DE69300849T2

DE69300849T2 - Symmetrierung von Resonatorbetriebsarten.

Info

Publication number: DE69300849T2
Application number: DE69300849T
Authority: DE
Inventors: Glen Sanders; Lee Strandjord
Original assignee: Honeywell Inc
Current assignee: Honeywell Inc
Priority date: 1992-01-16
Filing date: 1993-01-15
Publication date: 1996-06-13
Anticipated expiration: 2013-01-16
Also published as: EP0576663B1; JP3335353B2; EP0576663A1; DE69300849D1; US5296912A; WO1993014380A1; JPH06507727A

Description

Hintergrund der Erfindung

Die vorliegende Erfindung bezieht sich auf faseroptische Kreisel, die zur Rotationserfassung verwendet werden und insbesondere auf faseroptische Resonatorkreisel.
Faseroptische Kreisel bilden eine attraktive Einrichtung zur Erfassung der Drehbewegung. Sie können sehr klein hergestellt werden und trotzdem so aufgebaut werden, daß sie einem beträchtlichen mechanischen Schock, einer Temperaturänderung und anderen Umgebungs-Extremzuständen widerstehen. Bei Abwesenheit von beweglichen Teilen können sie nahezu wartungsfrei sein und sie besitzen die Möglichkeit, wirtschaftlich hergestellt werden zu können. Sie können ebenfalls auf niedrige Rotationsgeschwindigkeiten ansprechen, was bei anderen Arten von optischen kreiseln ein Problem sein kann.
Es gibt verschiedene Formen von optischen Inertial-Rotationssensoren, die den bekannten Sagnac-Effekt benutzen, um eine Rotation um eine zugehörige Achse festzustellen. Diese umfassen aktive optische Kreisel, bei denen das Verstärkungsmedium in einem optischen Hohlraum enthalten ist, wie beispielsweise den Ringlaserkreisel und passive optische Kreisel ohne jegliches Verstärkungsmedium in der primären optischen Wegstrecke, wie beispielsweise den interferometrischen faseroptischen kreisel und den faseroptischen Ringresonator-Kreisel. Die Vermeidung des aktiven Mediums in der primären optischen Wegstrecke des Kreisels eliminiert einige Probleme, die bei aktiven Kreiseln angetroffen werden, wie beispielsweise den Lock-in bei niedriger Drehgeschwindigkeit, die Vorspannungsdrift und einige Fälle der Skalenfaktorveränderung.
Interferometrische faseroptische Kreisel verwenden typischerweise eine optische Faser mit einem einzigen räumlichen Schwingungsmodus und einer beträchtlichen Länge, die zu einer Spule gewickelt ist, wobei diese beträchtliche Länge der optischen Faser relativ teuer ist. Faseroptische Resonator-Kreisel werden andererseits mit relativ wenigen Wicklungen einer optischen Faser mit einem einzigen räumlichen Schwingungmodus aufgebaut, wodurch sie ökonomischer als faseroptische interferometrische Kreisel herstellbar sind. Ein faseroptischer Resonatorkreisel besitzt typischerweise eine optische Faser in seiner Spule mit drei bis fünfzig Metern Länge gegenüber 100 bis 2.000 Metern der optischen Faser in Spulen, die bei interferometrischen, faseroptischen Kreiseln verwendet werden. Ferner scheinen faseroptische Resonatorkreisel bestimmte Vorteile hinsichtlich der Linearität des Skalenfaktors und des dynamischen Bereichs zu besitzen.
Bei jedem Typ des passiven Kreisels bilden diese Spulen einen Teil einer im wesentlichen geschlossenen optischen Wegstrecke, in welche eine elektromagnetische Welle oder eine Lichtwelle eingeführt wird und in ein Paar solcher Wellen aufgespalten wird, um in entgegengesetzten Richtungen sich durch die optische Faserspule fortzupflanzen und letztlich auf einen Photodetektor oder Photodetektoren aufzutreffen, wobei ein einziger Photodetektor für beide Wellen in interferometrischen faseroptischen Kreiseln verwendet wird und ein Paar von Photodetektoren in faseroptischen Resonatorkreiseln verwendet wird. Die Rotation um die Sensorachse des Kernes der aufgewickelten optischen Faser in jeder Richtung gibt einen effektiven optischen Weglängenzuwachs in einer Rotationsrichtung und eine effektive optische Weglängenabnahme in der entgegengesetzten Rotationsrichtung für eine Welle dieses Paares von elektromagnetischen Wellen vor. Das entgegengesetzte Ergebnis ergibt sich für die verbleibende Welle des Paares von elektromagnetischen Wellen bei einer solchen Rotation. Solche Weglängendifferenzen zwischen dem Paar von elektromagnetischen Wellen führen entsprechende Phasenverschiebungen zwischen jene Wellen in interferometrischen faseroptischen Kreiseln ein oder entsprechende unterschiedliche optische Weglängen des optischen Hohlraumes für jene Wellen in einem faseroptischen Resonatorkreisel.
Im letzteren Fall werden ein oder mehrere optische Frequenzschieber verwendet, um jeweils effektiv die Frequenz einer entsprechenden Welle des Paares von elektromagnetischen Wellen einzustellen, die in entgegengesetzten Richtungen in der faseroptischen Resonatorspule umlaufen. Dies wird bewerkstelligt durch solch einen Frequenzschieber, der die Frequenz einer entsprechenden elektromagnetischen Eingangswelle verschiebt, die als elektromagnetische Welle des Resonators von Interesse ist. Durch Rückkopplungsanordnungen können infolgedessen die Frequenzen einer jeden Welle des Paares von elektromagnetischen Wellen in Resonanz mit der effektiven optischen Weglänge gehalten werden, wenn diese Welle die faseroptische Resonatorspule durchläuft. Somit wird jede Frequenzdifferenz zwischen diesen Wellen zu einem Maß für die Rotationsgeschwindigkeit, die die faseroptische Resonatorspule um die Achse erfährt, um die die Spule angeordnet ist. Bei solchen Resonanzen befindet sich jede Welle mit Teilen, die zuvor in die Resonatorspule eingeführt wurden und noch nicht abgeklungen sind, und die Teile derselben, die momentan in die Resonatorspule eingeführt werden, auf einer solchen Frequenz, daß sie alle miteinander in Phase sind, so daß sie sich additiv miteinander kombinieren, um einen Spitzenwert in der Intensität dieser Welle in diesem Resonator über einen lokalen Bereich von Frequenzen vorzugeben.
Die Differenz in der Frequenz zwischen den Wellen des Paares von entgegengesetzten elektromagnetischen Wellen in einem faseroptischen Resonatorkreisel soll konstant sein, wenn die Rotationszustände um die optische Resonator-Faserspulenachse unverändert bleiben, was erfordert, daß stabile Resonanzzustände in diesem Resonator in jenen Fällen auftreten. Ferner gibt es verschiedene Vorteile bei der Erzielung der Frequenzverschiebung der elektromagnetischen Resonatorwellen durch Betätigung einer oder mehrerer integrierter optischer Phasenmodulatoren für diesen Zweck, wobei durch jeden die entsprechende elektromagnetische Eingangswelle übertragen wird. Diese Vorteile betreffen die Wirtschaftlichkeit, das Packungsvolumen und die Leistung. Die Erzielung einer konstanten Frequenzdifferenz zwischen diesen Wellen des Resonator-Wellenpaares Unter Verwendung eines solchen Phasenmodulators erfordert, daß der Phasenmodulator die Phase in der Form einer linearen Rampe verändert, da die zeitliche Ableitung der Phase die Frequenz ergibt.
Da es unmöglich ist, durch einen Phasenmodulator eine lineare Rampe mit unendlicher Dauer bezüglich der Zeit vorzugeben, muß eine sich wiederholende lineare Rampe mit periodischer Rückstellung der Faser auf einen Referenzwert verwendet werden. Die sich ergebende Änderung der Phase gemäß einem Sägezahn führt zu einer sogenannten Serrodyn-Phasenmodulation der durch den Modulator verlaufenden elektromagnetischen Wellen.
Es sei nun das bekannte faseroptische Resonator-Kreiselsystem gemäß Figur 1 betrachtet. Ein optischer Hohlraumresonator 10, der durch eine kontinuierliche Strecke einer optischen Faser gebildet wird, ist mit einem Eingangs- Richtungskoppler 11 und einem Ausgangs-Richtungskoppler 12 versehen. Der Resonator 10 wird durch eine optische Faser mit einem einzigen räumlichen Schwingungsmodus gebildet, die zwei Polarisations-Eigenzustände aufweist. Die Vermeidung von unterschiedlichen optischen Weg längen für elektromagnetische Wellen in jedem Zustand wird anfänglich gelöst, indem die polarisierten Wellen in jedem solchen Zustand sorgfältig gemischt werden. Eine solche Mischung wird erzielt durch Herstellung der Resonatorspule mit zwei Enden aus einer solchen Faser mit drei bis fünfzig Metern Länge, die miteinander verspleißt sind, so daß die Doppelbrechungs-Hauptachsen der Faser um 90º in bezug aufeinander auf den gegenüberliegenden Seiten einer Spleißstelle 13 gedreht sind. Die Resonatorfaser ist gekennzeichnet durch einen Verlustkoeffizienten α und für eine solche Spleißstelle durch einen Mittelwert der Fortpflanzungskonstanten in den Haupt-Doppelbrechungsachsen, was weiter unten näher erläutert wird. Diese anfängliche Lösung zur Vermeidung unterschiedlicher optischer Weglängen für die zwei Polarisationskomponenten einer elektromagnetischen Welle, die in einer Richtung in der Resonatorspule 10 fortschreitet, vermeidet jedoch nicht vollständig diese Fehlerquelle aufgrund der weiteren Kopplungseffekte zwischen Polarisationsmoden, die im Zusammenhang mit der Resonatorspule 10 auftreten was weiter unten beschrieben wird. Das Wesen der Spleißstelle 13 ist in näheren Einzelheiten in der US-PS 5.018.857 im Namen von Sanders et al. beschrieben.
Der Richtungskoppler 11 wird hergestellt durch geeignetes Verschmelzen einer optischen Eingangsfaser 14 mit der optischen Faser in dem Resonator 10, wobei die Fasern abgeschrägt werden, wenn sie in den verschmolzenen Teil auf jeder Seite dieses Teiles gelangen. Der Richtungskoppler 11 gibt eine Phasenverschiebung von π/2 zwischen einer elektromagnetischen Eingangswelle und der sich an dem Resonatorausgang ergebenden elektromagnetischen Welle vor, wobei die Ausgangswelle ferner durch einen Kopplungskoeffizienten k&sub1; in bezug auf die elektromagnetische Eingangswelle und einen Koppler- Verlustkoeffizienten γ&sub1; gekennzeichnet ist. Der Richtungskoppler 11 besitzt um sich herum eine geeignete Packungsanordnung.
Der Richtungskoppler 12 ist allgemein in der gleichen Weise wie der Richtungskoppler 11 aufgebaut, wobei aber hier eine optische Ausgangsfaser 15 mit der optischen Faser des Resonators 10 verschmolzen ist. Der Richtungskoppler 12 ist zumindest anfänglich gekennzeichnet durch einen Kopplungskoeffizienten k&sub2; und einen Kopplungs-Verlustkoeffizienten γ&sub2;. Unterhalb werden Differentialverluste und Kopplungen entlang der zwei Haupt- Doppelbrechungsachsen erkannt, da sie für diesen Koppler signifikanter als für den Eingangskoppler 11 sind.
Die gegenüberliegenden Enden der optischen Eingangsfaser 14 sind jeweils mit einem integrierten optischen Chip 16 verbunden, der aus Lithium-Niobat (LiNbO&sub3;) als Basismaterial gebildet wird. Diese Enden der Faser 14 sind in geeigneter Weise an integrierte optische Welleniter 17 und 18 angeschlossen, die in dem Basismaterial des optischen integrierten Schaltkreises 16 gebildet werden. Die Beziehung der Enden der optischen Eingangsfaser 14 und der Enden der integrierten Wellenleiter 17 und 18 sind dergestalt, daß elektromagnetische Wellen effizient zwischen diesen ohne ungebührlicher Verluste hindurchgelassen werden können. Der integrierte Wellenleiter 17 ist mit einem Paar von Metailpiatten versehen, die auf dem Basismaterial des optischen integrierten Schaltkreises 16 gebildet werden, um einen Phasenmodulator 19 darauf vorzugeben. In gleicher Weise ist der integrierte Wellenleiter 18 zwischen einem anderen Paar von Metallplatten angeordnet, die auf dem Basismaterial gebildet werden, um zu einem weiteren Phasenmodulator 20 in dem optisch integrierten Schaltkreis 16 zu führen. Die integrierten Wellenleiter 17 und 18 vermischen sich miteinander zu einem einzigen integrierten Wellenleiter 21, um einen "Y"-Koppler in dem optischen integrierten Schaitkreis 16 vorzugeben.
Ein Laser 22 ist in geeigneter Weise mit dem integrierten Wellenleiter 21 verbunden, so daß Licht wirksam von dem Laser 22 zu dem integrierten Wellenleiter 21 übertragen werden kann. Der Laser 22 ist typischerweise ein Festkörperlaser, der eine elektromagnetische Strahlung mit einer Wellenlänge von 1,3 µm und mit einer spektralen Linienbreite von einem bis zu einigen hundert kHz emittiert. Die Wellenlänge, bei der der Laser 22 arbeitet, oder dessen Frequenz f&sub0; kann durch Signale an einem Eingang desselben eingestellt werden. Typische Mittel zur Vorgabe einer solchen Einstellung liegen in der Steuerung der Temperatur oder des Stromes durch den Festkörperlaser oder in dem Pumpen einer lichtemittierenden Halbleiterdiode für den Festkörperlaser, welcher im letzteren Fall ein Nd:Yag-Laser sein kann. Wenn die Diode der emittierende Laser ist, so kann der Lasertyp ein Laser mit externem Hohlraum sein, ein Laser mit verteilter Rückkopplung oder irgendein anderer geeigneter Typ. Eine weitere Alternative zur Veränderung der optischen Frequenz der von dem Laser emittierten Welle, liegt in der Verwendung eines Lasers, bei dem die Länge des Resonatorhohlraumes unter Verwendung von in den Laser eingebautem elektrooptischen Material verändert werden kann.
Somit wird von dem Laser 22 bei einer veränderlichen Frequenz f&sub0; emittierte elektromagnetische Strahlung in den integrierten Wellenleiter 21 eingekoppelt und dort in zwei Teile aufgespalten, um ein Paar von elektromagnetischen Wellen zu bilden, die in der optischen Eingangs-Wegstrecke in zueinander entgegengesetzten Richtungen wandern. D.h., der elektromagnetische Wellenteil, der über den integrierten Wellenleiter 17 übertragen wird, verläuft über den Phasenmodulator 19 in die optische Eingangsfaser 14 und über den Eingangs- Richtungskoppler 11, in welchem ein Bruchteil k&sub1; kontinuierlich in den Resonator 10 eingekoppelt wird, um wiederholt darin in einer ersten Richtung umzulaufen, nämlich im Gegenuhrzeigersinn, wobei ein fortgesetzter Teilverlust für diese Welle von γ&sub1; in dem Koppler 11 stattfindet, wie zuvor angezeigt. Der verbleibende Teil dieser Welle, der weder in den Resonator 10 eintritt, noch in dem Koppler 11 verlorengeht, wandert kontinuierlich entlang der optischen Eingangsfaser 14 in den integrierten optischen Wellenleiter 18, durch den Phasenmodulator 20 und kehrt schließlich über den integrierten Wellenleiter 21 zu dem Laser 22 zurück. Gewöhnlicherweise enthält der Laser 22 einen Isolator, um rückkehrende Wellen daran zu hindern, den Laserteil zu erreichen, so daß seine Eigenschaften durch diese rückkehrenden Wellen unbeeinflußt bleiben.
In gleicher Weise verläuft der elektromagnetische Wellenteil des Lasers 22, der in den integrierten Wellenleiter 21 eintritt und in dem integrierten Wellenleiter 18 beginnt, durch den Phasenmodulator 20 in die optische Eingangsfaser 14 und den Eingangs-Richtungskoppler 11, wo ein Bruchteil k&sub1; desselben kontinuierlich in den Resonator 10 eingekoppelt wird, begleitet von einem fortgesetzten Teilverlust γ&sub1;, um wiederholt den Resonator 10 in einer entgegengesetzten Richtung (Uhrzeigersinn) gegenüber dem ersten Teil zu durchlaufen, der in der zuvor beschriebenen Weise in den Resonator 10 eingekoppelt wird. Der verbleibende Teil, der nicht in den Resonator 10 eingekoppelt wird und nicht in dem Richtungskoppler 11 verloren geht, verläuft durch die optische Eingangsfaser 14 in den integrierten Wellenleiter 17 und durch den Phasenmodulator 19, um erneut durch den integrierten Wellenleiter 21 in entgegengesetzter Richtung bei seiner Rückkehr zu dem Laser 22 zu wandern.
Das Paar von in entgegengesetzter Richtung wandernder elektromagnetischer Wellen in dem Resonator 10, eine Welle im Uhrzeigersinn und eine im Gegenuhrzeigersinn besitzt jeweils einen Bruchteil k&sub2;, der in die optische Ausgangsfaser 15 kontinuierlich eingekoppelt wird, wobei ein Bruchteil T2 jeweils in dem Koppler 12 kontinuierlich verloren geht. Die Welle im Gegenuhrzeigersinn wird durch den Koppler 12 und die Faser 15 zu einem entsprechenden Photodetektor 23 übertragen, und die Welle im Uhrzeigersinn wird durch diese zu einem entsprechenden Photodetektor 24 übertragen, wobei diese Photodetektoren an entgegengesetzten Enden der optischen Ausgangsfaser 15 angeordnet sind. Die Photodetektoren 23 und 24 sind typischerweise pin- Photodioden, von denen jede an ein entsprechendes Paar von Vorspann- und Verstärkungsschaltkreisen 25 und 26 entsprechend angeschlossen ist.
Die Frequenz der von dem Laser 22 emittierten elektromagnetischen Strahlung besitzt, nachdem sie in dem integrierten Wellenleiter 21 in getrennte Teile in den integrierten Wellenleitern 17 und 18 aufgespalten worden ist, einen resultierenden Teil, der von der Frequenz f&sub0; zu einer entsprechenden Resonanzfrequenz verschoben ist, in dem eine Serrodyn-Wellenform an den Phasenmodulator 19 angelegt wird. Der Teil der elektromagnetischen Welle, die in den integrierten Wellenleiter 17 aufgeteilt ist, wird gegen die Frequenz f&sub0; zu der Frequenz f&sub0;+f&sub1; durch den Phasenmodulator 19 verschoben, und diese in der Frequenz verschobene elektromagnetische Welle wird sodann durch den Eingangs-Richtungskoppler 11 in den Resonator 10 als die im Gegenuhrzeigersinn umlaufende elektromagnetische Welle eingekoppelt. Der Teil der elektromagnetischen Welle, der in den integrierten Wellenleiter 18 von dem integrierten Wellenleiter 21 gerichtet wird, ist jedoch bei dem System in Figur 1 nicht in der Frequenz verschoben, obgleich die Frequenz desselben alternativ in ähnlicher Weise von f&sub0; nach f&sub0;+f&sub2; durch den Phasenmodulator 20 verschoben sein könnte, um die im Uhrzeigersinn umlaufende Welle in der Spule 10 zu bilden. Diese Anordnung würde das Messen gerade von Frequenzdifferenzen zwischen den zwei Serrodyn-Generatoren gestatten, die in einer solchen Anordnung verwendet werden, um ein System-Ausgangssignal anstelle des absoluten Frequenzwertes eines einzigen Generators zu erhalten, der in einigen Fällen üblicherweise verwendet werden kann. Die Verschiebung der Frequenz der Welle in dem integrierten Wellenleiter 17 wird durch eine Serrodyn- Wellenform hervorgerufen, die an den Phasenmodulator 19 angelegt wird, wobei die Serrodyn-Wellenform für den Phasenmodulator 19 durch einen gesteuerten Serrodyn-Generator 27 geliefert wird. Eine ähnliche Serrodyn-Wellenform wird an den Modulator 20 durch einen Serrodyn-Generator mit fester Frequenz angelegt, wenn die Welle in dem Wellenleiter 18 ebenfalls in der Frequenz verschoben werden soll.
Somit liefert der gesteuerte Serrodyn-Generator 27 ein Sägezahn- Ausgangssignal mit einer sich wiederholenden linearen Rampe variabler Frequenz f&sub1;, wobei die Frequenz f&sub1; des Sägezahns durch einen Eingang gesteuert wird, der an der oberen Seite des Generators 27 in Figur 1 gezeigt ist. Die sich wiederholende lineare Rampenfrequenz eines Sägezahns von einem anderen Serrodyn-Generator wird, wenn sie als Teil der Steuerung des Modulators 20 ausgewählt wird, in der zuvor aufgezeigten Weise festgelegt und auf einem konstanten Wert f&sub2; gehalten.
Strukturelle Einzelheiten des gesteuerten Serrodyn-Generators 27 sind innerhalb der gestrichelten Linie in Figur 1 als drei weitere Blöcke dargestellt. Der Frequenz-Steuereingang des Generators 27 bildet den Eingang für einen Spannungslfrequenz-Wandler 27'. Die Frequenz des Ausgangssignales des Wandlers 27', die der Spannung an seinem Eingang proportional ist, stellt die Geschwindigkeit der Zählstandsakkumulation in einem Zähler 27" ein, an den der Ausgang des Wandlers 27' angeschlossen ist. Der Ausgangs-Zählstand des Zählers 27" wird einem Digital/Anal-Wandier 27"' zugeführt, um eine "Treppenstufen"-Impulsform zu bilden, die der linearen "Rampe" einer echten Serrodyn-Impulsform angenähert ist.
Die elektromagnetische Welle im Uhrzeigersinn im Resonator 10 und die elektromagnetische Welle im Gegenuhrzeigersinn im Resonator 10 müssen immer mit ihren Frequenzen gegen Werte gesteuert werden, die diese Wellen im Resonator 10 für die effektive optische Weg länge jeweils zur Resonanz veranlassen. Dies umfaßt die Weglängenvariation, die sich aus jeglicher Rotation des Resonators 10 um die Symmetrieachse ergibt, die im wesentlichen senkrecht zu der Ebene der Schleife liegt, die den optischen Resonator bildet. Da der gesteuerte Serrodyn-Generator 27 bezüglich der Frequenz seiner Serrodyn- Impulsform extern gesteuert ist, kann dieser Frequenzwert bis zu dem Punkt eingestellt werden, daß sich die entsprechende Welle im Gegenuhrzeigersinn im Resonator 10 zumindest im eingeschwungenen Zustand in Resonanz mit der wirksamen Weglänge befindet. Es können natürlich Übergangseffekte vorliegen, die keine Resonanz in Situationen von hinreichend schnellen Rotations- Änderungsgeschwindigkeiten des Resonators 10 wiedergeben. Andererseits erfordert die Abwesenheit eines Sägezahnimpulses von einem anderen Serrodyn-Generator, der Teil der Steuerung des Modulators 20 in Figur 1 bildet oder die Verwendung einer konstanten Frequenz für den Sägezahnimpuls des anderen Serrodyn-Generators, der alternativ als Teil der Steuerung des Modulators 20 gewählt ist, daß die elektromagnetische Welle im Uhrzeigersinn im Resonator 10 durch andere Mittel eingestellt wird. Die in Figur 1 gewählten Mittel liegen in der Einstellung des Frequenzwertes des Lichtes im Laser 22. Somit kann die Einstellung des Wertes der Frequenz f&sub1; des Sägezahnimpulses des gesteuerten Serrodyn-Generators 27 unabhängig von der Einstellung der Frequenz f&sub0; des Lasers 22 verwirklicht werden, so daß im eingeschwungenen Zustand sowohl die elektromagnetische Welle im Gegenuhrzeigersinn als auch im Uhrzeigersinn sich im Resonator 10 in Resonanz befinden können, obgleich jede eine unterschiedliche effektive optische Weglänge antrifft.
Die Einstellung der Frequenz der elektromagnetischen Wellen im Gegenuhrzeigersinn und im Uhrzeigersinn, die in entgegengesetzten Richtungen im Resonator 10 wandern, bedeutet eine Einstellung der Frequenz einer jeden dieser Wellen, so daß sie im Zentrum einer der Spitzenwerte in dem entsprechenden Intensitätsspektrum für den Resonator 10 arbeiten, der solchen Wellen ausgesetzt ist. Die Beibehaltung der Frequenz der Wellen im Gegenuhrzeigersinn und im Uhrzeigersinn im Zentrum einer entsprechenden Resonanzüberhöhung im entsprechenden Resonator-Intensitätsspektrum ist eine schwierige Angelegenheit, wenn dieser Spitzenwert direkt geschätzt werden muß, ohne irgendeinen zusätzlichen Hinweis darauf, wo das Zentrum der Resonanzüberhöhung tatsächlich liegt. Daher führt das System von Figur 1 eine Grundmodulation im Hinblick auf jede der Wellen im Gegenuhrzeigersinn und Uhrzeigersinn im Resonator 10 über die Phasenmodulatoren 19 und 20 entsprechend ein. Eine solche Grundmodulation einer jeden Welle wird in einer entsprechenden Rückkopplungsschleife verwendet, um eine Schleifen- Diskriminantencharakteristik, gefolgt von einem Signal darin, vorzugeben, auf welches durch diese Schleife eingewirkt wird, um die Frequenz f&sub0; und f&sub1; erforderlichenfalls einzustellen, um die Resonanz der Wellen im Uhrzeigersinn und Gegenuhrzeigersinn entsprechend aufrecht zu erhalten. Ein Grundmodulationsgenerator 28 liefert ein Sinussignal bei einer Frequenz fn, um den Modulator 20 direkt zu steuern. In gleicher Weise liefert ein weiterer Grundmodulationsgenerator 29 ein Sinussignal mit einer Frequenz fn, welches dem Sägezahnimpuls bei der Frequenz f&sub1; hinzuaddiert wird, der durch den Serrodyn-Generator 27 geliefert wird. Die Frequenzen fm und fn unterscheiden sich voneinander, um die Effekte der elektromagnetischen Wellen-Rückstreuung in die optische Faser des Resonators 10 zu vermindern. Das durch den Grundmodulationsgenerator 28 gelieferte sinusförmige Signal wird einem Knoten 30 zugeführt. Die Addition des durch den Grundmodulationsgenerator 29 gelieferten sinusförmigen Signals mit dem durch den Serrodyn-Wellengenerator 27 vorgegebenen Sägezahnimpuls wird in einem Summierer 31 verwirklicht. Die an dem Knoten 30 vorgegebene sinusförmige Wellenform wird in einem Leistungsverstärker 32 verstärkt, welcher verwendet wird, um eine ausreichende Spannung für den Betrieb des Phasenmodulators 20 vorzugeben. In gleicher Weise wird das durch den Summierer 31 vorgegebene kombinierte Ausgangssignal dem Eingang eines weiteren Leistungsverstärkers 33 zugeführt, der verwendet wird, um eine ausreichende Spannung für den Betrieb des Phasenmodulators 19 vorzugeben.
Bei dieser Anordnung wird die elektromagnetische Eingangswelle des Resonators 10 von dem integrierten Wellenleiter 17 eine momentane elektrische Feldfrequenz von
f&sub0; + f&sub1; - fnΔΦSinωnt
aufweisen, wobei ΔΦn die Amplitude der Grundmodulations-Phasenänderung bei der Frequenz fn ist. Der Bruchteil, der den Photodetektor 23 durch den Resonator 10 erreichenden elektromagnetischen Welle, ist nicht nur in der Frequenz um enen Wert von f&sub0;+f&sub1; verschoben, sondern ebenfalls wirksam mit fn in der Frequenz moduliert. In Abhängigkeit von der Differenz zwischen der Resonanzfrequenz und f&sub0;+f&sub1; wird somit die an dem Photodetektor auftretende Intensität Variationen bei ganzzahligen Vielfachen von fn aufweisen (obwohl die Grundharmonische und die ungeraden Harmonischen nicht bei der genauen Resonanz auftreten). Diese letzteren Komponenten haben Amplitudenfaktoren, bezogen auf die Abweichung, die auftritt in der Summe von (a) der Phasenverschiebung, die aus der Fortpflanzungskonstanten multipliziert mit der Weglänge im Gegenuhrzeigerrichtung im Resonator 10 resultiert, plus (b) Phasenverschiebungen aufgrund der Rotation und anderen Quellen von einem Wert, der einem ganzzahligen Vielfachen von 2π entspricht, einem Zustand, der für eine Resonanz entlang der effektiven optischen Weglänge in dieser Richtung erforderlich ist.
Die elektromagnetische Welle in dem integrierten Welleniter 18 auf dem Weg zum Resonator 10 besitzt eine momentane Frequenz entsprechend
f&sub0; - fmΔΦmsinωmt,
wobei ΔΦm die Amplitude der Grundmodulations-Phasenänderung bei der Frequenz fm ist. Der Bruchteil derselben, die den Photodetektor 24 über den Resonator 10 erreicht, befindet sich in diesem Fall auf einer Frequenz von f&sub0; und ist mit fm frequenzmoduliert.
Erneut besitzt die Intensität auf dem Photodetektor 24 Variationen bei ganzzahligen Vielfachen von fm, obgleich nicht bei der Grundharmonischen und den ungeraden Harmonischen, wenn sich diese Wellen im Uhrzeigersinn in genauer Resonanz befinden. Diese letzteren Komponenten besitzen ebenfalls Amplitudenfaktoren, bezogen auf die Abweichung der Summe von (a) der Phasenverschiebung, die aus der Fortpflanzungskonstanten, multipliziert mit der Wegänge im Uhrzeigersinn im Resonator 10 resultiert, plus (b) Phasenverschiebungen aufgrund der Rotation und anderer Quellen gegenüber einem Wert, der einem ganzzahligen Vielfachen von 2π erneut entspricht, einem Zustand, der für eine Resonanz entlang der effektiven optischen Weglänge in dieser Richtung erforderlich ist.
Da das Ausgangssignal des Photodetektors 24 eine Frequenzkomponente bei fm besitzt, die ein Maß der Abweichung von der Resonanz im Resonator 10 in Uhrzeigerrichtung ist, wird das Ausgangssignal des Photodetektorschaltkreises 26 einem Filter 34 zugeführt, das in der Lage ist, Signalteile mit einer Frequenzkomponente fm hindurchzulassen. In gleicher Weise besitzt das Ausgangssignal des Photodetektors 23 eine Frequenzkomponente bei fn, die ein Maß der Abweichung von der Resonanz in Gegenuhrzeigerrichtung ist, und es wird daher ein Filter 35 am Ausgang des Photodetektorschaltkreises 25 angeordnet, das in der Lage ist, Signalkomponenten mit einer Frequenz von fn hindurchzulassen.
Das Ausgangssignal des Filters 34 wird sodann einem Phasendetektor 36 an einem Betriebs-Signaleingang vorgegeben. Der Phasendetektor 36 ist ein phasenempfindicher Detektor, der ebenfalls an einem Demodulations- Signaleingang das Ausgangssignal des Grundmodulationsgenerators 28 empfängt, welches das sinusförmige Signal bei der Frequenz fm ist. In gleicher Weise wird das Ausgangssignal des Filters 35 einem Betriebs-Signaleingang eines weiteren Phasendetektors 37 vorgegeben, welcher ebenfalls an einem Demodulationseingang das sinusförmige Ausgangssignal bei der Frequenz fn des Grundmodulationsgenerators 29 empfängt. Die Ausgangssignale der Phasendetektoren 36 und 37 folgen einer Schleifen-Diskriminantencharakteristik, so daß sie anzeigen, wie weit von der Resonanz die entsprechenden Frequenzen im Resonator 10 sind.
Die durch den Ausgang der Phasendetektoren 36 und 37 verfolgte Diskriminantencharakteristik wird das algebraische Vorzeichen für die Frequenzen auf jeder Seite der Resonanzüberhöhung verändern und wird eine Größe von Null bei der Resonanzüberhöhung bzw. im Resonanzzentrum aufweisen. Tatsächlich wird bei hinreichend kleinen Werten der Ausgangssignale des Grundmodulationsgenerators, die durch die Ausgangssignale der Phasendetektoren 36 und 37 nachgeführte Charakteristik nahe an der Ableitung bezüglich der Frequenz des Intensitätsspektrums in der Nähe der entsprechenden Resonanzüberhöhung liegen. Somit gibt die Ausgangscharakteristik, der die Ausgangssignale der Phasendetektoren 36 und 37 folgen, gut geeignete Signale für eine Rückkopplungsschleife vor, die verwendet wird, um Frequenzen einzustellen und die entsprechenden elektromagnetischen Wellen im Resonator 10 in Resonanz zu halten.
Fehler in der Rückkopplungsschleife müssen eliminiert werden, und daher wird das Ausgangssignal des Phasendetektors 36 einem Integrator 38 zugeführt, und das Ausgangssignal des Phasendetektors 37 wird einem weiteren Integrator 39 zugeführt. Abweichungen von der Resonanz werden in diesen Integratoren gespeichert und sodann in der Schleife benutzt, um die Wellen in dem Resonator 10 zurück zur Resonanz zu bringen. Das Ausgangssignal des Integrators 38 wird seinerseits einem Verstärker 40 zugeführt, der benutzt wird, um Signale an den Laser 22 vorzugeben und die Frequenz f&sub0; des Lichtes zu steuern, das durch den Laser 22 emittiert wird, wodurch die Rückkopplungsschleife zur Einstellung dieser Frequenz geschlossen wird. In gleicher Weise wird das Ausgangssignal des Integrators 39 einem Verstärker 41 zugeführt, welcher seinerseits mit seinem Ausgang dem Modulationseingang des gesteuerten Serrodyn-Generators 27 zugeführt wird, wodurch die verbleibene Rückkoppiungsschleife für die Einstellung der Serrodyn-Frequenz f&sub1;, vervollständigt wird.
Rückkehrend zu der Verwendung der Spleißstelle 13 in der optischen Faser der Resonatorspule 10 führt die Abwesenheit einer solchen Spleißstelle zu einer nicht-geplanten Kopplung der elektromagnetischen Wellen zwischen den zwei Polarisationszuständen in der Faser und führt zu wesentlichen Ausgangsfehlern aufgrund der Kopplung solcher Wellen zwischen diesen Schwingungszuständen, die auch bei der Verwendung einer polarisationserhaltenden Faser noch auftreten. Obgleich eine solche polarisationserhaltende Faser eine Trennung zwischen den Polarisationszuständen sehr gut bei Abwesenheit von anderen Quellen der eingeführten Kopplung beibehält, sind solche äußeren Quellen der Kopplung unvermeidbar, wenn die elektromagnetischen Wellen sowohl in die Resonatorspule 10 eingekoppelt, als auch aus der Resonatorspule 10 ausgekoppelt werden. D.h., daß die Verwendung von Richtungskopplern 11 und 12 unvermeidbar zur Kopplung von elektromagnetischen Wellen zwischen den Polarisationszuständen auch dann führt, wenn die elektromagnetischen Wellen, die dem Eingang des Kopplers 11 für eine solche Kopplung zugeführt werden, sich in einem einzigen Polarisationszustand befinden.
Infolgedessen können zwei unterschiedliche optische Wege durch die zwei Polarisationsteile der elektromagnetischen Wellen, die sich in jeder Richtung sowohl im Uhrzeigersinn als auch im Gegenuhrzeigersinn entlang der Resonatorspule 10 fortpflanzen, verfolgt werden. Diese Situation führt zu Paaren von benachbarten Resonanzmoden sowohl für die Wellen im Uhrzeigersinn als auch im Gegenuhrzeigersinn. Mit anderen Worten gibt es zwei orthogonal polarisierte Lichtwellen, die in Uhrzeigerrichtung wandern und zwei orthogonal polarisierte Lichtwellen, die im Gegenuhrzeigersinn wandern, wobei die zwei orthogonal polarisierten Lichtwellen in jeder Richtung jeweils einer entsprechenden optischen Wegstrecke mit Charakteristiken folgen, die sich voneinander unterscheiden.
Solche unterschiedlichen Charakteristiken treten zumindest aus dem Grund auf, daß die entsprechenden und sich unterscheidenden Brechungsindizes für jene Wegstrecken zu unterschiedlichen Geschwindigkeiten entlang der Resonatorspule 10 für jedes solches Paar von orthogonal-polarisierten elektromagnetischen Welle führen, die in einer der Richtungen entlang wandern. Somit wird jede der orthogonal polarisierten elektromagnetischen Wellen, die in einer der Richtungen entlang der Resonatorspule 10 wandern, eine entsprechende Resonanzfrequenz aufweisen, die sich von der der anderen Welle unterscheidet, was zum Auftritt eines Paares von benachbarten Resonanzen führt mit unterschiedlichen, aber relativ eng benachbarten Resonanzfrequenzen. Da diese zwei orthogonal polarisierten Wellen ferner in einer der Richtungen entlang der Spule 10 wandern, bei der Auslösung nicht gleich angeregt wurden, werden ferner die Resonanzüberhöhungen für jede Welle unterschiedliche Werte aufweisen.
Zusätzlich wird sich die Frequenztrennung zwischen benachbarten Paaren von Resonanzen für ein Paar von orthogonal polarisierten elektromagnetischen Wellen, die in einer der Richtungen entlang der Resonatorspule 10 fortschreiten, rasch verändern, wenn die Doppelbrechung sich mit der Temperatur verändert. Somit wird die Resonanz aufgrund der polarisierten elektromagnetischen Welle, die unerwünscht durch die Anregung der gewünschten Polarisation der elektromagnetischen Welle eingeführt wurde in bezug auf die Resonanz der gewünscht eingeführten Welle bei Temperaturänderungen driften. Tatsächlich werden bei einer typischen polarisationserhaltenden optischen Faser für die Resonatorspule 10 die zwei entsprechenden Resonanzfrequenzen zusammenfallen und sich sodann bei jeder Temperaturänderung von 1ºC jeweils kreuzen. In jenen Fällen, in denen die zwei Resonanzen in relativ enger Nachbarschaft liegen, vermischt sich die Linienform einer jeden mit der anderen und führt beträchtliche Unsymmetrien in den Resonanz-Linienformen für jede ein. Dies führt zu relativ großen Fehlern in dem Ausgangssignal, das durch die Differenz in der Frequenz zwischen den elektromagnetischen Wellen im Uhrzeigersinn und im Gegenuhrzeigersinn gebildet wird, da das Grundmodulationssystem für eine Welle, die solche Unsymmetrien erfährt, unfähig wird, festzustellen, wo die tatsächliche Frequenz des Resonanzzentrums liegt.
Eine wesentliche Verbesserung dieser Situation bzw. eine anfängliche Lösung, um solche Fehler zu vermeiden, ist in der zuvor erwähnten US-PS 5.018.857 für Sanders et al. beschrieben, wo der Nutzen der Einführung einer Spleißstelle 13 beschrieben ist. D.h., eine 90º-Drehung zwischen den Haupt- Doppelbrechungsachsen auf jeder Seite der Spleißstelle 13 in der polarisationserhaltenden optischen Faser der Resonatorspule 10 gibt eine temperaturunabhängige Frequenztrennung zwischen den zwei Resonanz- Polarisations-Eigenzuständen vor, wobei die elektromagnetischen Wellen in jedem Zustand sich mit gleichen Amplituden entlang der Haupt- Doppelbrechungsachsen dieser optischen Faser fortpflanzen und keine nachteiligen Kopplungseffekte annehmen. Die zwei Polarisations- Resonanzmoden sind durch die Hälfte eines freien Spektralbereiches getrennt (die Frequenzdifferenz, die zwei aufeinanderfolgende Resonanzen von Wellen in dem gleichen Polarisationszustand trennt) und die durch die Temperatur verursachten Änderungen in der Doppelbrechung der Fasern sind beiden Moden gemeinsam, so daß das Phänomen der Verschmelzung der Linienform nicht auftritt.
Andererseits kann eine genaue 90º-Drehung der Haupt-Doppelbrechungsachsen auf jeder Seite der Spleißstelle 13 praktisch nicht erfolgen, noch kann die Kopplung zwischen den Moden in den Richtungskopplern 11 und 12 auch für elektromagnetische Wellen eliminiert werden, die bloß durch die Resonatorseite dieser Koppler verlaufen, ohne zu einem Anschluß auf der gegenüberliegenden Seite des Kopplers gekoppelt zu werden. Somit wird in einer typischen Situation für die Resonatorspule 10 die Frequenztrennung zwischen den Resonanzen der orthogonal polarisierten elektromagentischen Wellen, die in jeder der zwei Richtungen entlang der Resonatorspule 10 sich fortpflanzen mit einer relativ geringen Amplitude, um den halben freien Spektralbereich oszillieren, der sie nominal trennt, wenn die Temperatur der Resonatorspule 10 verändert wird. Obgleich die Resonanzen in erwünschter Weise getrennt bleiben, verursachen sie nichts desto weniger gegenseitig relativ geringe Unsymmetrien, welche ausreichend sein können, um beträchtliche Fehler in faseroptischen Resonator- Kreiseln mit hoher Leistung hervorzurufen, wie dies in der folgenden Analyse für das System gemäß Figur 1 gezeigt wird.
Obgleich eine Analyse, basierend auf einer skalaren Funktion, gewöhnlicherweise ausreichend ist, um elektromagnetische Wellen in dem optischen System von Figur 1 zu beschreiben, muß hier eine vektorielle Analyse verwendet werden, da die Wellenpolarisierung den Gegenstand der Analyse bildet, welche die Position der Spitze des elektrischen Feldvektors an verschiedenen Querschnitten der Resonatorspule 10 entlang ihrer Länge beinhaltet. Insbesondere sind die elektrischen Felder der orthogonalen Polarisationskomponenten der elektromagnetischen Wellen im Uhrzeigersinn und im Gegenuhrzeigersinn an einer Stelle im Resonator 10 erwünscht, in welchen sie durch den Richtungskoppler 12 in die optische Ausgangsfaser 15 eingekoppelt werden, so daß die Wirkung derselben auf die entsprechenden Photodetektoren 23 und 24 festgestellt werden kann. Um die Einführung von unnötigen Einzelheiten zu vermeiden, wird von jedem Koppler 11 und 12 angenommen, daß sie keine Länge entlang der Resonatorspule 10 aufweisen und daß sie summarische Charakteristiken anstellen von verteilten Charakteristiken für diesen Zweck aufweisen. Somit gibt es einen einzigen Eintrittspunkt der elektromagnetischen Wellen in die Resonatorspule 10, die durch den Richtungskoppler 11 in diesen eingekoppelt werden und eine einzige Austrittstelle aus dem Resonator 10 für die elektromagnetischen Wellen, die in die optische Ausgangsfaser 15 durch den Richtungskoppler 12 angekoppelt werden.
Obgleich die durch den optischen integrierten Chip 16 verlaufenden elektromagnetischen Wellen auf dem Weg zu dem Eingangs-Richtungskoppler 11 in dem Chip 16 polarisiert sein können, gibt es ferner einige unvermeidliche Kopplungen der elektromagnetischen Wellen aus dem favorisierten Polarisationsmodus in den anderen Modus an der Spleißstelle zwischen der optischen Eingangsfaser 14 und dem integrierten optischen Chip 16. Für den Zweck der Analyse wird eine solche Kopplung als vernachlässigbar im Vergleich zu der Kopplung angesehen, die durch den Eingangs-Richtungskoppler 11 eingeführt wird.
Die Länger der optischen Faser in der Resonatorspule 10 zwischen der Austrittsstelle für die elektromagnetischen Wellen, die den Eingangs- Richtungskoppler 12 zu der Ausgangsfaser 15 verlassen bis zur Spleißstelle 13, sei mit I&sub1; bezeichnet, die Länge der optischen Faser zwischen der Spleißstelle 13 und der Eintrittstelle für die elektromagnetischen Wellen, die von der Eingangsfaser 14 in den Eingangs-Richtungskoppler 11 eingekoppelt werden, wird mit I&sub2; bezeichnet und die Länge zwischen der Eintrittstelle in dem Eingangs- Richtungskoppler 11 und der Austrittsstelle in dem Ausgangs-Richtungskoppler 12, die die Spleißstelle 13 umgeht, wird mit I&sub3; bezeichnet. Der Winkel zwischen den Doppelbrechungsachsen auf jeder Seite der Spleißstelle 13 wird mit θ&sub1;&sub3; neu bezeichnet und entspricht θ&sub1;&sub3; = 90º-&epsi;=π/2-&epsi;, wobei &epsi; die Abweichung von θ&sub1;&sub3; von dem gewünschten Winkel von 90º repräsentiert. Vektorsymbole werden mit einem Pfeil darüber bezeichnet und werden üblicherweise als Reihen- oder Spaltenmatrizen angeschrieben.
Somit kann die elektromagnetische Welle des Resonators im Gegenuhrzeigersinn am Ausgangs-Richtungskoppler 12, ccw-12 beschrieben werden als
Hierbei repräsentiert i-11 die elektromagnetischen Eingangswellen in der optischen Faser 14, die dem Eingangs-Richtungskoppler 11 zur teilweisen Einfügung in die Resonatorspule 10 vorgegeben werden. Der erste Term in der ersten der vorstehenden Gleichungen repräsentiert den Einfluß auf i-11 beim Erreichen der Ausstrittsstelle im Ausgangs-Richtungskoppler 12 nach Einfügung an der Eintrittstelle in dem Eingangs-Richtungskoppler 11, und die verbleibenden Terme repräsentieren die Einflüsse von aufeinanderfolgenden Umläufen durch den Resonator 10 auf diese elektromagnetische Welle unter der Annahme, daß diese elektromagnetische Eingangswelle konstant durch den Laser 22 über den Eingangs-Wellenleiter 21 und über den "Y"-Koppler, dem Phasenmodulator 19 und sodann dem Eingangs-Richtungskoppler 11 über die optische Eingangsfaser 14 vorgegeben wird. In jedem dieser Terme gibt es verschiedene Matrixoperatoren, die einen entsprechenden Teil der Einflüsse auf diese elektromagnetische Eingangswelle aufgrund der optischen Wegcharakteristiken repräsentieren, wobei der Operator A die kumulativen Einflüsse auf diese Welle repräsentiert, die während eines gesamten einzigen Umlaufs durch die Resonatorspule 10, beginnend an der Eintrittstelle im Koppler 11, auftreten.
Vor dem Beginn eines solchen Umlaufs erfährt zunächst eine elektromagnetische Welle, die in die Resonatorspule 10 von der Eingangsfaser 14 an dem Eingangs- Richtungskoppler 11 eingeführt wird, eine transmissive Kopplung durch diesen Koppler, die durch den Matrixoperator T11-c repräsentiert wird, soweit es die Koppelcharakteristik von der optischen Eingangsfaser 14 zu der Eintrittstelle beim Beginn der Fortpflanzung in der Gegenuhrzeigerrichtung in der Resonatorspule 10 betrifft. Das heißt, daß anstelle der Repräsentation des Eingangs- Richtungskopplers 11 durch seine volle 4x4-Matrix eine 2x2-Matrix hier verrwendet wird, um seine Koppelcharakteristik zu repräsentieren, wobei die Matrix für diesen Operator sich wie folgt darstellt.
In dieser Operatormatrix ist i das imaginäre Zahlensymbol oder i -1 und k&sub1; ist die Kopplungskonstante mit γ&sub1; als Verlustkonstante wie zuvor angegeben. Hier werden Verluste und die Koppelwirksamkeit über jede Haupt- Doppelbrechungsachse als identisch angesehen, da so wenig von der elektromagnetischen Welle in die ungünstige Achse eingekoppelt wird, nachdem die Polarisation durch den Chip 16 in bezug auf die begünstigte Achse der Faser 14 vorgegeben wird, die auf diese ausgerichtet ist, so daß irgendwelche erwarteten Differenzen einen vernachlässigbaren Effekt besitzen.
Die Konstante θ&sub1;&sub1; repräsentiert die effektive Winkel-Fehlausrichtung der Haupt- Eingangs-Doppelbrechungsachsen der optischen Eingangsfaser 14 und der gleichen Achse der optischen Faser in der Resonatorspule 10. Der aufsummierte Parameter θ&sub1;&sub1; trägt ebenfalls einer weiteren Kopplung zwischen den Polarisationsmoden in dem Eingangs-Richtungskoppler 11 aufgrund einer Beanspruchung der Fasern Rechnung. Wie erkennbar, trägt der von Null abweichende Parameter θ&sub1;&sub1; zu einer Verminderung der Wellen bei, die von einer Haupt-Doppelbrechungsachse in die optische Eingangsphase 14 und zu der entsprechenden Haupt-Doppelbrechungsachse in der optischen Faser der Spule 10 eingekoppelt werden, und er trägt zu der Addition eines elektromagnetischen Wellenteiles zu der Haupt-Doppelbrechungsachse bei, die in der optischen Faser der Resonatorspule 10 hierzu orthogonal ist.
Die elektromagnetischen Eingangswellen T11-c i-11 treffen sodann auf eine Länge der optischen Faser I&sub2; bei der Fortpflanzung durch die Resonatorspule 10. Diese Länge der optischen Faser wird durch einen Matrixoperator F(I&sub2;) wie folgt repräsentiert:
Die Faser-Verlustkonstante α ist der optische Verlust pro Einheitslänge in der optischen Faser. Wie ersichtlich, wird von der polarisationserhaltenden Faser angenommen, daß sie keine Kopplungsorte selbst vorgibt, so daß die diagonal versetzten Terme in dieser letzten Matrix oder die Kreuzkopplungsterme auf Null gesetzt sind. Die diagonalen Terme repräsentieren die Phasenänderungen aufgrund der Fortpflanzung entlang der orthogonalen Haupt- Doppelbrechungsachsen in der optischen Faser, wie sie durch die Fortpflanzungs-"Konstanten" entsprechend repräsentiert werden. Diese Haupt- Doppelbrechungsachsen werden als die "x"-Achse und "y"-Achse bezeichnet, wobei jeder eine entsprechende Fortpflanzungskonstante βo-1,x und βo-1,y aufweist. Als nächstes trifft im Verlauf zu der Austrittsstelle die elektromagnetische Welle auf die Spleißstelle 13, die erneut durch einen Matrixoperator S(θ&sub1;&sub3;) wie folgt repräsentiert wird:
Bei dieser Darstellung ist γ&sub3; der Verlust an der Spleißstelle 13 aufgrund von Reflektion, Rückstreuung usw. Erneut führt eine Fehlausrichtung in θ&sub1;&sub3; (um einen Betrag &epsi; wie zuvor angegeben) zu einer Verminderung in der Kopplung von einer Haupt-Doppelbrechungsachse zu der um 90º gedrehten Achse, die auf die Spleißstelle 13 ausgerichtet sein sollte und zu einer Einführung eines Teiles der elektromagnetischen Welle in die andere unbeabsichtigte orthogonale Haupt- Doppelbrechungsachse an dieser Spleißstelle.
Schließlich trifft eine elektromagnetische Welle, die sich von der Eintrittstelle in dem Eingangskoppler 11 vor dem Erreichen der Austrittstelle fortpflanzt auf ein optisches Fasersegment der Länge I&sub1; zwischen der Spleißstelle 13 und dem Ausgangs-Richtungskoppler 12 was durch den Matrixoperator F(I&sub1;) repräsentiert wird. Die gleiche Operatorform wird hier benutzt, wie sie im Zusammenhang mit der Länge 2 benutzt wurde, was zuvor beschrieben wurde, und sie wird nur verändert, um die möglichen Differenzen in den Längen der optischen Faser in diesen zwei Fasersegmenten vorzugeben, wobei sich ergibt,
Die Parameter, die in dieser letzten Matrix auftreten, entsprechen jenen in dem Matrixoperator der der Länge 12 zugeordnet ist und sie besitzen gleiche Beschreibungen.
Der Umlauf-Matrixoperator A ist ferner aus verschiedenen Matrixoperatoren zusammengesetzt die in ähnlicher Weise die verschiedenen Teile des Resonators 10 repräsentieren, entsprechend dem folgenden Ausdruck:
A T11-sF(l&sub3;)T12-sF(l&sub1;)S(θ&sub1;&sub3;)F(l&sub2;).
Diese letzte Gleichung führt drei weitere Matrixoperatoren ein, wobei einer davon F(I&sub3;) die Einflüsse der optischen Faser mit der Länge I&sub3; repräsentiert, die zwischen der Austrittstelle in dem Ausgangs-Richtungskoppler 12 und der Eintrittstelle in dem Eingangs-Richtungskoppler 11 angeordnet ist. Erneut wird die gleiche Form für den Matrixoperator verwendet, der diesen optischen Faserteil repräsentiert, wie er für die Matrixoperatoren verwendet wurde, die die anderen zwei optischen Faserteile der Resonatorspule 10 repräsentieren, wobei geeignete Substitutionen für die beteiligten unterschiedlichen Längen vorgenommen werden, wobei sich ergibt
Erneut entsprechen in dieser letzten Matrix auftretende Parameter jenen, wie sie in den Matrixoperatoren verwendet wurden, die den Längen I&sub1; und I&sub2; zugeordnet sind, und sie besitzen Beschreibungen ähnlich jenen der zuvor beschriebenen Parameter.
Die verbleibenden zwei neu eingeführten Matrixoperatoren repräsentieren jeweils die transmissive Durchlaufnatur der Eingangs- und Ausgangs-Richtungskoppler. Der Operator T11-s repräsentiert die Einflüsse des Eingangs-Richtungskopplers 11 auf jene elektromagnetischen Wellen in der Resonatorspule 10, die durch diesen Koppler gerade hindurchlaufen, ohne in die Eingangsfaser 14 eingekoppelt zu werden, und der Operator T12-s repräsentiert die Einflüsse des Ausgangs- Richtungskopplers 12 auf jene elektromagnetischen Wellen in dem Resonator 10 die gerade durch diesen Koppler verlaufen, ohne jegliche Kopplung mit der optischen Ausgangsfaser 15. Diese zwei Matrixoperatoren werden für die vorliegenden Zwecke wie folgt angeschrieben.
Die Kopplungskonstanten k&sub1; und k&sub2; und die Verlustkonstanten, γ&sub1; und γ&sub2; für den Eingangs-Richtungskoppler 11 und den Ausgangs-Richtungskoppler 12 sind zuvor entsprechend definiert worden. Die Verluste und die Kopplungswirksamkeit über jeder Haupt-Doppelbrechungsachse werden in jedem Operator als identisch angesehen, da jegliche Differenzen mit einem vernachlässigbarem Effekt angesehen werden, obgleich die Möglichkeit verbleibt, daß einige Effekte aufgrund von Differentialverlusten und Differentialkopplungen in Abhängigkeit von der Größe der Differenzen vorliegen.
Die Winkelparameter θ&sub1;&sub1;' und θ&sub1;&sub2;' repräsentieren erneut die Einflüsse der Verschmelzungskopplung in dem Ausmaß, wie sie einen Wert größer als Null aufgrund einer eingeführten Beanspruchung oder ähnliche Effekte aufweisen. Das heißt, daß solche effektiven Winkel als das Ergebnis der Störung in den Haupt-Doppelbrechungsachsen der Kopplerteile der optischen Faser in der Resonatorspule 10 aufgrund von Beanspruchungen angesehen werden können, die in die Verschmelzung dieser Faser mit der optischen Eingangsfaser 14 und der Ausgangsfaser 15 eingeführt werden, oder daß sie als ein üblicher Summenparameter angesehen werden können, um die Kopplungseffekte auf die elektromagnetischen Wellen vorzugeben, die durch die Koppler als "effektive Winkel" in einer passenden Darstellung für solche Kopplereffekte wandern. In solchen Fällen gibt es eine Verminderung in der Übertragung der elektromagnetischen Wellen entlang der Polarisationsachsen von dem Eintritt der Wellen in den Koppler auf der Seite der Resonatorspule 10 und von dem Austritt aus dem Koppler für jene Wellen auf der Seite der Resonatorspule 10.
Mit diesen Definitionen bzw. Charakterisierungen der optischen Wegkomponenten, die während eines Umlaufs der sich im Gegenuhrzeigersinn fortpflanzenden elektromagnetischen Wellen durch die optische Faser in der Resonatorspule 10 angetroffen werden, kann der Umlauf-Matrixoperator A nach der Matrixmultiplikation der Matrixoperatoren in deren Definition wie folgt in kombinierter Form angeschrieben werden:
wobei
Die Konstante R ergibt sich aus der Multiplikation der verschiedenen Matrixoperatoren in der Definition von A. Ein zusätzlicher Term, der nicht aus einer solchen Multiplikation jener Operatoren resultiert, tritt in dem Argument des Exponenten auf, der auf diese Konstante in der Gleichung für A folgt. Dieser zusätzliche Term ist hinzugefügt worden, um die Ergebnisse der Fortpflanzung entlang der Schleife mit einer Rotation dieser Schleife um eine Achse zu repräsentieren, die zu einer Sagnac-Phasenverschiebung von Φr führt, die bei dieser Rotation eingeführt wird.
Der Einfluß der Fortpflanzungs-"Konstanten" βccw in der vorstehenden Gleichung liegt in der Vorgabe der effektiven Phasenänderung pro Einheitslänge entlang der optischer Faser in der Resonatorspule 10, und sie umfaßt ein Paar von Termen, das heißt βccw = (β0-1,x+β0-1,y)/2 + Δβnsinωnt. Der Term (β0-1,x+β0-1,y)/2 = 2π(f&sub0;+f&sub1;) (n0-1,x+n0-1,y)/2c ist das gewichtete Mittel der Fortpflanzungs-"Konstanten" der zwei Haupt-Doppelbrechungsachsen der optischen Faser in der Resonatorspule 10. Der Parameter Δβn=2πfnΔΦn(no-1,x+n0-1,y) ist die äquivalente Änderung in der effektiven Fortpflanzungskonstanten aufgrund der eingehenden elektromagnetischen Wellen, die sinsuförmig mit ωn mit einer Spitzen-Amplitudenänderung von ΔΦn moduliert worden sind. Natürlich ist ω&sub0;+ω&sub1; = 2π(f&sub0;+f&sub1;) die Oszillationsfrequenz der durch den Laser 22 vorgegebenen elektromagnetischen Welle nach der Frequenzverschiebung durch den gesteuerten Serrodyn-Generator 27.
Weitere Definitionen sind wie folgt in dieser letzten Matrixgleichung beteiligt:
δ Δβccw(l&sub1;+l&sub2;+l&sub3;)
Δβccw(-l&sub1;+l&sub2;+l&sub3;)
η Δβccw(l&sub1;+l&sub2;-l&sub3;)
Δβccw(-l&sub1;+l&sub2;-l&sub3;)
Der Parameter Δβccw ist die Doppelbrechung entlang einer optischen Faser und wird definiert als
Δβccw βo-1,x-βo-1,y/2
Das elektromagnetische Eingangsfeld i-11 ist, wie zuvor festgestellt, die elektromagnetische Welle an der Eintrittstelle in den Eingangs-Richtungskoppler 11 und wird in Matrixform allgemein wie folgt angeschrieben:
Hierbei repräsentiert i-11,x den elektromagnetischen Wellenteil, der entlang einer Haupt-Doppelbrechungsachse der optischen Eingangsfaser 14 vorgegeben wird, und i-11,y repräsentiert das Eingangsfeld entlang der orthogonalen Haupt- Doppelbrechungsachse dieser Faser.
Der Eingangslaser 22 emittiert ein elektromagnetisches Feld der Größe Ei in dem Polarisationsmodus, der in die Wellenleiter in dem integrierten optischen Chip 16 verläuft. Diese elektromagnetische Welle wird an dem "Y"-Koppler aufgespalten, nachdem der Eingangs-Wellenleiter 21 mit einem Bruchteil pEi den integrierten Wellenleiter 17 verläuft und sodann durch den optischen Phasenmodulator 19 und in die optische Eingangsfaser 14 verläuft, um den Eingangs- Richtungskoppler 11 zu erreichen, wobei p die Aufspaltung im Koppler 21 und die angesammelten Verluste bis zum Erreichen des Kopplers 11 repräsentiert. In gleicher Weise erreicht ein Bruchteil qEi den Koppler 11 nach Aufspaltung im Koppler 21 und nach Durchlauf durch den integrierten Wellenleiter 18 und dem Phasenmodulator 20, um sodann in die optische Eingangsfaser 14 sich fortzupflanzen.
Wie zuvor erwähnt, ist der Teil der elektromagnetischen Welle der Amplitude pEi klein, der die Haupt-Doppelbrechungsachse der optischen Eingangsfaser 14 erreicht und nicht auf das elektrische Feld der polarisierten elektromagnetischen Welle ausgerichet ist, die durch den integrierten optischen Chip 16 verläuft. Diese Fortpflanzung in der falschen Achse tritt auf aufgrund der geringen Rotations- Fehlausrichtung zwischen der Haupt-Doppelbrechungsachse der optischen Eingangsfaser 14, die die polarisierte elektromagnetische Welle, die durch den integrierten optischen Chip 16 verläuft, aufgrund ihrer Ausrichtung aufnehmen soll. Wie zuvor erwähnt, ist diese geringe Kopplung der Haupt- Doppelbrechungsachse der optischen Eingangsfaser 14 gering im Vergleich zu dem Parameter θ&sub1;&sub1; des Kopplungs-Matrixoperators, der den optischen Eingangskoppler 11 repräsentiert und sie wird vernachlässigt ohne großen Verlust an Allgemeingültigkeit, so daß das elektromagnetische Eingangsfeld von der optischen Eingangsfaser 14 wie folgt angeschrieben werden kann:
Hierbei wird angenommen, daß die Eingangsachse der optischen Eingangsfaser 14, die durch den Polarisationszustand favorisiert wird, der durch den Chip 16 verläuft, die die "x-"Achse der optischen Eingangsfaser 14 ist, welche parallel zu der "x-Achse der optischen Faser im Resonator 10 sein soll, in dem sie eng zu dieser bei dem Verschmelzungsprozeß ausgerichtet wird, der den Eingangs- Richtungskoppler 11 bildet.
Tatsächlich repräsentiert der Umlauf-Matrixoperator A die Einflüsse der Fortpflanzung der elektromagnetischen Wellen im Gegenuhrzeigersinn in der Resonatorspule 10, und die Wellen im Gegenuhrzeigersinn, die die aus diesen Einflüssen resultierenden Charakteristiken aufweisen, werden durch den gesteuerten Serrodyn-Generator 27 in Resonanz gehalten. Wenn dieses Resonanzergebnis auftritt, müssen die elektromagnetischen Wellen im Gegenuhrzeigersinn tatsächlich eine vektorielle Reproduktion ihrer selbst an jedem Punkt in der Resonatorspule 10 nach einem Umlauf sein, mit Ausnahme von Amplituden- und Phasendifferenzen (es sind nur Vielfache von 2π bei der Resonanz erlaubt) aufgrund von Einflüssen bei der Fortpflanzung bei vorliegendem Resonanzzustand.
Das heißt, daß die Vektoren, die eine rückkehrende elektromagnetische Welle repräsentieren, parallel zu jenen der abgehenden Welle an jedem Punkt in dem Resonator (Unterdrückung von Übergangszuständen) sein müssen und in der Faser an jedem Punkt in der Resonatorspule 10 verbleiben und den wohlbekannten Resonanzzustand in dieser Spule erfüllen müssen, wobei aber die Amplitude und Phase der Welle bei ihrer Rückkehr zu dem interessierenden Punkt geändert sein wird (Phasenänderung ist ein Vielfaches von 2π) gegenüber dem, wo die Welle zuletzt den interessierenden Punkt verlassen hat. Somit muß ein elektrisches Feld, das dem Matrixoperator A am Eingangspunkt in den Eingangs-Richtungskoppler 11 unterworfen ist, in der Lage sein, durch ein Paar von Vektorkomponenten repräsentiert zu werden, welche Eigenvektoren für den Matrixoperator A sind. Das heißt, es muß ein Paar von Eigenvektoren &sub1;, &sub2; geben, welche die Bedingung erfüllen
A &sub1; - λ&sub1; &sub1;, A &sub2; - λ&sub2; &sub2;.
Die Eigenwerte λ&sub1; und λ&sub2; von A repräsentieren die Dämpfung und Phasenänderung der Moden dieses Matrixoperators, der durch seine Eigenvektoren repräsentiert wird.
Diese Eigenvektoren und Eigenwerte können in der üblichen Weise festgelegt werden durch Auffinden der Determinante des Matrixoperators A minus λ mal die Identitätsmatrix, das heißt die Wurzeln der charakteristischen Gleichung für A. Einmal auf diese Weise gefundene Eigenwerte werden sodann in den obigen Gleichungen substituiert, um die Eigenvektoren zu finden. Das Ergebnis stellt sich folgendermaßen dar:
Diese Gleichungen können in dem Fall vereinfacht werden, wo die Rotations- Fehlausrichtungen gegenüber den gewünschten Ausrichtungen gering sind, was der üblichen Situation in gut hergestellten optischen Faserkreiseln entspricht. Daher kann θ&sub1;&sub3; = π&sub1;/2-&epsi; durch trigonometrische Identitäten mit dem folgenden Sinus und Cosinus bei hinreichend kleinem &epsi; dargestellt werden.
sinθ&sub1;&sub3; = sinπ/2cos&epsi; +cosπ/2sin&epsi; 1,
9
cosθ&sub1;&sub3; = cosπ/2cos&epsi;-sinπ/2sin&epsi; -sin&epsi; -&epsi;.
In gleicher Weise gilt bei hinreichend kleinem θ&sub1;&sub1;' und bei ebenfalls kleinem θ&sub1;&sub2;'
sinθ/&sub1;&sub1; θ/&sub1;&sub1;, Cosθ/&sub1;&sub1; 1 ; sinθ/&sub1;&sub2; θ/&sub1;&sub2;, cosθ/&sub1;&sub2; 1.
Produkte von kleinen Termen werden natürlich ebenfalls bei zukünftigen Annäherungen eliminiert.
Unter Verwendung dieser geeigneten Annäherungen können die vorangehenden Gleichungen wie folgt vereinfacht werden:
Diese vereinfachten Eigenvektoren sind in normierter Form angeschrieben worden und es kann gezeigt werden, daß sie orthogonal sind, so daß gilt:
Die an der Eintrittstelle des Eingangs-Richtungskopplers 11 resultierende elektromagnetische Welle im Resonator 10, die aus der Kopplungswirkung dieses Kopplers resultiert, ergibt sich zu
unter Verwendung der Ausdrücke für den Koppleroperator und die zuvor gefundene optische Eingangs-Faserwelle. Der Spaltenvektor
wird in einem zweidimensionalen Vektorraum ausgedrückt, dessen Basisvektoren entlang der "x" und "y"-Achsen liegen oder entlang der Haupt- Doppelbrechungsachse in der optischen Resonatorfaser. Dieser Vektor kann jedoch erneut in diesem Vektorraum auf der Basis der zwei Eigenvektoren ausgedrückt werden, die gerade für den Umlauf-Matrixoperator A gefunden wurden, das heißt:
wobei a&sub1; und a&sub2; die Komponenten des letzten Vektors sind, der auf der Basis des Vektorraums ausgedrückt wird, der durch die Eigenvektoren gebildet wird. Somit kann die elektromagnetische Welle, die in die Resonatorspule 10 an der Eintrittstelle im Richtungskoppler 11 eingekoppelt wird, als eine Kombination von Eigenvektoren ausgedrückt werden, von denen jeder durch den entsprechenden Eigenwert bei der Übertragung durch die Resonatorspule 10 multipliziert wird mit dem Ergebnis, daß er die Summe der resultierenden Komponenten ist, welche durch den Resonator übertragen werden und welche ohne Mischung dazwischen auftritt.
Der Einfluß des Umlauf-Matrixoperators auf die elektromagnetischen Wellen an dieser Eintrittstelle in der Resonatorspule 10 ergibt sich zu
Dieses Ergebnis ist erhalten worden unter Verwendung der Eigenzustands- Transformationsgleichung
A &sub1;=λ&sub1; &sub1; und A &sub2;=λ&sub2; &sub2;,
wie sie zuvor angegeben wurde. Somit ergibt eine wiederholte Anwendung des Umlauf-Matrixoperators A das folgende Ergebnis, wobei die Ergebnisse dieser Wiederholungen der Verwendung des Operators sich aufsummieren zu
Diese letzte Gleichung wurde erhalten unter Verwendung der wohlbekannten Reihensummierung für eine geometrische Reihe.
Somit ergibt sich das elektrische Feld ccw-12 an der Austrittstelle in dem Richtungskoppler 12 wie folgt:
Unter Verwendung der vereinfachten, für die Eigenwerte λ&sub1; und λ&sub2; gefundenen Werte können die Faktoren 1/(1-λ&sub1;) und 1/(1-λ&sub2;) wie folgt geschrieben werden:
wobei,
Somit sind diese Faktoren Resonanzfunktionen für die elektromagnetischen Wellen im Gegenuhrzeigersinn in der Resonatorspule 10 und der durch repräsentierte feste Phasenänderungsteil weicht von dem gewünschten Wert von 90º oder π/2 ab, nicht nur um einen Betrag, der auf die Differenz zwischen dem tatsächlichen Rotationswinkel θ&sub1;&sub3; und π/2 bezogen ist, sondern ebenfalls um den weiteren Betrag, der auf den effektiven Rotations-Fehlausrichtungswinkel in den gerade verlaufenden Teilen der Koppler 11 und 12 bezogen ist. Obgleich gerade die Hauptstellen, die für das Koppeln der elektromagnetischen Wellen im Gegenuhrzeigersinn von einem Polarisationsmodus in der Resonatorspule 10 zu dem anderen Modus bei der vorstehenden Betrachtung eingeschlossen worden sind, wird erwartet, daß der mögliche Auftritt von anderen Kopplungsstellen eine weitere effektive Phasenänderung zu θ hinzuaddiert.
Die Einfügung dieser Resonanzfunktionen in der letzten Gleichung für ccw-12 und die Definition einiger weiterer Konstanten ergibt die wesentliche Form dieser Gleichung zu
Die zwei Vektoren auf der rechten Seite dieser Gleichung zeigen, daß es zwei Polarisations-Eigenzustände gibt, bzw. zwei orthogonal polarisierte Wellen in den elektromagnetischen Wellen im Gegenuhrzeigersinn an der Austrittstelle in dem Ausgangs-Richtungskoppler 12, wobei dies natürlich darauf zurückzuführen ist, daß zwei unterschiedliche optische Wegstrecken für jede dieser orthogonal polarisierten elektromagnetischen Wellen vorliegen. Jeder von ihnen besitzt eine entsprechende Resonanzfunktion, und der Beitrag zu der Ausgangswelle durch jede ist durch das Verhältnis der Eingangsamplitude an der Eintrittstelle der Resonatorspule 10 im Eingangs-Richtungskoppler 11 zu der entsprechenden Resonanzfunktion für den speziellen Wert der Frequenz ω&sub0; + ω&sub1; festgelegt, die in der elektromagnetischen Eingangswelle auftritt.
Die verschiedenen in diese letzte Gleichung für ccw-12 eingeführten Konstanten werden für diese letzte Gleichung auf der Basis der vorangehenden Gleichung für ccw-12 nach einer geeigneten algebraischen Manipulation definiert. Diese Definitionen sind die folgenden
Die vereinfachten Versionen von c&sub1;, c&sub2;, c&sub3; und c&sub4; folgen aus der Verwendung von trigonometrischen Identitäten.
Die Werte von a&sub1; und a&sub2; können aus der sie definierenden Gleichung gefunden werden, in der der elektromagnetische Eingangswellenvektor zu der Resonatorspule 10 auf der Basis der Eigenvektoren der Umlaufmatrix A und auf der Orthronormalität dieser Eigenvektoren repräsentiert wird. Somit ergibt sich das für a&sub1; erhaltene Ergebnis wie folgt:
In gleicher Weise wird a&sub2; unter Verwendung von u&sub2; gefunden und ergibt sich zu
Somit ist eine vollständige Darstellung für ccw-12, das elektrische Feld der elektromagnetischen Welle, die sich im Gegenuhrzeigersinn in der Resonatorspule 10 an der Austrittstelle im Ausgangs-Richtungskoppler 12 fortpflanzt, gegeben worden für den Fall von drei primären Kopplungsstellen für die elektromagnetische Welle, die im Zusammenhang mit der Resonatorspule 10 auftreten. Dies sind jene Stellen, wo ein polarisierter elektromagnetischer Wellenteil, der sich in einem Polarisationsmodus der optischen Faser fortpflanzt, in den anderen Polarisationsmodus dieser Faser eingekoppelt werden kann.
Eine ähnliche Darstellung kann für ccw-12 gefunden werden, das elektrische Feld der elektromagnetischen Welle, die sich im Uhrzeigersinn fortpflanzt und welches ebenfalls an der Austrittstelle im Ausgangs-Richtungskoppler 12 auftritt, wenn man die gleichen drei primären Kopplungsstellen im Eingangs-Richtungskoppler 11, im Ausgangs-Richtungskoppler 12 und in der Spleißstelle 13 berücksichtigt. Diese Darstellung wird hier nicht wiedergegeben, da sie sich nicht in signifikanter Weise von der für die Welle im Gegenuhrzeigersinn unterscheidet, sondern sich nur in Einzelheiten, wie beispielsweise der optischen Frequenz, unterscheidet, die f&sub0; anstelle von f&sub0; + f&sub1; beträgt, sowie durch die Verwendung der geeigneten Fortpflanzungs-"Konstanten" im Uhrzeigersinn anstelle jener, die der Gegenuhrzeigersinnrichtung zugeordnet sind, durch das entgegengesetzte Vorzeichen für die Sagnac-Phasenverschiebung und ähnliche Unterschiede.
Die letzte Gleichung für die Welle ccw-12 im Gegenuhrzeigersinn an der Austrittstelle des Ausgangsrichtungskopplers 12 ist besser handhabbar, wenn sie in der Form der Größe und Phase ausgedrückt wird. Zunächst kann diese Gleichung wie folgt betrachtet werden:
Die letzte Gleichung berücksichtigt, daß die Welle im Gegenuhrzeigersinn an der Austrittstelle im Ausgangskoppler 12 in der vorangehenden Gleichung als ein entsprechendes Paar von polarisierten Wellenbestandteilen in zwei orthogonalen Polarisationszuständen repräsentiert wird, die jeweils mit ccw-12,1 und ccw-12,2 bezeichnet werden, die jeweils einem der Spaltenvektoren in dieser Darstellung entsprechen. Jeder dieser Bestandteile der orthogonal polarisierten Wellen in der Welle im Gegenuhrzeigersinn kann durch seine Komponenten entlang der "x"- und "y"-Achsen der Resonatorspule 10, basierend auf der Austrittstellen- Gleichung für die Wellen im Gegenuhrzeigersinn ausgedrückt werden, das heißt entlang der Haupt-Doppelbrechungsachsen der Faser in dieser Spule, um nach Größe und Phase folgendes zu ergeben.
wobei
und
und wobei die vorangehenden Definitionen in dieser letzten Gleichung benutzt worden sind. Der Winkel Φ ist der Winkel zwischen den Vektorkomponenten Eccw-12,1,x und Eccw-12,2,x und wird durch eine Kombination der inneren Produkte von ccw-12,1 und ccw-12,2 in der üblichen Weise nach Projektion jeder dieser Vektoren auf den normierten Eingangsvektor gefunden.
Aus der vereinfachten, für die Konstanten c&sub1;, c&sub2;, c&sub3; und c&sub4; zuvor gegebenen Version wird eine Beziehung zwischen ihnen für eine geringe Kopplung erhalten
c&sub1; c&sub3; - c&sub2; c&sub4; = 0
Infolgedessen ergibt sich eine Beziehung für die orthogonalen Wellenkomponenten in der "x" und "y"-Achse aus den zuvor gegebenen Definitionen wie folgt:
Eccw-12,1,xEccw-12,2,x-Eccw-12,1,yEccw-12,2,y=0
was bestätigt, daß die zwei orthogonal polarisierten Wellen, die die Welle im Gegenuhrzeigersinn umfaßt, an der Austrittstelle im Ausgangskoppler 12 tatsächlich orthogonal sind.
Die elektromagnetische Welle im Gegenuhrzeigersinn ccw-12 an der Austrittstelle im Richtungskoppler 12 wird sodann teilweise in den Photodetektor 23 durch diesen Koppler eingekoppelt, um ein entsprechendes elektrisches Feld ccw-d vorzugeben, oder
ccw-d=T12-c ccw-12.
Der Matrixoperator T12-c ist die Koppelmatrix von der Seite der Resonatorspule 10 des Ausgangs-Richtungskopplers 12 zu der optischen Ausgangsfaser 15, welcher beschrieben wird durch:
Dieser Koppel-Matrixoperator für den Ausgangs-Richtungskoppler 12 unterscheidet sich von dem bei dem Eingangs-Richtungskoppler 11 benutzten Operator T11-c. Die Differenz ergibt sich durch die Berücksichtigung, daß unterschiedliche Verluste und Kopplungen entlang der Haupt- Doppelbrechungsachsen in den verschmolzenen Kopplern auftreten können, eine Situation, die hier berücksichtigt wird aufgrund der beträchtlichen Präsenz der elektromagnetischen Welle entlang jeder der Haupt-Doppelbrechungsachsen aufgrund der Kopplung zwischen diesen Achsen, die in der Resonatorspule 10 auftritt. Im Gegensatz hierzu pflanzen sich sehr wenig jene elektromagnetischen Wellen, die durch den Eingangskoppler 11 in die Resonatorspule 10 eingekoppelt werden, entlang der Polarisationsachse in der optischen Eingangsfaser 14 fort, die in der Ausrichtung dieser Faser mit dem Chip 16 nicht begünstigt sind, um polarisierte elektromagnetischen Wellen von dieser für eine solche Kopplung zu empfangen, so daß Differentialverluste nur eine kleine Differenz in dem Eingangskoppler erzeugen.
Die unterschiedlichen Verluste und Kopplungen entlang der zwei Haupt- Doppelbrechungsachsen im Ausgangskoppler 12 müssen daher getrennt bezeichnet werden. Der Kopplungsfaktor für die "x"-Achse im Ausgangskoppler 12 wird mit k2,x angeschrieben und der Verlustfaktor für diese Achse wird mit γ2,x bezeichnet. In gleicher Weise wird der Kopplungsfaktor für die "y"-Achse im Ausgangskoppler 12 mit k2,y angeschrieben und der Verlustfaktor für diese Achse wird mit γ2,y bezeichnet.
Die Ausgangsfaser 15 ist sehr kurz, so daß wenig Verluste darin auftreten, und jegliche Kopplung darin wird üblicherweise durch den Matrixoperator beibehalten, der den Ausgangskoppler 12 repräsentiert. Somit wird kein Operator verwendet, um den Ausgangskoppler 15 in der vorangehenden Gleichung zu repräsentieren.
Da der Photodetektor 23 auf die Intensität der auf ihn auftreffenden elektromagnetischen Wellen anspricht, muß die Intensität Iccw-d an dem Photodetektor 23 aus dem elektrischen Feld ccw-d des Teiles der Resonatorwellen im Gegenuhrzeigersinn erhalten werden, die auf diesen Photodetektor eingekoppelt werden, das heißt
Iccw-d = ccw-d . ccw-d.
Ersetzt man ccw-d aus der letzten Gleichung und verwendet geeignete Terme aus den vorangehenden Gleichungen, so ergibt sich die Intensität wie folgt
wobei
wobei durch F der Mittelwert und durch ΔΓ die Differenz zwischen den unterschiedlichen Kopplungen und Verlusten entlang der "x"- und "y"-Achsen angezeigt wird.
Die Intensität Iccw-d des elektromagnetischen Wellenteiles im Gegenuhrzeigersinn, der den Photodetektor 23 erreicht, kann als Ausdruck der Intensität einer jeden aus der Kopplung resultierenden Wellen Iccw-d,1 und Iccw-d,2 angeschrieben werden die den gleichen Photodetektor erreichen und die auf den orthogonal polarisierten Wellen basieren, die die Welle im Gegenuhrzeigersinn an der Austrittstelle des Resonators 10 bilden. Diese festgestellten Intensitäten, die den elektrischen Feldern der orthogonal polarisierten Wellen des Resonators zugeordnet sind, werden unten definiert und aus den Definitionen von ccw-12,1 und ccw-12,2 und deren Komponenten bestimmt, sowie aus der Definition der Kopplungsmatrix T11-c, die zuvor für den Ausgangskoppler 12 gegeben wurde,
Die Eccw12,1,x, Eccw-12,2,x und Eccw-12,2,y definierenden Gleichungen können manipuliert werden, um die folgenden Beziehungen zu zeigen:
Sodann wird das Produkt der Intensitäten der orthogonal polarisierten Wellen Iccw-d,1, Iccw-12,2 an dem Photodetektor 23 zu
Die letzte Annäherung folgt aus den kleinen Werten von &epsi;, ΔΓ und θ&sub1;&sub2;.
Unter Verwendung dieser letzten Annäherung und der Defintionen für die Intensitäten der orthogonal polarisierten Wellen an dem Photodetektor 23 kann der Ausdruck für die Gesamtintensität an dem Photodetektor 23 wie folgt angeschrieben werden:
Die zweite Annäherung in dieser letzten Gleichung folgt aus der algebraischen Manipulation und zeigt, daß der Wert innerhalb des ersten Paares von Doppelkammern nahezu null ist und daß der Wert innerhalb des zweiten Paares von Doppeklammern ungefähr zwei ist. Da bei gut verschmolzenen Koppern gilt
sin2θ&sub1;&sub2;«cos2θ&sub1;&sub2;,
folgt die letzte Annäherung für Iccw-d der Definition
Kccw 2ΔΓ/Γ cos2θ&sub1;&sub2;.
Die Größe Kccw ist somit ein Maß für die Qualität des Ausgangs- Richtungskopplers 12, sowohl im Ausmaß seiner relativen Differentialkopplungen und Verluste, als auch im Ausmaß der Polarisations-Modenkopplung für darin auftretende elektromagnetische Wellen, die im Gegenuhrzeigersinn in der Resonatorspule 10 fortschreiten.
Somit führt das Vorliegen von Differentialverlusten im Ausgangs- Richtungskoppler 12, das heißt Kccw≠ 0, zu der gesamten elektromagnetischen Wellenintensität am Photodetektor 23 mit einem Interferenzterm, der die Intereferenz zwischen der gekoppelten Welle (nicht länger orthogonal zu der anderen Welle) aufgrund der Kopplung in die Ausgangsfaser 15 der zwei orthogonal polarisierten Wellen in der Resonatorspule 10 repräsentiert, welche zusammen die Welle im Gegenuhrzeigersinn in diesem Resonator bilden. Eine solche Interferenz führt zu einer Unsymmetrie in den Resonanzüberhöhungen auf der optischen Frequenzachse der festgestellten Welle im Gegenuhrzeigersinn, welche ihrerseits den das Grundmodulationssystem steuernden Serrodyn- Generator 27 dazu zwingt, daß dieser einen nicht-korrekten Wert für die Frequenz f&sub1; vorgibt, was zu einem beträchtlichen Fehler in dem Ausgangssignal des Kreisels führt.
Zusätzlich wird die Überlagerung am Photodetektor 23 der Intensitäten der Wellen, die sich aus der Kopplung der orthogonal polarisierten Wellen in der Resonatorspule 10 ergeben, wie dies durch die Addition von Iccw-d,1 und Iccw-d,2 in der letzten Gleichung für die Gesamtintensität Iccw-d gezeigt ist, zu einer weiteren Fehlerquelle führen, da die entsprechenden Resonanzüberhöhungen auf der optischen Frequenzachse als Folge nicht gleichmäßig entlang dieser Frequenzachse beabstandet sind, aufgrund des Vorliegens der elektromagnetischen Wellenkopplung, die an Stellen im Eingangs- Richtungskoppler 11 und im Ausgangs-Richtungskoppler 12 auftritt und aufgrund des Vorliegens einer von exakt 90º abweichenden Drehung zwischen den Haupt- Doppelbrechungsachsen auf gegenüberliegenden Seiten der Spleißstelle 13.
Ein solch ungleicher Abstand von Resonanzüberhöhungen der entgegengesetzten Moden in jeder elektromagnetischen Welle im Gegenuhrzeigersinn und im Uhrzeigersinn in der Resonatorspule 10 führt dazu, daß solche Resonanzüberhöhungen insofern asymmetrisch sind, als jede eine weniger steile Neigung auf der Seite aufweist, die enger an einer benachbarten entgegengesetzten Modenresonanz liegt als die andere Seite der gleichen Resonanz, welche notwendigerweise weiter weg von ihrer benachbarten entgegengesetzten Modenresonanz liegt. Diese Asymmetrien in den Resonanzüberhöhungen aufgrund eines ungleichen Abstandes zwischen benachbarten entgegengesetzten Moden-Resonanzüberhöhungen werden ferner noch durch die Maximalwerte verdichtet, die unterschiedliche Größen aufweisen. Erneut können solche Unsymmetrien dazu führen, daß der Serrodyn-Generator 27 des Grundmodulationssystems einen fehlerhaften Wert für die Frequenz f&sub1; einstellt und somit im Ausgang des Kreisels zu einem Geschwindigkeits- Grundfehler führt.
Der Unterschied in den Intensitäten der zwei Wellen am Photodetektor 23, der aus der Einkopplung der zwei orthogonal polarisierten Wellen im Gegenuhrzeigersinn in die Resonatorspule 10 herrührt, wobei dies sowohl auf die Frequenz-Achsenpositionen der Resonanzüberhöhungen als auch auf die maximalen Amplituden zurückzuführen ist, zeigt sich klar in den Darstellungen dieser Intensitäten in Termen der elektromagnetischen Eingangstrahlung des Lasers 22 und den Systemparametern. Setzt man daher in die vorher gegebenen Gleichungen für Iccw-d,1 und Iccw-d,2 die für Eccw-12,1,x, Eccw-12,1,y, Eccw-12,2,x und Eccw-12,2,y definierten Werte ein, so ergibt sich
Hierbei sind die Spitzenwerte der gekoppelten Egebniskomponenten Iccw-d,1 und Iccw-d,2 wie folgt definiert:
Die Gleichung für Iccw-d,2 weist klar eine feste Phasendifferenz von 20 in dem Cosinusterm in ihrem Nenner auf, wenn sie mit dem Argument des anderweitig ähnlichen Cosinusterms in dem Nenner für die Gleichung verglichen wird, die Iccw-d,1 repräsentiert. Diese Phasendifferenz im Nenner des Cosinusarguments in der Gleichung für Iccw-d,2 läßt im Vergleich mit dem Argument des Cosinus in dem Nenner für die Gleichung, welche lccw-d,1 repräsentiert, die Resonanzüberhöhung in der Frequenz zwischen zwei aufeinanderfolgenden Resonanzüberhöhungen von Iccw-d,1 in ungleichem Abstand. Zusätzlich können die Intensitätsspitzen Iccw-d,1,max und Iccw-d,2,max sich zusätzlich klar in der Größe unterscheiden, was von verschiedenen Systemparametern abhängt. Somit gibt es Unsymmetrien in benachbarten entgegengesetzten Moden-Resonanzüberhöhungen, die zu der Art von Fehler führen, die aus ihrer Überlagerung resultieren, wie zuvor beschrieben. Ähnliche Gleichungen können für die elektromagnetischen Wellen aufgestellt werden, die auf den Photodetektor 24 auftreffen und die aus den Wellen im Uhrzeigersinn in der Resonatorspule 10 ausgekoppelt werden. Daher ist ein faseroptischer Resonanz-Kreisel erwünscht, der diese zweite Art von Fehler vermeidet sowie die erste Art von Fehler aufgrund der zuvor beschriebenen Interferenz.

Zusammenfassung der Erfindung

Die vorliegende Erfindung gibt einen Fehlerreduzierer zum Reduzieren von Drehgeschwindigkeitsfehlern vor, dieaufgrund von Polarisations-Modenkopplung und unterschiedlicher Polarisations-Modencharakteristiken entstehen und einer gewickelten optischen Faser zugeordnet sind, die ein Paar von Haupt- Doppelbrechungsachsen in einem Rotationssensor aufweist, der eine Rotation um eine Symmetrieachse der gewickelten optischen Faser erfassen kann. Diese gewickelte optische Faser besitzt eine Übertragungseinrichtung zur Übertragung elektromagnetischer Strahlung, die sich entlang einer der Haupt- Doppelbrechungsachsen fortpflanzt. Die gewickelte optische Faser ist mit wenigstens einem ersten Spulenkoppler verbunden, so daß elektromagnetische Wellen zwischen der gewickelten optischen Faser und einer ersten externen optischen Faser gekoppelt werden können. Die Rotationserfassung basiert darauf, daß entgegengesetzte elektromagnetische Wellen sich durch die gewickelte optische Faser in entgegengesetzten Richtungen fortpflanzen, so daß entgegengesetzte elektromagnetische Wellen der gewickelten optischen Faser wenigstens teilweise auf entsprechende erste und zweite Photodetektoren auftreffen. Wenigstens eine der entgegengesetzten elektromagnetischen Wellen der gewickelten optischen Faser, die sich in eienr der entgegengesetzten Richtungen fortpflanzen, weist Frequenzen auf, die durch ausgewählte Signale variiert werden, die einem ersten Eingang einer Quelle zugeführt werden, welche eine emittierte elektromagnetische Welle liefern kann, aus der die entgegengesetzte elektromagnetische Welle der gewickelten optischen Faser erhalten wird. Der erste Photodetektor liefert ein Ausgangssignal aufgrund dessen, daß eine entsprechende entgegengesetzte elektromagnetische Welle der gewickelten optischen Faser die für diese Welle repräsentativ ist, auf ihn auftrifft. Eine Vorgabeeinrichtung für einen oszillierenden Frequenzwert ist mit einem Ausgang elektrisch an den ersten Eingang der Quelle angeschlossen, um ein Ausgangssignal zu liefern, das ausreichend ist, die Quelle zu veranlassen, die entgegengesetzte elektromagnetische Welle der gewickelten optischen Faser, die sich in einer der entgegengesetzten Richtungen fortpflanzt, mit einem Frequenzwert oszillieren zu lassen, der zwischen Frequenzen liegt, die in benachbarten entgegengesetzten Polarisations-Modenresonanzen jener Wellen auftreten.

Kurze Beschreibung der Zeichnungen

Figur 1 zeigt ein schematisches Systemdiagramm eines faseroptischen Resonatorkreisels des Standes der Technik, das eine Signalverarbeitungsanordnung und eine optische Übertragungsstrecke und Geräteanordnung kombiniert;
Figur 2 zeigt ein schematisches Systemdiagramm eines faseroptischen Resonator-Kreisels gemäß der vorliegenden Erfindung, das eine Signalverarbeitungsanordnung und eine optische Übertragungsstrecke und Geräteanordnung kombiniert; und
Figur 3 zeigt ein schematisches Systemdiagramm eines weiteren faseroptischen Resonator-Kreisels, der ebenfalls die vorliegende Erfindung beinhaltet und eine Signalverarbeitungsanordnung und eine optische Übertragungsstrecke und Geräteanordnung kombiniert.

Detaillierte Beschreibung der bevorzugten Ausführungsbeispiele

Figur 2 zeigt ein Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung, bei dem eine Fehler-Reduzieranordnung dem System gemäß Figur 1 zugefügt worden ist, um ein Ausgangssignal vorzugeben, das die Rotationsgeschwindigkeit des Sensors repräsentiert und bei dem die Fehler im wesentlichen vermindert oder eliminiert sind, die anderweitig vorliegen würden aufgrund von (a) Fehlausrichtung der gedrehten Doppelbrechungsach sen auf jeder Seite der Resonator-Spleißstelle, (b) des Vorliegens von anderen Polarisationsmodus-Kopplungsstellen und (c) verschmolzenen Koppler-Polarisationsmodendifferenzen soweit Kopplungen und Verluste diesen zugeordnet sind. Die Bezeichnungen, die für die verschiedenen Vorrichtungen, Übertragungsstrecken und Blöcke in Figur 2 verwendet werden, sind die gleichen wie jene, die in Figur 1 für die entsprechenden, dort dargestellten Gegenstände verwendet wurden.
Eine alternative Systemkonfiguration ist in Figur 2 gezeigt, die in Figur 1 nicht gezeigt wurde und durch die der Summierer 31 eliminiert werden kann durch die Verwendung eines weiteren Phasenmodulators 19', der in gestrichelten Linien im integrierten optischen Chip 16 in Figur 2 gezeigt ist. In diesem Fall wird der Ausgang des gesteuerten Serrodyn-Generators 27 direkt mit dem Ausgang des Verstärkers 33 verbunden und der Summierer 31 wird eliminiert. Der Ausgang des Grundmodulationsgenerators 29 in dieser Anordnung folgt einer gestrichelten Linienverbindung in Figur 2, die zunächst an den Eingang eines weiteren Verstärkers 33' angeschlossen ist, um die notwendige Spannung zum Betrieb des Phasenmodulators 19' zu liefern. Der Ausgang des Verstärkers 33' in Figur 2 ist über eine gestrichelte Linie mit dem Phasenmodulator 19 verbunden, so daß die durch sie hindurchgehenden elektromagnetischen Wellen in der Phase mit einem Signal moduliert werden, das durch den Generator 29 über den Verstärker 33' vorgegeben wird.
Die Fehler-Reduzieranordnung in Figur 2 umfaßt die Veränderung des Verstärkers 40 in Figur 1 zu einem Summierverstärker 40' in Figur 2, der mit einem Eingang an den Ausgang des Integrators 38 angeschlossen ist, um das Steuerrückführungs-Schleifenfehlersignal für den Laser 22 zu empfangen. Ferner wird zusätzlich zu dem Signal von dem Integrator 38, das dem Summierverstärker 40' zugeführt wird, ein weiteres Signal an dem anderen Eingang des Summierverstärkers 40' von dem Ausgang eines Moden-Umschaltgenerators 50 zugeführt. Das Ausgangssignal des Generators 50 ist in der Form einer Rechteckwellenspannung, die mit dem Ausgangssignal des Integrators 38 im Summierverstärker 40' kombiniert wird.
Die Amplitude des am Ausgang des Generators 50 gelieferten Rechteckwellensignales ist ausreichend, um den Laser 22 zur Hin- und Herschaltung zwischen Frequenzen zu veranlassen, die typischerweise zwischen ungefähr den maximalen Amplitudenfrequenzen eines Paares von benachbarten entgegengesetzten Moden-Resonanzüberhöhungen für die elektromagnetische Welle im Uhrzeigersinn in der Resonatorspule 10 liegen. Die Frequenzen in diesem Paar von Resonanzüberhöhungen liegen eng bei oder auf der Frequenz f&sub0;, wenn die Frequenz des Lasers 22 gegen Resonanzwerte der Resonatorspule 10 durch das Ausgangssignal des Integrators 38 gerichtet wird.
Eine solche Anordnung kann im wesentlichen die zuvor beschriebenen Fehler vermindern oder eliminieren, die sich aufgrund von Unsymmetrien in den Resonanzüberhöhungen der Welle im Gegenuhrzeigersinn (und ähnlicher Überhöhungen in der Welle im Uhrzeigersinn) ergeben und die aus der Fehlausrichtung der Doppelbrechungsachsen in der Spleißstelle 13 mit einem Drehwinkel ergeben, der von exakt 90º abweicht, sowie durch die Gegenwart von anderen unerwünschten Polarisations-Modenkopplungsstellen, insbesondere in den Eingangs- und Ausgangskopplern und aufgrund von Differentialkoppungen und Verlusten in den "x"- und "y"-Achsen bei der Kopplung von der Resonatorspule 10 zu der optischen Ausgangsfaser 15. Diese Verbesserung kann aufgezeigt werden durch Betrachtung der Intensität die an dem Photodetektor 23 für jede umgeschaltete Frequenz auftritt, welche hier mit fR1 und fR2 für ein Frequenzpaar bezeichnet ist, von denen jede eng an einer unterschiedlichen Linienform von zwei benachbarten entgegengesetzten Modenresonanzen im Gegenuhrzeigersinn in der Resonatorspule 10 liegt, die bei den Frequenzen nahe bei f&sub0; + f&sub1; autreten. Jene Intensitäten aus der obigen Gleichung, die für die Gesamtintensität Iccw-d gefunden wurde, welcher an dem Photodetektor 23 auftritt, sind
Aus den vorstehenden Gleichungen, die für Iccw-d,1 und Iccw-d,2 gefunden wurden, ergeben sich die Intensitäten bei Frequenzen fR1 und fR2 der gekoppelten Ergebnisse entsprechend den zwei orthogonal polarisierten Wellen in der Resonatorspule 10, die die Welle im Gegenuhrzeigersinn bilden, wie folgt:
wobei
und die Identität cos(-ψ) = cosψ benutzt worden ist. Die Intensitäten der Resultate der Kopplung der zwei orthogonal polarisierten Resonatorwellen bei der Frequenz nahe der ersten Resonanz-Linienform Iccw-d,1,fR1 und Iccw-d,2,fR1 besitzen die Differenz in der Frequenz der Resonanzen, die durch die Differenz von 2θ in dem Nenner-Cosinus-Argument einer jeden der Gleichungen auf der rechten Seite eingestellt worden sind, wobei die erste Intensität sich bei dem Referenzwert von -θ befindet und die zweite Intensität auf +θ dem gegenüber verschoben ist. In gleicher Weise sind die Intensitäten der gekoppelten Resultate der zwei orthogonal polarisierten Wellen im Gegenuhrzeigersinn des Resonators bei der Frequenz fR2 nahe der zweiten Resonanz-Linienform Iccw-d,1,fR2 und Iccw-d,2,fR2 auf die zweite Intensität bei dem Referenzwert -θ in dem Cosinusargument eingestellt und die erste Intensität ist um -3θ verschoben.
In gleicher Weise werden die Cosinuse der Winkel zwischen den elektrischen Feldern der zwei orthogonal polarisierten Wellen des Resonators im Gegenuhrzeigersinn cosΦfR1 und cosΦfR2 bei diesen Modenfrequenzen fR1 und fR2 aus der zuvor angegebenen Gleichung aufgefunden. Die Ergebnisse sind
Die Rückführungsschleifen in dem System gemäß Figur 2 steuern sein Ansprechverhalten auf eine solche Frequenzoszillation des Lasers 22 zwischen den Frequenzen fR1 und fR2, und sie befehlen inkrementale Frequenzänderungen in der Frequenz des Lasers 22 und in der Frequenz des Serrodyn-Generators 27, so daß nur relativ geringe Abweichungen von der Resonanz seitlich von den Übergängen zwischen der Resonanz-Linienform auftreten, deren Einflüsse sich sehr gut ausgleichen, bevor der nächste Übergang aufritt. Jegliche Änderungen in Φr aufgrund einer Drehung sind ebenfalls relativ gering, so daß resonanznahe Zustände auch in einer dynamischen Situation aufrecht erhalten werden. Somit können diese letzten sechs Gleichungen, gültig in zeitveränderliche Phasenwinkel,
(n ist eine ganze Zahl) in einer Fehler-Reihe um eine Resonanzfrequenz erweitert werden, um das Ansprechverhalten des Systems von Figur 2 auf Frequenzverläufe auszuwerten. Diese sechs Erweiterungen sind abgerundete Annäherungen an die Auswirkungen der Frequenzverläufe der Resonanzfrequenz des Systems gemäß Figur 2, wobei die Genauigkeit ausreichend berücksichtigt worden ist, wenn nur Terme darin bis zum Quadrat von Δψccw-fR1 und Δψccw-fR2 beibehalten werden. Terme, die ψ ± 2θ enthalten, werden erweitert und angenähert, indem &epsi; als klein angesehen wird, so daß θ nahe bei π/2 liegt und die Gleichungen, bei denen 20 auftritt, zu einem Minimum werden. Dieser Erweiterungsannäherungen werden sodann in die Gleichungen für Iccw-d,1,fR1 und Iccw-d,2,fR2 eingesetzt. Die Form der Ergebnisse kann beträchtlich vereinfacht werden durch Definition und Verwendung der folgenden definierten Parameter:
Mit diesen Definitionen ergeben sich die zwei Gleichungen für die Gesamtintensität am Photodetektor 23, bei jeder der zwei benachbarten, im entgegengesetzten Modus polarisierten Resonanz-Linienformen wie folgt:
Die Erweiterung der effektiven inkrementalen zeitveränderlichen Phasenwinkel Δψccw-fR1 und Δψccw-fR2 in diesem letzten Paar von Gleichungen führt zu
Δψccw-fR1 - Δβccw-fR1L-Φr,
und
Δψccw-fR2 - Δβccw-fR2L-Φr,
wobei
und
Die inkrementalen Veränderungen in ψccw-fR1 und ψccw-fR2 bzw. Δψccw-fR1 und Δψccw-fR2 geben die Frequenzverschiebungen Δ(f&sub0;+f&sub1;)fR1 und Δ(f&sub0;+f&sub1;)fR2 gegenüber den Resonazfrequenzen wieder, die durch die Antwort der Rückführungsschleife auf Fehler aufgrund von Polarisations-Komponenten, Interferenzen, Übergerungseffekte und ähnlicher Fehler hervorgerufen werden. Derartige Frequenzverschiebungen geben ebenfalls das Ansprechverhalten der Rückführungsschleife aufgrund einer Rotation der Resonatorspule 10 wieder, die aber durch die Grundmodulation unbeeinflußt bleiben.
Die letzten zwei Intensitäten des Photodetektors 23 bei den Frequenzen fR1 und fR2 resultieren in entsprechenden Ausgangs-Photoströmen des Photodetektors 23, die der Signalverarbeitungselektronik 25 vorgegeben werden und zu einem entsprechenden Spannungssignal führen, das dem Filter 35 zugeführt wird. Sodann demoduliert der phasenempfindliche Detektor 37 die entsprechenden, durch das Filter 35 gelieferten Signale, um die zwei entsprechenden Signakomponenten der ersten Harmonischen vorzugeben, nämlich V37-fR1 und V37-fR2, die diesen Frequenzen zugeordnet sind. Eine Konstante Gccw wird benutzt, um die multiplizierten wirksamen Verstärkungen der Vorspann- und Verstärkungselektronik 25, des Filters 35 und des phasenempfindlichen Detektors 37 zu repräsentieren.
Die zwei entsprechenden ersten harmonischen Signakomponenten, die abwechselnd an dem Ausgang des phasenempfindlichen Detektors 37 verfügbar sind, werden aus den entsprechenden Filtersignalen erhalten, indem der zeitliche Mittelwert durch Bildung des Integrals über die Modulationsperiode des Signales Tn=2π/ωn=1/fn gebildet wird. Dieses Integral gibt in Abhängigkeit von f&sub0;+f&sub1;, was in dem Faktor (βo-1,x+βo-1,y)/2 in βccw auftritt ein Fehlersignal vor, das durch seinen Wert ein algebraisches Vorzeichen vorgibt und anzeigt, wo sich f&sub0;+f&sub1; in bezug auf die Resonanz befindet, um hierdurch eine Diskriminantencharakteristik über der Frequenz für die entsprechende Rückkopplungsschleife vorzugeben. Dieses Fehersignal befiehlt der Rückkopplungsschleife eine Einwirkung auf die Welle im Gegenuhrzeigersinn in der Resonatorspule 10, um eine Frequenz einzunehmen, die eine Resonanz gestattet. Jegliche Systemfehler, zusammen mit der Diskriminantenfunktion, werden im Integrator 39 gespeichert, so daß sie in dieser Rückkopplungsschleife korrigiert werden können.
Somit ergeben sich die Signale am Ausgang des phasenempfindlichen Detektors 37 wie folgt:
Ersetzt man diese Integrale durch die vorangehenden Gleichungen in geeigneter Weise und führt die Integration aus, so ergibt sich
Eine ähnliche Gruppe von Gleichungen, die in ähnlicher Weise erhalten wird, charakterisiert das Ansprechverhalten im Uhrzeigersinn auf die Oszillationsfrequenz des Lasers 22 zwischen den Frequenzen fR1 und fR2. Eine unterschiedliche Konstante Gcw charakterisiert natürlich die Verstärkungskonstanten, ausgehend von dem Photodetektor 24 über die photodetektor-Signalverarbeitungselektronik 26 und den Filter 34 und infolgedessen der Demodulation in dem phasenempfindlichen Detektor 36. Der Frequenzverlauf erfolgt in diesem Fall nur in f&sub0; und die Brechungsindizes für die "x"- und "y"-Achsen sind jene, die durch eine im Uhrzeigersinn fortschreitende Welle in der Resonatorspule 10 bei der mittleren Frequenz f&sub0; angetroffen wird (eine solche Mittelung eliminiert die Einflüsse der Vormodulation). In jeder vorgegebenen Rotationsrichtung der Resonatorspule 10 ergibt sich eine entgegengesetzte Phasenänderung aufgrund des Sagnac-Effektes für die elektromagnetischen Wellen, die im Uhrzeigersinn wandern gegenüber derjenigen, die bei Wellen angetroffen wird, die im Gegenuhrzeigersinn wandern. Infolgedessen ist die Phasenänderung im Uhrzeigersinn entgegengesetzt, aber gleich zu derjenigen Phasenänderung, die dem Gegenuhrzeigersinn zugeordnet ist. Schließlich ist die Grundmodulationsfrequenz für die Wellen im Uhrzeigersinn ωm anstelle von ωn, wie sie bei den Wellen im Gegenuhrzeigersinn benutzt wird. Mit diesen Änderungen ergibt sich das Ausgangssignal des phasenempfindlichen Detektors 36 bei den Frequenzen fR1 und fR2, V36-fR1 und V36-fR2 wie folgt: wobei das Strichsymbol nach den verschiedenen h betreffenden Parametern anzeigt, daß diese die geeigneten Parameter für die Richtung im Uhrzeigersinn sind.
Die Rückkopplungsschleifen in dem System von Figur 2 bewirken eine Verschiebung aller Frequenzverläufe, die in der Frequenz des Lasers 22 oder der Frequenz des Serrodyn-Generators 27 auftreten. In vernünftigen Situationen des eingeschwungenen Zustandes zwingen diese Rückkopplungsschleifen die Signale am Ausgang der Phasendetektoren 36 und 37 auf einen Wert von Null. Wenn somit V36-fR1 und V36-fR2 den Wert Null aufweisen, so ergeben die letzten zwei Gleichungen die folgenden Beziehungen:
Obgleich es beträchtliche Unterschiede zwischen den Brechungsindizes zwischen der "x"-Achse und der "y"-Achse sowohl in Uhrzeiger- als auch in Gegen uhrzeigerrichtung in der Resonatorspule 10 gibt, werden sich gewöhnlicherweise ziemlich ähnliche Werte für den Mittelwert der Brechungsindizes entlang der "x"- und "y"-Achsen in beiden Richtungen ergeben. Nimmt man diese Situation als gegeben an, indem man die unterschiedlichen Frequenzindizes streicht und die Signale V36-fR1 und V36-fR2 auf Null setzt, so ergibt sich das folgende Resultat, nachdem für Δf&sub0; die Ergebnisse substituiert werden, die in den zwei Gleichungen zuvor für M&sub0; aufgefunden wurden.
Der Integrator 39 wird wirksam die Verläufe in f&sub1; für den Laser 22 zeitlich mitteln, die zwischen den Frequenzen fR1 und fR2 oszillieren, wenn die Ozsillation des Lasers 22 zwischen den Frequenzen fR1 und fR2 hinreichend schneller als die Reaktionszeit der Steuerschleife für den Serrodyn-Generator ist. Wenn die Oszillation des Lasers 22 beträchtlich geringer als diese Reaktionszeit ist, so werden diese zwei Signale in der nachfolgenden Datenverarbeitungselektronik 51 gemittelt, die ebenfalls das Ausgangssignal des Serrodyn-Generators 27 empfängt, was in gestrichelten Linien als eine Alternative gezeigt ist. Somit werden in jeder Situation die Signale dieser zwei Gleichungen zum Zwecke der zeitlichen Mittelung kombiniert (unter Vernachlässigung der Teilung durch 2, wie es erforderlich ist, um einen tatsächlichen Mittelwert zu bilden), um zu ergeben,
Während es Verläufe in der Frequenz f&sub1; für Änderungen in r aufgrund von Rotationsänderungen der Resonatorspule 10 um ihre Symmetrieachse senkrecht zu deren Ebene gibt, gibt es selbstverständlich ebenfalls eine feste Frequenzverschiebung, die zu den Verläufen von f&sub1; hinzuaddiert wird, aufgrund der Arten des zuvor beschriebenen Fehlers, obgleich ersichtlich beträchtlich vermindert gegenüber dem Wert, der andernfalls bei Abwesenheit der Oszillation der Frequenz des Lasers 22 zwischen den Frequenzen fR1 und fR2 auftreten würde.
Die folgenden Definitionen werden getroffen zur Verwendung mit dieser letzten Gleichung, um die erhaltenen Ergebnisse zu verdeutlichen:
Die Konstanten ΔIccw-max und ΔIcw-max geben die Differenzen in den maximalen Intensitäten der benachbarten gegenüberliegenden Modenresonanz-Linienformen für die Richtungen im Gegenuhrzeigersinn und im Uhrzeigersinn entsprechend an. Die Konstante Iccw-max und Icw-max gibt die Mittelwerte jener maximalen Intensitäten in jenen Richtungen vor. Die Konstante ΔK repräsentiert die Differenz in den Differential-Kopplungskonstanten und Verlusten des Ausgangskopplers 12 für die Gegenuhrzeiger- und Uhrzeigerrichtung, und K ist der Mittelwert für solche Differential-Kopplungen und Verluste für jene Richtungen.
Das letzte Resultat kann auf die ursprünglichen Parameter zurückgeführt werden und nach Manipulation durch die Verwendung von den vorangehenden Definitionen und durch geeignete Substitutionen und Annäherungen reduziert werden. Das Ergebnis ist folgendes.
wobei -Δf1-AVG.COMB die mittlere Frequenzverschiebung in dem Ausgangs- Frequenzsignal ist. Wie aus dieser letzten Gleichung ersichtlich, besitzt das Ausgangs-Frequenz-Verschiebesignal eine Komponente aufgrund irgendeiner Rotation der Resonatorspule 10, die durch Φr repräsentiert wird plus einen Restfehler, basierend auf den Termen zwischen dem Paar von Einzelklammern.
Wie die Konstante bestätigt, mit der die Terme in den Einzelklammern multipliziert werden, entsteht der Restfehler nur aufgrund des Vorhandenseins der Kopplung zwischen den Polarisationsmoden in der Resonatorspule 10 und gibt Veranlassung für einen Wert für θ abweichend von Null und beschränkt die Finesse der Resonatorspule 10, d.h. R≠1.
Die letzte Gleichung zeigt ferner, daß durch Abgleich der Intensitäten in jeder der Wellenfortpflanzungsrichtungen in der Resonatorspule 10 oder durch nahezu Angleichen von Iccw-max an Icw-max verschiedene Restfehlerterme mit dem Paar von Einzeiklammern eliminiert werden. Wenn dieser Abgleich der Richtungsintensitäten verwirklicht wird, so führt der Einfluß auf diese letzte Gleichung zu folgendem Ausdruck.
Der Fehler aufgrund der Addition oder Überlagerung der Intensitäten der verschobenen, benachbarten und entgegengesetzten Modenresonanz- Linienformen wird durch den ersten Term in dem Paar von Einzelklammern in dieser letzten Gleichung mit dem Faktor 4(1-R)² repräsentiert, da keine Differentialkopplung oder kein Verlust hier beteiligt ist. Dieser Fehler kann vermindert werden durch (a) Erhöhung der Resonatorfinesse, das heißt Annähern von R näher an 1 und durch (b) bessere Anpassung der Polarisations- Modenkopplungen in den Gegenuhrzeiger- und Uhrzeigerrichtung, d.h. durch Herstellung der Eingangs- und Ausgangskoppler 11 und 12 mehr symmetrisch im Hinblick auf die Polarisations-Modenkopplungen der Wellen, die in jeder dieser Richtungen fortschreiten.
Eine solche Koppungsanpassung wird ebenfalls den Interferenzfehler aufgrund des ersten Terms in dem Paar von Einzelkammern vermindern, d.h. den Interferenzterm mit dem Faktor K. Das gleiche geschieht durch Erhöhung der Resonatorfinesse und durch Verminderung der Resonatorspulenkopplung, wie dies durch den Multiplikationsfaktor außerhalb des Paares von Klammern gezeigt ist sowie durch Verminderung der Differentialkopplungen und Verluste des Ausgangskopplers 12 und seiner Polarisations-Modenkopplungen. Der zweite Term in den Klammern kann ebenfalls durch alle diese Schritte vermindert werden, mit Ausnahme durch die Kopplungsanpassung.
Die Messung von Differenzen in den Maximalwerten in benachbarten entgegengesetzten Modenresonanz-Linienformen und deren Mittelwerten und von θ und R gestattet jedoch eine Vorgabe der Kompensation von diesen verbleibenden Restfehlern und eine Entfernung von deren Effekten. Eine solche Kompensation kann, wenn sie benutzt wird, in der Datenverarbeitungselektronik 51 verwirklicht werden.
Die Differenz -Δ(f)fR1 + Δ(f)fR2 -Δf1-DIFF, zwischen den Serrodyn-Frequenzverläufen bei jeder der Frequenzen fR1 und fR2 ist ein Maß des Fehlers, der durch die Oszillation der Frequenz des Lasers 22 zwischen diesen zwei Frequenzen vermieden wird, wie dies aus -Δf1-COMB-Δf1-DIFF=-2Δ(f1)fR1 erkennbar ist. Die rechte Seite dieser Gleichung ist das Äquivalent für das Zweifache des Signales, das durch das System von Figur 2 bei Abwesenheit eines Signales von dem Generator 50 für die Osziallation der optischen Frequenz des Lasers 22 zwischen fR1 und fR2 vorgegeben wird. Der für Δ1-DIFF gefundene Wert ist Δf1-DIFF=Δ(f)fR1-Δ(f&sub1;)fR2
Sowohl Überlagerungs- als auch Interferenzfehler werden somit durch die Oszillation des Lasers 22 zwischen den Frequenzen fR1 und fR2 entfernt, wobei der Interferenzfehler wesentlich bedeutender für eine Resonatorspule 10 mit relativ hoher Finesse ist.
Es gibt eine Anzahl von Variationen der Verwirklichung des faseroptischen Resonator-Kreiselsystems, die von dem Kernsystem abweichen, wie es in den Figuren 1 und 2 gezeigt ist. Die Anordnung zur Fehlerreduktion bzw. Eliminierung, die dem grundlegenden System von Figur 1 in Figur 2 hinzugefügt worden ist, kann jedoch im wesentlichen bei solchen Variationen des grundlegenden Systems gemäß Figur 1 verwendet werden.
Beispielsweise werden die in den Figuren 1 und 2 gezeigten Systeme oftmals als "transmissive" faseroptische Resonator-Kreiselsysteme bezeichnet. Ein "reflektives" faseroptisches Resonator-Kreiselsystem ist eine andere Alternative, die in Figur 3 gezeigt ist, und bei der die Fehler aufgrund von Unsymmetrien in benachbarten entgegengesetzten Moden-Resonanzüberhöhungen durch Verwendung von dem im wesentlichen gleichen Minimiersystem vermindert, eliminiert oder kompensiert werden.
Der Hauptunterschied in dem "reflektiven" faseroptischen Resonator- Kreiselsystem ist der, daß es nur einen einzigen Koppler gibt, der den Resonator 10 mit dem restlichen System optisch verbindet. Das heißt, ein mit 11, 12 bezeichneter Koppler ist in Figur 3 gezeigt, der elektromagnetische Wellen in den Resonator 10 von und zu einer externen optischen Faser 14, 15 ein- und auskoppelt, die sowohl als optische Eingangsfaser als auch als optische Ausgangsfaser des Systems dient. Dies ist möglich aufgrund der Verwendung von zwei weiteren optischen Kopplern 100 und 101, welche elektromagnetische Wellen von der externen optischen Faser 14, 15 zu den Photodetektoren 24 und 23 entsprechend koppeln.
Die Ausgänge dieser Photodetektoren werden erneut entsprechenden Vorspannungs- und Signalverarbeitungsschaltkreisen 26 und 25 entsprechend zugeführt. Die Vorspannungs- und Signalverarbeitungsschaltkreise 26 und 25 liefern sodann Signale zu den gleichen Arten von Rückkopplungs- Schleifenanordnungen in Figur 3, wie dies die entsprechend bezeichneten Vorspannungs- und Signalverarbeitungsschaltkreise in dem System von Figur 2 sind.
Der Hauptunterschied im Betrieb liegt hier darin, daß die die Photodetektoren 23 und 24 erreichenden elektromagnetischen Wellen nicht nur jene Wellen sind, welche in dem Resonator 10 zirkuliert sind, sondern ebenfalls entsprechende Teile der elektromagnetischen Eingangswellen, die nicht in den Resonator 10 durch die optischen Koppler 11,12 eingekoppelt werden. Somit gibt es zwei Paare von elektromagnetischen Wellen in der externen Faser 14,15, wobei jeder Teil eines jeden Paares gegenüber dem anderen Teil einer unterschiedlichen Wegstrecke folgt und wobei jedes Paar einen entsprechenden Photodetektor 23 und 24 erreicht. Dies führt dazu, daß jeder Teil eines jeden Paares mit dem anderen Teil in diesem Paar beim Auftreffen auf den Photodetektor, der zu diesem Paar gehört, überlappt. Das heißt, daß die elektrischen Feldkomponenten der elektromagnetischen Wellen, die den Photodetektor 23 erreichen, wie folgt dargestellt werden können.
Ed-23 = C&sub1;qE/in + C&sub2;Eccw
wobei Ed-23 die elektrische Feldkomponente der elektromagnetischen Wellen repräsentiert, die den Photodetektor 23 erreichen, qE'in die elektromagnetische Eingangsstrahlung repräsentiert, die durch den integrierten Wellenleiter 17 vorgegeben wird, Eccw die elektromagnetischen Wellen im Gegenuhrzeigersinn repräsentiert, die aus dem Resonator 10 in die externe Faser 14, 15 zurückgekoppelt worden sind, und die Konstanten c&sub1; und c&sub2; Effekte der verschiedenen Teilkopplungen, Verluste und Phasenverzögerungen dieser elektromagnetischen Wellenkomponenten repräsentieren, die den Photodetektor 23 erreichen.
In gleicher Weise können die elektrischen Feldkomponenten der den Photodetektor 24 erreichenden elektromagnetischen Wellen wie folgt dargestellt werden:
Ed-24 = C&sub2;pE/in + C&sub4;Ecw
wobei Ed-24 die elektrische Feldkomponente der den Photodetektor 24 erreichenden elektromagnetischen Wellen repräsentiert, pE'in die elektrische Feldkomponente der elektromagnetische Welle in der externen Faser 14, 15 repräsentiert, die durch den inlegrierten Wellenleiter 18 vorgegeben wird, Ecw die in Uhrzeigerrichtung wandernden elektromagnetischen Wellen repräsentiert, die vom Resonator 10 in die externe optische Faser 14, 15 gekoppelt worden sind, und die Konstanten c&sub3; und c&sub4; erneut verschiedene Teilkopplungen, Verluste und Phasenverzögerungen bezüglich dieser elektrischen Feldkomponenten der elektromagnetischen Welle repräsentieren, die den Photodetektor 24 erreichen. Da die elektrischen Feldkomponenten von zwei unterschiedlichen Wegstrecken in den elektromagnetischen Wellen, die die Photodetektoren 23 und 24 erreichen, miteinander bei der Ankunft überlappen, können die Intensitäten an diesen Detektoren wie folgt angeschrieben werden.
wobei die Phasendifferenz zwischen den Komponenten der elektromagnetischen Wellen von zwei Wegstrecken ist, die einen entsprechenden Photodetektor erreichen. Infolgedessen weichen die Gleichungen, die das System gemäß Figur 3 charakterisieren, etwas von den Gleichungen ab, die zuvor das System gemäß Figur 2 charakterisiert haben. Tatsächlich wird der Auftritt der Resonanz in dem Resonator 10, die zu einer Überhöhung in der elektromagnetischen Energie bei der für eine solche Resonanz vorgegebenen Frequenz führt, zu einer Aufhebung an den Photodetektoren in Figur 3 führen, so daß die Resonanz durch einen Intensitätswert von Null beim Auftreffen auf jene Photodetektoren repräsentiert wird. Berücksichtigt man diese Unterschiede, so wird nichtsdestoweniger eine Analyse des Systems gemäß Figur 3 zu Gleichungen führen, die ein ähnliches Ergebnis für die Resonator- Modenkopplungen zeigen und bei denen Differentialkopplungen und Verluste den Rotations-Geschwindigkeitsfehler beeinflussen. Daher kann eine ähnliche Fehler- Minimisieranordnung bei dem System von Figur 3 verwendet werden, wie es bei dem System von Figur 2 verwendet worden ist.
Obgleich die vorliegende Erfindung unter Bezugnahme auf bevorzugte Ausführungsbeispiele beschrieben worden ist, werden Fachleute erkennen, daß Veränderungen in der Form und in Einzelheiten getroffen werden können, ohne daß von dem Rahmen der Erfindung abgewichen wird.

Claims

1. Fehlerreduzierer zum Reduzieren von Drehgeschwindigkeitsfehlern, die aufgrund von Polarisations-Modenkopplung und unterschiedlicher Polarisations- Modencharakteristiken entstehen und einer gewickelten optischen Faser (10) zugeordnet sind, die ein Paar von Haupt-Doppelbrechungsachsen in einem Rotationssensor aufweist, der eine Rotation um eine Symmetrieachse der gewickelten optischen Faser (10) erfassen kann, die eine geschlossene optische Wegstrecke bildet und eine Übertragungseinrichtung (13) aufweist, um elektromagnetische Strahlung, die sich entlang einer der Haupt-Doppelbrechungsachsen fortpflanzt, fur eine Fortpflanzung entlang der anderen Achse zu übertragen, wobei die gewickelte optische Faser (10) mit wenigstens einem ersten Spulenkoppler (11; 11, 12) verbunden ist, so daß elektromagnetische Wellen zwischen der gewickelten optischen Faser und einer ersten externen optischen Faser (14; 14, 15) gekoppelt werden können, wobei die Rotationserfassung darauf basiert, daß entgegengesetzte elektromagnetische Wellen sich durch die gewickelte optische Faser (10) in entgegengesetzten Richtungen fortpflanzen, so daß entgegengesetzte elektromagnetische Wellen der gewickelten optischen Faser wenigstens teilweise auf entsprechende erste und zweite Photodetektoren (23, 24) auftreffen, wobei wenigstens eine der entgegengesetzten elektromagnetischen Wellen der gewickelten optischen Faser, die sich in einer der entgegengesetzten Richtungen fortpflanzen, Frequenzen aufweist, die durch ausgewählte Signale variiert werden, die einem ersten Eingang einer Quelle (22) zugefuhrt werden, welche eine emittierte elektromagnetische Welle liefern kann, aus der die entgegengesetzte elektromagnetische Welle der gewickelten optischen Faser erhalten wird, wobei der erste Photodetektor (23) ein Ausgangssignal aufgrund dessen liefert, daß eine entsprechende entgegengesetzte elektromagnetische Welle der gewickelten optischen Faser, die fur diese Welle repräsentativ ist, auf ihn auftritt, wobei der Fehlerreduzierer gekennzeichnet ist durch:

eine Vorgabeeinrichtung (50) fur einen oszillierenden Frequenzwert, die mit einem Ausgang elektrisch an den ersten Eingang der Quelle (22) angeschlossen ist, wobei die Vorgabeeinrichtung (50) fur den oszillierenden Frequenzwert in der Lage ist, ein Ausgangssignal an ihrem Ausgang vorzugeben, das ausreichend ist, um die Quelle (22) zu veranlassen, die entgegengesetzte elektromagnetische Welle der gewickelten optischen Faser, die sich in einer der entgegengesetzten Richtungen fortpflanzt und deren Frequenzen durch ausgewählte Signale - wie zuvor erwähnt - variiert werden, die einem ersten Eingang der Quelle (22) zugefuhrt werden, um den Frequenzwert zwischen Frequenzen oszillieren zu lassen, die im wesentlichen in entgegengesetzten Polarisations-Modenresonanzen jener Wellen auftreten.

2. Vorrichtung nach Anspruch 1, ferner dadurch gekennzeichnet, daß eine entgegengesetzte elektromagnetische Welle der gewickelten optischen Faser, die sich in einer der entgegengesetzten Richtungen fortpflanzt, einer Phasenänderung durch ausgewählte Signale unterworfen wird, die einem ersten Eingang eines ersten Phasenmodulators (19) zugefuhrt werden und wobei die erste externe optische Faser (14) in bezug auf den ersten Phasenmodulator (19) so positioniert ist, daß elektromagnetische Wellen, die durch wenigstens einen Teil derselben verlaufen, ebenfalls durch den ersten Phasenmodulator (19) verlaufen, so daß sie in der Phase aufgrund von ausgewählten Signalen variiert werden, die dem ersten Eingang des ersten Phasenmodulators zugefuhrt werden.

3. Vorrichtung nach Anspruch 1, ferner dadurch gekennzeichnet, daß die Übertragungseinrichtung (13) eine Spleißung in der gewickelten optischen Faser (10) ist, wobei auf jeder Seite die Haupt-Doppelbrechungsachsen gegenüber jenen Achsen auf der gegenüberliegenden Seite gedreht werden.

4. Vorrichtungnachanspruch2,ferner gekennzeichnet durch einen ersten Signalgenerator (27) mit gesteuerter Frequenzeinstellung mit einem Frequenz- Einstelleingang und einem Ausgang, der elektrisch mit dem ersten Phasenmodulator (19) verbunden ist, um eine Phasenmodulationskomponente in einer entgegengesetzten elektromagnetischen Welle der gewickelten optischen Faser vorgeben zu können, wobei der erste Signalgenerator (27) mit gesteuerter Frequenzeinstellung ein Ausgangssignal an seinem Ausgang vorgeben kann, das eine Grundschwingung besitzt, die mit einer ausgewählten ersten Verschiebeftequenz mit einem ausgewählten Wert wiederholt wird, der auf Signalen basiert, die an dem Frequenz-Einstelleingang auftreten.

5. Vorrichtung nach Anspruch 1 oder 3, ferner dadurch gekennzeichnet, daß Fehler-Restwerte vermindert werden, indem im wesentlichen die Intensitäten der entgegengesetzten elektromagnetischen Wellen der gewickelten optischen Faser abgeglichen werden.

6. Vorrichtung nach Anspruch 2, ferner dadurch gekennzeichnet, daß die erste externe optische Faser (14; 14, 15) und der erste Phasenmodulator (19) Teil einer gewickelten optischen Faser-Eingangseinrichtung (22; 16; 14; 14, 15; 11; 11, 12) sind, die in der Lage ist, entgegengesetzte elektromagnetische Wellen, die von der Quelle (22) geliefert werden, gemeinsam sowohl durch die erste externe optische Faser (14; 14, 15) als auch durch den ersten Phasenmodulator (19) in entgegengesetzten Richtungen fortzupflanzen.

7. Vorrichtung nach Anspruch 2, ferner dadurch gekennzeichnet, daß die erste externe optische Faser (14, 15) erste und zweite damit verbundene Ausgangskoppler (100, 101) besitzt, so daß elektromagnetische Wellen zwischen der ersten externen optischen Faser (14, 15) und einem entsprechenden optischen Ausgangspfad gekoppelt werden können, der zu einem entsprechenden Photodetektor der ersten und zweiten Photodetektoren (23, 24) fuhrt.

8. Vorrichtung nach Anspruch 2,ferner dadurch gekennzeichnet, daß die gewickelte optische Faser (10) einen mit ihr verbundenen zweiten Wicklungskoppler (12) besitzt, so daß elektromagnetische Wellen zwischen der gewickelten optischen Faser (10) und einer zweiten externen optischen Faser (15) gekoppelt werden können, wobei der zweite Wicklungskoppler (12) ein Paar von jeweils so positionierten Enden autweist, daß davon ausgehende elektromagnetische Wellen auf einem entsprechenden Photodetektor der ersten und zweiten Photodetektoren (23, 24) auftreffen.

9. Vorrichtung nach Anspruch 3, ferner dadurch gekennzeichnet, daß die Drehung der Haupt-Doppelbrechungsachsen auf jeder Seite der Spleißung in bezug auf die gegenüberliegende Seite im wesentlichen 90º beträgt.

10. Vorrichtung nach Anspruch 4, ferner dadurch gekennzeichnet, daß der erste Signalgenerator (27) mit gesteuerter Frequenzeinstellung mit seinem Ausgang elektrisch mit dem ersten Eingang des ersten Phasenmodulators (19) über eine erste Resonanzbestimmungs-Summiereinrichtung (31) angeschlossen ist, die nut einem ersten Eingang elektrisch mit dem Ausgang des ersten Signalgenerators (27) mit gesteuerter Frequenzeinstellung verbunden ist und mit einem Ausgang elektrisch an den ersten Eingang des ersten Phasenmodulators (19) angeschlossen ist, wobei die erste Resonanzbestimmungs-Summiereinrichtung (31) ebenfalls einen zweiten Eingang aufweist und in der Lage ist, ausgewählte Signale, die an dem ersten und zweiten Eingang vorgegeben werden, zu kombinieren, um ein Ausgangssignal an ihrem Ausgang vorzugeben, das auf diesen kombinierten Signalen basiert; und daß die Vorrichtung ferner eine erste Resonanzbestimmungs-Signalerzeugungseinrichtung (29) umfaßt, die mit einem Ausgang elektrisch an den zweiten Eingang der Resonanzbestimmungs-Summiereinrichtung (31) angeschlossen ist, wobei die Resonanzbestimmungs-Signalerzeugungseinrichtung (29) in der Lage ist, ein Ausgangssignal vorzugeben, das eine wesentliche Signalkomponente bei einer ausgewählten Resonanz-Überwachungsfrequenz enthält.

11. Vorrichtung nach Anspruch 4, ferner gekennzeichnet durch einen ersten Ergänzungs-Phasenmodulator (19'), der in bezug auf den ersten Phasenmodulator (19) so positioniert ist, daß elektromagnetische Wellen, die Phasenänderungen aufgrund von ausgewählten Signalen unterliegen, die dem ersten Eingang des ersten Phasenmodulators (19) zugefuhrt werden, ebenfalls Phasenänderungen aufgrund von ausgewählten Signalen unterliegen, die einem ersten Eingang des ersten Ergänzungs-Phasenmodulators (19') zugefuhrt werden; wobei die Vorrichtung ferner noch eine erste Resonanzbestimmungs-Signalerzeugungseinrichtung (29) umfaßt, die mit einem Ausgang elektrisch an den ersten Eingang des ersten Ergänzungs-Phasenmodulators (19') angeschlossen ist und die erste Resonanzbestimmungs-Signalerzeugungseinrichtung (29) in der Lage ist, ein Ausgangssignal vorzugeben, das eine wesentliche Signalkomponente bei einer ausgewählten Resonanz-Überwachungsfrequenz enthält.

12. Vorrichtung nach Anspruch 4, ferner gekennzeichnet durch eine erste Signalkomponenten-Auswahleinrichtung (25, 35, 37), die mit einem Eingang elektrisch an den ersten Photodetektor (23) angeschlossen ist, um das Ausgangssignal des ersten Photodetektors zu empfangen und mit einem Ausgang an den ersten Signalgenerator (27) mit gesteuerter Frequenzeinstellung angeschlossen ist, wobei die erste Signalkomponenten-Auswahleinrichtung (25, 35, 37) in der Lage ist, eine gewünschte Signalkomponente aus dem Ausgangssignal des ersten Photodetektors herauszuziehen und ein darauf basierendes Ausgangssignal an ihrem Ausgang vorzugeben.

13. Vorrichtung nach Anspruch 1 oder 5, ferner dadurch gekennzeichnet, daß Restfehler durch eine Kompensationseinrichtung (51) reduziert werden.

14. Vorrichtung nach Anspruch 12, ferner gekennzeichnet durch eine zweite Signalkomponenten-Auswahleinrichtung (26, 34, 36), die mit einem Eingang elektrisch an den zweiten Photodetektor (24) angeschlossen ist, um das Ausgangssignal des zweiten Photodetektors zu empfangen und mit einem Ausgang elektrisch mit dem ersten Eingang der Quelle (22) verbunden ist, wobei die zweite Signalkomponenten- Auswahleinrichtung (26, 34, 36) in der Lage ist, eine gewünschte Signalkomponente aus dem Ausgangssignal des zweiten Photodetektors herauszuziehen und ein darauf basierendes Ausgangssignal an ihrem Ausgang vorzugeben.

15. Vorrichtung nach Anspruch 12 und 14, ferner dadurch gekennzeichnet, daß eine erste Zeitintegrationseinrichtung (39) elektrisch zwischen dem Ausgang der ersten Signalkomponenten-Auswahleinrichtung (25, 35, 37) und dem Frequenz- Einstelleingang der ersten Signalerzeugungseinrichtung (27) mit gesteuerter Frequenzeinstellung angeordnet ist und daß eine zweite Zeitintegrationseinrichtung (38) elektrisch zwischen dem Ausgang der zweiten Signalkomponenten-Auswahleinrichtung (26, 34, 36) und dem ersten Eingang der Quelle (22) angeordnet ist.

16. Vorrichtung nach Anspruch 14, ferner dadurch gekennzeichnet, daß sowohl der Ausgang der oszillierenden Frequenzwert-Bestimmungseinrichtung (50) als auch der Ausgang der zweiten Signalkomponenten-Auswahleinrichtung (26, 34, 36) elektrisch mit dem ersten Eingang der Quelle (22) über eine Kombinationseinrichtung (40') verbunden sind.