呂 妍，王 迪*，王志國，王明吉，李 棟

(1.東北石油大學 電子科學學院，黑龍江 大慶 163318；2.東北石油大學 土木建筑工程學院，黑龍江 大慶 163318)

1 引 言

稠油油層原油黏度高、滲流阻力大、流度比差，導致開采困難。而注多元熱流體熱采技術可提高其采收效率[1-2]，其主要原理是利用航天火箭推進器燃燒噴射機理，通過燃油與空氣混合燃燒將水加熱汽化，并同時注入惰性氣體，形成由過熱蒸汽、CO2和N2多組分組成的高溫高壓混合氣體(簡稱多元熱流體)，再將這種混合氣體通過注熱管線注入地層實現稠油熱采[3]。多元熱流體中水蒸汽干度越高，熱采效果越好；而CO2含量會影響熱波及系數，進一步影響吞吐效果和熱量散失[4]。因此，實時監(jiān)測注多元熱流體熱采過程中的水蒸氣干度和CO2含量對提升稠油采收率有著重要影響。

目前，多組分工業(yè)氣體含量在線檢測通常采用吸收光譜激光檢測技術實現[5-7]，而在線檢測大多采用的是單光路原位透射式結構，其存在吸收光程短，無法降低檢測極限的問題。另一種廣泛用于吸收光譜氣體檢測的方法為光學多通池，其在延長光程、增強吸收信號方面具有顯著優(yōu)勢[8]。光學多通池典型的氣室結構有White型[9]和Herriot型[10]。其中，White氣室由3個曲率半徑嚴格一致的凹面鏡構成，但主鏡利用率低；由于注多元熱流體管道直徑一般較小，加大了裝配難度；且在高溫高壓的工作環(huán)境下，機械穩(wěn)定性易受到熱沖擊影響；Herriot采用兩個完全相同的凹面鏡構成，氣室要求光束孔徑角很小，且出光條件苛刻。最重要的是多通池目前還主要用于氣體在線抽取檢測，且處于實驗室階段。

來自外界高溫物體的熱輻射是一種常見的雜散光，雜散輻射的干擾會降低紅外檢測系統(tǒng)的信噪比(SNR)[11-12]。多元熱流體激光檢測系統(tǒng)的工作環(huán)境溫度通常是653 K，準確分析雜散輻射強度并有效抑制雜散輻射是保證系統(tǒng)檢測精度的關鍵。許多學者針對不同紅外檢測系統(tǒng)雜散光抑制進行了大量研究，比如Nejad等人[13]提出了遮光罩擋光環(huán)的設計方法，通過模擬研究分析了擋光環(huán)表面均方根粗糙度系數、傾斜角和截面高度對雜光抑制的影響；周海金等人[14]針對雜散光對差分吸收光譜儀測量精度的影響，設計了盒狀結構形式遮光罩，并在內壁放置擋光環(huán)進一步抑制雜散光。此外，利用窄帶濾光片也可以阻止偏離特定波長的兩側的光信號，然而，本文涉及的多元熱流體含量檢測系統(tǒng)分時復用1 392 nm和1 572 nm激光對H2O與CO2分別測量且共用同一光學窗口接收，而窄帶濾光片無法實現兩種波長激光同時透過，且其本身對光束存在損耗，會降低系統(tǒng)信噪比。

本文基于多次反射吸收光譜原理，設計了長光程多元熱流體在線激光檢測光路，考慮由于注多元熱流體管道內壁高溫熱輻射造成的噪聲干擾，提出了雜散光抑制方案，并通過高溫管道內壁熱輻射抑制實驗進行驗證。

2 光路設計

2.1 多次反射檢測光路

多元熱流體多組分含量激光檢測遵循朗伯-比爾定律，其公式如下：

I(λ)=I0(λ)·e-α(λ)=I0(λ)·e-σ(λ)·L·C,

(1)

其中，I(λ)為激光透過氣體團之后的透射光強；I0(λ)為激光發(fā)射的初始光強；σ(λ)為待測氣體在特定吸收波長下的吸收截面；C為待測氣體濃度；L為待測氣體的有效吸收光程。

根據朗伯-比爾定律可知，當檢測環(huán)境及所選吸收譜線確定時σ(λ)為定值，待測氣體濃度與待測氣體的有效吸收光程成反比，若降低多元熱流體含量檢測極限，則需要提高檢測光路的有效吸收光程。

圖1 多次反射吸收光譜模型Fig.1 Absorption spectroscopy model of multiple reflection

圖1給出多元熱流體多組分含量激光檢測原理，利用多次反射原理可以增加待測氣體在有限檢測空間內的吸收光程，在多次反射過程中朗伯-比爾定律進一步表述為：

I(λ)=T2RnI0(λ)·e-σ(λ)·C·L(n,l),

(2)

其中，T為光束進出待測氣體所在有限容積的光學窗口的透過率，R為反射材料的反射率。此時，氣體有效吸收光程L是關于反射次數n與多次反射結構基長l的正相關函數。

筆者基于注多元熱流體管道特殊性設計了如圖2所示的開放光路反射陣列光學池，主反射鏡與次反射鏡均由一定數目的等尺寸直角棱鏡組成，沿管壁交錯排列形成反射陣列。其中，主次鏡水平間距(基長)為100 mm，單個直角棱鏡長寬高均為5 mm。保證光學池基長不變，通過增加主次鏡的直角棱鏡數目，可提高待測氣體有效吸收光程。在進行注多元熱流體成分含量在線檢測時，選用中心波長分別為1 392 nm與1 572 nm可調諧半導體激光器對H2O與CO2進行檢測，由計算機控制的光開關分時復用將兩種不同波長光束耦合到光纖準直器，并發(fā)射進入開放光路反射陣列光學池，經氣體長光程吸收后被探測器接收。

圖2 (a)多元熱流體在線激光檢測系統(tǒng)裝配；(b)開放光路反射陣列光學池示意圖；(c)直角棱鏡幾何參數Fig.2 (a)Assembly of on-line laser detection system for multiple thermal fluids; (b)schematic of open-path reflection array optical cell; (c)geometric parameters of right-angle prisms

2.2 吸收光程的確定

多元熱流體含量高靈敏度檢測系統(tǒng)既需要足夠長的氣體吸收光程，還須保證探測器接收信號光強不低于其響應閾值。通過提高反射次數n可以延長吸收光程；另外，為減小光束傳輸因反射材料與光學窗口的功率衰減，需增大T2Rn。一般材料的透過率與反射率均小于1，所以反射次數n并非越多越好，較優(yōu)的反射次數由公式(3)決定[15]：

(3)

圖3為常用反射鏡金屬鍍膜的反射率與光學窗口材料的透過率。分析圖3(a)，3種鍍膜材料的反射率均隨波長增大而提高，鍍金膜與鍍銀膜對特定波長的反射率基本一致并都顯著高于鍍鋁膜，波長為1 392 nm時，鍍金膜與鍍銀膜的反射率分別為98.1%和97.9%；波長為1 572 nm時，二者反射率均可達到98.2%。鍍銀膜的成本要遠低于鍍金膜，故鍍膜為銀涂層。由圖3(b)可知，CaF2與ZnSe對1 100～2 200 nm波段近紅外光透過光譜平滑，但是ZnSe透過率明顯較其余兩種材料低，僅維持在70%左右；而熔融石英在此波段內的透過率與CaF2基本一致。對于多元熱流體檢測系統(tǒng)所選用的特定波長，CaF2對1 392 nm與1 572 nm波長的透過率均為94.1%，而熔融石英則分別為93.4%和94.2%。

圖3 (a)反射鏡鍍膜材料反射率；(b)光學窗口材料透過率Fig.3 (a)Reflectivity of reflector coating materials; (b)transmissivity of optical window materials

處于高溫高壓環(huán)境的光學窗口材料除了具有較高的透過率，還需承受多元熱流體的苛刻環(huán)境條件，因此必須具有較高熔點，在高溫高壓下具有良好的耐熱沖擊性能。材料抗熱沖擊的優(yōu)劣由抗熱震阻值RTS來評價。RTS值越高，則抗熱沖擊性能越好?？篃嵴鹱柚刀x如下[16]：

(4)

其中，λ為材料的導熱系數，τ為斷裂模量，γ為泊松比，E為楊氏模量，α為線性膨脹系數。

熔融石英 、CaF2、ZnSe的熱性能與機械性能見表1。將表1參數代入公式(4)可得到3種光學窗口材料的抗熱震阻值，分別為2 309.1、473.97和1 323.2 W/m?？梢娙廴谑⑾啾扔谄渌麅煞N材料具有更好的抗熱震性能，并且其對多元熱流體特定吸收譜線波段的透過率與CaF2相差很小，因此本文選用熔融石英作為光學窗口材料。

表1 不同光學窗口材料的熱性能與機械性能

將選定的反射材料的反射率R與光學窗口透過率T代入公式(3)。為簡化光路結構，取光學窗口對1 392 nm與1 572 nm波長的激光透過率均為93%，計算出反射次數為42次時最佳，此時，氣體有效吸收光程為220 cm。

激光器工作在氣體特征吸收譜線中心，探測器最小可探測透過率τmin為萬分之五[17]，則最低檢測限表示為：

(5)

其中，P[Pa]為氣體介質的總壓；L[cm]為吸收光程；S(T)[cm-2·Pa-1]為氣體吸收譜線的線強度，通過HITRAN數據庫可獲取H2O(1 392 nm)與CO2(1 572 nm)在623 K溫度時的線強分別為6.799×10-21cm-1/(molecule·cm-2)和7.398×10-24cm-1/(molecule·cm-2)，為方便計算對其單位進行換算，方法如下：

S(T)[cm-2·Pa-1]=

(6)

由公式(5)可得到在623 K，標準大氣壓工況時H2O與CO2最低檢測限隨吸收光程的變化規(guī)律，如圖4所示。當吸收光程在220 cm時，H2O與CO2最低檢測限分別為0.43×10-4%和396.34×10-4%。對于多元熱流體中組分含量的檢測，該最低檢測極限濃度滿足需求[2]。

圖4 最低檢測限與吸收光程的關系Fig.4 Relationship between minimum detectivity and absorption path length

2.3 雜光抑制結構

來自雜散光源的輻射將直接進入或經光機結構反射間接進入探測器光敏面，整個雜散光傳輸過程可視為相鄰表面之間的輻射傳輸，如圖5所示。雜散輻射光源面dAs的輻射能量為dΦs，r為雜散輻射光源面與雜散輻射接收面的中心距離，θs與θc分別為雜散輻射光源面法線和雜散輻射接收面法線與兩表面中心連線的夾角，若雜散光光源的輻照亮度為Ls(Ps,θs)，則聚集在接收面dAc上的雜散輻射能量dΦc可由下式確定：

dΦc=Ls(φs,θs)cosθsdAsdΩs=

BRDFs·dΦs·GCFsystem,

(7)

其中，GCFsystem為光機系統(tǒng)的幾何結構因子，BRDFs表征雜散輻射光源面的表面散射特性。

圖5 雜散輻射傳輸原理Fig.5 Stray radiation transmission principle

從式(7)可以看出，抑制雜散光的有效措施就是降低入射雜光源的輻射能量，通過黑化等方法削減散射表面BRDFs及盡量減小光機系統(tǒng)的GCFsystem。本文提出圖6所示的一種離軸式光學接收系統(tǒng)，并對其進行雜光抑制結構優(yōu)化。

圖6 具有雜散輻射抑制結構的離軸光學接收系統(tǒng)Fig.6 Off-axis optical receiver with stray radiation suppression structure

由圖6可知，在離軸光學接收系統(tǒng)出口通道加入截面高度為2.5 mm的消光螺紋，視場光闌孔徑為5 mm，利用折轉鏡避免了偏軸角過大的入射雜散光直接進入光電探測器，聚光透鏡和光敏表面之間安裝球型濾光腔，杜瓦遮光罩可削弱光機結構內部雜散輻射。在不阻礙信號光路的前提下，為有效抑制外部熱輻射干擾，對消光螺紋的結構參數和球型濾光腔的布局進行進一步優(yōu)化設計，如圖7所示。

圖7 消光螺紋的結構參數Fig.7 Geometric parameter of extinction threads

由圖7可知，入射到光機系統(tǒng)的雜光在消光螺紋內部至少經過一次衰減才能進入后續(xù)結構，雜光被反射的次數越多，衰減效果越好。衰減次數與消光螺紋前齒的后傾角β和后齒的前傾角α有關，通過調整消光螺紋齒牙的底邊lET和基長LET即可改變對雜光的反射次數。消光螺紋的幾何參數可由下式定性分析：

(8)

其中，Pi是進入消光螺紋的雜光功率；Pe是離開消光螺紋的雜光功率；A是消光螺紋表面吸收率；n是衰減次數?？紤]加工難度，LET分別取為1、2.5和3 mm，相應地lET分別為LET、0.75LET和0.5LET。

圖8為聚光透鏡與探測器光敏面之間的球型濾光腔布局設計。利用積分球原理，雜光在球型濾光腔內部經過多次漫反射并被涂層吸收達到衰減的作用。其安裝參數可由下式確定：

(9)

圖8 球型濾光腔的布局設計Fig.8 Layout of spherical filter cavity

3 結果分析與討論

3.1 光束特性對系統(tǒng)接收效率影響

多元熱流體實際檢測時，光束進入開放光路反射陣列光學池，具有一定的發(fā)散角及對準誤差，而其會對探測器接收效率產生一定的影響。圖9(a)分析了光束發(fā)散角在0～3 mrad范圍內變化時系統(tǒng)接收效率的衰減趨勢?？梢姰敼獍咧睆綇? mm增大至4 mm，光束發(fā)散角為1 mrad時，光斑直徑對系統(tǒng)接收效率的影響存在最大差值5.49%。說明在4 mm以內，隨著發(fā)散角增大，雖然光斑直徑越小，系統(tǒng)光學效率下降幅度越低，但是其影響較小。當發(fā)散角控制在0.4 mrad以內，系統(tǒng)接收效率可維持在最大接收效率附近；當發(fā)散角控制在1 mrad以內，系統(tǒng)接收效率可大于40%；發(fā)散角繼續(xù)增大，系統(tǒng)接收效率將嚴重衰減。

圖9(b)分析了對準誤差在水平方向-1～1 mm范圍內變化時系統(tǒng)接收效率的衰減趨勢。當光束發(fā)散角設定為1 mrad，對準誤差達到最大時，在不同光斑直徑的光束下接收效率分別下降Δd=2 mm=10.29%，Δd=3 mm=10.49%和Δd=4 mm=10.75%，說明光斑直徑在4 mm以內，隨著對準誤差增大，在不同光斑直徑下，系統(tǒng)光學效率下降幅度基本一致。

圖9 (a)系統(tǒng)接收效率與光束發(fā)散角的變化關系; (b)系統(tǒng)接收效率與對準誤差的關系Fig.9 (a)Relationship between receiving efficiency and beam divergence; (b)receiving efficiency varies with the alignment error

3.2 雜散輻射強度分析

注多元熱流體管道內壁溫度高達623 K，高溫壁面發(fā)射的熱輻射譜段與探測器響應波段發(fā)生重疊增大系統(tǒng)噪聲，降低信噪比。注多元熱流體管道內壁產生的熱輻射強度可由下式計算：

(10)

Ew(λ1-λ2)=(F(0-λ2)-F0-λ1))Ew,

(11)

其中，Ew是注多元熱流體管道內壁的輻射力，W/m2；假設ε是注汽管道內壁的光譜發(fā)射率，W/m2，取0.25；C0為黑體輻射系數，為5.67 W/ (m2·K4)；T是注汽管道內壁的溫度，取623 K；則在探測器響應波段(0.7～2μm)的注汽管道內壁的輻射力為926.8 W/m2。

通常用點源透射比(PST)作為評價光學系統(tǒng)雜散光抑制能力的指標，其定義為離軸角為θ的視場外光源在探測器光感面上產生的輻照度Es(θ)與垂直于該點源的輸入孔徑上的輻照度Ei(θ) 之比[18]：

(12)

Ps=Pi·fPST(θ) ,

(13)

其中，Ps為雜光經過光機系統(tǒng)到達探測器的光通量；Pi為光學系統(tǒng)入瞳處垂直于點光源的光通量，模擬可得其值為3.33×10-6W。系統(tǒng)PST越低，雜散輻射抑制能力越高。

探測器采用Thorlabs公司生產的PDA10CS，其響應波段在0.7～2 μm，最大增益下的截止頻率為12 kHz，噪聲等效功率為2.0 pW/Hz1/2，因此其最小可探測功率Pmin為2.19×10-10W。因此，為避免光電探測器因外部熱輻射而導致信噪比減小，接收光學系統(tǒng)需滿足以下關系：

Ps≤0.1Pmin.

(14)

聯(lián)立式(12)～式(14)，可得系統(tǒng)可滿足要求。

fPST(θ)≤6.58×10-6,θ≥5° .

(15)

將離軸接收光機模型導入雜散輻射分析軟件TracePro中，光學元件的表面散射特性采用雙向表面散射分布函數(BSDF)的ABg模型表示[19]。光學接收窗口與聚焦透鏡，取A=1×10-6，B=0.015，g=2；出射通道內壁與內部遮光罩等對雜散光有影響的非光學表面采用涂黑表面特性，吸收率為90%，A=0.063 7，B=1，g=0。采用蒙特卡洛光線追跡法，設置光線總數為100萬條，光線能量閾值為10-20，以保證結果的可靠性。

3.3 雜光抑制性能分析及驗證

為實現良好的消除雜散光效果，通過比較不同幾何參數的消光螺紋雜光消減比(未到達消光螺紋后方視場光闌平面的光線數占接收光學窗口入射表面的光線數比值)得到圖10曲線。分析可知，消光螺紋基長確定時，改變底邊長可以調整結構的雜光消減比，當底邊長為0.5LET時，雜光消減比高于底邊長為LET和0.75LET的結構?；L不同時，雜光入射離軸角在5°～10°時，基長為1 mm的消光螺紋的雜光消減比從89.5%增至93.1%，而基長為2.5和3 mm時，雜光消減比始終低于88%；當離軸角大于20°時，基長為1 mm的結構雜光消減比穩(wěn)定在95%附近，仍明顯高于其他兩種。因此，選取消光螺紋的結構參數為LET1=1 mm，lET1=0.5 mm。

圖10 消光螺紋的消光比. (a)基長LET1=1 mm; (b)基長LET2=2.5 mm; (c)基長LET3=3 mmFig.10 Extinction ratio of extinction threads. (a)Base lengthLET1=1 mm; (b)base lengthLET2=2.5 mm; (c)base lengthLET3=3 mm

圖11 (a)加入消光螺紋的系統(tǒng)PST; (b)加入球型濾光腔的系統(tǒng)PSTFig.11 (a)PST of optical receiver after adding extinction threads; (b)PST of optical receiver after adding spherical filter cavity

本文提出的消光螺紋與文獻[13]提出的傳統(tǒng)遮光罩內置擋光環(huán)的設計方法，在雜光抑制結構與原理上類似。為了驗證本文所提結構性能，將兩種結構進行對比試驗。圖11(a)為離軸光學接收系統(tǒng)出光通道在分別加入上述兩種雜光抑制結構的性能對比。分析可知，消光螺紋的整體PST要較傳統(tǒng)擋光環(huán)低2～4個數量級，消光螺紋的雜光抑制性能優(yōu)于傳統(tǒng)擋光環(huán)。但是，當雜光入射離軸角小于7°時，采用消光螺紋系統(tǒng)的PST高于最大允許值，仍不滿足要求。

圖11(b)為光學接收系統(tǒng)加入球型濾光腔后的PST變化。分析可知，離軸光學接收系統(tǒng)的出光通道加入消光螺紋，并在聚光透鏡與探測器光敏面間布置球型濾光腔后，系統(tǒng)PST得到明顯改善，雜光離軸角為5°時，系統(tǒng)PST為1.21×10-7，低于設計值；當離軸角增至10°時，PST下降約10個數量級；當離軸角大于30°時，系統(tǒng)PST低于10-16，證明雜散輻射得到了有效抑制。

為驗證本文設計的離軸光學接收系統(tǒng)對雜散輻射抑制的有效性，搭建如圖12所示高溫管道內壁熱輻射抑制實驗臺。實驗系統(tǒng)由1 572 nm DFB激光器、激光器溫度電流控制器、光纖準直鏡、離軸光學接收系統(tǒng)、光電探測器、數字示波器、外壁包覆加熱片和保溫層的管道、加熱片溫控器及5%含量CO2氣體池組成。在管道上設置兩個位置對稱，通光口徑均為20 mm的熔融石英光學窗口，固定激光器的溫度在28.5 ℃，利用鋸齒波電流調諧波長掃描輸出，光束穿過內置的CO2氣體池后被光電探測器接收。首先通過加熱片溫控器將溫度控制在623 K并保持20 min，再加入CO2氣體池進行吸收測量，以避免接收信號受CO2高溫吸收光譜的影響。對比分析室溫下加入雜散輻射抑制結構、高溫下加入雜散輻射抑制結構與高溫下無雜散輻射抑制結構的測量結果，如圖13所示。

圖12 高溫管道內壁熱輻射抑制實驗Fig.12 Experiment of suppression to heat radiation from high-temperature pipeline inner wall

圖13 測量結果(a)不同實驗條件下探測器接收到的原始信號；(b)吸收率函數擬合Fig.13 Measurement results. (a)Original signals received in the detector under different experiment conditions; (b)absorptivity function fitting

分析圖13(a)可知，與常溫測試相比，不加入雜散輻射抑制結構的接收信號整體強度明顯升高，受管道內壁高溫熱輻射噪聲影響，在CO2的無吸收區(qū)信號雜亂，吸收區(qū)信號產生畸變，屬于無效數據，無法進行濃度反演；加入雜散輻射抑制結構后的接收信號平滑性提高，與常溫下信號基本重合。對加入雜散輻射抑制結構后的接收信號進行基線扣除，通過Vogit函數擬合得到CO2吸收率函數，如圖13(b)所示?？梢?，吸光度與常溫測試條件下的結果相對誤差為5.6%，選擇導熱率更低的材料作為離軸接收系統(tǒng)與管道的連接部分以提高吸收譜線的擬合精度，可使該誤差進一步減小。上述結果說明本文設計的離軸接收雜散輻射抑制結構具有可行性。

4 結 論

本文根據多次反射吸收光譜原理提出了長光程多元熱流體含量檢測光路，設計了開放光路反射陣列光學池，確定直角反射棱鏡采用鍍銀膜和光學窗口采用熔融石英材料，多元熱流體的有效吸收光程可達220 cm。

對所設計的雜光抑制結構的實驗分析結果顯示：當檢測光束的光斑直徑由2 mm增大至4mm時，光束發(fā)散角與對準誤差的增大對系統(tǒng)接收效率的衰減趨勢和衰減幅度基本一致；光斑直徑一定時，光束發(fā)散角越大，系統(tǒng)接收效率越低，通過采用長焦距準直透鏡將光束發(fā)散角壓縮至1 mrad以內，系統(tǒng)接收效率可保持在40%以上；對準誤差由0增至1 mm時，采用不同光斑直徑的檢測光束，系統(tǒng)接收效率平均下降10.51%。

通過在離軸光學接收系統(tǒng)的出光通道加入消光螺紋和在杜瓦遮光罩內部安裝球型濾光腔，系統(tǒng)PST在雜光入射角為5°時低于系統(tǒng)最大允許值，并搭建了高溫管道內壁熱輻射抑制實驗系統(tǒng)驗證了其有效性。本文所闡述的雜散光抑制設計方法可應用于其他高溫工作環(huán)境下的紅外檢測系統(tǒng)。