電力變壓器溫度的在線監(jiān)測與診斷_畢業(yè)論文-資料下載頁

【導(dǎo)讀】安全、高效、經(jīng)濟(jì)的運(yùn)行。大部分變壓器壽命的終結(jié)是因為其喪失了應(yīng)有的絕緣。電力變壓器內(nèi)部屬于高電壓、強(qiáng)電磁場環(huán)境，對于變壓器繞組溫度的監(jiān)。是適于電力變壓器內(nèi)部的復(fù)雜電磁環(huán)境。本論文研究分布式光纖傳感器的應(yīng)用系統(tǒng)，主要包括兩方面。較技術(shù)，從空間和溫度分辨率入手，結(jié)合實際情況制定本系統(tǒng)的可行方法。優(yōu)化；最終將復(fù)雜的系統(tǒng)分解為較為簡單的、有利于我們用軟硬件實現(xiàn)的部分。分，依據(jù)設(shè)計方案完成了試驗裝置，進(jìn)行了試驗研究。

　　

【正文】 射光。 由式 (4— 1)可以確定散射所發(fā)生的位置，通過對散射信號強(qiáng)度的分析后來確定此位置處光纖的物理特性。如光纖有斷裂或接頭，那么與此相對應(yīng)的后向散射光信號將出現(xiàn)一個突變尖峰。 系統(tǒng)的基本工作過程是將窄 的高強(qiáng)度光脈沖入射光纖后，測量該脈沖后向散射信號的時間函數(shù)。信號包括脈沖沿光纖向前傳輸過程中的散射光和在返回方向上被導(dǎo)向器 (Waveguide)回收的光，它是散射單元 dx 位置 z 的函數(shù)，可表示為 （ 4— 2） 式中 Pj—— 發(fā)射功率 W—— 脈沖寬度 —— 散射波在光纖中的傳播速度 —— 分別為散射損耗和總損耗系數(shù)，是位置 z 的函數(shù) —— 俘獲率，代表光學(xué)系統(tǒng)收集到的散射光的比例 俘獲率 可近似地由光纖數(shù)值孔徑 NA 和纖芯折射系數(shù) 的關(guān)系式得 出，即 (4— 3) 式 (4— 3)對單模光纖和梯度多模光纖均適合。 測量位置可由脈沖從入射端到該點(diǎn)，再由該點(diǎn)返回所用的時間討算出來。由式 (42)可知，散射損失 和局部俘獲率 直接影響著信號的大小，局部光纖總損耗系數(shù) 間接地影響著信號的大小。顯然，要想在分布式光纖傳感器中使用光學(xué)反射方法進(jìn)行測量， ， ， ，必須具備以下兩個條件： (1)是被測量的函數(shù)； (2)能從所有其它環(huán)境影響參數(shù)分離出來。 從已有結(jié)果看，用光學(xué)反射方法可測量溫度、應(yīng)變和壓 力等物理量。 基于此原理，人們通過利用各種物理效應(yīng)，將溫度、壓力、電場、磁場等待測的物理量調(diào)制到后向散射光上，通過計時和解調(diào)后向散射光，人們就既可知道此物力量的強(qiáng)度大小，又可知道此物理量的空間分布。在后向散射光中包含有瑞利散射，拉曼散射，布里淵散射。 光纖中最強(qiáng)的散射是 Rayleigh 散射。但是它也約只是入射光的 45dB。實驗和理論都發(fā)現(xiàn)玻璃 (它是組成光纖的主要成分 )的 Rayleigh 散射系數(shù)的溫度靈敏度極其微弱。因此，實現(xiàn)基于 Rayleigh 后向散射的全光纖的溫度分布系統(tǒng)是很困難的。 用 OTDR 技術(shù)可以 確定光纖處的損耗、光纖故障點(diǎn)、斷點(diǎn)位置，對測量點(diǎn)定位，因此也可以稱為光纖雷達(dá)。以后向 Rayleigh 散射為基礎(chǔ)的光學(xué)時域反射(OTDR)法能夠探測出光纖中模式耦合點(diǎn)的位置。 OTDR 技術(shù)作為分布式傳感的基礎(chǔ)，目前在大多數(shù)分布式光纖傳感系統(tǒng)中得到應(yīng)用，本課題所研究的分布式溫度傳感系統(tǒng)中也正是基于 OTDR 技術(shù)來實現(xiàn)分布式傳感測量的。 拉曼散射原理 光纖中的 Raman 散射理論是一個很復(fù)雜的問題，它的研究為分布式光纖溫度傳感器奠定了傳感的理論基礎(chǔ)，對傳感器系統(tǒng)光源的選用、傳感光纖的選取和信號處理系統(tǒng)的設(shè)計也都起著非 常重要的作用。本節(jié)介紹了 Raman 散射，接著對傳感光纖中 Raman 散射進(jìn)行了理論分析。對后面在分布光纖溫度傳感器信號處理系統(tǒng)中的研究作了理論上的鋪墊。 拉曼散射的基本原理 在任何分子介質(zhì)中，自發(fā)拉曼散射將一小部分 (一般約為 )入射功率由一光束轉(zhuǎn)移到另一頻率下移的光束中，頻率下移量由介質(zhì)的振動模式?jīng)Q定，此過程稱為拉曼效應(yīng)。 激發(fā)光子與光纖分子的相互作用，分為彈性碰撞和非彈性碰撞。彈性碰撞過程中，光子與分子間并不交換能量，因此只是改變光子的運(yùn)動方向并不改變激發(fā)光子的波長 (即光子的能量 )；在非彈性碰撞過程中 ，光子與分子之間的相互作用存在著能量交換，光子可以釋放或吸收聲子，在頻域上，表現(xiàn)為斯托克斯散射光子和反斯托克斯散射光子。光子與分子的相互作用可用分子能級圖來表示，如圖 所示， E1， E2 分別表示分子振動的兩個能級，兩個能級之間相差 ，即 。注入光纖的激光頻率為 ，光子的能量為 ，當(dāng)分子從能級巨被激光光子激發(fā)到能級為 的虛態(tài)，又回到能級 E1：或分子從能級 E2 被激光光子激發(fā)到能級為 的虛態(tài)，又回到能級 E2，散射出頻率為 的光子，這一過程稱為瑞利散射。當(dāng)能級為 E1 的分子被激光光子激發(fā)到 的虛態(tài)，然后回到能級 ， 散射出頻率為 的光子，這種散射稱為斯托克斯散射；而原來處于能級 E2的 分 子 被 激 光 光 子 激 發(fā) 到 的虛態(tài)，然后回到能級，散射出頻率為 光子，這種散射稱為反斯托克斯散射。 由于在一般情況下絕大多數(shù)分子均處于基態(tài) (即 E1 能級 )，只有少數(shù)分子 才可能處于受激態(tài) (即 E2 能級，服從玻爾茲曼分布 )，故在自發(fā)拉曼散射中，發(fā)生低頻移拉曼散射 (斯托克斯散射 )的幾率要比發(fā)生高頻移拉曼散射 (反斯托克斯散射 )幾率高 倍。 自發(fā)拉曼散射 自發(fā)拉曼散射簡介 在 1923 年， A． Smekal 從理論上預(yù)言：當(dāng)頻率一定的單色光入射到介質(zhì)以后， 除了產(chǎn)生光的反射和折射外，還會產(chǎn)生散射現(xiàn)象。 圖 拉曼散射示意圖 對于由二氧化硅分子組成的光纖，實驗發(fā)現(xiàn)：在光纖的散射信號中，除了與入射光頻率相同的瑞利 (Rayleigh)散射外，還有一些其它頻率分量的散射。在頻移波數(shù)與入射光波長無關(guān)而與組成光纖的二氧化硅結(jié)構(gòu)和運(yùn)動狀態(tài)有關(guān)的十分微弱的拉曼 (Raman)散射光譜中，低于入射光波的頻率分量稱斯托克斯(Stokes)光，高于入射光波的頻率分量稱反斯托克斯 (Anti— stokes)光，圖 描述出了各種散射光 (圖中 是入射光波數(shù) )。 圖 纖散 射光譜圖 微弱的自發(fā)拉曼散射現(xiàn)象用拉曼散射的經(jīng)典理論可定性的解釋為：光纖的成分是石英即二氧化硅分子，而二氧化硅分子是由硅和氧原子組成的，它們在分子內(nèi)部按一定的方式處于運(yùn)動狀態(tài)，二氧化硅分子內(nèi)部粒子間的這種相對運(yùn)動導(dǎo)致分子間感生電偶極距隨時間的周期性調(diào)制，從而對入射到光纖中的光產(chǎn)生散射作用；對于單色光入射，將使散射光的頻率相對于入射光而言發(fā)生一定的移動，頻率移動量的大小正好等于上述調(diào)制頻率。 一般情況下，在光纖的拉曼散射光中，斯托克斯光比入射光小約六個量級，反斯托克斯光入射光小約七個量級。 自發(fā) 拉曼散射的理論描述 從經(jīng)典理論看，拉曼散射可看作泵浦光的電磁波使光纖介子分子或原子內(nèi)的電子相對原子核發(fā)生微小的位移或振動，產(chǎn)生感應(yīng)電極化。這種電極化使泵浦光頻率產(chǎn)生變化，產(chǎn)生斯托克斯和反斯托克斯散射。 設(shè)拉曼介質(zhì)由每單位體積Ⅳ個相互獨(dú)立的諧振子組成，對應(yīng)于各個分子，其運(yùn)動方程為 （ 4— 4） 式中 F(z， t)—— 外場作用力 X（ z,t)—— 分子相對于勢能最低點(diǎn)的偏離 、 m、 —— 分別為分子的振動頻率、質(zhì)量和阻尼系數(shù) 介質(zhì)分子極化率 是 x 的函數(shù)，可用級數(shù)表示 （ 4— 5） 取 n 階近似，則介 質(zhì)的介電常數(shù)為 （ 4— 6） 頻率為 ，電場 E(z， t)的靜電儲能密度為 （ 4— 7） 因而作用在每個分子上的力為 （ 4— 8） 上述分析表明，頻率為 的分子振動會引起介電常數(shù) 在 處出現(xiàn)調(diào)制，這導(dǎo)致對輻射場的調(diào)制，從而產(chǎn)生頻率偏移為珊。整數(shù)倍的旁頻。 可以證明，在頻率為 的外場作用下，非線性介質(zhì)的簡諧振子，會出現(xiàn)新的頻率為 的極化強(qiáng)度分量，振蕩的極化強(qiáng)度將發(fā)生輻射，從而產(chǎn)生頻率為 的電磁波，即為各階斯 托克斯或反斯托克斯散射。而且從分析可以知道斯托克斯散射強(qiáng)度和反斯托克斯散射強(qiáng)度大體相當(dāng)，這與受激拉曼現(xiàn)象相一致，但試驗表明自發(fā)拉曼散射的反斯托克斯散射比斯托克斯要弱幾個數(shù)量級，由經(jīng)典理論不能解釋這一現(xiàn)象。 自發(fā)拉曼散射中斯托克斯和反斯托克斯的產(chǎn)生幾率 當(dāng)分子始態(tài)處于不同能態(tài)時，吸收外場光子后產(chǎn)生的輻射躍遷后所處的終態(tài)也是不同的。 根據(jù)波爾茲曼分布律，在熱平衡下，介質(zhì)分子振動基態(tài)和激發(fā)奩的粒子分布為 （ 4— 9） 式中 N1—— 分子振動基態(tài)上的粒子數(shù) N2—— 分子振動激發(fā)態(tài)上的粒子數(shù) —— 分子振動頻率 在常態(tài)下，絕大多數(shù)粒子處于基態(tài)能級上，只有極少數(shù)粒子處于激發(fā)能態(tài)上。 自發(fā)拉曼散射的斯托克斯過程中，諧振分子的始態(tài)為基態(tài)低能級，終態(tài)為激發(fā)能級，而反斯托克斯過程則相反，始態(tài)為激發(fā)態(tài)能級，終態(tài)為基態(tài)能級。由此可得斯托克斯和反斯托克斯散射的幾率分別為 （ 4— 10） （ 4— 11） 自發(fā)拉曼散射的強(qiáng)度公式 實際的測量中，直接測量的是散射光的強(qiáng)度。在拉曼散射過程中，斯托克斯光強(qiáng)度正比于處于基態(tài)的二氧化硅分子密度，反斯托克斯光強(qiáng)度正比于激發(fā)態(tài)的二氧化硅分子密度。一般情況下，二氧化硅分子密度服從波爾茲曼因子分布 （ 4— 12） 式中 k—— 波爾茲曼常數(shù) T—— 絕對溫度 E—— 運(yùn)動能量 式（ 4— 12）表明，由于激發(fā)態(tài) E1 的能量高，故處于激發(fā)態(tài) E1 的二氧化硅分 子較處于基態(tài) E2 的二 氧化硅分子少，即自發(fā)拉曼散射中反斯托克斯光較斯托克斯光弱。 D． LLong 通過嚴(yán)密的理論推導(dǎo)得出反斯托克斯、斯托克斯散射光強(qiáng)分別為 （ 4— 13） （ 4— 14） 式中 與光纖所處環(huán)境溫度無關(guān)，取決于光纖結(jié)構(gòu)和物理特性、入射 光強(qiáng)等。取上述二式之比，有 （ 4— 15） 式中 —— 反斯托克斯與斯托克斯光強(qiáng)之比 —— 反斯托克斯光波數(shù) —— 斯托克斯光波數(shù) c—— 真空中光速 —— 拉曼頻移 h—— 普朗克常數(shù) K—— 波爾茲曼常數(shù) T—— 環(huán)境的絕對溫度 從式（ 4— 15）得到的結(jié)論是：自發(fā)拉曼散射中反斯托克斯與斯托克斯光強(qiáng)之比僅是介質(zhì)所處溫度的函數(shù)，而與注入光源的光功率等其它條件無關(guān)。 設(shè)單位長度光纖的反斯托克斯光、斯托克斯光散射損耗 (散射系數(shù) )分別為和 ，則長度為 的光纖上的反斯托克斯、斯托克斯散射光強(qiáng)之比 仍滿足式 (4— 15)，即 （ 4— 16） 考慮到光在光纖中傳輸時存在著諸如光源功率不穩(wěn)、光纖的傳輸損耗、光纖彎曲造成的傳輸損耗增加等非溫度因素對反斯托克斯光強(qiáng)的影響，在分布式光纖溫度傳感器中，取式（ 4— 15）反斯托克斯與斯托克斯光強(qiáng)的比值作溫度的傳感信號，而不是單純的取反斯托克斯光強(qiáng)作溫敏信號。式 (415)是分布式光纖溫度傳感器的理論依據(jù)。 將式 (4— 13)和式 (4— 14)分別對溫度求微商，得 (4— 17) (4— 18) 式 (4— 17)和式 (4— 18)說明斯托 克斯光對溫度的敏感性與反斯托克斯光的大致相當(dāng)。 由式 (4— 13)、 (4— 14)和式 (4— 17)、 (4— 18)可求得斯托克斯光、反斯托克斯光隨溫度變化的相對值，即 (4— 19) (4— 20) 根據(jù)式 (4— 17)和式 (4— 18)，從理論上講，反斯托克斯光、斯托克斯光對溫度的敏感性大致相當(dāng)，他們均可作為溫敏信號：但式 (4— 19)和式 (4— 20)表明，反斯托克斯光隨溫度變化的相對值較斯托克斯光的大 倍，所以單 靠反斯托克斯光提取溫度信息較單靠斯托克斯光提取容易，這也是實際應(yīng)用中取反斯托克斯光作溫敏信號而認(rèn)為斯托克斯光與溫度無關(guān)的原因。 受激拉曼散射 在研究拉曼散射時發(fā)現(xiàn)，當(dāng)照射到介質(zhì)上的光功率提高到一定值時，介質(zhì)的散射過程具有受激性質(zhì)，即出現(xiàn)受激拉曼散射。 受激拉曼散射的實質(zhì)是非線性效應(yīng)的一種。根據(jù)實驗，總結(jié)出受激拉 曼散射具有不同于自發(fā)拉曼散射的明顯特點(diǎn)，表現(xiàn)在： (1)受激拉曼散射具有極好的方向性。當(dāng)受激拉曼散射產(chǎn)生時，受激拉曼散射光束的空間發(fā)散角顯著變小，可與入射光發(fā)散角接近；而自發(fā)拉曼散射無明顯的方向性； (2)受激拉曼散射光的功率很強(qiáng)。受激拉曼散射的光功率可達(dá)到與入射光功率相比擬的程度，即入射光幾乎全部轉(zhuǎn)換成受激拉曼散射功率；而自發(fā)拉曼散射功率通常比入射光小亂 7 個量級，且與入射光功率呈線性關(guān)系： (3)受激拉曼散射具有明顯的閾值。受激拉曼散射產(chǎn)生的前提是入射到介質(zhì)的光功率必須超過某一閩值，而自發(fā)拉曼散射的產(chǎn)生則不論入射到介質(zhì)的光功率的強(qiáng)弱，總是存在自發(fā)拉曼散射，只不過入射到介質(zhì)的光強(qiáng)時產(chǎn)生的自發(fā)拉曼散射強(qiáng)，而入射到介質(zhì)的光弱時產(chǎn)生的自發(fā)拉曼散射弱而已： (4)根據(jù)耦合模式理論，導(dǎo)出受激拉曼散射中反斯托克斯 光波與斯托克斯光波電場強(qiáng)度之比為 （ 4— 21） 式中 —— 斯托克斯頻率 —— 斯托克斯極化率 —— 非共振極化率 —— 動量失配量即 。 —— 注入光波在光纖輸入端即 z=0 處的電場強(qiáng)度 、 、 —— 分別為注入光、斯托克斯和反斯托克斯光的動量 在受激拉曼散射中的反斯托克斯光與斯托克斯光功率之比是式（ 4— 21）的平方，兩者之比與光纖所處環(huán)境的溫度無關(guān)。 因此，受激拉曼散射不同于我們利用的自發(fā)拉曼散射，應(yīng)根據(jù)它具有明顯閾值的特點(diǎn)，在系統(tǒng)中嚴(yán)格控制注入光纖的泵浦光功率的大小，使之 小于閩值功率，以抑制光纖受激拉曼散射的產(chǎn)生。 假定單模的激光器在光纖始端 z=0 處注入單橫模的光纖中。以受激斯托克斯光為例，當(dāng)激光在光纖中傳輸時，泵浦激光功率 、斯托克斯光功率分別為 （ 4— 22） （ 4— 23） 、 分別為 （ 4— 24） （ 4— 25） 式中 —— z=0 處泵浦功率 —— z=0 處斯托克斯光功率 —— 分 別是光纖在泵浦光、斯托克斯光波長上的衰減系數(shù)，且表示為 ? q—— 有效的斯托克斯模數(shù) ， 、 —— 分別對應(yīng)泵浦和斯托克斯光波數(shù) —— 光纖中光的速度 (c 真空中光速，啊光纖芯折射率 )， A—— 光纖有效截面積 L—— 光纖長度 —— 實驗測得的拉曼功率增益系數(shù) h—— 普朗克