odpowiadające odpowiednio:
od 20 do 0,005 w stosunku do natężenia strumienia światła emitowanego ze źródła

promieniowania mierzonego w

procentach. Odpowiada to niewielkiej liczbie

cząstek w jednostce objętości analizowanego powietrza. Detektory te umożliwiają
wykrycie wstępnej fazy rozwoju pożaru. Praktycznie można mówić tu o pojawie-

niu się pierwszych symptomów pożaru związanych z przekroczeniem nominalnych
temperatur pracy urządzeń, a wywołanych np. przeciążeniem układów elektrycz-
nych bądź elektronicznych. W tym stadium trudno jest mówić o pożarze, ale realne
zagrożenie jego powstania przy braku kontroli w chronionej przestrzeni istnieje.
Odpowiednio wczesna detekcja dymu pozwala na zminimalizowanie zaistniałych
strat. Systemy wykrywania pożaru nigdy nie będą pełnić roli zabezpieczeń urzą-
dzeń i układów automatyki. Zadaniem układów zabezpieczeń ppoż. jest tylko zmi-
nimalizowanie ewentualnych strat popożarowych. W automatyce znanych jest
kilka zabezpieczeń, których zadaniem jest ochrona urządzeń i układów przed
uszkodzeniem. Muszą one działać szybko i niezawodnie, przykładem mogą być tu
różnego rodzaju bezpieczniki, blokady itp. Zależność czasu reakcji różnych rodza-
jów detektorów od stadium rozwoju pożaru pokazano na rys. 7.

Rys. 7. Czas reakcji systemu VESDA Laser PLUS w odniesieniu do krzywej pożaru [11]

Jak widać, najszybciej na obecność nawet minimalnej ilości dymu reagują czujki
z laserowymi źródłami światła, zostanie to uzasadnione w dalszej części artykułu

.

Dotychczas znane są dwa sposoby wykorzystywania rozpraszania światła w komo-
rze pomiarowej czujki o najwyższych czułościach, a mianowicie:

−

rozpraszanie spolaryzowanego monochromatycznego światła (laser podczer-
wieni),

−

rozpraszanie w spektrum światła niebieskiego, gdzie źródłem światła jest lam-
pa ksenonowa.

Strukturę optycznej komory pomiarowej z lampą ksenonową jako źródło światła
przedstawiono na rys. 8.

Rys. 8. Budowa czujki wykorzystującej zmienne kąty rozproszenia [8]

Komora składa się z układu zasysania powietrza (wlot powietrza), wylotu

powietrza, z części optycznej, w skład której wchodzą: źródło światła (lampa kse-
nonowa), soczewka skupiająca oraz fotodetektor. Powietrze pobrane z chronionej
przestrzeni za pomocą układu zasysania (pompy) przechodzi przez specjalny filtr,
którego zadaniem jest oddzielenie pyłu od cząstek dymu, które wnikają do optycz-
nej komory pomiarowej. Komorę, tak jak i poprzeczne przegrody optyczne, wyko-
nano z materiału koloru czarnego, co pozwala w praktyce uważać je za pochłania-
jące światło. Zapobiega to odbiciom światła emitowanego przez źródło od ścian
komory pomiarowej i w efekcie pozwala uniknąć fałszywych alarmów. Cząstki
dymu o różnych średnicach po wniknięciu do wnętrza komory detekcyjnej oświe-
tlane są strumieniem w spektrum promieniowania nadfioletowego UV. Spektrum
światła nadfioletowego charakteryzuje się małą długością fal i w związku z tym ta
czujka nadaje się szczególnie do wykrywania cząstek o małej średnicy, jak również
skutecznie wykrywa cząstki o dużych średnicach. Cząstki dymu, przemieszczając
się wraz z zasysanym powietrzem (jak pokazano to na rys.8), oświetlane są pod
różnymi kątami zależnymi od położenia rozpatrywanej cząstki względem oświetla-
jącego je strumienia światła lampy. Wartość natężenia światła rozproszonego za-
leżna jest od kąta rozpraszania (oświetlenia), jak również zależności wymiarów
geometrycznych cząstki rozpraszającej do długości fali rozpraszanej. Strumień
rozproszonego światła ukierunkowany za pośrednictwem poprzecznych przegród i
soczewki skupiającej kierowany jest do fotodetektora, uzyskując w ten sposób
dużą wartość sygnału wyjściowego. Dodatkową zaletą tego rozwiązania jest duża
proporcjonalność pomiędzy stężeniem dymu a sygnałem wyjściowym detektora.
Związane jest to z tym, że dzięki zastosowaniu spektralnego źródła światła oraz

wlot powietrza

wylot powietrza

lampa
ksenonowa

przesłony

soczewka

fotodetektor

cząstki
aerozolu

w wyniku przemieszczania się cząstek na drodze optycznej czujka ta jednakowo
wykrywa małe i duże cząstki dymu (zmienny w czasie kąt rozpraszania − dzięki
takiej konstrukcji uzyskuje się maksimum efektu rozpraszania dla tych warunków).
Zalety tej nie mają czujki wyposażone w półprzewodnikowe laserowe monochro-
matyczne źródło światła, gdyż maksimum efektów rozpraszania uzyskiwane jest
dla cząstek rozpraszających większych bądź równych dziesięciokrotności długości
fali elektromagnetycznej rozpraszanej przez te cząstki.

Ideę budowy i działania optycznej komory detekcyjnej dymu na światło roz-

proszone z laserowym źródłem światła przedstawiono na rys. 9.

Strumień światła emitowanego przez laser półprzewodnikowy jest ogniskowany do
wiązki o średnicy 20−100

µ

m za pomocą soczewki skupiającej. Poszczególne dro-

biny dymu, dostając się w obszar pomiarowy ograniczony przekrojem wiązki pro-
mieniowania (jak pokazano na rys. 9), rozpraszają światło zgodnie z teorią opra-
cowaną przez Rayleigha i Miego. W tym przypadku wartość natężenia światła
rozproszonego na cząsteczkach dymu jest funkcją rozmiarów tych cząstek oraz
długości fali elektromagnetycznej. W konsekwencji w zgodzie z teorią rozprasza-
nia natężenie światła rozproszonego zależne jest od kąta oświetlenia cząstki dymu.
W rozpatrywanym przypadku elementy detekcyjne − fotodiody rozmieszczone są
na obwodzie koła (rys. 9).

Rys. 9. Wyjaśnienie sposobu detekcji pojedynczych cząstek dymu z wykorzystaniem

laserowego źródła światła

Wystarczająco duże sygnały wyjściowe, niezależnie od wielkości cząstek roz-

praszających, uzyskuje się w tym przypadku dzięki temu, że na pojedynczej cząst-
ce rozpraszana jest całkowita energia promieniowania, a nie jej znikoma cześć jak
to ma miejsce w przypadku klasycznej komory rozproszeniowej. Powyższy efekt
uzyskuje się dzięki skupieniu (zogniskowaniu) strumienia światła laserowego (do
średnicy rozmiarów kilkudziesięciu mikrometrów), za pośrednictwem soczewki
skupiającej o odpowiedniej ogniskowej. Dzięki takiemu rozwiązaniu sygnał
optyczny docierający do każdej z czterech fotodiod ma dużą wartość. Suma sygna-

półprzewodnikowe
laserowe źródło
światła

fotodioda

pułapka
optyczna

soczewka
skupiająca

cząstka dymu

łów optycznych czterech fotodiod jest w tym przypadku wystarczającym sygnałem
pomiarowym pozwalającym na wykrywanie obecności pojedynczych cząstek dy-
mu znajdujących się w przestrzeni detekcyjnej. Idea działania opisywanego sposo-
bu detekcji dymu sprowadza się do zliczania liczby cząstek rozpraszających
w określonym przedziale czasu. Ponieważ uwolnione podczas pożaru cząstki dymu
posiadają określoną temperaturę – wyższą od temperatury otoczenia – ich energia
kinetyczna jest na tyle duża, że charakteryzują się znaczną ruchliwością. Stąd też
czas przebywania ich w strudze światła laserowego jest bardzo krótki. Gęstość
optyczna dymu w pierwszych symptomach pożaru jest bardzo mała, dlatego też
można założyć z niewielkim błędem, że w strudze światła laserowego (obszaru
pomiarowego) znajdą się pojedyncze cząstki dymu. Obecność w przestrzeni po-
miarowej pojedynczych cząstek rozpraszających (dymu) rejestrowana jest za po-
średnictwem elektronicznych układów zliczających. Liczba impulsów zliczana
w określonym przedziale czasu jest miarą w tym przypadku koncentracji dymu
w jednostce objętości powietrza w chronionej przestrzeni. Urządzenie jest zwykle
wyposażone w mikroprocesorowy system pomiarowy i odpowiednie oprogramo-
wanie. Pozwala to na zachowanie bardzo dużej czułości pomiarowej, jak również
uzyskanie dużej odporności na fałszywe alarmy. Ze względu na stałość kąta roz-
proszenia oraz jednej długości fali (promieniowanie monochromatyczne półprze-
wodnikowego lasera), czułość czujki tej konstrukcji zależy wybitnie od wielkości
rozpraszających cząstek dymu.

Mankamentu wyżej opisanego nie mają konstrukcje wykorzystujące efekt tzw.

„wzmacniacza optycznego”. Różnią się bowiem od nich wykorzystaniem zjawisk
optyki geometrycznej, ponieważ rozproszone światło na pojedynczej cząstce jest
odbijane przez zwierciadło eliptyczne, którego powierzchnia jest znacznie większa
od długości fali światła na nią padającego. Rolę „wzmacniacza optycznego” pełnią
w tym przypadku powierzchnie odbijające, utworzone przez obrót krzywych dru-
giego stopnia wokół ich osi symetrii. Są to zwierciadła ogniskujące promieniowa-
nie monochromatyczne rozproszone pod różnymi kątami na cząsteczkach dymu.

Idea tego rozwiązania przedstawiona została na rys. 10.

Rys. 10. Wyjaśnienie efektu wzmocnienia optycznego przez odbijającą

powierzchnię eliptyczną

F

1

F

2

•

Jak widać, krzywa eliptyczna posiada dwa ogniska oznaczone jako F

1

i F

2.

.

Własności geometryczne i optyczne ogniska krzywych drugiego stopnia opisane
zostały w podręcznikach matematyki i fizyki. Jeżeli przez ognisko F

2

poprowadzi-

my strumień światła spolaryzowanego (laserowego) pod dowolnym kątem do
płaszczyzny rysunku i jednocześnie w ognisku F

2

znajdzie się cząstka rozpraszają-

ca (dymu), to strumień ten zostanie rozproszony we wszystkich kierunkach, tak jak
pokazano to rys. 4. Promienie odbite od powierzchni elipsoidy pod dowolnym
kątem skupione zostaną w jednym punkcie zaznaczonym na powyższym rysunku
literką F

1

(drugim ognisku elipsoidy)

.

W ognisku F

1

umieszczamy fotodetektor,

w większości przypadków jest nim fotodioda. Skupienie światła rozproszonego
pod różnymi kątami w jednym punkcie jest tak duże, że wartość natężenia strumie-
nia światła rozproszonego pozwala na identyfikację pojedynczej cząstki znajdują-
cej się obszarze detekcji. Wpływ zakłóceń pożaropodobnych eliminowany jest
poprzez zastosowanie specjalnego oprogramowania mikroprocesorowego systemu
pomiarowego. W tym przypadku wielkość cząsteczki rozpraszającej, jak również
kąt rozpraszania nie są tak istotne jak w przypadku rozwiązania pokazanego na rys.
8 i 9. Przykład rozwiązania układu optycznego komory pomiarowej przedstawiono
na rys. 11.

Rys. 11. Budowa laserowej komory detekcyjnej urządzenia VESDA Laser Plus [11]

1 - wyprowadzenie sygnału do modułu kontrolnego, 2 - czujnik przepływu powietrza,

3 - półprzewodnikowe źródło światła laserowego, 4 - czujnik światła rozproszonego (foto-

dioda), 5 - kierunek przepływu powietrza, 6 - wiązka światła laserowego, 7 - wiązki światła

rozproszonego na cząsteczkach dymu, 8 - lustro kierunkowe (krzywa eliptyczna), 9 - obu-

dowa detektora, 10 - cząsteczki dymu, 11 - filtr, 12 - pułapka świetlna (powierzchnia

zapewniająca całkowite pochłanianie światła)

Podsumowanie

Na podstawie przedstawionych rozważań wysunąć można następujące wnioski

dotyczące zjawiska rozpraszania światła, jak również wykorzystania go do detekcji
dymu:
1.

Natężenie strumienia światła rozproszonego jest zależne od wartości kąta roz-
praszania (indykatrysa rozproszenia).

2.

Natężenie strumienia światła rozproszonego jest silnie zależne od stosunku
wymiarów geometrycznych cząstki do długości fali światła rozpraszanego na
niej.

3.

Wartość natężenia strumienia światła padającego na cząstkę rozpraszającą
stanowi niewielką część strumienia emitowanego przez źródło światła kon-
wencjonalnej optycznej czujki dymu. W celu uzyskania odpowiednio dużego
sygnału z fotodiody liczba cząstek rozpraszających powinna być odpowiednio
duża, jak również powinny te cząstki posiadać odpowiednio duże rozmiary
geometryczne.

4.

Zastosowanie zwierciadła eliptycznego oraz źródła światła laserowego (czujka
VIEW) pozwala wyeliminować wszystkie ograniczenia charakterystyczne dla
komory detekcyjnej konwencjonalnej optycznej czujki dymu. To rozwiązanie
techniczne plus oprogramowanie modułu pomiarowego pozwala osiągnąć
możliwości detekcji dymu na poziomie pojedynczych cząstek. Tak duże czuło-
ści detekcji dymu nieosiągalne są dla konwencjonalnych optycznych czujek
dymu.

S U M M A R Y

Piotr KUSTRA

SMOKE DETECTORS USING DIFFUSED LIGHT TO MEASURE

SMOKE OPTICAL DENSITY

The first part of the article describes elements concerning the theory of diffused
light. The next part introduces structure and use of conventional smoke detector.
Then the structure of smoke detectors measurement chamber has been presented.
Those smoke detectors have bigger detection power than the conventional ones.
The paper last part describes the structure and activity of a smoke detector of the
biggest possible to reach level of detection. While using it we can even detect
single particles of smoke.

PIŚMIENNICTWO

1.

G. W. Petty: A First Course in Atmospheric Radiation. Sundog Publishing
2004.

2.

K. N. Liou: An Introduction to Atmospheric Radiation. San Diego 2002 (sec-
ond edition).

3.

G. T. Thomas, K. Stamnes: Radiative transfer in the Atmosphere and Ocean.
Cambridge University Press, Cambridge 1999.

4.

M. L. Salby: Fundamentals of Atmosferic Sciences. New York 1996.

5.

J. Petykiewicz: Optyka falowa. PWN. Warszawa 1986.

6.

R. Resnick, D. Halliday: Fizyka. PWN, Warszawa 2003.

7.

F. Przezdziecki, A. Opolski: Elektrotechnika i elektronika. WNT, Warszawa
1986.

8.

J. Ciszewski: Wstęp do automatycznych systemów sygnalizacji pożarowej.
CNBOP, Józefów k. Warszawy 1996.

9.

K. Mankowicz: Wpływ aerozolu na zmiany transferu promieniowania krótko- i
długofalowego w atmosferze – badania eksperymentalne. Rozprawa doktorska,
Wydział Fizyki Uniwersytetu Warszawskiego, Warszawa 2003.

10.

T. Cholewicki: Elektrotechnika teoretyczna. WNT, Warszawa 1971.

11.

Dokumentacja techniczna systemu bardzo wczesnej detekcji dymu VESDA
Laser Plus.