DE3144162C2

DE3144162C2 -

Info

Publication number: DE3144162C2
Application number: DE3144162A
Authority: DE
Inventors: Claude Longjumeau Fr Puech; Herve Le Chesney Fr Arditty; Michel Orsay Fr Papuchon
Original assignee: Thomson CSF SA
Current assignee: Thales SA
Priority date: 1980-11-07
Filing date: 1981-11-06
Publication date: 1991-09-26
Also published as: DE3144162A1; GB2152207A; FR2555739A1; US5056919A; GB2152207B; NL8104642A; FR2555739B1; IT8168396A0; IT1145124B; CA1208452A

Description

Die Erfindung betrifft ein Verfahren zur Messung der nichtreziproken Phasendifferenz zweier elektromagnetischer Wellen in einem Ringinterferometer sowie eine Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens.

Ein Interferometer enthält im allgemeinen eine Lichtenergiequelle, die zumeist von einem Laser gebildet ist, eine einen Wellenleiter bildende optische Vorrichtung, die von einer Anzahl von Spiegeln oder von einer in sich geschlossenen Lichtleitfaser gebildet ist, eine Trenn- und Mischvorrichtung für das Licht sowie eine Detektor- und Verarbeitungsvorrichtung für das festgestellte Signal. Zwei aus der Trennvorrichtung austretende Wellen durchlaufen die den Wellenleiter bildende optische Vorrichtung in einander entgegengesetzten Richtungen.

Eine grundlegende Eigenschaft von Ringinterferometern ist die Reziprozität; jede Störung des optischen Wegs beeinflußt die zwei Wellen in gleicher Weise.

Es gibt jedoch zwei Arten von Störungen, die diese Reziprozität beeinflussen. Es handelt sich dabei einerseits um Störungen, die sich in einem Zeitraum ändern, der mit den Ausbreitungszeiten der Wellen längs des optischen Wegs des Interferometers vergleichbar sind, und andererseits handelt es sich um sogenannte nichtreziproke Störungen, die auf die Wellen unterschiedlich einwirken, je nachdem, in welcher Richtung sich diese längs des optischen Wegs ausbreiten.

Gewisse physikalische Effekte zerstören die Symmetrie des Mediums, in dem sich die Wellen ausbreiten. Hier kann der Faraday-Effekt oder der kolineare magneto-optische Effekt genannt werden, der darauf beruht, daß ein Magnetfeld eine Vorzugsorientierung des Elektronenspins eines optischen Materials erzeugt, wobei dieser Effekt vorteilhafterweise zur Realisierung von Strommeßvorrichtungen ausgenutzt wird. Außerdem kann der Sagnac-Effekt oder relativistische Trägheitseffekt genannt werden, bei dem die Relativdrehung des Interferometers die Laufzeitsymmetrie zerstört. Dieser Effekt wird vorteilhafterweise zur Realisierung von Kreiseln ausgenutzt.

Bei Fehlen nichtreziproker Störungen ist die Phasendifferenz ΔΦ zwischen den zwei Wellen, die sich in der Trenn- und Mischvorrichtung nach Durchlaufen des optischen Wegs vereinigen, gleich Null. Die Detektor- und Verarbeitungsvorrichtung berücksichtigt Signale, die die optische Leistung der nach der Vereinigung erhaltenen zusammengesetzten Welle repräsentieren. Wenn Störungen mit kleiner Amplitude gemessen werden sollen, beispielsweise in Kreiseln kleine Drehgeschwindigkeiten, ändert sich die auf das Auftreten reziproker Störungen zurückzuführende Komponente wenig, da die Phasenverschiebung ΔΦ nahezu Null ist. Es ist daher notwendig, auf künstlichem Wege eine zusätzliche feste Phasenverschiebung, also eine nichtreziproke Vorverschiebung, einzuführen, um die Meßempfindlichkeit zu erhöhen. Dieses Verfahren, das z. B. aus der DE-OS 29 06 870 bekannt ist, stößt jedoch bei seiner Verwirklichung auf Schwierigkeiten bezüglich der Stabilität; die Instabilität bekannter Vorrichtungen hat nämlich allgemein die gleiche Größenordnung wie die Schwankungen der zu messenden Größe. Es sind Verfahren zur Erzielung einer größeren Stabilität dieser Vorrichtungen vorgeschlagen worden, doch ist die Verbesserung der Meßempfindlichkeit kleiner als erhofft; die maximale theoretische Empfindlichkeit wird dabei von den auf das Quantenrauschen begründeten Grenzwertberechnungen bestimmt.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, ein Verfahren der genannten Art dahingehend weiterzubilden, daß der Arbeitspunkt des Interferometers verschoben werden kann, um so eine Verbesserung der Meßempfindlichkeit bei der Messung eines physikalischen Effekts, der zu nichtreziproken Störungen mit niedriger Amplitude führt, zu erzielen, wobei keine große Stabilität der ausgenützten Phänomene erforderlich ist.

Diese Aufgabe wird bei dem im Oberbegriff des Patentanspruchs 1 angegebenen Verfahren erfindungsgemäß durch die kennzeichnenden Merkmale dieses Patentanspruchs gelöst.

Eine Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens ist im Patentanspruch 4 angegeben.

Diese Vorrichtung enthält in an sich bereits aus der DE-OS 29 06 870 bekannter Weise eine monochromatische Lichtquelle, Photodetektoren zur Auswertung der Interferenz zweier in einem Interferometer umlaufender Lichtwellen, mit Stahlteilern und optischen Mischern zur Rekombination der geteilten Wellen. Die bekannte Interferometervorrichtung enthält auch einen elektrisch steuerbaren optischen Phasenschieber und einen Oszillator, dessen Signal die Frequenz ½τ aufweist, worin τ die Umlaufzeit der Wellen in dem Ringinterferometer ist.

Aus der Druckschrift Optics Letters, Bd. 4, Nr. 3, 1979, Seiten 93 bis 95 ist ferner eine Interferometervorrichtung bekannt, bei der eine steuerbare Phasenverschiebung und eine Regelung in Abhängigkeit von der nichtreziproken Phasenverschiebung vorgenommen wird.

Weiterhin ist es aus der DE-OS 29 17 399 bereits bekannt gewesen, in einer Interferometervorrichtung zur Messung der Rotationsgeschwindigkeit einen Sägezahnsignalgenerator zu verwenden, dessen Signalrampen zur Amplitudenmodulation der in ein Interferometer eingespeisten Lichtpulse verwendet werden.

Das erfindungsgemäße Verfahren eignet sich besonders gut für Interferometer mit sehr langem Weg, beispielsweise mit einer Lichtleitfaser, die zur Messung der Drehgeschwindigkeit oder von elektrischen Strömen benutzt werden. Gegenüber den bekannten Verfahren hat das erfindungsgemäße Verfahren folgende Vorteile: Die Drift der Auswertungselektronik führt nicht zu einer Einschränkung der Meßstabilität, das Verfahren ermöglicht es, am Punkt maximaler Empfindlichkeit zu arbeiten, das angewendete Nullverfahren linearisiert die Sinusantwort des Interferometers, und das Ausgangssignal hat eine Frequenz, die der Amplitude der zu messenden Phasenverschiebung proportional ist, wobei seine Integration ohne Drift durch Zählung erfolgt.

Die Erfindung wird nun unter Bezugnahme auf die Zeichnung beispielshalber erläutert. Es zeigt

Fig. 1 eine schematische Darstellung eines bekannten Ringinterferometers,

Fig. 2 ein Diagramm zur Erläuterung einer besonderen Eigenschaft des in Fig. 1 gezeigten Ringinterferometers,

Fig. 3 eine schematische Darstellung einer bekannten Weiterbildung des Ringinterferometers,

Fig. 4, 5, 6 und 7 Diagramme zur Erläuterung dieser Weiterbildung des Ringinterferometers,

Fig. 8 eine schematische Darstellung einer Vorrichtung zur Durchführung des erfindungsgemäßen Verfahrens,

Fig. 9, 10, 11 und 12 Diagramme zur Erläuterung der Arbeitsweise der Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens,

Fig. 13 und 14 Ausführungsbeispiele der Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens.

Es wird zunächst anhand der Fig. 1 bis 7 ein bekanntes Ringinterferometer betrachtet. Bei dem in Fig. 1 in schematischer Form gezeigten Ringinterferometer sendet eine Laser-Lichtquelle S ein paralleles Strahlenbündel 1 zu einer von einer halbdurchlässigen Platte M gebildeten Trennvorrichtung.

Eine gewisse Anzahl von Spiegeln M₁, M₂, M₃ legt einen optischen Weg fest, der den Ring des Interferometers bildet. Dieser Ring kann beispielsweise von einer Monomoden-Lichtleitfaser gebildet sein. Die Empfindlichkeit der Messung wird wegen der Verwendung eines langen optischen Wegs gesteigert. Der Ring ist zur Trennvorrichtung M in einer Schleife zurückgeführt, die auch die Rolle einer Mischvorrichtung spielt und auf diese Weise einen Ausgangszweig 3 definiert. Der Ring wird somit von zwei Wellen durchlaufen, die sich in umgekehrter Richtung ausbreiten: Die eine im Uhrzeigersinn (Richtung 2) und die andere entgegen dem Uhrzeigersinn (Richtung 1). Die zwei Wellen vereinigen sich auf der Platte der Trennvorrichtung M. Das Ergebnis dieser Vereinigung kann im Ausgangszweig 3 mit Hilfe des Detektors D beobachtet werden. Ein Teil der Strahlenbündel wird im Eingangszweig von der Trennplatte M erfaßt, und er durchläuft die Filtervorrichtung F erneut. Am Ausgang vereinigen sich die zwei Wellen auf der Trennplatte M′. Das Ergebnis dieser Vereinigung kann im Ausgangszweig 4 mit Hilfe des Detektors D′ beobachtet werden. Zum Ausgangszweig 4 läßt sich sagen, daß die Tatsache der Einfügung der Filtervorrichtung F in den Eingangszweig des Interferometers dieses streng reziprok macht; es wird daher von einer Welle durchlaufen, die in einem einzigen optischen Mode enthalten ist. Die Filtervorrichtung wird durch ein Modenfilter realisiert, auf das ein Polarisator folgt. Das einfallende Strahlenbündel 1 durchläuft dieses Filter, und der das Filter verlassende Anteil befindet sich in einem Mode. Es kann daher das Strahlenbündel am Ausgangszweig 3 betrachtet werden, das der Interferenz der zwei Strahlenbündel entspricht, die das Modenfilter nicht wieder durchlaufen haben; es kann aber auch der Teil der Strahlenbündel betrachtet werden, der vom Eingangszweig von der halbdurchlässigen Trennplatte M wieder erfaßt worden ist. Dieser Teil der Strahlenbündel durchläuft die Filtervorrichtung F erneut. An ihrem Ausgang befinden sich die zwei Strahlenbündel, die in den Ausgangszweig 4 mittels der halbdurchlässigen Trennplatte M′ geschickt worden sind, im gleichen Mode, was das Interferometer für reziproke Störungen unempfindlich macht.

Wenn ΔΦ die Phasendifferenz zwischen den zwei Wellen ist, die sich in entgegengesetzter Richtung im Ring ausbreiten, und wenn P_S die optische Ausgangsleistung ist, die im Ausgangszweig 4 gemessen werden soll, ist die Phasenverschiebung ΔΦ gleich Null, wenn keine nichtreziproken Störungen vorhanden sind.

Wenn beispielsweise ein Kreisel betrachtet wird, der mit einem Ringinterferometer arbeitet, kann eine nichtreziproke Störung dadurch erzeugt werden, daß der Kreisel in Drehung versetzt wird. Die Phasenverschiebung ΔΦ ist nicht mehr Null, und es ergibt sich ΔΦ = αΩ; dabei ist Ω die Drehgeschwindigkeit, und für α gilt: α = k L/(λC), wobei k eine von der Kreiselgeometrie abhängige Konstante, L die Länge des optischen Wegs, λ die Wellenlänge des von der Laser-Lichtquelle S ausgesandten Lichts und C die Lichtgeschwindigkeit im Ring 2 ist. Wenn die Drehgeschwindigkeit Ω zunimmt, nimmt auch die Phasendifferenz ΔΦ im gleichen Ausmaß zu, da der Koeffizient α konstant bleibt. Die optische Leistung P_S entwickelt sich nach einem Kosinusgesetz. Es gilt:

P_S = P_1S + P_2S + 2 √ cos(ΔΦ).

Darin entspricht P_1S der Richtung 1 und P_2S der Richtung 2. Die Meßempfindlichkeit für einen gegebenen Wert ΔΦ wird durch die Ableitung von P_S ausgedrückt:

Die Empfindlichkeit des Interferometers ist sehr gering, wenn sich die Phasendifferenz ΔΦ nur wenig von Null unterscheidet. Dies gilt in einem Kreisel, wenn kleine Drehgeschwindigkeiten Ω gemessen werden sollen. Die Änderung der optischen Leistung im Ausgangszweig ist im Diagramm von Fig. 2 dargestellt.

Man kann die Ausdrücke P_1S und P_2S als gleich betrachten. Daraus ergibt sich, daß für die Phasendifferenz ΔΦ = π die festgestellte Leistung ein Minimum hat. Sie durchläuft für ΔΦ = 0 und für 2π usw. ein Maximum P_Smax, wie aus Fig. 2 ersichtlich.

Zur Erhöhung der Empfindlichkeit des Interferometers kann eine nichtreziproke konstante Vorphasenverschiebung in die Phase der zwei in einander entgegengesetzten Richtungen umlaufenden Wellen eingeführt werden, damit der Arbeitspunkt des Interferometers verschoben wird.

Für den Fall einer sich kosinusförmig ändernden Funktion wird der Punkt der höchsten Empfindlichkeit für die Winkel (2K + 1)π/2 erhalten, wobei K eine ganze Zahl ist. Es kann daher eine Vorphasenverschiebung gewählt werden, die an jeder Welle eine Phasenvariation mit dem Absolutwert von π/4, jedoch mit entgegengesetzten Vorzeichen, einführt. Bei Fehlen einer nichtreziproken Störung ergibt sich die Phasendifferenz somit aus:

ΔΦ′ = ΔΦ + ΔΦ₀ mit ΔΦ₀ = π/2;

dies ergibt eine Lage am Punkt P_So von Fig. 2.

Wie in Fig. 3 dargestellt ist, kann längs des Wegs der Wellen im Ring 2 ein Phasenmodulator Φ eingefügt werden, der einen reziproken Effekt hervorruft. Dieser Phasenmodulator wird so angeregt, daß er eine Phasenänderung der ihn durchlaufenden Welle hervorruft. Diese Änderung ist periodisch, wobei die Periodendauer den Wert 2τ hat, wenn τ die Laufzeit einer Welle in dem Ring ist.

Die Phasendifferenz ergibt sich dadurch aus:

ΔΦ′ = ΔΦ + Φ(t) - Φ(t - τ);

jede der in einander entgegengesetzten Richtungen umlaufenden Wellen erfährt diese Phasenverschiebung, wenn sie den Modulator durchläuft, mit

Φ(t) = Φ(t + 2τ).

In den Fig. 4 und 5 ist die Wirkung einer Phasenmodulation durch eine symmetrische Funktion Φ(t) dargestellt. Der Arbeitspunkt beschreibt die Kurve P_S = f(ΔΦ) von Fig. 2 in symmetrischer Weise zwischen einem Extremwertepaar. Das erste Paar repräsentiert in Fig. 4 den Fall, bei dem die gemessene Drehung Null ist; es reduziert sich auf die zwei Werte -π/2 und +π/2. Das zweite Paar repräsentiert nach Fig. 5 den Fall, bei dem die zu messende Geschwindigkeit von Null verschieden ist, und es ergibt sich als ein Wert ΔΦ₀ der Phasendifferenz. Es ist durch die Werte

(-π/2 + ΔΦ₀) und (+π/2 + ΔΦ₀)

dargestellt.

Zur Erzielung dieser Wirkung kann eine reziproke Phasenverschiebung Φ(t) mit Rechteckverlauf an einem Ende des optischen Wegs angewendet werden.

Nach Fig. 7 ändert sich das Signal zwischen den zwei Werten Φ₀ und Φ₀ + π/2. Für den Fall von Fig. 4, d. h. bei Ω = 0, wird dem zuvor festgestellten Signal wegen der Einführung Φ(t) eine Komponente Φ(t) - Φ(t-τ) hinzugefügt, wobei Φ_CW und Φ_CCW die resultierenden Phasenverschiebungen der zwei zur Interferenz gebrachten Wellen sind, wie am linken Teil der Fig. 6 und 7 dargestellt ist. Die Phasenverschiebung zwischen Φ_CW und Φ_CCW ist somit eine rein reziproke Phasenverschiebung. Φ_CCW - Φ_CW ist daher ein Rechtecksignal, das sich zwischen +π/2 und -π/2 ändert.

Für den Fall von Fig. 5, d. h. bei Ω = ε, wird zum zuvor festgestellten Signal wegen der Einführung von Φ(t) eine Komponente Φ′_CWW - Φ′_CW hinzugefügt, die nicht mehr bezüglich 0 zentrisch liegt. Zur zuvor genannten reziproken Phasenverschiebung kommt eine nichtreziproke Phasenverschiebung ΔΦ hinzu. Für den zuvor genannten Fall mit Ω = 0 gilt:

Φ′(t) = Φ(t) + ΔΦ/2 und Φ′(t-τ) = Φ′(t) - ΔΦ/2

und somit

Φ′(t) - Φ′(t-τ) = Φ(t) - Φ(t-τ) + ΔΦ.

Φ_CW und Φ_CCW sind die resultierenden Phasenverschiebungen jeder der zwei Wellen, die die Schleife in einander entgegengesetzten Richtungen durchlaufen. Φ_CCW - Φ_CW ist somit ein Rechtecksignal, dessen Mittelwert um ΔΦ bezüglich der Zeitachse verschoben ist.

In Fig. 8 ist eine Ausführungsform eines Ringinterferometers zur Durchführung des erfindungsgemäßen Verfahrens dargestellt, wobei im Ringweg dieses Interferometers Phasenmodulatoren vorgesehen sind, damit die Geschwindigkeitsmessung genauer wird. In dieser Fig. 8 ist ein Sagnac-Interferometer mit seinem Ring 2 dargestellt, bei dem das Phasenmodulationssignal Φ(t) erzeugt wird. Der Phasenmodulator Φ ist in den Ring 2 eingefügt. Das den Detektor D′ verlassende Signal wird über einen Synchronverstärker 20 geschickt, der von einem mit der Frequenz ½τ schwingenden Oszillator 21 gesteuert wird, der ein periodisches Signal Φ₁(t) abgibt. Die Anordnung aus dem Detektor D′ und dem Synchronverstärker 20 wird im folgenden als Synchrondetektor bezeichnet. Das von diesem Synchrondetektor abgegebene Signal bewirkt die Steuerung der Steigung α eines Sägezahngenerators 22 über einen PID-Regelverstärker 26. Der Sägezahngenerator 22 gibt das Sägezahnsignal Φ₂ ab, das mit dem periodischen Signal Φ₁ des Oszillators 21 kombiniert wird und auf den Phasenmodulator Φ einwirkt. Eine Schwellenwertdetektorlogik 23 ermöglicht es, das Sägezahnsignal auf seinen Ausgangswert zurückzuführen. Diese Detektion erfolgt in bezug auf eine Bezugsgröße, die beispielsweise eine Bezugsspannung V_ref sein kann. Diese Bezugsgröße kann geregelt sein, wobei das festgestellte Signal in der Form cos² vorliegt und somit vor und nach der Rückführung des Sägezahnsignals gleich bleiben soll. Der Vergleich der beispielsweise von Spannungen gebildeten Bezugssignale an diesen zwei Zeitpunkten ermöglicht es mit Hilfe des Komparators 25, die Bezugsspannungsquelle 24 zu regeln.

Der am Detektor festgestellte Meßwert entspricht der Intensität

I₁ = I₁₀ cos² (ΔΦ/2).

Wenn ΔΦ die nichtreziproke Phasenverschiebung ist, die das Licht beim Durchlaufen des Interferometers erfahren hat, ergibt sich das der festgestellten Lichtintensität proportionale elektrische Signal des Detektors wie folgt:

I ∝ cos² (ΔΦ/2).

Die Empfindlichkeit dI/dΔΦ dieser Messung hat für ΔΦ ≃ (2k+1)π/2 ein Maximum, jedoch ist sie für ΔΦ ≃ Kπ und insbesondere im Bereich von ΔΦ = 0 gleich Null. Unter den verschiedenen Verfahren, mit deren Hilfe der Arbeitspunkt gegen die Position (2K+1)π/2 so verschoben werden kann, daß ein Arbeiten in einem linearen und empfindlichen Bereich stattfindet, nutzen die zweckmäßigsten Verfahren die Empfindlichkeit des Interferometers bezüglich reziproker Phasenänderungen aus, deren Amplitude während der Laufzeit im Interferometer merklich schwankt.

Wenn τ die Laufzeit im Interferometer ist und wenn an ein Ende des optischen Ringwegs eine reziproke Phasenverschiebung Φ(t) angelegt wird, ergibt sich das festgestellte Signal wie folgt:

Indem in den Weg der Wellen ein Phasenmodulator eingefügt wird, der einen reziproken Effekt hervorruft, beispielsweise einen elastisch-optischen oder einen elektro-optischen Effekt, kann erreicht werden, daß sich die Phase der Wellen periodisch ändert. Gemäß der Erfindung kommt die Störung Φ(t) in zusammengesetzter Form als Summe zweier Signale zur Anwendung, nämlich aus dem periodischen Signal Φ₁(t) mit der Periodendauer 2τ und dem Sägezahnsignal Φ₂(t) modulo 2π mit linearer Steigung, wobei τ wiederum die Laufzeit einer Welle in dem Ring ist.

Es gilt somit:

Φ(t) = Φ₁(t) + Φ₂(t)

mit

Φ₁(t+2τ) = Φ₁(t)

und

Φ₂(t) = αt - 2π E(αt/2π);

E(αt/2π) ist dabei der ganzzahlige Teil von αt/2π, und α ist die Steigung des Sägezahnsignals.

Es gilt also:

Wenn angenommen wird: Ψ(t) = Φ₁(t) - Φ₁(t-τ), ist die Funktion Ψ(t) wegen der Periodizität von Φ₁(t) symmetrisch mit

Ψ(t+7) = Ψ(t) und Ψ(t+τ) = -Ψ(t).

Da cos² eine gerade Funktion ist, hat die mit Φ₁(t) phasengleiche Komponente des Signals I mit der Periodendauer 2τ den Wert Null, wenn und nur wenn gilt: ΔΦ + ατ = 0; diese Komponente hat eine Amplitude, die algebraisch dem Fehler ΔΦ + ατ proportional ist, wenn dieser klein ist.

Es soll nun Fig. 9 betrachtet werden. Einem Signal R = ΔΦ + ατ + Ψ(t) am Eingang entspricht ein verformtes festgestelltes Signal I. Es könnte in zwei Signale mit der Frequenz 1/τ und ½τ zerlegt werden.

Die Darstellung von Fig. 10 unterscheidet sich von Fig. 9 dadurch, daß gilt: ΔΦ + ατ = 0. Hier entspricht einem Eingangssignal R = Ψ(t) ein festgestelltes Signal I mit der Frequenz 1/τ. Das Ergebnis der Synchrondetektion hat somit den Mittelwert Null.

In den Fig. 9 und 10 ist Ψ(t) als Beispiel sinusförmig angenommen worden.

Die Amplitude der Komponente ΔΦ + ατ wird als Fehlersignal zum Nachführen des Koeffizienten α der Funktion Φ₂ benutzt, so daß gilt: -α = ΔΦ/τ.

Die Rückschwingungsfrequenz des Signals Φ₂(t) beträgt somit F(Φ₂) = |ΔΦ/2πτ|. Diese Frequenz ist das Meßsignal der nichtreziproken Phasenverschiebung, wobei die Richtung, in der das Zurückschwingen erfolgt, das Vorzeichen der Phasenverschiebung angibt.

Das Verfahren funktioniert zwar unabhängig von der Form und der Amplitude der Funktion Φ₁(t), jedoch sind zwei vorteilhafte Formen die folgenden:

- die Sinusfunktion:

oder
- die Rechteckfunktion:

Φ₁(t) = 0 für tε[2Kτ, (2K+1)τ]

Φ₁(t) = π/4 für tε[(2K+1)τ, (2K+2)τ].

Die Amplituden dieser zwei Funktionen sind so gewählt worden, daß das festgestellte Signal einen Maximalwert erhält und daß die Linearität für kleine Signale gewährleistet ist.

Die zwei Funktionen können leicht erzeugt werden; sie erfordern ein begrenztes Durchlaßband, und ihre Amplitude entspricht einem vorteilhaften Wert des Störabstandes der Nullmethode.

Im Fall von Fig. 11 wird Φ₁ als Rechteckfunktion angenommen. Mit Φ₁(t) und Φ₂(t) gilt: Φ(t) = Φ₁(t) + Φ₂(t). Φ_CW und Φ_CCW sind die resultierenden Phasenverschiebungen jeder der zwei Moden, die die Schleife des Interferometers in einander entgegengesetzten Richtungen durchlaufen. Diese zwei Signale sind wegen der reziproken Phasenverschiebung um τ gegeneinander phasenverschoben. Der Modulator ist dabei an einem Ende der Schleife angebracht. Man sieht hier, daß der Wert ΔΦ verschwindet, der gleich der nichtreziproken Phasenverschiebung ist. Diese Phasenverschiebung in einem Kreisel ist auf die Drehgeschwindigkeit zurückzuführen.

Φ_CCW - Φ_CW ist das resultierende Signal, auf das der Detektor anspricht. Auf diese Weise werden der Wert ΔΦ der nichtreziproken Phasenverschiebung und ατ wiedergewonnen, wie oben definiert wurde.

Es gilt:

Φ_CCW - Φ_CW = ΔΦ + ατ + Ψ(t).

Ψ(t) ist ebenfalls eine symmetrische Funktion, und ΔΦ + ατ ist der Mittelwert von Φ_CCW - Φ_CW.

Die Größe I ist das festgestellte Signal. Wie es erhalten wird, ist in den zwei oberen Diagrammen der Fig. 12 dargestellt. Die Größe I ist cos² (Φ_CCW - Φ_CW) proportional. Wenn das cos² repräsentierende Signal aufgezeichnet wird, ergibt sich I durch eine Verschiebung von A nach B.

Die Ordinatendifferenz zwischen den Punkten B und C ist 2π, was wegen der Amplitude 2π des Sägezahnsignals Φ₂ gilt. Wie oben erläutert wurde, wird ein Signal I mit einer Amplitude betrachtet, die algebraisch ΔΦ + ατ proportional ist, und wegen der entgegengesetzten Vorzeichen von ΔΦ und ατ ist die Amplitude des Signals ατ - ΔΦ proportional.

Der Phasenhub des Sägezahnsignals Φ₂(t) soll die Amplitude 2π haben. Für den Fall, daß der Maßstabsfaktor des entsprechenden Phasenmodulators nicht bekannt ist oder eine zeitliche Drift aufweisen kann, ist es vorteilhaft, diesen Hub auf den Wert 2π nachzuregeln.

Es wird vor allem ein Komparator verwendet, mit dessen Hilfe ein Vergleich mit einer 2π entsprechenden Spannung V_ref durchgeführt werden kann; bei Gleichheit führt ein Rückführungsimpuls die Zurückführung des Sägezahnsignals herbei.

Es werden außerdem die an zwei Zeitpunkten festgestellten Signale verglichen, von denen einer der Rückführung des Sägezahnsignals vorangeht (Vergleich mit einer Bezugsspannung V_ref-n), während der andere dieser Rückführung folgt (Verzögerungsleitung). Bei Gleichheit ist der Wert V_ref genau, da er einer Phasenverschiebung von 2π entspricht. Ist dies nicht der Fall, muß eine ±-Modifikation dieses Werts vorgenommen werden. Die Reaktion des Interferometers bleibt während der Laufzeitdauer der Relaxationsdiskontinuität gleich, die als unendlich schnell und außerhalb dieser Dauer angenommen wird.

Nach dem mittleren Diagramm in Fig. 12 ist der genaue Wert von 2π zu 2π+ε geworden, und die Punkte C und D sind in der Kurve I = f(t) nach C′ und D′ verschoben worden.

Die nach diesem Prinzip durchgeführte Messung hat folgende Vorteile:

- Sie ist stabil, da sie nur von der Präzision, mit der das Zurückschwingen durchgeführt wird, und von der Laufzeit abhängt. Sie weist keinerlei Offset-Erscheinungen auf.
- Sie ist empfindlich, da sie in der Nähe des Punkts maximaler Steigung durchgeführt wird.
- Sie ist wegen der Verwendung der Nullmethode linear.
- Sie ist quantisiert, was die Übertragung und Anwendung vereinfacht; insbesondere kann die driftfreie Integration einfach durch Zählung erhalten werden.

Die Vorrichtung (der Modulator für die reziproke Phase), die die Einführung der Störung Φ₁(t) + Φ₂(t) ermöglicht, kann in zwei Vorrichtungen aufgeteilt werden, die jeweils einzeln an jedem Ende des Übertragungswegs oder gemeinsam am gleichen Ende dieses Übertragungswegs gemäß Fig. 8 angebracht werden können, wobei eine dieser Vorrichtungen die Phasenverschiebung Φ₁(t) und die andere die Phasenverschiebung Φ₂(t) herbeiführt. Bei der Phasenverschiebung Φ₁(t) handelt es sich um ein Signal mit kleiner Amplitude (typischerweise π/4), und hoher Frequenz (typischerweise einige 100 kHz) mit schmaler Bandbreite (≃ 0), dessen Genauigkeit nicht kritisch ist. Im Gegensatz dazu ist das Sägezahnsignal Φ₂ ein Signal mit großer Amplitude (2π), mit niedriger Frequenz (einige Hz bis einige kHz) und mit großer Bandbreite (Gleichstrom bis einige kHz), dessen Genauigkeit den Maßstabsfaktor der Messung bestimmt. Diese einander widersprechenden Eigenschaften können in zwei getrennten Vorrichtungen leichter erreicht werden.

Der oder die Phasenmodulatoren können jeweils in zwei gleiche Teile getrennt werden, die symmetrisch an den zwei Enden des optischen Übertragungswegs angebracht sind und die entgegengesetzt angeregt werden. Diese Anordnung gewährleistet eine zusätzliche Symmetrierung der Erscheinungen, die die Fehler zweiter Ordnung herabsetzen, die sich aus möglichen Nichtlinearitäten des Modulators ergeben.

Für gewisse Anwendungsfälle ist es vorteilhaft, den Rückschwingzeitpunkt der Funktion Φ₂(t) nach vorne oder nach hinten zu verlegen, damit ihm eine absichtliche kleine Phasenbeziehung zur Funktion Φ₁(t) verliehen wird. Solange die Amplitude des Sägezahnsignals unter 2π bleibt, wird kein kumulativer Fehler in die Messung eingeführt.

Wenn das Inkrement ΔΦδt zu groß ist und einer zu groben Quantisierung von ∫ΔΦdt entspricht, ermöglicht der Momentanwert von Φ₂(t) die Glättung der Messung. Das vom Interferometer gelieferte Winkelinkrement beträgt ½πτ, so daß sich ergibt:

∫ΔΦdt = Σ(2πτ) + [Φ₂(t)].

Insbesondere für den Fall, daß der Schwellenwert für den Phasenhub an keinem Zeitpunkt der Messung erreicht wird, wird der integrierte Meßwert kontinuierlich und linear durch folgende Beziehung gegeben:

∫ΔΦdt = [Φ₂(t)].

Die Digitalisierung ist dabei nicht mehr möglich, jedoch gilt nach wie vor das Nullverfahren.

Die erzielten Fortschritte auf dem Gebiet der Lichtleitfasern mit geringeren Verlusten ermöglichen die Verwendung solcher Lichtleitfasern bei der Verwirklichung dieser Ringinterferometer, wie oben bereits erläutert wurde. Dadurch kann ein sehr langer optischer Weg 2 erhalten werden, und es ist auch eine größere Miniaturisierung der elektro-optischen Elemente und der Modulatoren durch Integration möglich.

Zwei weitere Ausführungsbeispiele eines Ringinterferometers zur Durchführung des erfindungsgemäßen Verfahrens sind in Fig. 13 und 14 dargestellt, worin gleiche Bezugszeichen wie in Fig. 8 verwendet sind. Die auf sich selbst gewickelte Lichtleitfaser 12 bildet den ringförmigen optischen Weg 2 des Interferometers. Die verschiedenen Zweige des Interferometers sind als integrierte Optik verwirklicht, was bedeutet, daß die Wellenleiter durch Integration in einem Substrat gebildet sind. Das Substrat kann aus folgenden Materialien ausgewählt sein: Lithiumniobat oder Lithiumtantalat, in dem zur Realisierung der Wellenleiter Titan bzw. Niob diffundiert ist. Das Substrat kann außerdem aus Galliumarsenid bestehen, in dem die Wellenleiter durch Ionen- oder Protonenimplantation gebildet sind. Der Modulator ist aus zwei Modulatoren Φ₁ und Φ₂ zusammengesetzt, die an den zwei Enden der Lichtleitfaser angeordnet sind. Genauer gesagt können die gemäß der Erfindung angewendeten Modulatoren unter Ausnutzung verschiedener elektrooptischer Effekte arbeiten, die beispielsweise als Pockels-Effekt oder Kerr-Effekt bekannt sind.

Zwei mit Hilfe von Elektrodenpaaren E₁, E₂ und E₃, E₄ gebildete Koppler spielen die zuvor von den halbdurchlässigen Platten in Fig. 1 übernommene Rolle. Der Monomodenleiter 8 spielt die Rolle des Monomodenfilters von Fig. 1. Ein Polarisator 13 ist durch Metallisierung der Oberfläche des Substrats über dem Monomodenleiter 8 gebildet.

Die zwei Koppler können durch optische Strahlenteiler ersetzt werden, die aus Monomoden-Wellenleitern zusammengesetzt sind, die so zusammengefügt sind, daß sie jeweils ein Y bilden; diese zwei Y sind jeweils mit einem ihrer Arme verbunden. Dies ist in Fig. 14 dargestellt. Ein Polarisator wird durch Metallisieren der Oberfläche des Substrats über dem Monomodenleiter 8 gebildet.

Die wichtigste Anwendung betrifft Lichtleitfaser-Kreisel. In diesen Anordnungen gilt:

darin sind:
C₀ die Ausbreitungsgeschwindigkeit des Lichts im Vakuum,
λ₀ die Wellenlänge des angewendeten Lichts im Vakuum,
die von einer Windung der Lichtleitfaser eingenommene Fläche,
die Anzahl der Windungen,
das absolute Drehfeld, dem die Anordnung ausgesetzt ist.

Ferner gilt: τ = N · P · n/C₀, wobei N und C₀ wie oben definiert sind, während P der Umfang einer Windung ist und n der äquivalente Index der angewendeten Lichtleitfaser ist.

Es ergibt sich:

Es stellt sich heraus, daß diese Frequenz die des Laserkreisels mit gleichen Abmessungen ist, der in einem Material mit gleichem Index gebildet und dem gleichen Drehfeld ausgesetzt ist.

Dieses Ergebnis ermöglicht es, einen nach der Erfindung ausgebildeten Lichtleitfaser-Kreisel für einen Laserkreisel einzusetzen, ohne daß die Arbeitsweise der Auswertungselektronik im geringsten geändert werden muß.

Wie beim Laserkreisel wird der Kreisel dadurch zum Lagekreisel, daß das Ausgangssignal durch Zählung integriert wird, wobei jedes Zurückschwingen einem Inkrement R_i in der absoluten Winkellage der Anordnung entspricht:

Der Lichtleitfaser-Kreisel ist typischerweise aus einer Lichtleiterfaser mit einer Länge von 400 m und einem äquivalenten Index von 1,42 gebildet, die auf eine zylindrische Trommel mit einem Durchmesser von 8 cm gewickelt ist. Es gilt: S = 5 · 10^-3 cm², P = 0,25 m, N = 1600, τ = 1,9 µs, F_[ _Φ _2] = 66 kHz/(Rd/s) = 0,3 Hz/(deg/h), R_i = 15 · 10^-6 Rd = 3 Bogensekunden.

Ein weiterer Anwendungsfall ist in Magnetometern und in Stromsonden mit Lichtleitfasern gegeben. In diesen Anordnungen wird der Faraday-Effekt ausgenutzt, der bei guten Polarisationsbedingungen eine nichtreziproke Phasenverschiebung ΔΦ ergibt, die der Zirkulation des Magnetfeldes längs der Lichtleitfaser proportional ist. Es gilt:

ΔΦ ∝ · d.

Die Proportionalitätskonstante hängt nur vom Material ab, in dem die magnetisch-optische Wechselwirkung (in der Lichtleitfaser) stattfindet. Für den Fall, daß die optische Bahn eine geschlossene Schleife bei gleichmäßigen Bedingungen beschreibt, ist die Zirkulation dem elektrischen Gesamtstrom proportional, der diese geschlossene Form durchläuft. Es gilt:

ΔΦ ∝ · d = I.

Wenn mehrere (N) Windungen der Lichtleitfaser mit mehreren Windungen (M) des elektrischen Leiters zusammenwirken, summieren sich die Wirkungen:

ΔΦ ∝ N · M · I;

wenn das Verfahren nach der Erfindung auf die Anordnung angewendet wird, ergibt sich:

In dieser Gleichung ist C₀ die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum, L ist die Gesamtlänge der verwendeten Lichtleitfaser, und N ist ihr äquivalenter Index.

Die auf diese Weise erhaltene Anordnung ist ein "Strom/Synchro"-Umsetzer. Die Integration der Stromgröße wird wie oben durch eine einfache Zählung erhalten, wobei für das Inkrement gilt:

Typischerweise hat die (von der Verdet-Konstanten abgeleitete) Proportionalitätskonstante für eine herkömmlich hergestellte Lichtleitfaser die Größenordnung 10⁵ Rd/(A · Windung · Windung). Wenn die Anordnung von einer Lichtleiterfaser mit einer Länge von 100 m und einem äquivalenten Index von 1,42 gebildet ist, gilt: τ = 0,5 µs und F_[ _Φ _2] = 3,5 Hz/(A · Windung · Windung), Q = 0,3 C · Windung · Windung.

Eine solche Anordnung weist eine offensichtliche Anpassungsfähigkeit auf; sie kann beispielsweise für folgendes eingesetzt werden:

- Messung von Strömen von einigen 10 000 A: 1 Windung einer Lichtleitfaser um einen einzigen Leiter → F = 3,5 Hz/A, Q = 0,3 C; Anwendung: In Elektrolysetanks;
- Messung von Strömen von einigen A: 100 Windungen der Lichtleitfaser um 100 Windungen des elektrischen Leiters: F = 35 kHz/A, Q = 3 · 10^-5 C;
- Messung von Strömen von einigen mA: 1000 Windungen der Lichtleitfaser um 10 000 Windungen des elektrischen Leiters: F = 35 kHz/mA, Q = 3 · 10^-8 C.

Claims

1. Verfahren zur Messung der nichtreziproken Phasendifferenz zweier elektromagnetischer Wellen in einem Ringinterferometer, bei dem

a) ein von einer monochromatischen Lichtquelle ausgehendes Strahlenbündel in zwei Wellen aufgespalten wird, die in die Enden eines ringförmigen Wellenleiters derart eingeführt werden, daß die beiden Wellen in entgegengesetzten Richtungen umlaufen,
b) eine periodische Modulation der Phasen der beiden in entgegengesetzten Richtungen umlaufenden Wellen vorgenommen wird und
c) die beiden Wellen an den Enden des ringförmigen Wellenleiters wieder vereinigt und auf eine Photodetektorvorrichtung gelenkt werden sowie die Phasendifferenz zwischen den vereinigten Wellen dadurch bestimmt wird, daß ein vom Ausgangssignal der Photodetektorvorrichtung abgeleitetes Signal auf Null geregelt wird;

dadurch gekennzeichnet, daß die Phasen der in entgegengesetzten Richtungen umlaufenden Wellen mit einer Funktion Φ(t) = Φ₁(t) + Φ₂(t)moduliert werden, worin Φ₁ ein periodisches Signal ist, für das gilt:Φ₁(t + 2τ) = Φ₁(t),worin τ die Umlaufzeit der Wellen in dem ringförmigen Wellenleiter ist; und Φ₂ ein Sägezahnsignal ist, für das gilt:Φ₂(t) = αt - 2πE,worin
E der ganzzahlige Teil von αt/2π und
α die Steigung des Sägezahnsignals ist, mit -α = ΔΦ/τ, worin ΔΦ die nichtreziproke Phasendifferenz der Wellen ist, wobei der durch das Sägezahnsignal Φ₂(t) gegebene Phasenhub 2π beträgt und die Rückschwingfrequenz F(Φ₂) des Sägezahnsignals Φ₂(t) gleich |ΔΦ/2πτ| ist.

2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Signal Φ₁(t) folgender Sinusfunktion entspricht: Φ₁(t) = 0,81 sin (πt/τ).

3. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Signal Φ₁(t) folgender Rechteckfunktion entspricht: Φ₁(t) = 0 für tε[2Kτ, (2K + 1)τ]Φ₁(t) = π/4 für tε [(2K + 1)τ, (2K + 2)τ].

4. Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens nach einem der vorstehenden Ansprüche, mit einer monochromatischen Lichtquelle (S), Photodetektoren (D, D′) zur Erfassung der Interferenz beider Wellen sowie einem optischen Teiler und Mischer (M, M′), welcher die Enden eines ringförmigen Wellenleiters direkt an die monochromatische Lichtquelle (S) und an die Photodetektoren (D, D′) ankoppelt, mit einem elektrisch gesteuerten optischen Phasenschieber (Φ) auf der optischen Wegstrecke der beiden Wellen mit einem Oszillator (21), der das periodische Signal Φ₁(t) der Frequenz ½τ erzeugt, worin τ die Umlaufzeit der Wellen in dem ringförmigen Wellenleiter ist, sowie mit einem Sägezahnspannungsgenerator (22), der einen Steuereingang zum Steuern der Steilheit des Sägezahns aufweist und das Sägezahnsignal Φ₂(t) abgibt, dadurch gekennzeichnet, daß ein Synchrondetektor (D′, 20) vorgesehen ist, der an seinem einen Eingang das periodische Signal Φ₁(t) und an seinem anderen Eingang das Ausgangssignal eines Photodetektors (D′) empfängt, daß der Ausgang des Synchrondetektors (D′, 20) mit dem Steuereingang des Sägezahnspannungsgenerators (22) verbunden ist, daß die Rückschwingfrequenz des Sägezahnspannungsgenerators der nichtreziproken Phasendifferenz nachgeregelt ist und daß das periodische Signal Φ₁(t) und das Sägezahnsignal Φ₂(t) einander am Eingang des Phasenschiebers (Φ) überlagert sind.

5. Vorrichtung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß das periodische Signal Φ₁(t) ein Rechtecksignal ist.

6. Vorrichtung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß das periodische Signal Φ₁(t) ein Sinus- oder Kosinussignal ist.