NO823999L - Optisk fiberdreiningssensor. - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse angår dreiningssensorer, for bruk i gyroskop og spesielt en optisk fiberdreiningssensor.

Optiske fiberdreiningssensorer innbefatter i alminnelighet

en sløyfe av optisk fibermateriale til hvilke er koplet lys-bølger for utbredelse rundt sløyfen i motsatte retninger. Dreiningen av sløyfen frembringer en relativ faseforskjell mellom seg motsatt utbredende bølger i samsvar med den vel-kjente "Sagnac-effekten" med faseforskjellstørrelsen tilsvarende dreiningshastigheten. De seg motsatt utbredende bølger, når igjen forent, interfererer konstruktivt eller destruktivt for å tilveiebringe et optisk utgangssignal som varierer i intensitet i samsvar med dreiningshastigheten til sløyfen. Dreiningsavføling blir vanligvis tilveiebrakt ved detektering av dette optiske utgangssignalet.

Systemer av denne typen har tidligere anvendt svære optiske komponenter for behandling og dirigering av det anvendte lyset mot følersløyfen. Mens disse anordningene tilveiebringer vesentlig forbedring i forhold til andre typer dreiningssensorer er de underlagt visse begrensninger og.andre ulemper.

De forskjellige systemkomponentene må f.eks. bli innrettet

med hverandre innenfor svært tette toleranser for systemet for å funksjonere riktig. Denne kritiske innretningen er ofte vanskelig å etablere og opprettholde, spesielt hvor systemet blir underlagt mekanisk.vibrasjon, termiske endringer og andre fysikalske forstyrrelser.

Rotasjonsfølere som benytter Sagnac-effekten for dreinings-avføling krever i alminnelighet et kompensasjonssystem for å tilveiebringe stabilitet ved operasjonen. En type kompen-sas jonssystem er beskrevet av R. Ulrich i en artikkel med tittelen "Fiber Optic Rotation Sensing with Low Drift" (Op tics Letters, mai 1980, Vol. 5, nr. 5). Denne artikkelen beskriver modulering av seg motsatt utbredende lysbølger og detektering av den optiske utgangsbølgen ved modulasjonsfrekvens. Slik modulasjon tenderer imidlertid, på grunn av svakheter i modulatoren, og produserer amplitudemodulasjon i de seg motsatt utbredende bølger og således i det optiske utgangssignalet. Denne amplitudemodulas«jonen kan bli bevirket direkte ved hjelp av moduleringsanordningen eller den kan gi seg utslag i polariseringsmodulasjon bevirket av den mekaniske virkningen til modulasjonsanordningen på fiberen.

I et hvert tilfelle er en slik amplitudemodulasjon ufordel-aktig siden den ødelegger det optiske utgangssignalet og således reduserer nøyaktigheten ved dreiningssensoren.

Foreliggende oppfinnelse løser disse og andre problemer ved tidligere kjente innretninger ved tilveiebringelse av en total optisk fiberdreiningssensor hvor avfølingssløyfen og komponentene for å føre og behandle lyset er anordnet eller dannet langs en kontinuerlig, ikke avbrutt streng av optisk fibermateriale. Innretningsproblemer blir derved redusert eller eliminert og dreiningssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse er derfor relativt kraftig og ufølsom mot mekanisk sjokk, da sammenlignet med tidligere sensorer som benytter massive optiske komponenter. Dreiningssensoren innbefatter alle optiske fiberkomponenter, slik som en fiberoptisk retningskopler, som (a) spalter lyset fra kilden i to bølger som utbreder seg rundt avfølingssløyfen i motsatte retninger, og (b) kombinerer de seg motsatt utbredende bølger for å tilveiebringe et optisk utgangssignal. Riktig polarisasjon av det tilførte lyset, de seg motsatt utbrddende bølger og det optiske utgangssignalet blir tilveiebrakt, styrt og opprettholdt av en optisk fiberpolariserer og optiske fiberpolarisasjonsstyrere. En andre optisk fiberkopler er anordnet for å kople det optiske utgangssignalet fra den uavbrutte strengen med en fotodetektor som sender ut et elektrisk signal som er proporsjonalt med det optiske signa lets intensitet. Forbedret operasjonsståbilitet og' følsom-het for dreiningsføleren blir tilveiebrakt ved fasemodulasjon av de seg motsatt utbredende bølger og benytter et synkron-detektert system for å måle den første harmoniske til den optiske utgangssignalintensiteten. Ved det beskrevne detekteringssysternet er den første harmoniske amplitude proporsjonal med sløyfens dreiningshastighet og målingen av slik første harmonisk tilveiebringer således en direkte angivelse av sløyfens dreiningshastighet.

Det har blitt funnet at amplitudemodulasjonen ved ujevne harmonis°ke av det optiske utgangssignalet bevirket av fase-moduiatoren (enten direkte eller indirekte gjennom polarisasjonsmodulasjonen), kan bli eliminert ved å drive fasemodulatoren ved en bestemt frekvens. Siden det benyttede detekteringssystemet kun detekterer en ujevn harmonisk (f.eks.

den første harmoniske), kan virkningene av fasemodulator-indusert ampiitudemodulasjon bli eliminert ved drift ved en slik frekvens. Dette eliminerer en betydelig feilkilde ved dreiningsavfølingen og øker derved dreiningsfølernøyak-tigheten.

Mens det benyttede detekteringssysternet ved foreliggende oppfinnelse forbedrer betydelig dreiningsavfølingsnøyaktigheten har 'det blitt funnet at andre feilkilder ved dreiningsav-følingen kan begrense effektiviteten ved detekteringssystemet. En slik feilkilde blir bevirket av omgivende magnetiske felt, slik som jordmagnetismens felt. Disse omgivende magnetiske feltene induserer en faseforskjell mellom seg motsatt utbredende bølger via Faraday-effekten, som kan påvirke intensiteten til det optiske utgangssignalet. Ved foreliggende oppfinnelse blir virkningen av de omgivende magnetiske feltene redusert eller.eliminert ved anbringelse av dreiningsføleren i et hus innbefattet av materialet som har relativt høy magnetisk permeabilitet for virksomt å beskytte rotasjonsføleren mot den magnetiske omgivelsen.

Foreliggende oppfinnelse benytter en optisk isolator for

å forhindre at det optiske utgangssignalet returnerer til lyskilden. Bruk av denne optiske isolatoren eliminerer med fordel behovet for en kopler for å kople det optiske utgangssignalet fra den uavbrutte fiberstrengen. Elimineringen av denne kopleren reduserer i hovedsaken systemtapene og øker derved intensiteten ved det optiske utgangssignalet til detektoren .

Ved den beskrevne utførelsesformen blir virkningen av tilbakespredningen redusett ved å benytte en andre fasemodulator for modulering av det tilførte lyset til fiberen for å redusere koherens mellom tilbakespredt lys og seg motsatt utbredende bølger. Slike tilbakespredningseffekter kan alternativt bli redusert ved å benytte en lyskilde som har en relativt kort koherenslengde.

Disse og andre fordeler ved foreliggende oppfinnelse skal beskrives nærmere med henvisning til tegningene, hvor: Fig. 1 viser en skjematisk tegning av dreiningssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse, hvor det vises optiske fiberkomponenter anbrakt langs en kontinuerlig, uavbrutt streng av optiske fibermateriale og dessuten er det vist signalgenerator, fotodetektor, låsefor-sterker og fremvisningsinnretning tilknyttet detekteringssysternet. Fig. 2 viser et snitt av en utførelsesform av en optisk fiber-retningskopler for bruk ved dreiningsføleren på fig.. 1. Fig. 3 viser et snitt av en utførelsesform av en fiberoptisk polariserer for bruk ved dreiningssensoren på fig. 1. Fig. 4 viser et perspektivriss av en utførelses form av en optisk fiberpolariseringsstyrer for bruk ved dreiningssensoren på fig. 1. Fig. 5 viser et skjematisk diagram av dreiningssensoren på fig. 1 med polarisereren, polarisasjonsstyreren og fasemodulatoren fjernet. Fig. 6 viser en kurve over intensiteten til det optiske utgangssignalet målt ved fotodetektoren som en funksjon av den rotasjonsmessige induserte Sagnac-faseforskjellen som viser virkningen av dobbeltbrytningsinduserte faseforskjeller og dobbeltbrytningsinduserte amplitudesvingninger. Fig. 7 viser en kurve over faseforskjellen som en funksjon av tiden, idet det vises fasemodulasjon til hver av de seg motsatt utbredende bølger og faseforskjellen mellom seg motsatt utbredende bølger. Fig. 8 viser skjematisk virkningen av fasemodulasjonen og intensiteten til det optiske utgangssignalet, da målt ved hjelp av detektoren når sløyfen er i ro. Fig. 9 viser skjematisk virkningen av fasemodulasjonen på intensiteten til det optiske utgangssignalet, da målt av detektoren når sløyfen roterer. Fig. 10 viser en kurve av forsterkerutgangssignalet som en funksjon av den dreiningsmessige induserte Sagnac-faseforskjellen, som viser et operasjonsområde for dreiningssensoren på fig. 1. Fig. 11 viser en enkel skjematisk tegning av sløyfedelen til dreiningssensoren på fig. 1 for å vise virkningen av jordmagnetismens felt på motsatt seg utbredende bølger. Fig. 12 viser en skjematisk tegning på et hus for omhyIling av avfølingssløyfen for å beskytte den fra de omgivende magnetiske felt. Fig. 13 viser en skjematisk tegning av rotasjonssensoren på

fig. 1 med en optisk isolator innbefattet for å forhindre det optiske utgangssignalet fra å nå lyskilden og som viser fotodetektoren anordnet for å detektere lyset avvist av isolatoren slik at en kopler ikke

er nødvendig for å utlede det optiske utgangssignalet

fra den uavbrutte fiberstrengen..

Fig. 14 viser et skjematisk diagram over lyskilden og den optiske isolatoren, hvor virkningen av isolatoren på lysutbredelsen fra kilden mot avfølingssløyfen er vist. Fig. 15 viser et skjematisk diagram, lignende det på fig. 14, hvor virkningen av den optiske isolatoren på det optiske utgangssignalet når det returnerer fra sløyfen og utbreder seg mot kilden er vist. Fig. 16 viser et perspektivriss over en foretrukket måte for innpakning av en optisk fiber for å danne en magnetor-optisk rotator. Fig. 17 viser en skjematisk tegning av en utførelsesform av en magnetor-optisk rotator for bruk ved den optiske isolatoren vist på<:>'fig. 13.

Som vist på fig. 1 innbefatter rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse en lyskilde 10 for innføring av lys i en kontinuerlig lengde eller streng med optisk .fiber 12,

en del av hvilke er viklet i en avfølingssløyfe 14. Henvisningstallet 12, som benyttet her, betegner generelt hele den kontinuerlige strengen med optisk fiber, mens tallet 12 med bokstavmerkene (A, B, C, etc.) angir deler av den"optiske fiberen 12.

Ved den viste utførelsesformen innbefatter lyskilden 10 en galliumarsenid (GaAs) laser som frembringer lys som har en bølgelengde i størrelsesorden av 0,82 mikron. Ved hjelp av et bestemt eksempel kan lyskilden 10 innbefatte en laserdiode av typen GO-DIP, kommersielt i handelen fra "General Optro-nics Corp., 3005 Hadley Rd., South Plainfield, New Jersey". De optiske fiberstrengene, slik som strengen 12 er fortrinnsvis enkelmodusf ibre som har f .eks. en ytre diameter på 80 jam og en kjernediameter på 4 pm. Sløyfen 14 innbefatter flere fibervindinger 12, viklet rundt en spole eller en annen egnet bærer (ikke vist). Ved hjelp av et eksempel kan sløyfen 14 ha tilnærmet 1000 vindinger av fibre viklet på en form som har en diameter på 14 cm.

Sløyfen 14 er fortrinnsvis viklet symmetrisk, idet den starter fra midten slik at de symmetriske punktene i sløyfen 14 er i nærheten. Fiberen er viklet om spolen slik at vindingene til midtdelen av sløyfen 14 er fortrinnsvis anordnet innerst tilliggende spolen og vindingene mot enden av sløyfen er anordnet ytterst bort fra spolen slik at begge endedelen til fibersløyfen 14 er anordnet symmetrisk om midtviklingene og er fritt tilgjengelig ved utsiden av sløyfen 14. Det er antatt at dette reduserer den omgivelsesmessige følsom-heten til dreiningssensoren, siden slik symmetri bevirker tidsvarigerende temperatur og trykkradienter til å ha en lignende effekt på begge de motsatt seg utbredende bøl-

ger .

Lys fra kilden 10 er optisk koplet med ene enden- av fiberen 12 ved å legge fiberen 12 opp mot lyskilden 10. Forskjellige komponenter for føring og behandling av lyset er anordnet eller dannet ved forskjellige steder langs den kontinuerlige strengen 12. For å beskrive de relative^ stedene for disse komponentene vil den kontinuerlige fiberen 12 bli beskrevet som delt i syv deler, merket 12A

til 12G henholdsvis, med delene 12A til 12E på siden av sløyfen 14å som er koplet til kilden 10 og delen 12F

og 12G på motsatt side av sløyfen 14.

Tilliggende til lyskilden 10, mellom fiberdelene 12A og

12B, er en polariseringsstyrer 24. En egnet polariseringsstyrer for bruk som styrer 24 er beskrevet i "Electronics Letters";fra 25. september 1980 (Vol. 16, nr. 20). En beskrivelse av polariseringsstyreren 24 vil bli gjort i det påfølgende, det skal imidlertid bemerkes at denne styreren 24 tillater justering av både tilstanden og retningen av polarisasjonen til det tilførte lyset.

Fiberen 12 går så gjennom porter merket A og B til én retningskopler 26 anordnet mellom fiberdelene 12B og 12C for kopling av optisk effekt til en andre streng med optisk fiber 28 som går gjennom portene merket C og Dotil kopleren 26 idet porten C er på samme side av kopleren som porten A og porten D

på samme side av kopleren som porten B. Enden av fiberen 28 som strekker seg fra porten D avsluttes ikke reflekterende ved punktet merket "NC" ("ikke forbundet") mens enden av fiberen 28 som strekker fra porten C er optisk koplet med en fotodetektor 30. Ved hjelp av et spesielt eksempel kan fotodetektoren 30 innbefatte en standard, sperreforspent, silikon, PIN-fotodiode. En kopler egnet for bruk ved foreliggende oppfinnelse er beskrevet nærmere i "Electronics Letters" av 27. mars 1980 (Vol. 16, nr. 7).

Fiberdelen 12C, som strekker seg fra porten B til kopleren

26 føres gjennom en polarisator 32 anordnet mellom delene 12C og 12D. Polarisatoren 32 tillater passasje av lys i en av polarisasjonsmodusene til fiberen 12, mens den forhindrer passasje av lys i den andre polarisasjonsmodusen. Polarisas jonsstyreren 24 er fortrinnsvis benyttet for å justere polarisasjonen til det tilførte lyset slik at slik polarisasjon er hovedsakelig den samme som den ført til polarisatoren 32. Dette er reduserer det optiske effekttapet når tilført lys utbreder seg gjennom polarisatoren. En egnet type polarisatorer for bruk ved foreliggende oppfinnelse er beskrevet i "Optics Letters" av november 1980 (Vol. 5, nr. 11) .

Etter passeringen gjennom polarisatoren 32 føres fiberen

12 gjennom porter merket A og B til en retningskopler 34 anordnet mellom fiberdelene 12D og 12E. Denne kopleren 34 er fortrinnsvis av samme type som beskrevet ovenfor med henvisning til kopleren 26. Fiberen 12 blir så viklet til sløyfen 14 med en polarisasjonsstyrer 36 anordnet mellom sløyfen 14 og fiberdelen 12F.Polarisasjonsstyreren 36 kan være av den typen beskrevet med henvisning til styreren 24 og bli benyttet for å justere polarisasjonen til bølgene som utbréder seg motsatt gjennom sløyfen 14 slik at det optiske utgangssignalet dannet ved overlagring av disse bølgene har en polarisasjon som vil bli effektivt ført videre med minimal optisk effekttap ved hjelp av.polarisatoren 32. Ved å benytte begge polarisasjonsstyrerne 24, 36 kan således polarisasjonen til lyset som utbreder seg gjennom fiberen 12 bli justert for maksimal optisk effekt.

En modulator 38, dreven av en vekselstrømgenerator 40 og forbundet med denne ved hjelp av en linje 39 er montert på fiberen 12 mellom sløyfen 14 og fiberdelen 12F. Denne modulatoren 38 innbefatter en PZT-sylinder, rundt hvilken er viklet fiberen 12. Fiberen 12 er festet til sylinderen slik at når den blir ekspandert radialt som følge av modulasjons-signalet fra generatoren 40 strekker den fiberen 12. En alternativt modulatortype (ikke vist) egnet for bruk ved foreliggende oppfinnelse innbefatter en PZT-sylinder som i lengderetningen strammer fire segmenter med fiberen 12 festet til korte lengder med kapillarrør ved enden av sylinderen. Fagmannen på området vil vite at disse alternative modulatortyper kan medføre en mindre grad av polarisasjonsmodulasjon til det seg utbredende optiske signalet enn modulatoren 38, det skal imidlertid i det påfølgende vise at modulatoren 38 kan bli drevet ved en frekvens som eliminerer disse uønskede effektene ved polarisasjonsmodulasjon. Begge typer modulatorer er således egnet for bruk ved foreliggende oppfinnelse.

Fiberen 12 passerer så gjennom portene merket C og D til kopleren 34 med fiberdelen- 12F seg strekkende fra porten D og fiberdelen 12G seg strekkende fra porten C. Fiberdelen 12G avsluttes ikke-reflekterende ved et punkt merket "NC" ("ikke-forbundet"). Utgangssignalet fra vekselstrømgeneratoren 40 blir tilført på en linje 44 til en synkroniseringsforsterker 46 (lock-in-forsterker) som også er tilkoplet for å motta utgangen til fotodetektoren 30 ved hjelp av en linje 58 . Signalet til forsterkeren 46 frembringer et referansesignal for å muliggjøre at forsterkeren 46 synkront detekterer detek-torutgangssignalene ved modulasjonsfrekvensen. Forsterkeren 46 frembringer således effektivt et båndpassfilter ved grunnfrekvensen (dvs. første harmoniske) til modulatoren 38 og blokkerer alle andre harmoniske til denne frekvensen. Det vil fremgå nedenfor at størrelsen til denne første harmoniske komponenten for detektorutgangssignalet er proporsjonalt over et operasjonsområde med dreiningshastigheten til sløyfen 14. Forsterkeren 46 fører ut et signal som er proporsjonalt med den første harmoniske komponenten og tilveiebringer således en direkte angivelse av dreiningshastigheten som kan bli visuelt fremvist på et fremvisningspanel 47 ved å tilføre forsterkerens utgangssignal til fremvisningsinnretningen 4 7 på en linje 49 .

En foretrukket fiberoptisk retningskopler for bruk som kop-iere 26 og 34 ved dreiningssensoren eller gyroskopet ifølge foreliggende oppfinnelse er vist på fig. 2. Kopleren innbefatter to strenger 50A og 50B til et enkelt optisk fibermo-dusmateriale montert i langsgående bueformede spor 52A og 52B henholdsvis dannet i optisk flate, mot hverandre vendende flater av rektangulære basiser eller blokker 53A og 53B henholdsvis. Blokken 53A med strengen 50A montert i sporet 52A vil bli henvist til som koplerhalvdelen 51A og blokken 53B med strengen 50B montert i sporet 52B vil bli henvist til som koplerhalvdelen 51B.

De bueformede sporene 52A og 52B har en radius som er svært stor sammenlignet med diameteren til fibrene 50 og har en bredde litt større enn fiberdiameteren for å tillate at fiberen 50, nå montert deri, sampasser med en bane definert av sporenes 52 bunnvegger.Dybden på sporene 52A og 52B varierer fra et minimum til midten til blokkene 53A og 53B henholdsvis til maksimum ved kanten av blokkene 53A og 53B henholdsvis. Dette tillater at de optiske fiberstrengene 50A og 50B, når montert i sporet 52A og 52B henholdsvis, med for del gradvis konvergerer mot midten og divergerer mot kanten av blokkene 53A og 53B og eliminerer derved en hver skarp bøyning eller plutselig endring i retningen av fiberen 50 som kan bevirke effekttap ved modusforstyrrelse. Ved den viste utførelsesformen er sporene 52 rektangulære i tverrsnitt,

det skal imidlertid bemerkes at andre egnede tverrsnitt, som vil passe fibrene 50, kan bli benyttet alternativt, slik som et U-formet tverrsnitt eller et V-formet tverrsnitt.

Ved midten av blokkene 53 ved den viste utførelsesformen

er dybden på sporene 52 som utgjør monteringen for strengene 50 mindre enn diameteren til strengene 50, mens kantene til blokkene 53, dybden av sporet 52 er fortrinnsvis i det minste så stor som diameteren til strengene 50. Optisk fibermateriale ble fjernet fra hver av strengene 50A og 50B, f.eks. ved polering for å danne respektive ovalformede -plane overflater"som er i et plan med mot hverandre vendende flater til blokkene 53A og 53B. Disse ovale flatene, hvor optisk fibermateriale har blitt fjernet vil bli henvist til som fiber "vendte overflater". Mengden av optisk:fjernet fibermateriale øker således gradvis fra null mot kanten av blokken 53 til et maksimum mot midten av blokken 53. Denne avtagende fjerningen av fiberoptisk materiale muliggjør en gradvis konvergering og divergering av fibrene, som er fordelaktig for å unngå bak-overrettet refleksjon og for mye lysenergitap.

Ved den viste utførelsesformen er koplerhalvdelen 51A og 51B identiske og blir satt sammen ved å anbringe de mot hverandre vendende flatene til blokkene 53A og 53B sammen slik at de fibervendte overflatene til strengene 50A og 50B vender irot hverandre.

En indekstilpasningssubstans (ikke vist) slik som en indeks-tilpasninsolje er anordnet mellom mot hverandre vendende flater til blokkene 53. Denne substansen har en brytnings-indeks tilnærmet lik brytningsindeksen til påføringen og virker for å forhindre at de optiske overflatene 14 blir permanent holdt sammen. Oljen blir innført mellom blokkene 53 ved hjelp av kapillarvirkningen.

Et"samvirkende område 54 er dannet ved overgangen til strengene 50 hvor lys blir overført mellom strengene ved flyktige feltkopling. Det har blitt funnet at for å sikre egnet flyktig feltkopling må mengden av materialet fjernet fra fibrene 50 bli nøyaktig styrt slik at mellomrommet mellom kjernedelene til strengene 50 er innenfor en forutbestemt "kritisk sone". De flyktige feltene strekker seg inn i påføringen og reduserer hurtig med avstanden utfor: deres respektive kjerner. Tilstrekkelig materiale skulle således bli fjernet for å tillate at hver kjerne blir anbrakt i hovedsaken innenfor det flyktige feltet til det andre. Dersom for lite materiale blir fjernet vil kjernen ikke være tilstrekkelig tett for å tillate at de flyktige feltene bevirker ønsket samvirkning av de ledede modusene og det vil således bli utilstrekkelig kopling. Dersom for mye materiale er fjernet vil derimot utbredelseskarakteristikkene til fibrene bli endret som medfører tap av lysenergi på grunn av modusforstyrrelse. Når mellomrommet mellom kjernene til strengene 50 er innenfor den kritiske sonen vil imidlertid hver streng godta en betydelig del av den flyktige felt-energien fra den andre strengen og en god kopling vil bli tilveiebrakt uten betydelig energitap. Den kritiske sonen innbefatter det område i hvilke de flyktige feltene til fibrene 50A og 50B overlapper med tilstrekkelig styrke for å tilveiebringe en kopling, dvs. hver kjerne er innenfor det flyktige feltet til den andre. Som tidligere angitt forekommer imidlertid forstyrrelser når kjernen blir brakt for tett sammen. Det er f.eks. antatt at for svakt ledede moduser slik som HE^-modusen ved enkelmodusf ibre, begynner slike modusforstyrrelser å forekomme når tilstrekkelig materiale er fjernet fra fibrene 50 for å frilegge deres kjerner.

Den kritiske sonen-er således definert som det området i hvilket de flyktige feltene overlapper med tilstrekkelig styrke for å bevirke kopling uten vesentlig modusforstyrrelses-

indusert energitap.

Den kritiske sonenes omfang for en bestemt kopler er avhengig av et antall innvirkende faktorer slik som parametrene til selve fiberen og koplerens geometri. For en enkel modusfiber som har en trinnindeksprofil kan dessuten den kritiske sonen være svært smal. Ved en enkel modusfiberkopler av den viste typen er det nødvendige senteret til sentermellomrom mellom strengene 50 ved senteret av kopleren i alminnelighet mindre enn et par (f.eks. 2-3) kjernediametere.

Strengene 50A og 50B (1) er fortrinnsvis lik hverandre; (2) har samme radius som kurven til det samvirkende området 54;

og (3) har en lik mengde med fiberoptisk materiale fjernet derfra for å danne deres respektive fibervendende flater. Fibrene 50 er således symmetriske gjennom det samvirkende området 54 i planet til deres fibervendende flater slik at deres fibervendende flater har samme utstrekning dersom overlagret. Dette sikrer at to fibre 50A og 50B vil ha samme ut-bredningskarakteristikker ved samvirkningsområdet 54 og derved unngås koplingsstempling tilknyttet ulike utbredelseskarak-teristikker.

Blokkene eller basisene 53 kan være fremstilt av et hvert egnet stivt materiale. Ved en nylig foretrukket utførelses-form innbefatter basisene 53 generelt rektangulære blokker av smeltet kvartsglass tilnærmet 2,54 cm lange, 2,54 cm brede og 1,02 cm tykke. Ved denne utførelsesformen blir optiske fiberstrenger 50 fastgjort i spalter 52 ved egnet sement slik som epoksylim. En fordel ved de smeltede kvartsblokkene 5 3 er at de har en termisk utvidelseskoeffesient lik den til glassfibrene og denne fordelen er spesielt viktig dersom blokkene 53 og fibrene 50 er utsatt for en eller annen form for varmebehandling i løpet av fremstillingsprosessen. Andre egnede materialer for blokken 53 er silikon som også har en utmerket termisk egenskap for slik anvendelse.

Kopleren innbefatter fire porter, merket A, B, C og'D på fig.

2. Når fig. 2 betraktes perspektivmessig er portene A og C, som korresponderer strengene 50A og 50B henholdvis på venstre side av kopleren mens portene B og D som tilsvarer strengene 50A og 50B henholdsvis på venstre siden av kopleren. For å forklare innretningen nærmere vil det bli antatt at inngangslyset ble tilført porten A. Lyset passerer gjennom kopleren og blir ført ved porten B og/eller porten D avhengig av lysmengden som blir koplet mellom strengene 50. I dette henseendet blir uttrykket "normalisert koplet effekt" definert som forholdet mellom koplet effekt og den normale utgangseffekten. Ved eksempelet ovenfor vil den normaliserte koplede effekten være lik forholdet mellom effektene på portene D

og summen av utgangseffektene på portene B og D. Dette forholdet er også henvist til som "koplingsvirkningsgrad"

og når så benyttet vanligvis uttrykt i prosent. Når uttrykket "normalisert koplet effekt" blir benyttet her skal det bemerkes at tilsvarende koplingsvirkningsgrad er lik den normaliserte koplede effekten ganger 100. I dette henseende har prøver vist at kopleren av den viste typen på fig. 2

har en koplingsvirkningsgrad på opptil 100%. Kopleren kan imidlertid være "avstemt" til å justere koplingsvirkningsgraden til en hver ønsket verdi mellom 0 og maksimum ved a forskyve fibervendte overflater i blokken 53. Slik av-stemning blir fortrinnsvis tilveiebrakt ved å skyve blokkene 53 sideveis relativ i forhold til hverandre.

Kopleren er i stor grad retningsmessig med i hovedsaken all tilført effekt ved en side av kopleren levett til den andre siden av kopleren. Dvs. i hovedsaken at tilført lys ved inngangsporten A blir avlevert ved utgangsporten B og D

uten motsatt rettet kopling til porten C. I hovedsaken alt tilført lys til inngangsporten C blir likeledes levert til utgangsporten B og D. Denne retningen er dessuten symmetrisk. Tilført lys til enten inngangsporten B eller inngangsporten

D blir således avlevert ved utgangsporten A og C. Kopleren er hovedsakelig ikke diskriminerende med hensyn til polari seringen og bevarer således polariseringen av det koplede lyset. Dersom en lysstråle f.eks. har en vertikal polari-sering blir ført -til porten A vil lyset koplet fra porten A til porten D såvel som lyset passerer rett jgennom fra porten A til porten B forblir vertikalt polarisert.

Ut fra det ovenfor nevnte fremgår det at kopleren kan funksjonere som en strålespalter for å dele tilført lys i to motsatt seg utbredende bølger Wl, W2 (fig. 1). Kopleren kan dessuten funksjonere for å rekombinere motsatt seg bevegende utspredende bølger etter at de har gått gjennom en sløyfe 14 (fig. 1).

Ved den viste utførelses formen har koplerne 26 , 34 en :>> koplingsvirkningsgrad på 50% da deres valg av koplingsvirkningsgrad tilveiebringer maksimal optisk effekt ved fotodetektoren 30 (fig. 1). Som benyttet her er uttrykket "koplingsvirkningsgrad" definert som effektforholdet til koplet effekt i forhold til utgangseffekten uttrykt i prosent.

Med henvisning til fig. 2, dersom lyset blir tilført porten A, vil f.eks. koplingsvirkningsgraden være lik forholdet mellom effekten ved porten D og summen av effekten utført ved portene B og D. En koplingsvirkningsgrad på 50% for kopleren 34 sikrer dessuten at seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 er lik i størrelse.

Polarisatoren 32 skal nå beskrives. En foretrukket polarisator for bruk ved dreiningsføleren på fig. 1 er vist på fig. 3. Denne polarisatoren innbefatter et dobbeltbrytende krystall 60 anordnet i det flyktige feltet til lyset sendt ut av fiberen 12. Fiberen 12 er montert i en spalte 62 som er åpen mot den øvre flaten 6 3 til en generelt rektangulær kvartsblokk.64. Spalten 62 har en bueformet kurvebunn og fiberen er montert i spalten 62 slik at den følger bunnens kontur. Den øvre flaten 63 til blokken 64 er polert for å fjerne en del av påføringen fra fiberen 12 i et område 67. Krystallet 60 er montert på blokken 64 med den nedre flaten 68 til krystallet vendende mot den øvre flaten 63 til blokken 64.for å anbringe krystallet 60 i det flyktige feltet til fiberen 12.

Den relative brytningsindeksen til fiberen 12 og dobbeltbryt-ningsmaterialet 60 er valgt slik at bølgehastigheten til den ønskede polarisasjonsmodusen er større i:.,dobbeltbrytningskrystallet 60 enn i fiberen 12, mens bølgehastigheten til en uønsket polarisasjonsmodus er større i fiberen 12 enn i dobbeltbrytningskrystallet 60. Lyset til den ønskede polarisas jonsmodusen forblir ledet av kjernedelen til fiberen 12 mens lyset til den uønskede polarisasjonsmodusen blir koplet fra fiberen 12 til dobbeltbrytningskrystallet 60. Polarisatoren 32 tillater således passering av lys i en polarisasjonsmodus mens den forhindrer passasje av lys i den.andre polarisasjonsmodusen. Som tidligere nenvt kan polarisasjons-' styrerne 24, 36 (fig. 1) bli benyttet for å justere polarisasjonen til det tilførte lyset og optiske utgangssignalet henholdvis slik at optisk effekttap gjennom polarisatoren blir gjort til et minimum.

Polarisatorstyrerne 24, 36 skal nå beskrives.

En type polarisasjonsstyrer egnet for bruk ved dreininqs-sensoren på fig. 1 er vist på fig. 4. Styreren innbefatter en basis 70 på hvilken er montert flere opprettstående blokker 72A til 72B. Mellom en tilliggende av blokken 72 er spoler 74A til 74C tangensielt montert på aksler 76A til 76C henholdsvis. Akslene 76 er aksialt innrettet i forhold til hverandre og roterbart montert mellom blokker 72. Spolene 74 er generelt sylindriske og anordnet tangensialt i forhold til akslene 76 med aksene til spolene 74 perpendikulært på aksen til akslene 76. Strengen 12 strekker seg gjennom aksiale boringer i akslingene 76 og er viklet om hver av spolene 74 for å danne tre viklingsspoler 78A til 78C. Spoleviklingens 78 radius er slik at fiberen 12 er spent for å danne et dobbeltbrytende medium i hver av spoleviklingene 78. De tre spoleviklingene 78A til 78C kan bli dreiet uavhengig av hverandre om aksene til akslingene 74A til 74C henholdsvis for å justere dobbeltbrytningen til fiberen 12 og således styre polarisasjonen til lyset som passerer gjennom fiberen 12 .

Diameteren og antall vindinger i spoleviklingen 7 8 er slik

at de ytre spoleviklingene 7 8A og C tilveiebringer en rommessig forsinkelse på en kvart bølgelengde mens midtspoleviklingen 78D tilveiebringer en rommessig forsinkelse på

en halv bølgelengde. Kvartbølgelengdespoleviklingene 78A

og 78C styrer eliptisiteten til polarisasjonen og den halve bølgelengdespoleviklingen 78B styrer polarisasjonsretningen. Dette tilveiebringer et fult område for justering av lysets polarisasjonsutbredelse gjennom fiberen 12. Det skal bemerkes at polarisasjonsstyreren imidlertid kan bli modifisert for å tilveiebringe kun to kvartbølgespoleviklinge-r 78A og C siden polarisas jonsretningen .(ellers tilveiebrakt ved hjelp av midtspoleviklingen 78B)' kan bli styrt indirekte gjennom riktig justering av polarisasjonens eliptisitet ved hjelp av to kvartbølgespoleviklinger 78A og C. Polarisasjonsstyrere 24 og 36 er følgelig vist på fig. 1 da innbefattende kun to kvartbølgespoleviklinger 78A og C. Siden disse sammenstil-lingene reduserer den totale størrelsen på styrerne 24-36

■Sr kan det være fordelaktig for visse anvendelser av foreliggende oppfinnelse å involvere rombegrensningene.

Polarisasjonsstyrerne 24 og 36 tilveiebringer således innretning for å etablere, opprettholde og styre polarisasjonen til både det tilførte lyset og de seg motsatt utbredende bølger.

I det følgende skal operasjonen uten fasemodulasjon eller polarisasjonsstyring beskrives.

For fullstendig å forestå funksjonen og viktigheten av polarisatoren 32 (fig. 1) og fasemodulatoren 38 vil operasjonen av dreiningssensoren først bli beskrevet som om disse komponentene har blitt fjernet fra systemet. Fig. 5 viser følge- lig dreiningssensoren på fig. 1 i skjematisk blokkdiagramform med modulatoren 38, polarisatoren 32 og tilknyttede komponenter fjernet derfra.

Lyset blir koplet fra laserkilden 10 til fiberen 12 for ut-bredning gjennom denne. Lyset går inn porten A til kopleren 26 hvor en del av lyset blir tapt gjennom porten D. En øvre del av lyset utbreder seg fra porten B til porten A til kopleren 34 hvor det blir spaltet i to seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 med lik amplitude. Bølger Wl utbreder seg fra porten B i en retning med urviseren og sløyfen 14 mens bølgen W2 utbreder seg fra porten D i en retning motsatt urviseren rundt sløyfen 14. Etter at bølgene Wl, W2 har gått gjennom sløyfen 14 blir de rekombinert ved hjelp av kopleren 34 for å danne et optisk utgangssignal som utbreder seg fra porten A til kopleren 34 til porten B til kopleren 26. En del av det optiske utgangssignalet blir koplet fra porten B til porten C til kopleren 26 for utbredelse langs fiberen 28 til fotodetektoren 30. Fotodetektoren 30 fører ut et elektrisk signal som er proporsjonalt med intensiteten til lyset på-trykt derpå av det optiske utgangssignalet.

Det optiske utgangssignalets intensitet vil variere i samsvar med mengden og typen (dvs. konstruktiv eller destruktiv) av interferensen, mellom bølgene Wl, W2 når de blir rekombinert eller overlagret ved kopleren 34. Vi ignorerer for øyeblikket virkningen av fiberdobbeltbrytningen og bølgene Wl, W2 beveger seg i den samme optiske banen rundt sløyfen 14. Ved antagelse av at sløyfen 14 er i ro når bølgen Wl, W2 blir rekombinert ved kopleren 34 vil de interferere konstruktivt med ingen faseforskjell derimellom og intensiteten til det optiske utgangssignalet vil være ved et maksimum. Når sløyfen 14 blir rotert vil de seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 imidlertid bli forskjøvet i fase i samsvar med Sagnac-effekten slik at når de blir overlagret ved kopleren 34 interfererer de destruktivt for å redusere intensiteten til det optiske utgangssignalet. Slik Sagnac-faseforskjell mellom bølgene Wl, W2

bevirket ved dreining av sløyfen 14 blir definert av følgende forhold:

Hvor A er arealet bundet av sløyfen 14 til den optiske fiberen, N er antall vindinger av den optiske fiberen rundt arealet A,

Q er vinkelhastigheten til sløyfen om en akse som er perpen-dikulær på planet til sløyfen, X og c er de . frie romverdiene til bølgelengden og hastigheten henholdsvis for lyset til-ført sløyfen.

Det optiske utgangssignalets intensitet (IT) er en funksjon

av Sagnac-f aseforsk jellen (4)ws) mellom bølgene Wl, W2 og er definert av følgende ligning:

hvor 1^og er individuelle intesiteter for henholdsvis bølgene Wl, W2.

Utfra ligningene (1) og (2) fremgår det at det optiske utgangssignalets intensitet er en funksjon av dreiehastigheten (fi).

En angivelse av slik dreiing kan således bli tilveiebrakt

ved måling av det optiske utgangssignalets intensitet, som benytter detektoren 30.

Fig. 6 viser en kurve 80, som viser forholdet mellom det optiske utgangssignalets (IT) intensitet og Sagnac-faseforskjellen (cj) ) mellom de seg motsatt utbredende bølger Wl,

WS

W2. Kurven 80 har formen av en kosinuskurve og det optiske utgangssignalets intensitet er ved et maksimum når Sagnac-f aseforsk J jellen (<b ) er null.

Dersom det ble antatt at den eneste kilden for faseforskjell mellom seg motsatt utbredte bølger Wl, W2 er dreiningen til sløyfen 14 vil kurven 80 variere symetrisk om vertikalaksen.

I praksis kan imidlertid en faseforskjell mellom seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 bli bevirket ikke bare ved dreining av sløyfen 14, men også ved restdobbeltbrytning i den optiske fiberen 12. Dobbeltbrytningsindusert faseforskjeller forekommer på grunn av at fiberdobbeltbrytning tenderer til å bevirke at hver av de to polarisasjonsmodusene til den enkelte modusfiber 12 utbreder lyd ved en annen hastighet. Dette skaper et ikke-resiprok, ikke-dreiningsmessig indusert faseforskjell mellom bølgene Wl, W2 som bevirker at bølgene Wl W2 interfererer på en måte somødelegger eller forskyver kurven 80 på fig. 6, f.eks. som vist ved hjelp av kurven 82 vist med fantomlinjer. Slik dobbeltbrytningsindusert, ikke-resiprok faseforskjell er ikke skillbar fra en dreiningsmessig indusert Sagnac-faseforskjell og er avhengig av omgiv- - elsesfaktorer som endrer fiberdobbeltbrytningen, slik som temperatur og trykk. Fiberdobbeltbrytning er grunnen for hovedfeilkilden ved optiske fiberdreiningssensorer.

I det følgende skal operasjonen med polarisatoren 32 bli beskrevet.

Problemet med ikke-resiprok drift på grunn av fiberdobbeltbrytning blir løst ved dreiningssensoren til foreliggende oppfinnelse ved hjelp av polarisatoren 32 (fig. 1) som,

som beskrevet ovenfor, tillater benyttelsen av kun en enkel polarisasjonsmodus. Når polarisatoren 32 således blir inn-ført i systemet ved punktet betegnet med henvisningstallet 84 på fig. 5 utbreder seg lyset ført inn gjennom polarisatoren 32 inn i sløyfen 14 i denønskede polarisasjonsmodusen. Når seg motsatte utbredende bølger dessuten blir rekombinert for å danne det optiske utgangssignalet blir ethvert lys som ikke er av samme polarisasjon som lyset tilført sløyfen forhindret fra å nå fotodetektoren 30 siden det optiske utgangssignalet når det vandrer fra porten A til kopleren 34 til koplerens 26 port B også passerer gjennom polarisatoren 32. Det optiske utgangssignalet, når det når detektoren 30,

vil således ha nøyaktig samme polarisasjon som lyset tilført sløyfen. Ved å føre inngangs lyset og det optiske utgangssignalet gjennom samme polarisator 32 blir derfor kun en enkel optisk bane benyttet som derved eliminierer problemet med dobbeltbrytningsindusert faseforskjell.

Det skal dessuten bemerkes at polarisasjonsstyrerne 24, 36 (fig. 1) kan bli benyttet for å justere polarisasjonen til det tilførte lyset og henholdsvis optisk utgangssignal for å redusere optisk energitap ved polarisatoren 32 og således maksimalisere signalets intensitet ved detektoren 30.

I det følgende skal driften ved fasemodulatoren 38 beskrives .

Fra fig. 6 fremgår det at på grunn av at kurven 80 er en kosinusfunksjon er det optiske utgangssignalets intensitet ikke lineært for små faseforskjJ eller (é Tws ) mellom bølgene Wl, W2. Det optiske utgangssignalets. intensitet er dessuten relativt ufølsomt mot endringer i faseforskjellen for små verdier av * . Slik ikke-lineæritet og ufølsomhet gjør det vanskelig å overføre optisk intensitet (1^) målt ved hjelp av detektoren 30 til et signal som angir dreiningshastigheten (ligning 1) til sløyfen 14. ;Selv om dobbeltbrytningsinduserte faseforskjeller mellom bølgene Wl, W2 er eliminert, som beskrevet ovenfor, ved bruk av polarisatoren 32 redusrer dessuten krysskoplingen mellom polarisasjonsmodusene bevirket av fiberbrytningene det optiske utgangssignalets optiske intensitet siden slik krosskoplet lys blir forhindret fra å nå fotodetektoren 30 ved hjelp av polarisatoren 32. Endringer i fiberdobbeltbrytningen bevirker således at kurvens 80 amplitude på fig. 6 endres f.eks. som vist ved hjelp av kurven 84. Det skal bemerkes at kurvene 80, 82, 84 på fig. 6 ikke er tegnet opp i målestokk. ;Ovenfor nevnte problemer blir løst ved dreiningssensorer ifølge foreliggende oppfinnelse ved hjelp av et synkrondetek-teringssystem som benytter fasemodulatoren 38, signalgeneratoren 40 og innsynkroniseringsforsterkeren 46, vist på fig. ;1. Fasemodulatoren 38 på fig. 7 modulerer fasen til hver av de .seg utbredende bølger Wl, W2 ved frekvensen til signalgeneratoren 40. Som det fremgår av fig. 1 er imidlertid fasemodulatoren 38 anordnet ved ene enden av sløyfen 14. Modulasjonen til bølgen Wl er således ikke nødvendigvis i fase med modulasjonen til bølgen W2. Det er i virkeligheten nød-vendig for riktig drift av dette synkroniseringssystemét at modulasjonen av bølgen Wl, W2 er ute av fase. Med henvisning til fig. 7 er det foretrukket at modulasjonen til bølgen Wl, representert med den sinusformede kurven 9 0, er 180° ute av fase med modulasjonen til bølgen W2, representert med kurven 92. Bruk av en modulasjonsfrekvens som tilveiebringer slik 180° faseforskjell mellom modulasjonen til bøl-gen Wl relativt i forhold til bølgen W2 er spesielt fordelaktig ved at den eliminerer modulatorindusert amplitudemodulasjon ved det optiske utgangssignalet målt ved hjelp av detektoren 30. Denne modulasJ jonsfrekvensen (f m) kan bli beregnet ved å benytte følgende ligning: ; hvor L er differensialfiberlengden mellom kopleren 34 og modulatoren 38 for seg motsatte utbredende bølger Wl, W2 (dvs. avstanden målt langs fiberen mellom modulatoren 38 ;og et symmetrisk punkt på den andre siden av sløyfen 14); n er ^en ekvivalente brytningsindeksen for den enkle modus-fiberen 12 og c er lyshastigheten i fritt rom tilført sløyfen 14. ;Ved denne modulasj J o. nsfrekvensen (f m ), er faseforskjJellen;(<j) win ) mellom seg motsatt utbredende bølger Wl, W2, på grunn av fasemodulasjonen til disse bølgene i samsvar med kurvene 90 og 92, vist ved hjelp av sinuskurven 94 på fig. 7. Denne modulasjonen til faseforskjellen mellom bølgene Wl, W2 vil ;modulere intensiteten (I ) til det optiske utgangssignalet i samsvar med kurven 80 på fig. 6 siden slik fasemodulasjon ;<(> er ikke-tydbart utfra omdreiningsmessig induseir.t Sagnac-f aseforsk jeller (<b ) . ;Tws ;Ovenfor nevnte skal bli nærmere forklart med henvisning til fig. 8 og 9 som viser virkningen av (a) fasemodulasjonen ;<|> definert av kurven 94 på fig. 7 og (b) Sagnac-faseforskjellen cf) , på intensiteten (I ) til det optiske utgangs-WS -L ;signalet representert av kurven 80 på fig. 6. Før det for-settes med beskrivelsen av fig. 7 og 8 skal det bemerkes at intensiteten (I ) til det modulerte optiske utgangssignalet er en funksjon av den totale faseforskjellen mellom bølgene Wl, W2. Slike totalfaseforskjéll er dessuten innbefattet av både dreiningsmessig indusert Sagnac-f aseforsk jell (j> og tidsendringsmodulasjonsindusert .faseforskjell d> . Den totale ;^Jrws faseforskjellen $ mellom bølgene Wl, W2 kan bli uttrykt som følgende: ; ; Siden virkningen av den modulasjonsinduserte faseforskjellen ;<b , så vel som dreiningsmessigindusert f aseforsk j ellen <b , vil bli betraktet med hevisning til fig. 8 og 9 har den horisontale aksen for kurven 80 følgelig blitt merket igjen som § for å angi at den totale f aseforsk jellen er blitt betraktet i steden for kun den rotasjonsmessiginduserte faseforskjellen som på fig. 6. ;Fig. 8 viser virkningen av f asemodulas jonen d> (kurve 94);på intensiteten IT til det optiske utgangssignalet (kurve 80). På fig. 8 er det antatt at sløyfen 14 er i ro og således er det optiske signalet ikke påvirket av Sagnac-effekten. Det skal bemerkes at-den modulasjonsinduserte faseforskjellskurven 94 spesielt endrer det optiske utgangssignalet i samsvar med kurven 80 symmetrisk om dens vertikale akse slik at den optiske intensiteten målt ved hjelp av detektoren 30 endres ;periodisk ved en frekvens lik den andre harmoniske til modu-las jons frekvensen, som vist ved hjelp av kurven 96. Siden som beskrevet ovenfor, synkronforsterkeren 46 blir åpnet ved hjelp av signalgeneratoren 40. (fig. 1) for synkront å detektere detektorutgangssignalet ved modulasjonsfrekvensen (dvs. første harmoniske) til modulatoren 38 og siden detektorutgangssignalet er ved den andre harmoniske til modulasjonsfrekvensen som vist med kurven 96 vil forsterkerutgangssignalet være null og fremvisningsinnretningen 47 vil angi dreiningshastigheten lik null. Det skal bemerkes at selv om dobbeltbrytningsindusert amplitudefluktasjoner forekommer i det optiske utgangssignalet, som beskrevet med henvisning til kurven 84 på fig. 6, vil kurven 96 på fig. 8 forbli ved en andre harmonisk frekvens. Slike dobbeltbrytningsindusert amplitudefluktasjoner vil således ikke påvirke forsterkerens 46 utgangssignal. Detekteringssysternet til foreliggende opp- • finnelse tilveiebringer derfor et vesentlig stabilt operasjons-punkt som er ufølsomt mot endringer i dobbeltbrytningen, spesielt når sløyfen 14 er i ro. ;Når sløyfen 14 blir dreiet blir seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 forskjøvet i fase, som beskrevet ovenfor i samsvar ;med Sagnac-effekten. Sagnac-faseforskyvningen tilveiebringer en f aseforsk jell å> som tillegges f asef orsk jellen * frém-Tws ^ J Ywm

brakt av modulatoren 38, slik at hele kurven 94 blir overført i fase fra stillingen vist på fig. 8, med en størrelse lik

$ , til den stillingen vist på fig. 9. Dette bevirker at

ws 3c^

det optiske utgangssignalet varierer ikke symmetrisk i samsvar med kurven 80, som derved harmoniskødelegger dette signalet som vist ved hjelp av kurven 96 slik at det innbefatter en komponent med basisk,(dvs. første harmoniske)(frekvens,

til modulatoren 38, som vist med fantomlinjer ved hjelp av sinuskurven 98. I det påfølgende vil det fremgå av RMS-verdien for den sinusformede kurven 98 er proporsjonal med sinus av den dreiningsmessiginduserte Sagnac-faseforskjellen $ Siden forsterkeren 46 synkront detekterer signaler som har grunnfrekvensen til modulatoren 38 vil forsterkeren 46 sende

ut et signal til fremvisningsinnretningen 47 som er proporsjonal med RMS-verdien til kurven 98 for å angi dreiningshastigheten til sløyfen.

Tegningene på fig. 9 viser intensitetsbølgeformen til det optiske utgangssignalet for en dreiningsretning (f.eks. urviserretningen) til sløyfen 14. Det skal imidlertid bemerkes at dersom sløyfen 14 blir rotert i motsatt retning (f.eks. mot urviseren) ved en lik hastighet vil intensitets-bølgef ormen 96 til det optiske utgangssignalet være nøyaktig det samme som vist på fig. 9, med unntak av at den vil være overført slik at kurven 98 er forskjøvet 180° fra den stillingen vist på fig. 9. Synkronforsterkeren 46 detekterer denne 180° faseforskjellen på kurven 98 ved å sammenligne dens fase med fasen til referansesignalet fra signalgeneratoren 40 for å bestemme om dreiningen til sløyfen er med urviseren eller mot urviseren. Avhengig av retningen på dreiningen avgir forsterkeren 46 enten ét positivt eller negativt signal til fremvisningsinnretningen 47. Uten hensyn til dreiningsretningen er imidlertid signalstørrelsen den samme for lik dreiningshastighet av sløyfen 14.

Bølgeformen til forsterkerutgangssignalet er vist på fig.

10 som kurven 100. Som det fremgår er kurven 100 sinusfor-met og endret positivt eller negativt fra null dreiningshastighet avhengig av enten dreiningen til sløyfen 14 er med eller mot urviseren. Kurven 100 har dessuten en hovedsakelig lineær del 102 som varierer symmetrisk om origo og tilveiebringer et relativt vidt operasjonsområde for rotasjonsmå-lingen. Kurvens 100 stigning tilveiebringer dessuten ut merket følsomhet gjennom hele dens lineære operasjonsområde 102.

Ved å benytte det synkrone detekteringssysternet blir således ovenfor beskrevne problemer med ikke-lineæritet, ufølsomhet og dobbeltbrytningsindusert amplitudefluktasjoner redusert eller eliminert.

En ytterligere fordel med dette detekteringssysternet angår

det faktum at tilstanden for fasemodulatorenes art, slik som modulatoren 38, induserer amplitudemodulasjoner i det optiske utgangssignalet enten direkte eller indirekte gjennom polarisas jonsmodulas jonen . Det skal imidlertid henvises til beskrivelsen med henvisning til ligning 3 at ved drift ved en bestemt frekvens ved hvilke faseforskjellen mellom modulasjonen til bølgene Wl og W2 er 180° opererer de ulike harmoniske frekvenskomponentene til amplitudemodulasjonen som er indusert ved hver av motsatte utbredende bølger Wl,

W2 ved modulatoren 38, hverandre når bølgene er overlagret

for å danne det optiske utgangssignalet. Siden ovenfor beskrevne detekteringssystem således detekterer kun ulike harmoniske (dvs. grunnfrekvensen) til det optiske utgangssignalet blir virkningen av amplitudemodulasjonen eliminert. Ved drift av den bestemte frekvensen definert av ligningen 3 og som detekterer kun den ulike harmoniske til det optiske utgangssignalet kan dreiningssensoren til foreliggende oppfinnelse derfor drives uavhengig av modulatorindusert amplitude og polarisasjonsmodulasjonen.

En ytterligere fordel ved driften ved den bestemte frekvensen er at like harmoniske til fasemodulasjonen indusert av modulatoren 38 i hver av de seg motsatt utbredende faser Wl,

W2 oppheves når disse bølger blir overlagret for å danne det optiske utgangssignalet. Siden disse like harmoniske kan frembringe uekte ulike harmoniske i det optiske utgangssignalet som kan ellers bli detektert av detekteringssysternet forbedrer deres eliminering nøyaktigheten ved dreiningsavfølingen.

I tilegg til driften av fasemodulatoren 38 ved frekvensen definert ved ligningen 3 er det også foretrukket å justere fasemodulasjonens størrelse slik at amplituden til den detekterte første harmoniske for det optiske utgangssignalets intensitet blir maksimalisert siden dette frembringer forbedret rotasjonsavfølingsfølsomhet og nøyaktighet. Det har blitt funnet at den første harmoniske til det optiske utgangs signalets intensitet er ved maksimum for en gitt dréinings-hastighet når amplituden til den modulatorinduserte faseforskjellen mellom bølgene Wl, W2 angitt med dimensjonen merket z på fig. 7, 8 og 9 er 1,84 radialer. Dette kan bli bedre forstått ved henvisning til følgende ligning for den totale intensiteten (IT) for to overlagrelde bølger som har individuelle intensiteter på 1^og I» henholdsvis med en faseforskjell derimellom é .

hvor: og således:

Fourier-uttrykket av cosinus § er:

te

hvor J (z) er den n Bessel-funksjonen til den variable

n

z og z er toppamplituden til den modulatorinduserte fase-forsk jellen mellom bølgene Wl, W2.

Detekteringen av kun den første harmoniske til ±T gir derfor:

Amplituden til den første harmoniske til det optiske' utgangssignalets intensitet er således avhengig av .verdien til den første Bessel-funksjonen J^(z). Siden J-^(z) er et maksimum når z er lik 1,84 radianer skulle amplituden til fasemodulasjonen fortrinnsvis være valgt slik at.størrelsen på den modulatorinduserte faseforskjellen (z) mellom bølgene Wl, W2

er 1,84 radianer.

I det følgende skal det beskrives redusering av virkningen

av tilbakespredningen.

Som kjent er foreliggende teknikkens stand ved optiske fibre ikke optisk perfekte, men de har urenheter som bevirker spred- ■ ning av mindre mengder med lys. Dette fenomenet ..er vanligvis henvist til som Rayleigh-spredning. Selv om slik spredning bevirker at noe lys går tapt fra fiberen er mengden av slikt tap relativt lite og derfor ikke et hovedproblem. Det prin-sipielle problemet tilknyttet med Rayleigh-spredningen angår ikke spredt lys som er gått tapt, men heller lys som blir reflektert slik at det utbreder seg gjennom fiberen i en retning motsatt av dens opprinnelige utbredelsesretning.

Dette er vanligvis henvist til som "tilbakespredt" lys.

Siden slik tilbakespredt lys er koherent med lyset som innbefatter seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 kan det konstruktivt eller dekonstruktivt interferere med slike seg utbredende bølger og derved bevirke "støy" i systemet,

dvs. bevirke uekte endringer i det optiske utgangssignalets intensitet, da målt av detektoren 30.

Delen av det tilbakespredte lyset fra en bølge som vil være koherent med den seg motsatt utbredende bølge er den som blir spredt innenfor en koherenslengde av senteret til sløy-fen 14. Ved redusering av koherenslengden til kilden blir således koherensen mellom det tilbakespredte lyset og de seg motsatt utbredte bølger redusert. Den øvrige delen av det tilbakespredte lyset vil være inkoherent med den seg motsatt utspredende bølge og således vil interferensen derimellom variere uregelmessig slik at den er gjennomsnitt- lig. Denne inkoherente delen av det tilbakespredte lyset vil derfor være i hovedsaken av konstant intensitet og følge-lig vil den ikke bevirke betydelige endringer i intensiteten til det optiske utgangssignalet. Ved foreliggende oppfinnelse blir følgelig virkningen av dettilbakespredte lyset redusert ved å benytte som lyskilde 10 en laser som har en relativt kort koherenslengde, f.eks. en meter eller mindre. Ved hjelp av bestemte eksempler kan lyskilden 10 innbefatte laserdio-den GO-DIP som finnes i handelen fra firmaet "General Optro-nics Corp.", som nevnt ovenfor.

En alternativ metode for å hindre destruktiv eller konstruktiv interferens mellom tilbakespredte bølger og de seg utbredende bølger innebærer anbringelse av en ytterligere fasemodulator (ikke vist)' i systemet ved midten av fibersløyfen 14. Denne fasemodulatoren er ikke synkronisert med modulatoren 38.

Utbredelsesbølgene vil passere gjennom denne ytterligere fasemodulatoren en gang kun ved deres bevegelse rundt sløyfen. Tilbakespredning, som forekommer fra en seg utbredende bølge før bølgen når den ytterligere modulatoren vil tilbakespredningen ikke være fasemodulert av denne ytterligere modulatoren siden hverken dens kildeutbredende bølge eller selve tilbakespredningen har passert gjennom den ytterligere modulatoren.

For tilbakespredning som forekommer fra en seg utbredende bølge etter at bølgen har passert gjennom denne ytterligere fasemodulatoren vil tilbakespredningen effektivt bli to ganger fasemodulert, en gang når utbredelsen har passert gjennom den ytterligere fasemodulatoren og en gang når tilbakespredningen har passert gjennom den ytterligere modulatoren.

Dersom den ytterligere fasemodulatoren. således innfører en faseforskyvning <J> (t) vil den tilbakespredte bølgen som oppstår ved hvert punkt unntatt ved senteret av sløyfen 14 ha en f asef orskyvning på enten null, eller 2 <H"t) , idet en av dem varierer med hensyn til (j) (t) f asef orskyvningen for utbred-elsesbølgen. Denne tidsvarieringsinterferensen vil utgjevnes over tid og således effektivt eliminere virkningen av det tilbakespredte lyset.

Ved en ytterligere alternativ fremgangsmåte for å forhindre destruktiv eller konstruktiv interferens fra tilbakespredt lys kan den ytterligere fasemodulatoren, ikke synkronisert med modulatoren 38, være innført ved utgangen til lyskilden 10.

Ved dette tilfellet vil tilbakespredningen som forekommer

ved ethvert punkt utenom det til midten av sløyfen 14 ha en annen optisk banelengde fra lyskilden 10 til detektoren 30 enn de til utbredelsesbølgene fra hvilke det tilbakespredte lyset oppstår.

Utbredelsesbølgen vil således gå over sløyfen 14 en gang mens den tilbakespredte bølgen og utbredelsesbølgen fra hvilke den oppsto ville ha gått over en del av sløyfen 14 to ganger. Dersom denne delen ikke er en halvdel av sløyfen adskiller seg banelengden.

På grunn av at banelengden er forskjellig må en utbredelses-bølge som når detektoren 30 ha blitt frembrakt ved kilden 10 ved et annet tidspunkt enn den tilbakespredte bølgen som når detektoren 30 samtidig.

Faseforskyvningen innført' ved den ytterligere fasemodulatoren ved kilden 10 innfører en f asef orskyvning c}> (t) til den seg utbredende bølge, men en f asef orskyvning på cj> (t +-'k) til den tilbakespredte bølgen hvor K er tidsforskjellen mellom passa-sjen av bølgene gjennom sløyfen 14. Siden <f> (t + k) er tids-endringen med hensyn til § (t) vil den tilbakespredte interferensen utjevne seg over tiden og effektivt eliminere virkningen av tilbakespredningen.

I det følgende skal reduseringen av virkningen av de omgivende

magnetiske feltene beskrives.

Det har blitt funnet at omgivende magnetiske felt, slik som jordmagnetismen kan begrense dreiningsfølsomnøyaktigheten til foreliggende oppfinnelse ved å indusere en faseforskjell mellom seg motsatt utbredende bølger Wl, W2. Slike magnetiske felt innfører denne fasedifferansen ved å bevirke at de respektive fasene til hver av de to seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 blir forskjøvet i motsatt retning i forhold til hverandre, som bevirker at den ene ligger foran og den andre ligger etter.

Disse faseforskyvningene til bølgene Wl, W2 er på grunn av

de komponenter til det omgivende magnetiske feltet som har "B-felter" parallelt med retningen av utbredelsen til bølgene Wl, W2. De magnetiske feltkomponentene frembringer et feno-men, vanligvis kjent som Faraday-effekt, som bevirker polarisas jonsretningen for hver bølge blir dreiet. Dette skal bli henvist til som Faraday-dreining. Det antas at polarisasjonen til lysbølgen blir uttrykt som resultatsummen av to sirkulær-polariserte, motsatt roterende komponenter, som utbreder seg i respektive polarisasjonsmoduser, og det magnetiske feltet kan bli betraktet å indusere slik Faraday-dreining ved å retardere utbredelseshastighéten til lyset i en av polarisasjonsmodusene, mens den fremmer den andre modusen med samme mengde.

Polariseringen av en lysbølge kan blikarakterisert veddens ellipseaktige grad. Dersom graden av ellipse er null er polarisasjonen vanligvis henvist.til som "lineær". Ved denne tilstanden vil der være lik mengde med lys i hver av modusene. Dersom graden av ellipse ér en kan polarisasjonen bli henvist til som "sirkulær" og alt lyset vil være i en av modusene. Dersom graden av ellipse er mellom null og en vil polarisasjonen kunne bli henvist til som "elliptisk" og modusene vil ha ulike mengder med lys.

Når polarisasjonen til en bølge er lineær har differensial- endringen på utbredelseshastigheten til polarisasjonsmodusen som resulterer fra Faraday-effekten, ingen virkning på bøl-gens fase. Når polarisasjonen til en bølge er noe annet enn lineær (dvs. elliptisk eller sirkulær) bevirker imidlertid differsialforandringen i utbredelseshastigheten at fasen til bølgen blir forskjøvet og størrelsen på slik faseforskyvning er avhengig av graden av den elliptiske polarisasjonen. Dette forekommer på grunn av at når polarisasjonen er sirkulær eller elliptisk er der som nevnt ovenfor ulike mengder med lys i hver av de to polarisasjonsmodusene og dersom utbredelseshastigheten til en av modusene er frem-met mens andre er retardert vil nettovirkningen således være økning eller reduksjon i bølgens utbredelseshastighet, som derved virker at bølgens fase blir forskjøvet. Antas det f.eks. at Faraday-effekten øker utbredelseshastigheten for en første modus og reduserer den for en andre modus og antar man videre at lyset i den første modusen har en amplitude større enn den til den andre modusen vil Faraday-effekten medføre en foranliggende faseforskyvning. På den andre siden vil det dersom det blir antatt at lyset i den andre modusen har en større amplitude enn den første modusen blir et resultat av Faraday-effekten at vi får en etterliggende fase.

Som angitt ovenfor kan faseforskyvningen som resulterer på Faraday-effekten bli eliminert ved å opprettholde lineær polarisasjon for bølgene Wl, W2 når de utbreder seg i motsatt retning gjennom sløyfen 14. Dette er imidlertid uheldig-vis vanskelig å fullføre siden til nå tilgjengelige optiske fibre har restlineær dobbeltbrytning som bevirker at bølgene Wl, W2 endrer deres respektive tilstander av polarisasjon når de utbreder seg gjennom fiberen. Dersom bølgene Wl, W2 f.eks. er lineærpolariserte bølger når de innføres i sløyfen 14 vil slik restlineær dobbeltbrytning bevirke at deres polarisasjon endres, f.eks. til elliptisk når bølgene går gjennom sløyfen 14. Hver bølge Wl, W2 vilosåledes fremvise en faseforskyvning på grunn av Faraday-effekten ved -utløpet av sløyfen 14. Ved utførelsesformen på fig. 1 er disse faseforskyvningene dess uten i motsatte retninger og de frembringer således en fase-forsk jell mellom bølgene Wl, W2.

Ovenfor nevnte kan bli nærmere forklart ved en fullstendig henvisning til et eksempel. Følgelig er der vist på fig. 11 sløyfedelen av dreiningssensoren på fig. 1, som for å forenkle foreliggende beskrivelse er sløyfen vist som en enkel vinding i stedet for en sløyfe med flere vindinger. Restlineærdobbelt-brytningen til fiberen.er dessuten antatt å være konsentrert ved midten av sløyfen 14 ved punktet betegnet med henvisningstallet 117. Jordmagnetismen (B-feltet) er dessuten antatt å være i planet til sløyfen i den retningen vist med pilene 118 slik at dette B-feltet generelt er pallelt med fiberen ved toppen og bunnen av sløyfen, som vist på fig. 11. Det skal bemerkes at ved beskrivelsen med henvisning til fig. 1

at bølgene Wl, W2 er lineært polarisert når de går inn i sløyfen 14 og at polarisasjonsstyreren 36 er justert til å kompensere for fiberdobbeltbrytningen slik at polarisasjonen til bølgene Wl, W2 også lineære når de går ut av sløyfen 14. I. den grad fiberdobbeltbrytningen er symmetrisk fordelt om sløyfen 14, som i tilfelle på fig. 11, vil dessuten polarisasjonen til bølgene Wl, W2 med styreren 36 således justert være den samme som ved et hvert gitt punkt på sløyfen 14.

Ved foreliggende eksempel vil dobbeltbrytningen ved midten

av sløyfen 117 bli antatt å endre fasen til hver bølge med en kvart bølgelengde slik at lineærpolarisert lys vil bli omformet til sirkulærpolarisert lys og motsatt. Styreren 36 blir justert for å kompensere for denne faseendringen ved å forskyve fasen til en lik mengde, dvs. en kvart bølge-lengde .

Når den lineærpolariserte bølgen Wl begynner dens gjennomløp av sløyfen 14 vil dobbeltbrytningen til styreren 36 endre dens polarisasjonstilstand til f.eks. høyrerettet sirkuler. Når denne bølgen Wl utbreder seg gjennom toppdelen av sløyfen 14 vil den fase bli forskjøvet i samsvar med Faraday-effekten. på grunn av tilstedeværelsen av feltet 118. Ved oppnåelse av restdobbeltbrytningen ved sløyfens 14 midte 117 vil den sirkulære polarisasjonen til bølgen Wl bli overført til en lineær polarisasjon. Siden polarisasjonen til bølgen Wl forblir lineær gjennom bunndelen av sløyfen 14 vil feltet 118

ha ingen ytterligere virkning på følgen Wl. Bølgen W2 som starter utbredelsen g.jennom den nedre delen av sløyfen blir likeledes ikke påvirket av feltet 118 ved dens lavere del siden dens polarisasjon vil forbli lineær inntil den når dobbeltbrytningen ved punkt 117. Ved punktet 117 blir polarisasjonen til bølgen W2 omformet til f.eks. høyrerettet sirkulær og således når bølgen W2 gjennomgår den øvre delen av sløyfen vil dens fase bli forskjøvet i samsvar med Faraday-ef fekten på grunn av tilstedeværelsen av feltet 118. Siden bølgen Wl, W2 imidlertid utbreder seg i motsatte retninger med samme polarisasjon gjennom den øvre delen av sløyfen 14, men feltet 118 forblir i samme retning vil de respektive faseforskyvningene til bølgene Wl, W2 indusert av feltet 118 bli i motsatte retninger. Der vil være en faseforskjell mellom bølgene Wl, W2 når de når kopleren 34 på grunn av Faraday-effekten. Som det fremgår vil de omgivende magnetiske feltene være en kilde for ikke resiprok oppførsel i fiberoptisk dreiningsfølere.

For å eliminere dreiningsavfølingsfeil frembrakt av omgivende magnetiske felt gjennom Faraday-effekten innbefatter foreliggende oppfinnelse e:t hus 110 vist på fig. 12 for skjerming eller isolering av dreiningssensoren, spesielt sløyfen 14 og kopleren 34 for slike felt. Ved den viste utførelsesformen innbefatter huset 110 et sylindrisk rør av/u-metall som har en tilstrekkelig høy magnetisk permeabilitet for effektivt å skjerme dreiningssensoren fra de magnetiske omgivelsene. Størrelsen på huset 110 kan være valgt for å passe med den strukturmessige størrelsen til dreiningssensoren og det negative ved de magnetiske omgivelsene. Ved hjelp av et bestemt eksempel kan ju-metallskjermen være 17,78 cm i diameter, 45,72 cm lang og 0,16 cm tykk. I ethvert tilfelle skulle de benyttede størrelser og materialer fortrinnsvis redusere det magnetiske feltet som støter, mot fiberen med en størrelse som står i forhold til avfølingsnøyaktigheten til dreiningssensoren. Dvs. reduksjonen i det magnetiske feltets intensitet skulle være tilstrekkelig slik at dreiningsav-følingsnøyaktigheten ikke blir begrenset av Faraday-effekten frembrakt av slike felt. Under antagelse av at dén magnetiske omgivelsen er på grunn av kun det jordmagnetiske feltet (dvs. omkring 0,5 gaus) ville ovenfor beskrevne utførelsesform med skjermen redusere det magnetiske feltet med en faktor på omkring 100 til omkring 0,005 gaus, som er nødvendig for å tilveiebringe en langtidsstabilitet på omkring 0,1°/time.

De optiske fiberkomponentene til dreiningssensoren innbefattende sløyfen 14 kan være montert på en basisplate 112 montert inn.,

i huset 110. Enden av huset kan være lukket ved hjelp av u-metallkapper 114, hvor en har en egnet åpning 116 for passasje av forsterkerlinjen 48 og modulatorlinjen 39 (fig. 1).

I det følgende skal isolasjonen av kilden 10 fra det optiske utgangssignalet beskrives.

Det skal henvises til den tidligere beskrivelsen av fig. 1

hvor en del av inngangslyset fra kilden 10 er koplet ved hjelp av kopleren 26 til fiberen 28 hvor det er et tap ved ikke-reflektiv avslutning merket "NC". Når bølgene Wl, W2 returnerer for sløyfen 14 og blir kombinert for å danne et optiske utgangssignal blir dessuten en del av dette signalet gått tapt gjennom porten C til kopleren 24. Den øvrige delen av utgangssignalet utbreder seg tilbake mot kilden 10 hvor en del av det optiske utgangssignalet blir koplet ved hjelp av kopleren 26 fra fiberen 12 til fiberen 28 for utbredelse til fotodetektoren 30. Den øvrige ikke-koplede delen av det optiske utgangssignalet, som utbreder seg gjennom fiberen 12 til laserkilden 10 er tapt. Det antas at kopleren 26 og 34 har en koplingsvirkningsgrad på 50%

og systemtapene som resulterer for koplerne 26, 34 er 87,5%. Kopleren 26 alene står for 67,5% av dette tapet i den optiske effekten.

For å redusere disse systemtapene har foreliggende oppfinnelse en fiberoptisk isolator 20 anordnet mellom kilden 10 og polarisasjonsstyreren 24 som vist på fig. 13. Denne isolatoren 120 innbefatter en polarisator 122 og en magneto-optisk eller Faraday-rotator 124. Ved denne utførelsesformen blir behovet for kopleren 26 (fig. 1) eliminert ved å anbringe detektoren 30 for å måle lysintensiteten avgitt av polarisatoren 122. Dette lyset kan bli fokusert mot fotodetektoren 30 ved hjelp av en linse 126.

Driften av den optiske fiberisolatoren kan bli nærmere forklart ved henvisning til fig. 14 og. 15. Med henvisning til fig. 14 blir polarisasjonen av lyset passert av polarisatoren 122 tilpasset til den frembrakt av lyskilden 10 slik åt kildelys ført inn i fiberen 12 passerer gjennom polarisatoren 122 til den magneto-optiske rotatoren 124. Det skal bemerkes at denne polarisasjonstilpasningen imidlertid kan bli ut-

ført ved hjelp av en polarisasjonsstyrer av den typen beskrevet ovenfor med henvisning til styrerne 24 og 36.

For beskrivelsen er det blitt antatt at lyset produsert

av kilden 10 er lineærpolariseirt i en vertikal retning og at polarisatoren 122 fører denne polarisasjonen mens den avviser andre polarisasjoner. Det lineærpolariserte lyset er representert med piler merket WS på fig. 14.

Som det fremgår av fig. 14 er kildelyset WS frembrakt av kilden 10 uendret i polarisasjon når det utbreder seg gjennom polarisatoren 122. Når lyset passerer gjennom rotatoren 124 blir imidlertid en polarisasjonsretning dreiet med 45°.

Men henvisning til fig. 13 utbreder seg lyset WS så gjennom polarisasjonsstyreren 24 hvor dets polarisasjon blir justert for virkningsfull passasje gjennom polarisatoren 32, som beskrevet tidligere. Dersom polarisatoren 32 f.eks. er konstruert for å føre lys som har en lineær, vertikal polarisasjon skulle styreren 24 være justert til å dreie polarisas jonsretningen med 45° i en retning motsatt den produsert av rotatoren 124 slik at lyset igjen er vertikalt polarisert. Lyset ble så spaltet i seg motsatte utbredende bølger Wl, W2 ved hjelp av kopleren 34 for utbredelse om sløyfen 14. Etter gjennomvandring av sløyfen 14 blir bølgene Wl, W2 rekombinert ved hjelp av kopleren 34 for å danne det optiske utgangssignalet som utbreder seg tilbake gjennom polarisatoren 32. Det skal igjen nevnes at polarisasjonsstyreren 36 kan bli benyttet for å justere polarisasjonen til de motsatt seg utbredendende bølgene slik at det optiske utgangssignalet passerer virksomt gjennom polarisatoren 32, f.eks. med en lineær, vertikal polarisasjon. Polarisasjonsstyreren 24 som er en resiprok anordning, dreier så polarisasjonsretningen til det optiske utgangssignalet med 45° slik at den når polarisasjon ved utgangen av styreren 24 som lyskilden hadde når den gikk inn i styreren 24. Som vist på fig. 15 er det optiske utgangssignalet, merket WO vist da det går inn i isolatoren 120 med en polarisasjon som er identisk fra betrakterens siktpunkt til polarisasjonen av lyskilden WS (fig. 14) som går ut av isolatoren,120. Når det optiske utgangssignalet WO passerer gjennom rotatoren 124 blir polarisas jonsretningen dreiet med andre -45°. Det er et spesielt trekk ved rotatoren 124 at dreieretningen er den samme uten hensyn .til utbredelsesretningen til lyset. Det første 45°-dreiningene av lyskilden og de andre 45°-dreiningene av det optiske utgangssignalet vil således adderes slik at det optiske utgangssignalet WO har en horisontal polarisasjonsretning når den forlater rotatoren 124. Siden polarisatoren 122 avviser polarisasjonene som er ortogonale til de som den gjennomfører vil det optiske utgangssignalet WO bli forhindret fra å utbrede seg gjennom polarisatoren 122 til lyskilden 10. Polarisatoren 122 kopler lys fra fiberen 12 slik at signalet WO vil bli sendt fra polarisatoren 122 i en retningsmessig divergerende stråle. Polarisatoren 122 er fortrinnsvis av samme type som beskrevet ovenfor med henvisning til polarisatoren 32. Det er viktig at lyset avvist av denne type polarisatorer blir strålt derfra i en retningsmessig stråle som har en relativt lav divergensvinkel (f.eks. 20°) og således må ikke den fotoføl- somme overflaten til detektoren 30 være spesielt stor eller spesielt.formet. Ved den viste utførelsesformen er denne fotofølsomme overflaten omkring 1 mm i diameter.

Lyset kan bli brakt til detektoren 30 ved fokusering av det derpå og ved å benytte linsene 126 som beskrevet ovenfor.

En optisk fiber (ikke vist) som har en kjernediameter på f.eks. 500 um kan bli benyttet for å føre lyset til detektoren 30 ved å anbringe ene enden av fiberen umiddelbart tilliggende polarisatoren slik at lyset avgitt av polarisatoren blir innført inn i fiberen og ved å anbringe den andre enden av fiberen slik at lyset fra fiberen blir ført opp på detektoren 30. Det skal bemerkes at selv om alt lyset avvist av polarisatoren 122 ikke blir ført til en fotofølsom overflate til detektoren 30, f.eks. på grunn av lett feil-innretning av fokuseringslinsen eller føring av fiberen er dette mer enn kompensert ved økningen i det optiske utgangssignalets intensitet som følge av elimineringen av kopleren 26 (fig. 1).

Det er også betydelig at når lyset blir avvist av polarisatoren vil dessuten orienteringen av den ovenfor beskrevne retningsmessige strålen utsendt fra polarisatoren 122 være forskjellig fra en retning til utbredelsen enn for den andre. Dvs. for utbredelsen i en retning blir lys utsendt på ene siden av polarisatoren 122 mens for utbredelse i den andre retningen blir lys.utsendt fra den motsatte siden av polarisatoren. Selv om kildelyspolarisasjonen ikke er nøyaktig den samme som den sluppet gjennom av polarisatoren vil derfor enhver lyskilde avvist av polarisatoren ikke være rettet mot detektoren og således vil den ikke interferere målingen av det optiske utgangssignalets intensitet.

Som vist på fig. 16 innbefatter den magneto-optiske rotatoren en fiber 132 viklet på en kjerne 170 for å tilveiebringe en rekke fibersløyfer som har buede deler og rette deler. Kjernen 170 er fremstilt av et ikke-ferromateriale, slik som aluminium og innbefatter en sentral stangdel 170, fir-kantet i tverrsnitt. Et par sylindriske deler 174, 176 er formet ved de respektive endene til den sentrale delen 172 og perpendikulært derpå. De sylindriske delen 174, 176 er orientert slik at de er felles perpendikulære. Som vist på fig. 16 har den sylindriske delen 174 en rett ende 175 (a) og en venstre .ende 175 (b), som rager for respektive parallelle sider av den sentrale delen 172. Den sylindriske delen 176 har en øvre ende 177 (a) og en nedre ende 177 (b) som rager ut fra respektive paralllelle sider av den sentrale delen 172. De sylindriske delene 174, 176 har dessuten dia-metre som er like eller større enn sidene til de sentrale delen 172.

Fiberen 132 er først viklet rundt den øvre enden 177a til den sylindriske delen 176 for å danne en buet fiberdel 178 som forbinder to rette deler 180, 182.Fiberen blir så viklet rundt den venstre enden 175b til den horisontalt sylindriske delen 174 for å danne en buet del 183 som binder den rette delen 182 med en rett del 184. Omviklingen fort-setter med å danne en ny buet del 186 rundt den nedre enden 177b til den vertikalt sylindriske delen 176 for å forbinde den rette delen 184 med en rette del 188. En annen buet del 190 blir så dannet til slutt ved å vikle fiberen 132 rundt den høyre enden 175b til den horisontale delen 174 for å forbinde den rette delen 188 med en rett del 192. Det skal bemerkes at omviklingen blir fullført slik at de rette delene 180, 182, 184, 188 og 192 er parallelle med hverandre. Ved omviklingen av fiberen på ovenfor nevnte måte vil dessuten de buede delene 178, 186 ligge i et horisontalt plan mens de buede delene 183, 190 ligger i et vertikalt plan.

Selv om det for å gjøre illustrasjonen klarere er anordnet kun fire vindinger (buede deler) ved fiberen 132 på fig. 16 er det klart at fiberen 132 kan bli omviklet på samme måte for å tilveiebringe ytterligere vindinger. I tillegg er det klart at utfra den følgende beskrivelsen, selv om de buede delene er vist til å innbefatte halve vindinger kan de innbefatte N + 1/2-vindinger (idet n er et helt tall) og fremdeles tillate at de rette delene blir anordnet som vist på fig. 16.

Et magnetisk felt blir tilført fiberen 132 ved å anbringe kjernen-170 mellom polene til en magnet 200 som vist på fig. 17 slik at B-feltet til magneten er parallelt med de rette delene til fiberen 132. Magneten 200 kan være av enhver egnet type eller form. Den kan f.eks. være enten en elektro-magnet eller permanent magnet. Magneten kan f.eks. dessuten være formet.som en toroid eller som en hestesko.

Når lys utbreder seg gjennom disse delene 80, 82, 84, 88 og

92 blir polarisasjonsretningen dreiet ved hjelp av det magnetiske feltet i samsvar med Faraday-effekten. Med fiberen 132 omviklet på den måten vist på fig. 16 reverseres lysutbredelsen gjennom fiberen 132 sin utbredelsesretning når den beveger seg fra den ene rette delen til den andre rette delen. Den vil således utbrede seg i samme retningen som B-feltet, f.eks. gjennom de rette delene 180, 184 og 192,

men vil utbrede seg i motsatt retning fra B-feltet gjennom f ..eks. de rette delene 18 2 og 188. Det magnetiske feltet vil derfor dreie polarisasjonen i samsvar med Faraday-effekten slik ut fra et fast synspunkt (dvs. stasjonært) vil Faraday-dreiningen i enhver: to tilliggende rette deler 178, 183, 186, 190 synes å være i samme retningen. Selv om disse dreiningene imidlertid er i samme retningen adderes de imidlertid ikke ordinært til hverandre siden, på grunn av utbredelsen rundt de buede delene 178, 183, 186, 190, retningen av polarisasjonen (da sett av en stasjonær iaktager) i en rett del blir reversert slik at den blir speilbildet av lyset i en tilliggende rett del og således ville dreiningen på grunn av Faraday-effekten i enhver av to tilliggende rette deler oppheves som gir en netto dreining på null. Den magneto-optiske rotatoren på fig. 1 6 løser dette problemet ved å danne de buede delen 178, 183, 186, 190 (dvs. velger diame-

teren til de sylindriske delen 174, 176 og antall.vindinger til fiberen 132) slik at de hver skaper en lineær dobbeltbrytning tilstrekkelig til å tilveiebringe en rommessig adskillelse mellom lyset i polarisasjonsmodusene til en halv bølgelengde eller en faseforskjell på 180°. Dette bevirker en fordelaktig polarisasjonsretning da betraktet av en betrakter til å være den samme i en hver av de rette delene 180, 182, 184, 188, 192 slik at Faraday-dreiningen adderer dem i steden for at de blir opphevet. Ved å tilveiebringe en rekke med rette deler kan således en stor Faraday-dreining bli tilveiebrakt selv om Faraday-dreiningen for en rett del kan være relativt liten.

Dersom-styrken på det magnetiske feltet (B-feltet) tilført fiberen 132 er tilnærmet 1000 gaus vil en fiber omviklet i samsvar med spesifikasjonene vist nedenfor tilveiebringe en total Faraday-dreining på 45° for lysutbredelse gjennom fiberen i enhver retning. Dersom en lysbølge utbreder seg gjennom fiberen 132 i en retning og returnerer derigjennom en annen retning vil således den totale Faraday-dreiningen være 90°. Størrelsen på Faraday-dreiningen tillater den magneto-optiske rotatoren å bli benyttet som optisk isolator på en måte beskrevet med henvisning til fig. 14 og 15.

For eksempelet i en utførelsesform som har blitt konstruert ble totalt 32 vindinger benyttet. Spesifikasjonene for denne utførelsesformen er som følgende:

Claims (28)

1. Optisk fibersystem for avføling av dreining, karakterisert ved at systemet innbefatter: en lyskilde (10), en sløyfe (14) av optisk fibermateriale som sender lys i en enkel modus fra lyskilden (10), en flyktig optisk feltfiberretningskopling (34), forbundet mellom lyskilden (10) og sløyfen (14) for å spalte lyset fra kilden (10) i to bølger som utbreder seg rundt sløyfen (14) i motsatte retninger, og detektorinnretning (30) som reagerer på fasene til de to bølgene for å tilveiebringe et utgangssignal som tilsvarer dreiningen til sløyfen (14).

2. Dreieføler ifølge krav 1, karakterisert ved at den innbefatter en optisk isolator (120) anordnet mellom lyskilden (110) og kopleren (34) for å tillate passasje av lys fra kilden (34) til sløyfen (14) mens den forhindrer passasje av lys fra sløyfen (14) til kilden (10).

3. Dreieføler ifølge krav 1, karakterisert ved at lyset blir sendt til kopleren (34) fra kilden (10) over en fiberoptisk linje (12), hvor kopleren (34) rekombinerer de seg motsatt utbredende bølger og leverer en kombinert utgangsbølge tilbake til linjen (12) og at dreieføleren dessuten innbefatter innretninger (26 eller 120) forbundet mellom kopleren (34) og lyskilden (10) for kopling av utgangsbølgen fra linjen til detektorinnretningen (30) .

4. Dreieføler ifølge krav 3, karakterisert ved at innretning for kopling innbefatter en andre flyktig optisk retningsmessig feltfiberkopler (26).

5. Dreieføler ifølge krav 3, karakterisert ved at innretning for kopling innbefatter en optisk isola tor (120) som slipper igjennom lys fra kilden (10) til sløy-fen (14), men kopler den kombinerte utgangsbølgen fra linjen (12) for å forhindre den fra å nå kilden (10).

6. Dreieføler ifølge krav 5, karakterisert ved at den innbefatter en innretning (126) for å føre utgangsbølgen fra isolatoren (120) til detektorinnretningen (30) .

7. Dreieføler ifølge krav 6, karakterisert ved at fø ringsinnretningen innbefatter en linse.

8. Dreieføler ifølge krav 6, karakterisert ved at føringsinnretningen innbefatter en optisk fiber.

9. Dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 3 til 8, karakterisert ved at den innbefatter optisk fiberpolariseringsinnretning (32) forbundet med linjen (12) for å slippe gjennom lys av forutbestemt polarisasjon.

10. Dreieføler ifølge krav 9, karakterisert ved at den innbefatter fiberoptisk innretning (24, 36) for styring av polarisasjonen til lyset fra kilden og de seg motsatt utbredende bølger for maksimal overføring ved hjelp av polarisasjonsinnretningen (32).

11. Dreieføler ifølge krav 10, karakterisert ved at linjen (12) og sløyfen (14) innbefatter en enkel uavbrutt streng av optisk fibermateriale som kontinuerlig føres gjennom den optiske fiberkopleren (34) idet koplingsinnretningen (26 eller 120), polariseringsinnretningen (32) og polarisasjonsstyrerinnretningen (24, 36), kopleren (34), koplingsinnretningen (26 eller 120) polarisasjonsinnretningen (32) og polarisasjonsstyrerinnretningen (24, 36) alle er ut-formet på strengen (12) med ingen spleising eller avbryt-ning av strengen (12).

12. Dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 1 til 11, karakterisert ved den innbefatter innretning for å redusere koherensen mellom seg motsatt utbredende bø lger og det tilbakespredte lyset for å redusere støy i systemet.

13. Dreieføler ifølge krav 12, karakterisert ved at innretningen for å redusere koherens innbefatter en fasemodulator forbundet med senteret til sløyfen (14) til det optiske fibermaterialet.

14. Dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 1 til 13, karakterisert ved at sløyfen (14) innbefatter en streng av optisk fibermateriale viklet i flere vindinger om en bærer, idet de midtre vindingene er anordnet innerst tilliggende bæreren og viklingene, mot enden av sløyfen er anordnet ytterst bort fra bæreren slik at både endedelene og strengen som danner sløyfen er anordnet symmetrisk om midtvindingene og er fritt tilgjengelig ved utsiden av sløy-fen .

15. Dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 1 til 14, karakterisert ved at de innbefatter innretning for modulering av (38)"fasen til de to bølger ved en bestemt frekvens, at modulasjonsinnretningen (38) adskilt fra kopleren (34) med en fiberlengde i en retning av slø yfen som er en lengde L adskiller seg fra fiberlengden mellom modulasjonsinnretningen (38) og kopleren (34) i motsatt retning av sløyfen (14), idet modulasjonsinnretningen innfører en amplitudemodulasjon i det minste en av de to bølgene, hvor den bestemte frekvensen er valgt for å eliminere feil bevirket av amplitudemodulasjonen ved detektorinnretningen (30) .

16. Dreieføler ifølge krav 15, karakterisert ved at den bestemte frekvensen lik C/2NL hvor L er lengden L, C er lyshastigheten i det frie rommet og N er den ekvivalen te brytningsindeksen for det optiske fibermaterialet.

17. Dreieføler ifølge krav 15 lier 16, karakterisert ved at amplitudemodulasjonen blir bevirket direkte ved hjelp av innretninger (38) for å modulere fasen.

18. Dreieføler ifølge krav 15 eller 16, karakterisert ved at amplitudemodulasjonen blir bevirket ved polarisasjonsmodulasjon innført av innretninger (38) for å modulere fasen.

19. Dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 15 til 18, karakterisert ved at kopleren (34) rekombinerer bølgene etter utbredelsen om sløyfen (.14) for å tilveiebringe en kobinert lysbølge og at detektor-.' innretningene (30, 46) detekterer kun en ulik harmonisk av den kombinerte bølgen, og at den bestemte frekvensen bevirker at de ulike harmoniske frekvenskomponentene til amplitudemodulasjonen sletter alltid når bølgen blir rekombinert ved koplingsinnretningen (34).

20. Dreieføler ifølge krav 19, karakterisert ved at detektorinnretningene (30, 46) detekterer kun grunnfrekvensen til den kombinerte bølgen.

21. Dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 15-20, karakterisert ved at detektorinnretningene (30, 46) innbefatter en forsterker (46) som tilveiebringer en smal båndpassfilterkarakteristikk ved den bestemte frekvensen.

22. Dreieføler ifølge krav 21, karakterisert ved at detektorinnretningene (30, 46) innbefatter en synkronforsterker (46) synkronisert med innretningene (38) for modulering.

23. Dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 15-22, karakterisert ved at den spesifikke frekvensen er valgt med henvisning til lengden L for å tilveiebringe en modulasjonsfaseforskjell med 180° i de to bølg-ene ved rekombinasjon ved kopleren (34).

24. En dreieføler ifølge et hvilket som helst av kravene 1 til 23, karakterisert ved at den innbefatter innretninger (110) for å skjerme sløyfen (14) til det optiske fibermateriale fra et omgivende magnetisk felt for å redusere virkningen av det magnetiske feltet på lysbølgene i slø yfen.

25. En dreieføler ifølge kirav 24, karakterisert ved at skjermingsinnretninger (110) reduserer intensiteten til det magnetiske feltet ved sløyfen (14) med en størrelse tilstrekkelig til å forhindre dens virkning på lysbølgene i slø yfen (14) fra å begrense avfø lingsnøyaktig-heten til dreieføleren.

26. Dreieføler ifølge krav 24 eller 25, karakterisert ved at skjermingsinnretningene (110) innbefatter et hus (110) for slø yfen (114) , idet huset (110) er fremstilt fra et magnetisk permeabelt materiale.

27. Fremgangsmåte for å øke dreieavfølingsnøyaktigheten til en dreieføler, karakterisert ved åt den innbefatter en føler ifølge et hvilket som helst av kravene 1-23 og som skjermer avfø lingsslø yfen (14) fra omgivende magnetiske felt.

28. Fremgangsmåte for avfø ling av dreiningen, karakterisert ved at den innbefatter bruk av en føler: som definert i- et hvilket som helst av kravene 1-26 for å avføle dreiningen.