mł. bryg. dr in\
. Piotr KUSTRA
Zakład Elektroenergetyki, SGSP
CZUJKI DYMU WYKORZYSTUJ
CE ŚWIATA
O ROZPROSZONE
DO POMIARU G
STOŚCI OPTYCZNEJ DYMU
Artykuł zawiera informacje dotyczące wybranych elementów teo-
rii rozpraszania światła, na podstawie której przedstawiona została
budowa i zasada działania ró\
nych 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 światła
W celu łatwiejszego zrozumienia budowy i zasady działania czujek wykorzy-
stujących do detekcji dymu pomiar natę\
enia 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 pró\
ni z tą samą prędkością c.
Ró\
nią się one jedynie długościami fali (a więc i częstościami), co oznacza, \
e
z
ródła promieniowania tych fal i aparatura słu\
ąca do ich mierzenia ró\
nią 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 u\
ywa 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 wra\
enie, \
e ośrodek rozpraszający świeci  jest to tzw. świecenie
niesamoistne.
Rozró\
nia się rozpraszanie światła[1, 2, 4, 5, 9]:
sprę\
yste - podczas rozpraszania nie następuje zmiana energii (częstotliwości)
światła,
niesprę\
yste  podczas rozpraszania zmienia się energia (częstotliwość) świa-
tła, np. rozpraszanie Ramana, chocia\
jest znikomo słabe, to znalazło zastoso-
wanie w teledetekcyjnych technikach pomiarowych.
Rozpraszanie wią\
e się z niejednorodnościami układu, w którym zachodzi
propagacja fal. Rozpraszanie mo\
e zachodzić na skali cząstek elementarnych, mo-
lekularnej, lub na skalach znacznie większych. Przykładem jest rozpraszanie na
pyłach, aerozolach itp. zawieszonych w powietrzu. W zale\
ności od relacji pomię-
dzy wymiarami geometrycznymi (średnicami) cząsteczek rozpraszających a długo-
ścią fali elektromagnetycznej mo\
na wyró\
nić 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 du\
ych
(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 zale\
y od kąta rozproszenia,
dlatego oczekujemy zale\
ności promieniowania rozproszonego od kierunku. Je\
eli
cząstka jest mała w porównaniu z długością fali, to promieniowanie emitowane
przez dipole jest w fazie, dlatego w tym przypadku nie oczekujemy du\
ej zmienno-
ści z kątem rozproszenia. Gdy rozmiary cząstki staja się większe rośnie równie\

wzajemne wzmocnienie i osłabienie pola elektrycznego od poszczególnych dipoli.
W związku z tym promieniowanie rozproszone na du\
ych cząstkach ma wiele
maksimów i minimów interferencyjnych. Relacje pomiędzy fazami fal elektroma-
gnetycznych zale\
ą w ogólności od czynników geometrycznych: kąta rozproszenia,
rozmiaru cząstki, jej kształtu. Amplituda oraz faza indukowanych dipoli w cząstce
zale\
y 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
2 2
wyra\
a się wzorem p = ą E , gdzie ą jest polaryzowalnością ośrodka, zaś E jest
wewnętrznym polem elektrycznym. Polaryzacja ośrodka na jednostkę objętości P
związana jest z względnym współczynnikiem przenikalności elektrycznej �r oraz
padającym promieniowaniem E wzorem P = (�r -1)�o . Je\
eli przez N oznaczy-
E
my liczbę dipoli w jednostce objętości to polaryzacja ośrodka wynosi P = N p .
Kluczowym problemem w procesach rozpraszania staje się wyznaczenie we-
2
wnętrznego pola elektrycznego E , które w ośrodkach o du\
ej gęstości mo\
e być
zasadniczo ró\
ne od zewnętrznego pola elektrycznego. W przypadku, gdy odle-
głość pomiędzy molekułami jest znacznie większa ni\
długość fali, wówczas
wewnętrzne pole elektryczne rośnie na skutek oddziaływania sąsiednich dipoli
zgodnie z wzorem
P E
2
E = E + = (�r+2) (1)
3�0 3
A
atwo mo\
na pokazać, \
e zachodzi związek
ąr -1
Ną = 3�0 (2)
ąr + 2
zwany równaniem Clausiusa-Mosottiego. Wią\
e 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 zało\
eniami fizyki klasycznej, \
e 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, zale\
nie od kierunku wzglę-
dem dipola, najwięcej w kierunku prostopadłym do dipola, a prawie wcale wzdłu\

dipola. Dla dipola znacznie krótszego od długości rozpraszanej fali elektromagne-
tycznej natę\
enie 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 ni\
fala padająca.
 Nale\
y zauwa\
yć, \
e prawo Rayleigha jest słuszne jedynie dla obiektów
mniejszych ni\
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 .
Intensywność I światła docierającego do obserwatora w wyniku rozpraszania
przez jedną mała kulistą cząstkę, dla niespolaryzowanego światła (np. promienio-
wanie słoneczne) o długości fali  i intensywności światła padającego I0 określa
zale\
ność
4
Io 2�ł 2Ą 1+ cos2 Ś
�ł
I = ą �ł (3)
�ł
r2 �ł  2
łł
�ł
gdzie:
r - odległość od cząstki,
Ś - kąt rozproszenia,
I -natę\
enie światła docierającego do obserwatora,
I0 - jest natę\
eniem światła padającego,
 - długość fali światła padającego,
ą  polaryzowalność ośrodka.
Dla wielu cząstek, przy zało\
eniu, \
e cząstki rozpraszające znajdują się w du\
ych
odległościach od siebie i rozpraszają światło niezale\
nie, w odległości r od ośrodka
rozpraszającego natę\
enie światła rozproszonego jest opisane równaniem:
4 2
8Ą Ną
I = I0 (1+ cos2 Ś1) (4)
r24
gdzie:
I0 - jest natę\
eniem światła padającego,
N - liczbą centrów rozpraszających,
Ś1 - kątem rozproszenia, czyli kątem między kierunkiem światła padającego kie-
runkiem obserwacji światła rozproszonego.
Z ostatniego równania wynika, \
e najsilniej rozpraszane jest światło o małej długo-
ści fali, co pokazano na rys. 3.
Z zale\
ności (4) wynika, \
e natę\
enie 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.
Poniewa\
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. natę\
enie 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 natę\
enia 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 natę\
eniu światła rozpraszanego w danym kierunku [2, 3]
12
10
8
6
4
2
0
300 400 500 600 700
Długość fali [nm]
Rys. 3. Rozpraszanie Rayleigha. Natę\
enie światła podane w jednostkach względnych
w funkcji długości fali 
Rozpraszanie Mie [1-3, 5, 9]
Rozpraszanie światła na małych cząstkach mo\
na 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. Mo\
na wtedy zakładać, \
e 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 ni\
na małych cząst-
kach. Promienie padające na cząstkę i przechodzące obok niej dają przyczynki do
dwóch ró\
nych zjawisk, które składają się na rozpraszanie. Są to odbicia
Ś
wiatło rozproszone I
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 zale\
ą 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 natę\
enia w otrzymanym w ten sposób obrazie
dyfrakcyjnym zale\
y od kształtu i rozmiarów cząstki. Tak rozproszone światło ma
ten sam stan polaryzacji, co światło padające. Rozkład kątowy całkowitego natę\
e-
nia promieniowania rozproszonego (indykatrysa rozproszenia) składa się z bardzo
wąskiego i o du\
ym natę\
eniu płatka centralnego, pochodzącego od dyfrakcji i
słabego promieniowania we wszystkich kierunkach, którego natę\
enie zale\
y od
optycznych własności cząstki. W przypadku cząstek o rozmiarach du\
o większych
od długości fali większa część światła padającego ulega odbiciu (tzw. rozproszenie
do tyłu). W tabeli 1 przedstawiono zale\
ność unormowanej wartości natę\
enia
światła rozproszonego na kuli dielektrycznej o współczynniku załamania n = 1,25
od wartości parametru x.
2Ąa
x =

gdzie a jest promieniem cząstki przyjmowanej w przybli\
eniu 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 Ś bliski zeru. Jak pokazano w tabeli 1, efekt
Mie jest ju\
widoczny w trzeciej kolumnie. Warto zauwa\
yć, \
e dla x > 1 w indy-
katrysie rozpraszania pojawia się kilka maksimów i minimów (patrz rys. 5).
Tabela 1. Rozkład kątowy natę\
enia światła rozproszonego w funkcji parametru x
[5]
Ś x = 10-2 x = 10-1 x = 0,5 x = 1 x = 2 x = 5 x = 8
4,3
0� 5,0�10-14 5,0�10-8 1,2�10-3 2,3�10-1 9,8�102 7,5�103
2,7 7,1
90� 2,5�10-14 2,5�10-8 5,0�10-4 3,6�10-2 2,5�10-1
180� 5,0�10-14 4,9�10-8 7,8�10-4 1,9�10-3 2,0�10-2 1,3 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
"2
elektrycznego "2E = �� E oraz identycznego dla pola magnetycznego
"t2
"2
"2H = �� H z warunkami brzegowymi na sferze [3, 10].
"t2
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 mo\
liwe jest dokładne rozwiązanie
równań rozpraszania światła w postaci jednorodnego, ale zbie\
nego szeregu. Te
rozwiązania są wa\
ne dla sferycznych cząstek dowolnej wielkości, noszą \
argono-
wą nazwę rozpraszania Mie. Obecnie, dzięki komputerom, rozpraszanie światła
w ośrodkach polidyspersyjnych z u\
yciem rozwiązań Mie u\
ywane jest do badania
substancji. Teoria Mie opisuje bardzo wa\
ną klasę procesów rozpraszania w at-
mosferze, która obejmuje rozpraszanie na aerozolach, kropelkach wody czy krysz-
tałkach lodu. Opracowano tak\
e 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 działająca na światło rozproszone
Optyczne czujki dymu ze względu na sposób przetwarzania gęstości optycznej
dymu na sygnał elektryczny podzielić mo\
na 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
natę\
enia strumienia światła rozproszonego na wartość natę\
enia prądu. Prze-
twornikiem tym mo\
e być fotodioda, w której wykorzystywana jest zale\
ność
natę\
enia prądu przy polaryzacji wstecznej od natę\
enia światła padającego
na optozłącze. Konstrukcja diody jest taka, aby mo\
na 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 mo\
liwość przepływu prądu przez
diodę w kierunku wstecznym. Wartość tego prądu rośnie wraz ze wzrostem
natę\
enia światła padającego na optozłącze fotodiody. Do opisu własności fo-
todiody nale\
ą jeszcze [7]: charakterystyka widmowa, charakterystyka często-
tliwościowa. Charakterystyka widmowa określa czułość fotodiody s na ró\
ne
długości fali świetlnej , charakterystyka częstotliwościowa dotyczy przypad-
ku oświetlenia fotodiody impulsami świetlnymi i określa czułość fotodiody
w zale\
ności 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 ró\
nych 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 natę\
enia strumienia światła rozproszonego
przez cząstki aerozolu, w szczelnej dla światła otoczenia komorze pomiarowej.
Komora pomiarowa została wykonana z czarnego materiału i zaprojektowana tak,
\
e światło zewnętrzne nie przenika do jej wnętrza, nie powodując w ten sposób
zakłóceń w pracy czujki. W zale\
ności od długości fali promieniowania rozprasza-
nego na cząstkach aerozolu, czujka jest czuła na pewną dominującą średnicę tych
cząstek. W nowych rozwiązaniach czujek optycznych zastosowano z
ródło światła
o znacznie mniejszej długości fali ni\
w rozwiązaniach stosowanych w latach
ubiegłych, tzn. światło niebieskie. Podyktowane jest to dą\
eniem 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 wa\
niejsze elementy struktury blokowej czuj-
ki pokazano na rys. 6.
Zasada działania czujki jest następująca: generator wytwarzający impulsy
o małym wypełnieniu steruje (zasila) z
ródłem światła, którym jest zwykle dioda
elektroluminescencyjna o odpowiedniej mocy. Strumień światła (podczerwieni, lub
niebieskiego) emitowany przez diodę LED ma kształt sto\
ka. Dioda ta emituje
strumień świetlny o odpowiednio krótkim czasie trwania i odpowiednio du\
ym
natę\
eniu. Konstrukcja komory pomiarowej jest taka, \
e 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 powy\
ej), przez cząstki aerozolu dociera do fotodiody FD1. Równie\
nale\
y
pamiętać, \
e tylko niewielka część strumienia światła diody LED oświetla poje-
dynczą cząstkę z racji jej rozmiarów geometrycznych. Stąd te\
na pojedynczej
cząstce rozpraszana jest niewielka ilość energii promienistej. Dlatego te\
dla uzy-
skania odpowiednio du\
ego natę\
enia strumienia światła rozproszonego, w komo-
rze pomiarowej musi się znalez
ć odpowiednio du\
a 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, \
e odpowiedni prąd wsteczny fotodiody FD1 (jedynka logiczna) związany
jest z po\
arem, 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 zale\
ności od po-
jemności licznika) następująca po sobie liczba impulsów mo\
e  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 po\
arowego). Dzielnik
częstotliwości dokonuje podziału częstotliwości generatora, odpowiednio ją obni-
\
ając. Określona liczba impulsów wyjściowych dzielnika (zegara), określa czas
( okno czasowe ), w którym zliczane są impulsy przychodzące z wyjścia bramki
AND. Je\
eli liczba impulsów przychodzących z bramki AND  przepełni licznik
w czasie trwania  okna czasowego , to licznik uruchomi układ wyjściowy i pojawi
się sygnał alarmu po\
arowego. 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 słu\
y 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 umo\
liwiającym kompen-
sację zabrudzenia układów optycznych. Zmniejszające się pod wpływem pyłu po-
krywającego nadajnik (LED) oraz oba fotodetektory natę\
enie promieniowania
docierające do FD2 poprzez odwracający sygnał wzmacniacz zwiększa energię
impulsów nadajnika. W ten sposób natę\
enie 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 po\
aru, tzn. wykrywa w pierwszej fazie rozwoju pewne szcze-
gólne typy po\
arów, charakteryzujące się określoną wielkością cząstek rozprasza-
jących, jak równie\
określonymi właściwościami elektrycznymi. Zale\
ności te
wynikają z teorii rozpraszania światła.
Czujki dymu o najwy\
szych czułościach [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. Ró\
nią 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, \
e czujka (czujnik pomiarowy plus elektronika z odpowiednim opro-
gramowaniem przetwarzająca sygnał wejściowy),jest w stanie wykryć osłabienie
natę\
enia strumienia światła na drodze jednego metra odpowiadające odpowiednio:
od 20 do 0,005 w stosunku do natę\
enia strumienia światła emitowanego ze z
ródła
promieniowania mierzonego w procentach. Odpowiada to niewielkiej liczbie
cząstek w jednostce objętości analizowanego powietrza. Detektory te umo\
liwiają
wykrycie wstępnej fazy rozwoju po\
aru. Praktycznie mo\
na mówić tu o pojawie-
niu się pierwszych symptomów po\
aru związanych z przekroczeniem nominalnych
temperatur pracy urządzeń, a wywołanych np. przecią\
eniem układów elektrycz-
nych bądz
elektronicznych. W tym stadium trudno jest mówić o po\
arze, ale realne
zagro\
enie jego powstania przy braku kontroli w chronionej przestrzeni istnieje.
Odpowiednio wczesna detekcja dymu pozwala na zminimalizowanie zaistniałych
strat. Systemy wykrywania po\
aru nigdy nie będą pełnić roli zabezpieczeń urzą-
dzeń i układów automatyki. Zadaniem układów zabezpieczeń ppo\
. jest tylko zmi-
nimalizowanie ewentualnych strat popo\
arowych. 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
ró\
nego rodzaju bezpieczniki, blokady itp. Zale\
ność czasu reakcji ró\
nych rodza-
jów detektorów od stadium rozwoju po\
aru pokazano na rys. 7.
Rys. 7. Czas reakcji systemu VESDA Laser PLUS w odniesieniu do krzywej po\
aru [11]
Jak widać, najszybciej na obecność nawet minimalnej ilości dymu reagują czujki
z laserowymi z
ródłami światła, zostanie to uzasadnione w dalszej części artykułu.
Dotychczas znane są dwa sposoby wykorzystywania rozpraszania światła w komo-
rze pomiarowej czujki o najwy\
szych czułościach, a mianowicie:
- rozpraszanie spolaryzowanego monochromatycznego światła (laser podczer-
wieni),
- rozpraszanie w spektrum światła niebieskiego, gdzie z
ródłem światła jest lam-
pa ksenonowa.
Strukturę optycznej komory pomiarowej z lampą ksenonową jako z
ródło światła
przedstawiono na rys. 8.
lampa
wlot powietrza wylot powietrza
ksenonowa
fotodetektor
soczewka
cząstki przesłony
aerozolu
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: z
ródło 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 uwa\
ać je za pochłania-
jące światło. Zapobiega to odbiciom światła emitowanego przez z
ródło od ścian
komory pomiarowej i w efekcie pozwala uniknąć fałszywych alarmów. Cząstki
dymu o ró\
nych 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 równie\

skutecznie wykrywa cząstki o du\
ych średnicach. Cząstki dymu, przemieszczając
się wraz z zasysanym powietrzem (jak pokazano to na rys.8), oświetlane są pod
ró\
nymi kątami zale\
nymi od poło\
enia rozpatrywanej cząstki względem oświetla-
jącego je strumienia światła lampy. Wartość natę\
enia światła rozproszonego za-
le\
na jest od kąta rozpraszania (oświetlenia), jak równie\
zale\
ności 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
du\
ą wartość sygnału wyjściowego. Dodatkową zaletą tego rozwiązania jest du\
a
proporcjonalność pomiędzy stę\
eniem dymu a sygnałem wyjściowym detektora.
Związane jest to z tym, \
e dzięki zastosowaniu spektralnego z
ródła światła oraz
w wyniku przemieszczania się cząstek na drodze optycznej czujka ta jednakowo
wykrywa małe i du\
e cząstki dymu (zmienny w czasie kąt rozpraszania - dzięki
takiej konstrukcji uzyskuje się maksimum efektu rozpraszania dla tych warunków).
Zalety tej nie mają czujki wyposa\
one w półprzewodnikowe laserowe monochro-
matyczne z
ródło światła, gdy\
maksimum efektów rozpraszania uzyskiwane jest
dla cząstek rozpraszających większych bądz
równych dziesięciokrotności długości
fali elektromagnetycznej rozpraszanej przez te cząstki.
Ideę budowy i działania optycznej komory detekcyjnej dymu na światło roz-
proszone z laserowym z
ródłem światła przedstawiono na rys. 9.
Strumień światła emitowanego przez laser półprzewodnikowy jest ogniskowany do
wiązki o średnicy 20-100 �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 natę\
enia światła
rozproszonego na cząsteczkach dymu jest funkcją rozmiarów tych cząstek oraz
długości fali elektromagnetycznej. W konsekwencji w zgodzie z teorią rozprasza-
nia natę\
enie światła rozproszonego zale\
ne jest od kąta oświetlenia cząstki dymu.
W rozpatrywanym przypadku elementy detekcyjne - fotodiody rozmieszczone są
na obwodzie koła (rys. 9).
półprzewodnikowe fotodioda pułapka
soczewka
laserowe z
ródło optyczna
skupiająca
światła
cząstka dymu
Rys. 9. Wyjaśnienie sposobu detekcji pojedynczych cząstek dymu z wykorzystaniem
laserowego z
ródła światła
Wystarczająco du\
e sygnały wyjściowe, niezale\
nie od wielkości cząstek roz-
praszających, uzyskuje się w tym przypadku dzięki temu, \
e na pojedynczej cząst-
ce rozpraszana jest całkowita energia promieniowania, a nie jej znikoma cześć jak
to ma miejsce w przypadku klasycznej komory rozproszeniowej. Powy\
szy 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 ka\
dej z czterech fotodiod ma du\
ą wartość. Suma sygna-
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. Poniewa\
uwolnione podczas po\
aru cząstki dymu
posiadają określoną temperaturę  wy\
szą od temperatury otoczenia  ich energia
kinetyczna jest na tyle du\
a, \
e charakteryzują się znaczną ruchliwością. Stąd te\

czas przebywania ich w strudze światła laserowego jest bardzo krótki. Gęstość
optyczna dymu w pierwszych symptomach po\
aru jest bardzo mała, dlatego te\

mo\
na zało\
yć z niewielkim błędem, \
e 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
wyposa\
one w mikroprocesorowy system pomiarowy i odpowiednie oprogramo-
wanie. Pozwala to na zachowanie bardzo du\
ej czułości pomiarowej, jak równie\

uzyskanie du\
ej odporności na fałszywe alarmy. Ze względu na stałość kąta roz-
proszenia oraz jednej długości fali (promieniowanie monochromatyczne półprze-
wodnikowego lasera), czułość czujki tej konstrukcji zale\
y wybitnie od wielkości
rozpraszających cząstek dymu.
Mankamentu wy\
ej opisanego nie mają konstrukcje wykorzystujące efekt tzw.
 wzmacniacza optycznego . Ró\
nią się bowiem od nich wykorzystaniem zjawisk
optyki geometrycznej, poniewa\
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 ró\
nymi kątami na cząsteczkach dymu.
Idea tego rozwiązania przedstawiona została na rys. 10.
F1 F2
"
Rys. 10. Wyjaśnienie efektu wzmocnienia optycznego przez odbijającą
powierzchnię eliptyczną
 Jak widać, krzywa eliptyczna posiada dwa ogniska oznaczone jako F1 i F2..
Własności geometryczne i optyczne ogniska krzywych drugiego stopnia opisane
zostały w podręcznikach matematyki i fizyki. Je\
eli przez ognisko F2 poprowadzi-
my strumień światła spolaryzowanego (laserowego) pod dowolnym kątem do
płaszczyzny rysunku i jednocześnie w ognisku F2 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 powy\
szym rysunku
literką F1 (drugim ognisku elipsoidy). W ognisku F1 umieszczamy fotodetektor,
w większości przypadków jest nim fotodioda. Skupienie światła rozproszonego
pod ró\
nymi kątami w jednym punkcie jest tak du\
e, \
e wartość natę\
enia strumie-
nia światła rozproszonego pozwala na identyfikację pojedynczej cząstki znajdują-
cej się obszarze detekcji. Wpływ zakłóceń po\
aropodobnych eliminowany jest
poprzez zastosowanie specjalnego oprogramowania mikroprocesorowego systemu
pomiarowego. W tym przypadku wielkość cząsteczki rozpraszającej, jak równie\

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 z
ródło 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 rozwa\
ań wysunąć mo\
na następujące wnioski
dotyczące zjawiska rozpraszania światła, jak równie\
wykorzystania go do detekcji
dymu:
1. Natę\
enie strumienia światła rozproszonego jest zale\
ne od wartości kąta roz-
praszania (indykatrysa rozproszenia).
2. Natę\
enie strumienia światła rozproszonego jest silnie zale\
ne od stosunku
wymiarów geometrycznych cząstki do długości fali światła rozpraszanego na
niej.
3. Wartość natę\
enia strumienia światła padającego na cząstkę rozpraszającą
stanowi niewielką część strumienia emitowanego przez z
ródło światła kon-
wencjonalnej optycznej czujki dymu. W celu uzyskania odpowiednio du\
ego
sygnału z fotodiody liczba cząstek rozpraszających powinna być odpowiednio
du\
a, jak równie\
powinny te cząstki posiadać odpowiednio du\
e rozmiary
geometryczne.
4. Zastosowanie zwierciadła eliptycznego oraz z
ródła 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
mo\
liwości detekcji dymu na poziomie pojedynczych cząstek. Tak du\
e 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 po\
arowej.
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.