NO164625B

NO164625B - Magneto-optisk rotator.

Info

Publication number: NO164625B
Application number: NO823709A
Authority: NO
Inventors: Herve C Lefevre; Ralph A Bergh
Original assignee: Univ Leland Stanford Junior
Priority date: 1981-11-09
Filing date: 1982-11-08
Publication date: 1990-07-16
Also published as: KR890000581B1; ATE45821T1; NO164625C; BR8206460A; DE3279904D1; EP0079188A2; US4615582A; EP0079188B1; CA1233683A; JPS5890616A; AU8988082A; NO823709L; AU564579B2; KR840002531A; EP0079188A3; IL67169A0

Description

Foreliggende oppfinnelse angår en magneto-optisk rotator av den art som angitt i innledningen til krav 1. Videre angår foreliggende oppfinnelse anvendelse av den magneto-optiske rotatoren som angitt i hhv. krav 10 og 11. Videre angår foreliggende oppfinnelse også fremgangsmåte for å tilveiebringe en Faraday-rotasjon som angitt i innledningen til krav 12. Foreliggende oppfinnelse angår også en fremgangsmåte for å fremstille en rotatcr som anvender Faraday-effekt.

Noen stoffer er i seg selv optisk aktive på en måte seni roterer polarisasjonen av lys som passerer gjennom dem. Imidlertid oppviser ikke glass (kisel), som er det mest vanlig brukte materialet til optiske fibre denne egenskap. I 1845 oppdaget Faraday at glass og andre stoffer som ellers er blottet for denne egenskapen, erverver seg den når de er plassert i et sterkt magnetfelt. Lys som brer seg gjennom stoffet parallelt med de magnetiske kraftlinjer blir påvirket av disse, slik at polarisasjonsretningen til lyset blir rotert. Dette er vanligvis referert til som "Faraday-effekten". Et spesielt interessant trekk ved Faraday-effekten er at rotasjonsretningen for en gitt lysbølge er den samme fra synspunktet til en fast observatør, uansett retningen av utbredelse. Således vil en lysstråle som passerer gjennom feltet en gang i hver retning få sin rotasjon fordoblet (hvilket ikke er tilfelle ved naturlig optisk aktivitet).

Mengden av slik Faraday-rotasjon er avhengig av de følgende faktorer:

1. Verdet-konstant til materialet (en indikasjon på suseptiliteten til materialet med hensyn til Faraday-effekten); 2. Intensiteten til partiet av det magnetiske feltet som blir påtrykt til materialet som er parallelt med forplantningsretningen til lyset; og 3. Over hvilken lengde det magnetiske feltet blir påtrykt materialet.

Kisel har en relativt lav Verdet-konstant. For å være i stand til å generere en merkbar Faraday-rotasjon i en optisk fiber av kisel, må den magnetiske

feltintensiteten være ekstremt sterk, ellers må fiberlengden som er nedsenket i feltet være ekstremt lang, eller begge deler. Sem en indikasjon på vanske-lighetene som er innvolvert ved å oppnå en tydelig Faraday-rotasjon i glass optiske fibre, kan nevnes som et eksempel at en enkel modusfiber med en

lengde på omtrent 12 cm vil trenge en magnetisk feltstyrke (i en retning parallell med fiberen) på omtrent 1000 gauss for å produsere Faraday-rotasjon på bare omkring 1 1/2 grad. På grunn av den lave Verdet-konstanten til kisel,

er det således svært vanskelig å produsere vesentlig Faraday-rotasjon i glass optiske fibre.

Foreliggende oppfinnelse angår en magneto-optisk rotator av

den innledningsvis nevnte art hvis karakteristiske trekk fremgår av krav 1. Ytterligere trekk ved den magneto-optiske rotatoren fremgår av de øvrige uselvstendige kravene. Foreliggende oppfinnelse angår også en anvendelse av den art som angitt i hhv. krav 10 og 11. Videre angår foreliggende oppfinnelse en fremgangsmåte for å tilveiebringe en Faraday-rotasjon som nevnt innledningsvis, hvis karakteristiske trekk fremgår av krav 12. Ytterligere trekk ved fremgangsmåten fremgår av de øvrige uselvstendige kravene. Foreliggende oppfinnelse angår også en fremgangsmåte for å fremstille en rotator som anvender Faraday-effekt, hvis karakteristiske trekk fremgår av krav 16. Ytterligere trekk ved denne fremgangsmåten fremgår av de resterende uselvstendige kravene.

Lyset som forplanter seg gjennom fiberen reverserer sin forplantningsretning når det vandrer fra en side (rett parti) av en gitt sløyfe til den andre siden av denne sløyfe. Lyset vil således forplante seg i den samme retningen som B-feltet på en side av sløyfen, og vil forplante seg i den motsatte retningen fra B-feltet på den andre siden av sløyfen. Under disse omstendigheter skulle man ordinært forvente at fra synspunktet til en stasjonær observatør, ville retningen

på polarisasjonen på en side av sløyfen være speilbildet

av det på den andre siden av sløyfen, og således at rotasjonene ville oppveie hverandre, og man ville få en netto rotasjon på null. I den foreliggende oppfinnelse er imidlertid

de kurvede partier ved endene til sløyfene formet for å

skape en lineær dobbeltbrytning tilstrekkelig til å frembringe en dobbeltkrum atskillelse mellom lys i polarisasjonsmodusene på en halv bølgelengde, eller en fasedifferanse på 180°. Dette forårsaker, som fordelaktig, at polarisasjonsretningen blir rotert, slik at i hver av de rette partier av sløyfen, vil polarisasjonen opptre på samme måte for en observatør, og dermed tillates Faraday-rotasjonen

å adderes til hverandre snarere enn å oppveie hverandre. Ved således å sørge for en serie av disse sløyfer, kan

en omfattende Faraday-rotasjon bli oppnådd, selv om Faraday-rotasjonen i en av sløyfene er relativ liten.

Ved å vikle fiberne i sløyfer slik at en vesentlig lengde, av størrelsesorden 4 meter, er utsatt for magnetiske felt, kan en betydelig Faraday-rotasjon bli oppnådd ved å anvende en magnet som bare har en moderat feltstyrke. Videre tillater de fiberoptiske sløyfer at den magneto-optiske rotatoren i henhold til foreliggende oppfinnelse kan utføres ganske kompakt. Dette er fordelaktig siden det tillater bruk av en magnet som er relativt liten i størrelse.

Den magnetiske flukstettheten som er nødvendig for en gitt mengde av Faraday-rotasjonen avhenger av antallet fiber-sløyfer. I en utførelse frembringer en magnetisk flukstetthet (B-felt) på 1000 gauss påtrykt på 16^ fibersløyfe som har en lengde på omtrent 15 cm hver, en Faraday-rotasjon på omtrent 45°. Generering av et slikt magnetfelt kan oppnås ved forskjellige hensiktsmessige anordninger, dvs.

en elektromagnet eller en permanent magnet.

Den magneto-optiske rotatoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse er nyttig i en rekke anvendelser, av hvilke noen innvolverer ytterligere optiske komponenter. F.eks. kan rotatoren anvendes som en optisk isolator. Ved denne anvendelse vil rotatoren bli brukt i kombinasjon med eh polarisator. Lys som passerer gjennom polarisatoren fra kilden vil bli rotert 45° av rotatoren, og dersom det vendes tilbake til rotatoren med den samme polrisasjonen som når det forlot denne, vil det i tillegg bli rotert 45° før det vender tilbake. De to 45° rotasjonene vil adderes, . slik at lyset som vender tilbake til kilden vil være ortogonalt polarisert i forhold til det som forlater den. Polarisatoren vil avvise dette ortogonalt polariserte lyset for å hindre slik tilbakevendende lys fra å nå kilden.

I en annen anvendelse kan den foreliggende oppfinnelse

bli brukt som et magnetometer ved å kople motforplantende lysbølger til det. Omgivende magnetiske felt (slik som jordens magnetiske felt) vil påvirke fasen til hver av de motforplantende bølger mens de passerer derigjennom på

samme måte som med det induserte magnetiske felt beskrevet ovenfor, og ved å måle fasedifferansen mellom disse motforplantende bølger, kan styrken til magnetfeltet bli bestemt.

I nok en anvendelse kan den foreliggende oppfinnelse bli brukt som en amplitude-modulator ved å modulere magnetisk flukstetthet til det magnetiske feltet påtrykt fibersløyfene slik at polarisasjonsretningen blir modulert. Ved å la dette polarisasjonsmodulerte lyset passere gjennom en polarisator kan amplitudemodulert lys bli oppnådd. På lignende måte kan den foreliggende oppfinnelse bli brukt som en fasemodulator ved å variere styrken på magnetfeltet. Fortrinnsvis blir sirkulært polarisert lys anvendt, slik at Faraday-effekten endrer direkte fasen av lyset som respons

på styrken av magnetfeltet.

Disse og andre fordeler med den foreliggende oppfinnelse

vil best bli forstått med referanse til tegningene hvor:

Fig. IA til 1C er skjematiske illustrasjoner av en lineært polarisert lysbølge bestående av to motroterende elektriske feltvektorer, og viser progresjonen av vektorene, mens de motroterer gjennom rommet; Fig. 2 er en skjematisk illustrasjon av en elliptisk polarisert lysbølge bestående av to motroterende elektrisk feltvektorer som er ulike i størrelse; Fig. 3 er en skjematisk illustrasjon av en sirkulært polarisert lysbølge bestående av en enkelt roterende elektrisk feltvektor; Fig. 4 er en skjematisk illustrasjon av en lineært polarisert lysbølge bestående av to ortogonale elektriske feltvektorer som øker og minker i størrelse fra positivt til negativt langs sine respektive akser, mens lysbølgen forplanter seg; Fig. 5 er en skjematisk illustrasjon av den lineært polariserte lysbølgen på fig. 4, og viser effekten på polarisasjonsretningen til lysbølgen som er resultatet av lineær dobbeltbrytning tilstrekkelig til å frembringe en relativ fasedreining mellom lyset i de ortogonale polarisasjonsmodus på 180° ( h bølge-lengde) ; Fig. 6 er en skjematisk tegning av en lysbølge som forplanter seg langs en lengde av optisk fiber, og viser polarisasjonen av lysbølgen blir rotert i samsvar med Faraday-effekten som følge av tilstedeværelsen av et magnetfelt; Fig. 7 er en skjematisk tegning av lysbølgen og den optiske fiber på fig. 6, og viser polarisasjonen av lysbøl-gen blir rotert i den samme retning som på fig. 6 når lysbølgen forplanter seg tilbake gjennom fiberen (egentlig med forplantningsretningen motsatt den som er vist på fig. 6); Fig. 8 er en skjematisk tegning av en lysbølge som forplanter seg gjennom en sløyfe av optisk fiber, og viser polarisasjonen blir rotert i samsvar med Faraday-effekten, og illustrerer at ved fravær av den passende mengde dobbeltbrytning i de kurvede partier til fiberen, vil Faraday-rotasjonene som er frembragt ved magnetisk felt oppheves, mens bølgen forplanter seg gjennom sløyfen; Fig. 9 er en skjematisk tegning av lysbølgen og fiber-sløyfen på fig. 8, unntatt at det kurvede partiet til fiberen på fig. 9 har tilstrekkelig lineær dobbeltbrytning til å endre retningen av polarisasjon slik at fra synspunktet til en fast observatør, vil polarisasjonen i begge de rette partiene være den samme, og derved forårsake Faraday-rotasjonene til å adderes til hverandre i stedet for å kanselere hverandre; Fig. 10A til F er skjematiske illustrasjoner av en lineært polarisert lysbølge og viser virkningen av dobbeltbrytning på denne lysbølge, mens den forplanter seg gjennom fibersløyfen på fig. 9; Fig. 11 er en skjematisk tegning som viser to fibersløyfer som ligger i gjensidig ortogonale plan, og illustrerer polarisasjonsfeilkompensasjonen frembragt ved å orientere fibersløyfene i ortogonale plan; Fig. 12 er en skjematisk tegning som illustrerer fiber-sløyfene på fig. 11 viklet rundt sylindriske legemer, hvis størrelse er valgt for å frembringe den ønskede kurveradius for de kurvede partier til sløyfene;

Fig. 13 er en skjematisk tegning som viser en fiber viklet

1^5 turn rundt en av de sylindriske legemene til fig. 12;

Fig. 14 er en skjematisk tegning som illustrerer effekten

av å vikle fiberen på fig. 12 med strekkspenning;

Fig. 15 er en perspektivtegning av en fiber viklet rundt

en spindel i samsvar med læren fra fig. 11 og 12; Fig. 16 er en skjematisk tegning som viser spindelen og fiberen på fig. 15 anordnet mellom polene til en magnt; Fig. 17 og 18 er skjematiske tegninger som viser den magneto-optiske rotatoren i henhold til den foreliggende

oppfinnelse anvendt som en optisk isolator;

Flg. 19 er et sideriss i delvis snitt som viser en type

av fiber optisk polarisator som passer for å anvendes med den magneto-optiske' rotatoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse, f..eks. i den optiske isolatoren til fig. 17 og 18;, Fig. 20 er en. skj>ematis;k tegning som viser den magneto-optiske' rotatoren i hen-holdl til dem forediggende-oppfinnelse anvendt som en modulator'; Fig-. 21 er en skjematisk tegning som viser den magneto-optiske rotatoren i henhold til den foreliggende

oppfinnelse anvendt som et magnetometer;

Flg. 22 er en skjematisk tegning av magnetometeren på fig.

21, og viser et for tiden foretrukket deteksjons-system for synkron detektering av intensiteten til det optiske utgangssignalet; Fig. 23 er et perspektivbilde av en polarisasjonsstyreanordning som passer for å anvendes i magnetometeret til fig. 22; og Fig. 24 er et sideriss i delvis snitt av en fiberoptisk retningskopler som passer for å anvendes i magnetometeret på fig. 21 og 22.

Den magneto-optiske rotatoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse er basert på begreper og prinsipper som vil bli beskrevet primært med referanse til fig. 1 til 14,

mens den strukturelle oppbygning er vist prinsipielt på

fig. 15 og 16. Spesielle anvendelser av denne magneto-optiske rotatoren er illustrert på fig. 17 til 24.

En grunnleggende kjennskap til polarisasjonsanalyse er nyttig for fullt å forstå den foreliggende oppfinnelse. Følgelig vil det til å begynne med bli gitt en kortfattet beskrivelse av to koordinatsystemer som blir anvendt for å beskrive polarisasjonen av en gitt lysbølge. Hver av koordinatsystemene bygger på begrepet om normalmodus, dvs.

de modus som forplanter seg gjennom en fiber uendret, unntatt når det gjelder faseforholdet dem imellom. Det første koordinatsystemet medfører et sett av normalmodusene for sirkulær dobbeltbrytning og det andre koordinatsystemet medfører et sett av normalmoduser for lineær dobbeltbrytning. Således er det første av disse koordinatsystemer spesielt nyttig ved analysering av virkningen av sirkulær dobbeltbrytning (f. eks., som følge av Faraday-ef fekten), mens det andre koordinatsystemet er mer passende ved analysering av polarisasjonseffektene ved lineær dobbeltbrytning (f.eks. på grunn av krumninger i fiberen).

I det første koordinatsystemet blir polarisasjonen til

en lysbølge uttrykt som resultanten av to sirkulært polariserte komponenter, som hver forplanter seg i respektivt en av to sirkulære polarisasjonsmodus til fiberen, idet komponentene har elektriske vektorer som roterer i motsatte retninger, normalt med den samme hastighet. En av de sirkulære polarisasjonene kan bli referert til som "høyre hånd sirkulær", mens den andre kan refereres til som "venstre hånd sirkulær". De motroterende feltvektorene til de sirkulært polariserte komponentene til lyset repre-

senterer normalmodusene (dvs. de moduser som forplanter seg uendret unntatt når det gjelder fase) for sirkulær dobbeltbrytning, og er vist skjematisk på fig. 1 som vektorene 12 og 14. Resultanten av disse vektorer 12,14 representerer polarisasjonen av lysbølgen, og er vist med vektoren 16. Når feltvektorstørrelsen til de to sirkulært polarisert komponentene er like som på fig. 1, er polarisasjonen av lysbølgen representert derved lineær. Dette kan forstås bedre ved å sammenligne fig. IA, B og C, som viser progresjonen, av vektorene 12,14 mens de motroterer gjennom rommet. Det kan ses at siden størrelsen til vektorene 12,14 er

like, vil resultantvektoren 16 bli liggende langs en enkel linje, som i tilfellet på fig. 1 er en vertikal linje.

Videre vil resultantvektoren 16 øke og minske i størrelse langs denne vertikale linje, som kan ses ved å sammenligne fig. IA til 1C. Orienteringen av den vertikale linjen kan refereres til som "polarisasjonsretningen". I denne sammenheng har det lineært polariserte lyset som er representert av tegningene på fig. 1 en polarisasjonsretning som kan bli referert til som "vertikal", siden orienteringen av linjen som resultantvektoren 16 ligger langs er vertikal.

Når størrelsene til feltvektorene 12,14 er ulike, kan polarisasjonen av bølgen sies å være "elliptisk", siden spissen av resultantvektoren 16, som vist på fig. 2, tegner ut en ellipse 18, mens feltvektorene 12,14 motroterer. Videre når størrelsen av en av feltvektorene 12,14 er null, er polarisasjonen av bølgen naturligvis sirkulær. Dette er vist eksempel på i fig. 3 som viser resultantvektoren 16 sammenfallende med en av komponentfeltvektorene, f.eks., vektoren 12, slik at spissen til vektoren 16 tegner ut en sirkel 19.

Fra det foregående må forstås at polarisert lys kan ha varierende grader av elliptisitet, som strekker seg fra lineær (elliptisiteten er lik null) ved en ekstremitet,

til sirkulær (elliptisiteten er lik en) ved den andre ekstremitet. Dette er i kontrast med uttrykket "retning av polarisasjon", som referer seg til orienteringen av hovedaksen til

ellipsen. Sirkulært polarisert lys har selvfølgelig ingen hoved-akse og således vil lys som har denne polarisasjon bli referert til som enten "høyre-hånd sirkulær" (retning med klokken) eller "venstre-hånd sirkulær" (retning mot klokken). For sirkulært polarisert lys manifestes i seg selv en rotasjon i polarisasjonsretningen som en faseforskyvning av det sirkulært polariserte lyset.

I det andre koordinatsystemet som passer for å analysere virkningene av lineær dobbeltbrytning på polarisasjon,

blir et enkelt kartesisk koordinatsystem anvendt. Resultantvektoren 16 som er diskutert med referanse til fig. 1 til 3, blir avtegnet i et XY-plan som vist på fig. 4, og blir dekomponert i en X-akse lineær komponent 20, og en Y-akse lineær komponent 21, som representerer de normale polari-sas jonsmodusene for lineær dobbeltbrytning. Disse ortogo-

nale vektorer 20,21 øker og minsker i størrelse fra positiv til negativ langs de heltrukne partier av sine respektive akser, mens lysbølgen som er representert derved forplanter seg slik at resultantvektoren 16 øker og minsker korrespon-derende i størrelse fra positiv til negativ langs det heltrukne parti av diagonallinjen merket D. Dersom disse svingninger av vektorene 20,21 er i fase, er polarisasjonen av lysbølgen lineær, mens dersom de er ute av fase, har polarisasjonen av lysbølgen en grad av elliptisitet. Pola-risas jonsretningen (dvs. hovedaksen til ellipsen) blir bestemt av de relative størrelsene av vektorene 20,21.

F.eks. hvis man antar at vektorene 20,21 svinger i fase

med lik størrelse, vil polarisasjonsretningen være 45°,

og polarisasjonstilstanden vil være lineær som vist på

fig. 4.

I tillegg til det foregående må det nå forstås at fiber-dobbeltbrytningen kan påvirke polarisasjonselliptisiteten og polarisasjonsretningen. Lineær dobbeltbrytning øker forplantningshastigheten til lyset til den ene av de nor-

male polarisasjonsmodus, men minsker den i den andre normale modus og derved forårsakes at fasen til de ortogonale feltvektorene 20,21 (fig. 5) endrer seg i forhold til hverandre.

Således vil lineær dobbeltbrytning resultere i en endring av polarisasjonselliptisiteten. Imidlertid kan lineær dobbeltbrytning under visse omstendigheter i tillegg til å endre polarisasjonselliptisiteten også forårsake en endring i polarisasjonsretningen. Dette kan bli bedre forstått ved å referere til fig. 5 som viser skjematisk vektorene 16,20,21 drøftet med referanse til fig. 4 for en lysbølge som er lineær polarisert i en retning med klokken på skrå

i forhold til vertikalretningen. Mens den lineært polariserte lysbølgen, som er representert ved vektoren 16, møter lineær dobbeltbrytning, vil graden av elliptisitet til dens polarisasjon begynne å øke. Forutsatt at den lineære dobbeltbrytning frembringer en fasedifferanse mellom normalmoduskomponentene, som er representert ved vektorene 20,21 (fig. 5), lik en kvart bølgelengde, vil polarisasjonen øke i elliptisitet inntil den blir et maksimum. Ved dette punktet vil ytterligere lineær dobbeltbrytning forårsake at polarisasjonen minsker i elliptisitet. Hvis dobbeltbrytningen er tilstrekkelig til å frembringe en faseforskjell mellom normalmoduskomponentene 20,21 (fig. 5 ) på en halv bølgelengde (dvs. 180°), vil polarisasjonen igjen være lineær (null elliptisitet). Imidlertid vil den nå være reorientert slik at den skrår i den motsatte retningen i forhold til vertikalretningen, dvs. 30° i motklokkeret-ningen som vist stiplet på fig. 5 med vektoren 16. Således kan retningen av en lineært polarisert bølge, ved å innføre tilstrekkelig lineær dobbeltbrytning for å frembringe en fasedifferanse mellom normalmoduskomponentene lik 180°

(eller en halv bølgelengde), bli endret slik at den skrår fra Y-aksen i den motsatte retningen med en lik mengde.

Sirkulær dobbeltbrytning er analog med lineær dobbeltbrytning ved at den bevirker at forplantningshastigheten i en av de normale sirkulære polarisasjonsmoduser økes, mens den andre minskes. Dette forårsaker at de to motroterende feltvektorer .12,14 (fig. 1-3) til de to respektive normale polarisasjonsmodus, roterer med forskjellige hastigheter (dvs. forsinking av fasen til en, mens fasen til den andre påskyndes), og derved roterer polarisasjonsretningen. Således, som en generell regel, endrer sirkulær dobbeltbrytning polarisasjonsretningen, mens lineær dobbeltbrytning endrer graden av elliptisitet til polarisasjonen,

og som bemerket ovenfor kan også under visse omstendigheter retningen av polarisasjonen endres.

Når en kombinasjon av lineær dobbeltbrytning og sirkulær dobbeltbrytning er tilstede ved et punkt på en optisk fiber, kan dobbeltbrytningen ved dette punkt bli referert til som elliptisk dobbeltbinding. Slik elliptisk dobbeltbrytning medfører et forskjellig sett av normalmodus enn hver av de som er diskutert ovenfor. Videre påvirker den elliptiske dobbeltbrytningen polarisasjonen av lys på en mer kompleks måte, hvilket avhenger delvis av størrelsen på

den lineære dobbeltbrytningen i forhold til størrelsen på den sirkulære dobbeltbrytningen. For det foreliggende formål vil det være tilstrekkelig å forstå at dersom den lineære og den sirkulære komponenten til den elliptiske, dobbeltbrytningen er hovedsakelig like, kan det være en relativt stor virkning på graden av polarisasjon som vil være vesentlig større enn hva som ville opptre hvis bare lineær dobbeltbrytningsdelen var tilstede.

Det finnes et antall av kilder til dobbeltbrytning. F.eks. har alle nåværende tilgjengelige optiske fibere en viss mengde av restlineær dobbeltbrytning som skyldes spenninger skapt i fiberen under fremstillingsprosessen. I tillegg kan lineær dobbeltbrytning skapes ved å bøye fiberen for å skape mekaniske spenninger i den. På den annen side kan sirkulær dobbeltbrytning bli skapt i en fiber ved å utsette fiberen for et magnetisk felt. Mengden av dobbeltbrytning som blir skapt på denne måten er en funksjon av B-feltet i en retning parallell til fiberen. Således er Faraday-ef fekten hovedsakelig en sirkulær dobbeltbrytningseffekt. En annen måte å skape sirkulær dobbeltbrytning innvolverer brytning av fiberen. En bør imidlertid notere seg at dobbeltbrytning frembragt ved vridning, såsom et interferro-meter, frembringer en "gjensidig effekt". Dvs. at vridningen forårsaker lyspolarisasjonen til å bli rotert fra synspunktet til en stasjonær observatør, med klokken i en forplantningsretning og mot klokken i den andre forplantningsretningen.

I motsetning til dette forårsaker magneto-optisk (Faraday) rotasjon at lys med en gitt polarisasjon roterer i den samme retningen slik den blir sett av en observatør uansett forplantningsretningen. Således sil slik Faraday-rotasjon bli referert til som å være en "ikke-gjensidig" effekt.

I denne henseende må det også forstås at effekten av lineær dobbeltbrytning frembringer en gjensidig snarere enn ikke-gjensidig effekt.

Faraday-effekten i optiske fibere vil nå bli beskrevet.

På fig. 6 er det vist en lengde av optisk fiber 22 som har

en lysbølge som forplanter seg derigjennom i retningen indikert ved pilen 24. Det vil bli forutsatt, for formålet med denne drøftelse, at lysbølgen er lineær polarisert som representert ved den elektriske feltvektoren 26. Som tidligere antydet kan en Faraday-effekt bli formådd i den optiske fiberen ved å påtrekke et magnetisk felt (B-felt) parallelt med forplantningsretningen, som vist med pilen 28. Et slikt magnetisk felt 28 fremskynder forplantningshastigheten til lysbølgen i en av de to sirkulære polarisasjonsmoduser, mens den forsinker den for den andre. Under henvisning til fig. 1 vil virkningen av slik forskjellig endring i forplantningshastigheten være å fremskynde fasen til f.eks. feltvektoren 14 og forsinke fasen til feltvektoren 12, og derved forårsakes at retningen til resultantvektoren 16 roteres med en mengde som samsvarer med den forskjellige endring i hastighet i rotasjonsretningen til vektoren 14. Således vil som vist på fig. 6 vektoren 26 på lignende måte rotere en vinkel 0 som skyldes virkningen av det magnetiske feltet 28. Dersom bølgen representert ved vektoren 26 forplanter seg gjennom et system, slik som en interferometer-sløyfe (ikke vist), vil bølgen 26 vende tilbake til fiberen 22, og igjen forplante seg gjennom denne som vist på fig. 7.

Dersom det antas at interferometersystemet ikke påvirker polarisasjonen av bølgen 26, slik at denne bølge vil gå

inn i fiberen 22 ved den samme polariseringen som da den forlot den, dvs. lineær skrått fra vertikalplanet med en vinkel på 0, og forplantningsretningen 30 til bølgen 26

vil når den gjør sin andre passasje gjennom fiberen 22

være motsatt av retningen til magnetfeltet 28. Dette påvirker feltvektorene 12,14 (fig. 1) på den motsatte måte enn den som opptrådte når bølgen 26 forplantet seg i den samme retningen som magnetfeltet 28. Dvs. at resultantvektoren 16 (fig. 1) vil rotere i retningen til komponentvektoren 12, snarere enn komponentvektoren 14. Således vil polarisasjonsretningen til lysbølgen 26 bli rotert fra synspunktet til lysbølgen i en retning med klokken i den ene forplantningsretningen og i en retning mot klokken i den andre forplantningsretningen. Fra synspunktet til en stasjonær observatør vil imidlertid polarisasjonen til bølgen 26 vise seg å rotere i den samme retningen uavhengig av forplantningsretningen. Dersom polarisasjonen til bølgen 26 blir rotert i en vinkel 0 på sin tilbakekomst gjennom fiberen 22, vil således den totale rotasjon være lik 20, som vist på fig. 7.

Som nevnt i det forutgående har optiske fibere vanligvis

en lav Verdet-konstant, og vinkelen 9 vil bli liten dersom ikke kraftige magnetfelt eller lange fiberlengder blir anvendt. Følgelig som indikert ovenfor, har det vært vanskelig å oppnå betydelig Faraday-rotasjon i optiske fibere.

Ved å bøye en fiber slik som fiberen 32 vist på fig. 8,

slik at den danner en sløyfe, kan et betydelig større parti av fiberen bli utsatt for et gitt magnetfelt, slik som feltet representert med pilene 28. Fibersløyfen 32 er formet slik at den har to rette partier 34,36 med et kurvet parti 38 derimellom. De rette partiene 34,36 er orientert i en retning parallell med magnetfeltet 28 slik at Faraday-effekten er tilstede i disse partiene av fiberen. Av hensyn til den foreliggende drøftelse, vil lineær fiberdobbeltbrytning

(f.eks., frembragt av bøyen 38) bli sett bortifra. Videre vil det bli antatt at en lineær polarisert lysbølge representert ved den elektriske feltvektoren 40 forplante seg gjennom fiberen 32 i retningen til pilene 42, og at den magnetiske feltvektoren 28 roterer polarisasjonsretningen til lyset 40,__på grunn av Faraday-ef fekten,, en vinkel 0 i hver av de rette partiene 34,36 til fiberen 32. Det gjenkalles fra diskusjonen med referanse til fig. 6 og 7 at det magnetiske feltet 28 roterer vektoren 40 i en retning, f.eks. med klokken når forplantningsretningen 42 er den samme som retningen til magnetfeltet 28, mens vektoren 40 roterer i den motsatte retningen, f.eks. mot klokken, (sett fra lysbølgen), når forplantningsretningen 42 er motsatt retningen til magnetfeltet 28. Dessuten kan i motsetning til situasjonen beskrevet i fig. 7 (dvs. hvor lyset vender tilbake for forplantning tilbake gjennom fiberen 22 var det samme fra synspunktet til en stasjonær observatør, som det som forlot fiberen), det sees fra fig. 8 at fra synspunktet til en stasjonær observatør, har lyset som forlater det rette partiet 34 en polarisasjon som skrår i forhold til vertikalplanet og i den motsatte retningen i forhold til lyset som går inn i det rette partiet 36. Dette skyldes fiberens geometri som vil bli forstått ved å inntegne vektoren 40, mens den passerer det kurvede partiet 38. Således vil rotasjonene med klokken og mot klokken i de rette partiene 34,36 (som vist ved lysbølgen 40), kanselere hverandre slik at når lysbølgen 40 kommer ut av det rette partiet 36 har det samme polarisasjon som når det gikk inn i det rette partiet 34, dvs. lineær med en vertikal orientering. Således er den totale netto Faraday-rotasjon lik null ved å bøye fiberen i sløyfen 32.

Det bør fremheves at den forutgående diskusjon er overfor-enklet ved at den ser bort fra effekten av lineær dobbeltbrytning som blir skapt i det kurvede partiet 38 ved bøy-ningen av fiberen 32. Slik lineær dobbeltbrytning vil forårsake at polarisasjonen til lyset blir modifisert på en meget fordelaktig måte. Spesielt har det blitt funnet at ved å styre nøyaktig mengden av lineær dobbeltbrytning skapt ved formingen av det kurvede partiet 38, kan slik lineær dobbeltbrytning bli benyttet til å forårsake Faraday-rotasjoner i de rette partiene 34,36 til å adderes til hverandre snarere enn å kanselere hverandre.

Fibersløyfen 32 som er drøftet med referanse til fig. 8 er også vist på fig. 9. Til forskjell fra fig. 8 illustrerer imidlertid fig. 9 virkningen av lineær dobbeltbrytning frembrakt ved bøy-ningen (kurvede parti 38) i sløyfen 32. Det kurved partiet 38 har en kurveradius valgt for å frembringe en dobbeltkrum adskillelse på en halv bølgelengde eller en fasedifferanse på 180° (eller et ulikt helt multippel derav) mellom lyset i de to ortogonale polarisasjonsmoduser. Virkningen av denne dobbeltbrytning foranlediget 180° fasedifferanse er å endre polarisasjonsretningen, fra lysbølgens perspektiv, slik at i stedet for å helle vinkelen e i en retning med klokken fra vertikalaksen, heller den vinkelen 0 i en retning mot klokken fra vertikalaksen. Uttalt på en annen måte vil polarisasjonen til bølgen 40, fra synspunktet til en stasjonær observatør, komme til syne som den samme for lyset som forlater det rette partiet 34 som for lyset som går inn i det rette partiet 36. Siden Faraday-rotasjonen er i den samme retningen for begge de rette partier 34,36, når det ses fra en stasjonær observatør, vil Faraday-rotasjonen gjennom partiet 36 adderes til den fra partiet 34, og derfor vil bølgen 40 før den går ut av det rette partiet 3 6 har en polarisasjonsretning som heller med vinkelen 26 fra vertikalplanet. På denne måte kan den lineære dobbeltbrytning frembragt i det kurvede partiet 38 til fiberen 32 være fordelaktig når den anvendes til å forårsake at Faraday-rotasjonene i de rette partiene 34,36 adderes til hverandre. Det vil videre bli forstått selv om vinkelen 20, som skyldes Faraday-rotasjon i sløyfen 32, kan være liten, kan en mye større Faraday-rotasjon oppnås ved at det sørges for en serie av sløyfer.

De ovenfor beskrevne endringer i polarisasjon til bølgen

40 kan bli forstått mer fullstendig med referanse til fig. 10A til 10F som illustrerer bølgen 40 fra synspunktet til bølgefronten snarere enn fra synspunktet til en fast obser-vatør. Fig. 10A viser lysbølgen representert ved vektoren 40, når den går inn i det rette partiet 34 (fic^. 9)_,_jned en vertikal lineær polarisasjon. Vektoren er vist som å være resultanten av to motroterende vektorer 46,48, hvilket er hensiktsmessig for å illustrere virkningen av den sirkulære dobbeltbrytning frembragt av det magnetiske feltet 28 (fig. 9) i det rette partiet 34. Mens bølgen 40 forplanter seg gjennom det rette partiet 34, blir fasen til en av de motroterende vektorer, f.eks., vektoren 46, forsinket, mens fasen til den andre vektoren 48 blir fremskyndet. Resultatet av den forskjellige faseendringen av vektorene 46,48 er å bringe polarisasjonsretningen til å helle fra vertikalplanet, f.eks. i en retning med klokken i en vinkel som vist på fig. 10B. Når bølgen 40 går inn i det kurvede partiet 38, møter den lineær dobbeltbrytning og det er således hensiktsmessig å uttrykke vektoren 40 ved hjelp av normalmodusene for lineær dobbeltbrytning. Følgelig er vektoren 40 på fig. 10B vist på fig. 10C som summen av to lineært polariserte ortogonale vektorer 50,52. Mens bølgen 40 gjennomløper det kurvede partiet 38, blir fasen til en av polarisasjonsmodusene fremskyndet, mens den andre blir forsinket, slik at fasen dem imellom blir forskjøvet 180°. Dette påvirker polarisasjonen av bølgen 40 på den måten

som er blitt beskrevet med hensyn til fig. 5, slik at før den går ut av det kurvede partiet 38 har bølgen 40 nå en polarisasjonsretning som heller med vinkelen ø i en retning motsatt den den hadde da den gikk inn i sløyfen, f.eks.

mot klokken som vist på fig. 10D. Siden bølgen 40 nå begyn-ner å gjennomløpe det rette partiet 36, i hvilket sirkulær dobbeltbrytning blir påtrykt ved hjelp av det magnetiske feltet 28, er det igjen hensiktsmessig å endre koordinatsystem slik at vektoren 40 på fig. 10D igjen er representert ved de motroterende vektorer 46,48 som vist i fig. 10E.

Fordi forplantningsretningen til bølgen 40 som den gjennom-løper det rette partiet 36 er motsatt rettet i forhold til magnetfeltet 28, vil vektoren 46 bli fremskyndet snarere enn forsinket, og fasen til vektoren 48 vil bli forsinket snarere enn fremskyndet. Virkningen av denne forskjellige faseendring til vektorene 46,48 er at resultantvektoren 40 roteres en vinkel 9 i en retning mot klokken, som vist på fig. 10F, slik at vektoren 40 nå heller i forhold til vertikalplanet med en vinkel 29.

Fibersløyfen som er drøftet med referanse til fig. 8 og

9 er også vist på fig. 11. På fig. 11 er imidlertid fiberen 32 vist med en tilleggssløyfe og omfatter som tillegg et rett parti 60 og som tillegg et kurvet parti 62 som for-binder det rette partiet 60 med det rette partiet 36. Sløyfene er orientert slik at sløyfen dannet av de rette partiene 34,36 og kurvet parti 38 ligger i et horisontalt plan, mens sløyfen dannet ved de rette partiene 36,60 og kurvet parti 62 ligger i et vertikalt plan. Det er fordelaktig å vikle fiberen 32 på denne måten, dvs. med tilliggende sløyfer i ortogonale plan siden dette frembringer kompensa-sjon for polarisajsonsfeil forårsaket av for meget eller for lite dobbeltbrytning i de kurvede partiene 28,62. Det kan gjenkalles fra drøftelsen med referanse til fig. 5 og 10 at de kurvede partiene bør ha en kurveradius som frembringer tilstrekkelig dobbeltbrytning til å sørge for en dobbeltkrum atskillelse på en halv bølgelengde eller fasedifferanse på 180° for lys som forplanter seg i de normale polarisasjonsmoduser. Forutsatt f.eks. at kurveradiusen til det kurvede partiet 38 er slik at denne fasedifferanse er litt mer eller mindre enn 180°, vil graden av elliptisitet til polarisasjonen til lysbølgen 40 endres mens den gjennomløper det kurvede partiet 38, f.eks. fra lineær til svakt elliptisk, som vist på fig. 11. Mens bølgen 40 forplanter seg gjennom det rette partiet 36 vil den underkastes en Faraday-rotasjon, slik at hovedaksen til den elliptiske polarisasjonen heller fra vertikalen med 2e, før den når det kurvede partiet 62. Polarisasjonen til bølgen 4 0 vil imidlertid ved dette punkt være i denne samme elliptiske tilstand (i øyeblikket ser man bort fra rest-fiberdobbeltbrytning), siden Faraday-rotasjon ikke påvirker graden av elliptisitet til polarisasjonen. Forutsatt at kurveradiusen til det kurvede partiet 62 er nøyaktig den samme som den til det kurvede partiet 38, vil polarisasjonen til bølgen 40, mens den gjennomløper det kurvede partiet 62 vende tilbake til lineær. Dette skjer fordi det kurvede partiet 62 ligger i et ortogonalt plan i forhold til planet til det kurvede partiet 38, og således blir de normale pola-risas jonsmoduser påvirket på motsatt måte i partiet 62 og i partiet 38. Forutsatt f.eks. at det kurvede partiet 38 øker forplantningshastigheten til en første modus, mens det minsker den i den andre modus, vil det kurvede partiet 38 som er ortogonalt til det kurvede partiet 38, minske forplantningshastigheten i den første modusen og øke den i den andre modusen. Således forskyver den lineære dobbeltbrytningen til det kurvede partiet 62 fasen til lyset i hver av de normale moduser i en retning motsatt til den i det kurvede partiet 38, men med en lik mengde. Derfor vil den lineære dobbeltbrytning til det kurvede partiet 62 kompensere dobbeltbrytningen til det kurvede partiet 38 slik at bølgen 40 vender tilbake til en hovedsakelig lineært polarisert tilstand. Til slutt forplanter så bølgen 40 seg gjennom det rette partiet 60 hvor den underkastes nok en Faraday-rotasjon slik at polarisasjonsretningen heller fra vertikalplanet med 39 før den forlater det rette partiet 60.

Det må forstås at de kurvede partiene 3 8,62 og rette partier 34,36,60 kan dannes ved å vikle fiberen 32 rundt en passende form eller spindel. En beskrivelse av en slik form eller spindel vil bli sørget for etter hvert.

Fordelene ved å vikle fiberen 32 på den ovenfor beskrevne måte vil bli åpenbar ved å betrakte en fiber som er viklet med sløyfene i hovedsakelig parallelle plan. Dersom dette var tilfelle, ville hvert kurvet parti påvirke de to pola-risas jonsmodusene på den samme måte, dvs. hvert parti ville øke forplantningshastigheten til en modus, samtidig som forplantningshastigheten til den andre modus ville minskes. Forutsatt at alle sløyfene er like i størrelse og med en kurveradius som er ubetydelig større eller mindre enn den nødvendige for å frembringe en fasedifferanse på 180°, vil hver sløyfe endre polarisasjonstilstanden på en additiv måte slik at man får en gradvis økning i graden av elliptisitet til en lineært polarisert inngangsbølge. Når elliptisiteten til bølgen når et maksimum for den betraktede pola-risajsonsretning, vil polarisasjonsretningen endres slik at den heller i den motsatte retningen fra vertikalplanet, på en måte som er drøftet ovenfor med referanse til fig. 5. Dette er ufordelaktig, særlig fordi videre Faraday-rotasjoner vil søke å fjerne de tidligere akkumulerte Faraday-rotasjoner.

Nok en fordel med å vikle fiberen med tilliggende sløyfer

i ortogonale plan som beskrevet ovenfor, er at det tillater lys med forskjellige bølgelengder å bli anvendt uten å endre fkurveradiusen til de kurvede partiene 38,62. Siden kurveradiusen som er nødvendig for å frembringe den 180° faseforskjell mellom lys i de to polarisasjonsmodusene er avhengig av bølgelengden på det anvendte lys, vil bruk av en bølgelengde som ikke er tilfredsstillende tilpasset kurveradiusen underkastes de samme type feil med hensyn til polariasjonstilstand, som resultatet av å nytte fiber-bøyninger (dvs. de kurvede partier 38,62) som er for store eller for små. Siden imidlertid vikling av fiber med tilliggende sløyfer i ortogonale plan søker å fjerne disse feil, kan den foreliggende oppfinnelse tolerere bruk av lys som har en bølgelengde som ikke er nøyaktig tilpasset den lineære dobbeltbrytningen til de kurvede partiene 38,62.

Beskrivelsen hittil, med referanse til fig. 1-11, har sett bort sett virkningene av rest-lineær dobbeltbrytning til fiberen 32. For de kurvede partiene 38 og 62 er slik dobbeltbrytning neglisjerbar siden den lineære dobbeltbrytning frembragt ved å bøye fiberen vanligvis er i det minste ti ganger større enn rest-dobbeltbrytningen. I de rette partiene 34,36,60 er imidlertid denne rest-dobbeltbrytningen nødvendigvis ikke neglisjerbar. Det kan gjenkalles fra den ovenstående diskusjon av "polarisasjonsanalyse", at dersom både lineær dobbeltbrytning og sirkulær dobbeltbrytning er tilstede ved et bestemt punkt i fiberen, resulterer denne kombinasjon av dobbeltbrytninger i elliptisk dobbeltbrytning, hvilket kan frembringe en vesentlig endring i polarisasjonstilstanden (f.eks. graden av elliptisitet), spesielt dersom det er like mengder av lineær og sirkulær dobbeltbrytning. Siden sirkulær dobbeltbrytning er tilstede i hvert av de rette partiene 34,36,60 på grunn av Faraday-effekten, og rest-lineær dobbeltbrytning er tilstede gjennom hele fiberen 32, kan elliptisk dobbeltbrytning være tilstede i de rette partiene 34,3 6,60. Virkningen av slik lineær dobbeltbrytning kan reduseres ved å anvende en fiber som har en lav rest-dobbeltbrytning,

slik at den sirkulære dobbeltbrytningen på grunn av Faraday-effekten, er adskillig ganger sterkere enn rest-lineær dobbeltbrytningen til fiberen. Fortrinnsvis bør rest-lineær dobbeltbrytningen til fiberen 32 være i det minste fem til ti ganger mindre enn den sirkulære dobbeltbrytningen i de rette partiene 34,36,60.

I tilfeller hvor det ønskede forhold mellom sirkulær og rest-linær dobbeltbrytning ikke kan oppnås, kan mengden av sirkulær dobbeltbrytning i de rette partiene 34,36,60 økes ved å vri de rette partiene til fiberen under viklingen slik at resultatet blir at den sirkulære dobbeltbrytningen oppnådd ved vridningen overvelder rest-lineær dobbeltbrytningen. Dette reduserer på fordelaktig måte virkningene av rest-lineær dobbeltbrytningen til fiberen. Mengden av rotasjon av polarisasjonsretningen som resulterer av slik vridning er lik omkring 7% av mengden som fiberen blir rotert ved vridningen. Det må forstås at rotasjonen frembragt ved vridningen er gjensidig i motsetning til Faraday-rotas jonen som er ikke gjensidig. Således vil hvilken som helst rotasjon som er frembragt ved vridningen i en forplantningsretning bli kanselert av den vridningsfrembragte rotasjon for den andre forplantningsretningen. Dersom en lys-bølge forplanter seg to ganger gjennom fiberen, en gang i hver retning, vil derfor mengden av rotasjon av polarisasjonsretningen til en slik lysbølge bli lik mengden av Faraday-rotasjon.

Som vist skjematisk på fig. 12 kan de kurvede partiene 38,62 bli tildannet ved å vikle fiberen 32 rundt et par av ortogonalt orienterte sylindriske legemer 64,66. Legemene 64,66 har en radius som er valgt for å frembringe en kurveradius for de kurvede partier 38,62 som gir den ønskede 180° faseforskjell (en halv bølgelengde) mellom lys i de to ortogonale moduser. Denne kurveradius for de kurvede partier 38,62 er avhengig av hvorvidt fiberen 32 er viklet med eller uten strekkspenning i de rette partiene 34,36,60.

Først overveies å vikle fiberen 32 uten spenning, og kurveradiusen til de kurvede partier kan beregnes ved å benytte den følgende ligningen:

hvor a er en konstant som avhenger av den fotoelastiske koeffisienten til fiberen, r er fiberradiusen, N er antall viklinger (f.eks. rundt de sylindriske legemer) og x er lysets bølgelengde. Forutsatt at en kiselfiber og en bølge-lengde på 0,633 nm blir benyttet, vil verdien til konstanten "a" være 0,133. Dersom det videre antas at fiberen har

en radius på 55 um, reduseres ligning 1 til

Fra ligning 2 skal forstås at for en gitt fiber og en gitt bølgelengde på lyset, er kurveradiusen (R) en funksjon av antall viklinger (N). Forutsatt at fiberen er viklet en halv vikling rundt de sylindriske legemer som vist på fig. 12, vil kurveradiusen være 0,4 cm. Fagkyndige vil finne at dette er en relativt liten radius som kan forårsake at de styrte mo.duser blir ustyrte, og derved resulterer i tap av lysenergi. For å unngå disse tap kan fiberen 32 bli viklet med tilleggsviklinger rundt de sylindriske legemer 64 , 65, f.eks. 1-^ vikling, sora vist for det kurvede partiet 62 på fig. 13. Økning av antall viklinger på denne måten tillater at kurveradiusen kan økes, f.eks. til 1,2 cm som er åpenbart fra ligning 2.

Dersom man i stedet for å vikle fiberen uten strekkspenning som beskrevet ovenfor, vikler fiberen 32 med spenning, vil kurveradiusen. som er nødvendig for å frembringe den ønskede dobbeltkrumme atskillelse på X/2 (dvs. 180°) være større enn den som er definert ved ligning 2, siden slik spenning skaper tilleggsspenning i de kurvede partiene, og således et tillegg av lineær dobbeltbrytning som adderes til dobbeltbrytningen skapt ved bøyningen av fiberen for å forme de kurvede partier.

For å frembringe en dobbeltkrum atskillelse mellom lys i

de to ortogonale polarisasjonsmoduser lik en halv bølgelengde (x/2), bør den dobbeltkrumme atskillelse som skyldes bøy-ningen av fiberen (x/k) adderes til den dobbeltkrumme atskil-lelsen som skyldes strekket av fiberen ( /m), slik at deres sum er lik en halv bølgelengde. Dvs.:

F.eks. hvis k = 3 og m = 6 vil bøyningen i en dobbeltkrum atskillelse på V3, mens strekkspenningen vil gi en dobbeltkrum atskillelse på /6 for en total dobbeltkrum atskillelse på <x>/2. Således er verdiene til k og m valgt for å tilfreds-

stille ligning 3.

For en gitt verdi av k er kurveradiusen (R) som er nødvendig gitt ved den følgende ligningen:

I tillegg, ved en gitt verdi av m, er strekkspenningen (F) som er nødvendig gitt ved:

hvor E er elastisitetsmodulusen, og a er en koeffisient som er avhengig av formen til fiberen, og som for en rund fiber av smeltet kisel vil være omkring 1,8. Som en side-bemerkning, må forstås at ligning 4 er en mer generell utgave av ligning 1, og at ved innsetning av k = 2 i ligning 4 vil man må ligning 1.

Ved således å anvende ligningene 3, 4 og 5 kan den passende kombinasjon av strekkspenning og kurveradius nødvendig for å frembringe en dobbeltkrum atskillelse på en halv bølge-lengde (dvs. 180°) bli bestemt. Det er tydelig at ved å anvende spenningsfrembragt dobbeltbrytning, vil kurveradiusen for et gitt antall viklinger bli større enn det som ellers ville være nødvendig for å frembringe en halv bølgelengde dobbeltkrum atskillelse. Følgelig er det ved passende strekking av fiberen mulig å vikle fiberen med halve viklinger og nytte en kurveradius tilstrekkelig stor til å forhindre energitap på grunn av bøyning.

En videre fordel ved å vikle fiberen 32 med spenning er

vist på fig. 14, som viser det kurvede parti 62 viklet en halv vikling på det sylindriske legemet 66. Posisjonen til fiberen 32 når den er viklet uten spenning er vist med heltrukne linjer, mens posisjonen til fiberen 32 når den er viklet med spenning er vist med strekede linjer. Det.

må forstås at de relative posisjoner til fiberen med og

uten spenning er overdrevet på denne tegning for illustra-sjonsformål. Fra fig. 14 kan ses at når fiberen er viklet uten spenning, så er det en svak bøyning i hver av de rette partiene 36,60 som ligger inntil det kurvede partiet 62,

hvilke skyldes elastisiteten til fiberen. Disse svake bøy-ninger frembringer en- liten mengde lineær dobbeltbrytning ved endene, vist med henvisningstallet 69, til de rette partiene 36,60. Som tidligere antydet kan slik lineær dobbeltbrytning kombinere seg med den sirkulære dobbeltbrytningen i de rette partiene 36,60 for å frembringe uønsket elliptisk dobbeltbrytning. Ved imidlertid å strekke fiberen 32 som vist med strekede linjer, kan disse slake bøyninger og tilhørende lineær dobbeltbrytning bli hovedsakelig eli-minert, og derved reduseres eller elimineres den elliptiske dobbeltbrytningen.

Det må forstås at spenningen av fiberen 32 ikke frembringer dobbeltbrytning i de rette partiene 36,60 siden strekket skapt av slik spenning i disse rette partiene er isotropisk fordelt gjennom fiberen i et plan ortogonalt på forplantningsretningen .

Som vist på fig. 15 kan fiberen 32 bli viklet på en spindel

70 for å frembringe en serie av sløyfer som har kurvede partier og rette partier slik som de kurvede partiene 38,62

og rette partier 34,36 og 60 (fig. 12). Spindelen 70 er laget av et ikke-jern materiale slik som aluminium, og omfatter et sentralt stavparti 72 som er firkantet i tverr-snitt. Et par sylinderlegemer 74,76 er anordnet ved de respektive ender av det sentrale partiet 72 og er perpendikulære på dette. De sylindriske legemene 74,76 er orientert slik at de er gjensidig perpendikulære. Som det frem-

går av fig. 15 har det sylindriske legemet 74 en høyre ende 75(a) og venstre ende 75(b), som strekker seg ut fra de respektive parallelle sider til det sentrale legemet 72.

På lignende måte har det sylindriske legemet 76 en øvre

ende 77(a) og en nedre ende 77(b), som strekker seg ut fra

de respektive sider til det sentrale legemet 72. Videre har de sylindriske legemene 74,76 diametere som er lik eller større enn sidene til det sentrale legemet 72.

Fiberen 32 blir først viklet rundt den øvre enden 77a til det sylindriske legemet 76 for å danne et kurvet fiberparti 78 som sammenføyer to rette partier 80,82. I neste trinn blir fiberen viklet rundt den venstre enden 75b til det horisontale sylindriske legemet 74 for å danne et kurvet parti 83 som sammenføyer det rette partiet 82 med et rett parti 84. Viklingen fortsetter ved å danne nok et kurvet parti 86 rundt den nedre enden 77b til det vertikale sylindriske legemet 76 for å sammenføye det rette partiet 84

til et rett parti 88. Til slutt blir nok et kurvet parti 90 dannet ved å vikle fiberen 32 rundt den høyre enden 75a av det horisontale legemet 74 for å sammenføye det rette partiet 88 med et rett parti 92. Det må forstås at viklingen blir utført slik at de rette partiene 80,82,84,88

og 92 er parallelle med hverandre. Videre ved viklingen av fiberen på den forutgående måte vil de kurvede partiene 78,86 ligge i et horisontalt plan, mens de kurvede partiene 83,90 ligger i et vertikalt plan. således ligger tilliggende kurvede partier i ortogonale plan og derfor frembringer denne viklemåten feilkompensasjonen som er tidligere drøftet med referanse til fig. 11.

Selv om det for klarhetens skyld bare er vist fire viklinger (kurvede partier) av fiberen 32 på fig. 12, må det forstås at fiberen 32 kan bli viklet på samme måte for å frembringe tilleggsviklinger. Eksempelvis er det laget en utførelse som anvender totalt 32 viklinger. Spesifikasjonene for denne utførelsen er som følger:

Spindelen 70 med den påviklede fiberen 32 vil i fellesskap bli referert til som den magnetiske avfølingsanord-ning 98.

Et magnetisk felt kan påtrykkes fiberen 32 ved å anordne den magnetiske avfølingsanordningen 98 mellom polene til en magnet 100 som vist på fig. 16, slik at B-feltet til denne magneten er parallelt med de rette partiene til fiberen 32. Magneten 100 kan være av hvilken som helst passende type eller form. F.eks. kan det være enten en elektromagnet eller en permanent magnet. Videre kan magneten være formet som en toroide eller som en hestesko. Dersom styrken til magnetfeltet er omtrent 1000 gauss, vil en fiber som er viklet i samsvar med de ovenfor gitte spesifikasjoner frembringe en total Faraday-rotasjon på 45° for lys som forplanter seg gjennom fiberen i hver av retningene. Dersom således en lysbølge forplanter seg gjennom fiberen 32 i en retning, og vender tilbake gjennom den i den andre retningen, vil den totale Faraday-rotasjonen være 90°. Det vil bli innsett i det følgende at denne mengden Faraday-rotasjon er spesielt fordelaktig når den foreliggende oppfinnelse anvendes som en optisk isolator. Den magnetiske avfølingsanordningen 98 og magneten 100 vil bli referert til i fellesskap som den magneto-optiske rotatoren 102.

Med henvisning til fig. 17 kan den magneto-optiske rotatoren 102 i henhold til den foreliggende oppfinnelse bli anvendt i kombinasjon med en polarisator 104 for å danne en optisk isolator 106. Fortrinnsvis er rotatoren 102 og polarisatoren 104 anordnet langs en sammenhengende uavbrutt tråd av fiberoptisk materiale 108. Lys blir introdusert inn i den optiske fiberen 108 ved hjelp av en lyskilde 110. Polarisatoren 104 er fortirnnsvis orientert slik at polarisasjonen av lyset som passerer derigjennom blir tilpasset til det som blir produsert av lyskilden 110 slik at hovedsakelig alt kildelyset som blir introdusert inn i fiberen 108 passerer gjennom polarisatoren 104 til rotatoren 102. Under denne diskusjonen vil det bli forutsatt at lyset som

er produsert av kilden 110 er lineært polarisert i vertikalretningen, og at polarisatoren 104 slipper gjennom denne polarisasjon, mens den avviser den ortogonale polarisasjonen. Dette lineært polariserte lyset er representert på fig.

16 med vektoren 112.

Som det fremgår av fig. 17 er kildelyset 112. som er produsert av kilden 110 uendret i polarisasjon, mens det forplanter seg gjennom polarisatoren 104. Når imidlertid lysbølgen 112 passerer gjennom rotatoren 102, blir dens polarisasjonsretning rotert 45°. Hvis lysbølgen som er representert ved vektoren 112 forplanter seg gjennom et system, slik som en interferometersløyfe (ikke vist), vil bølgen 112 returnere til fiberen 108 og igjen forplante seg gjennom denne som vist på fig. 18. Det vil bli antatt at interferometersystemet ikke påvirker polarisasjonen av bølgen 112, slik at denne bølgen vil tre inn i fiberen 108 med den samme polarisasjonen som når den forlot denne. Dvs. lineær og hellende 45° i forhold til vertikalplanet. Følgelig vil lysbølgen 112, som vist på fig. 18, som er vist mens den går inn i rotatoren 102 med en polarisasjon som er identisk, fra synspunktet til en observatør, med polarisasjonen til bølgen 112 (fig. 16) da den forlat rotatoren 102. Når bølgen 112 passerer gjennom rotatoren 102, vil polarisasjonsretningen bli rotert enda 45°. Siden rotatoren 102 roterer polarisasjonen i den samme retningen, fra synspunktet til en fast observatør, uansett forplantningsretningen, vil den første 45° rotasjonen til bølgen 112 adderes til den andre 45° rotasjonen slik at bølgen 112 har en horisontal polari-sas jonsretning når den forlater rotatoren 102. Siden polarisatoren 104 avviser polarisasjoner som er ortogonale til dem som den slipper igjennom, vil bølgen 112 bli forhindret fra å forplante seg gjennom polarisatoren 104 til lyskilden 110. Polarisatoren 104 kopler lys fra fiberen 108 slik at det blir utsendt derfra i en retningsdivergerende stråle.

Selv om forskjellige typer polarisatorer kan anvendes, er

en polarisator som er spesielt passende for anvendelse i isolatoren 106 i henhold til den foreliggende oppfinnelse vist illustrert på fig. 19. Denne polarisatoren omfatter en dobbeltbrytende krystall 113 anordnet innen det flyktige feltet til lys utsendt av fiberen 108. Fiberen 108 er montert i en spalte 114 som åpner seg mot den øvre flaten 115 til en hovedsakelig rektangulær kvartsblokk 116. Spalten 114 har en nøyaktig kurvet bunnvegg, og fiberen blir montert i spalten 114 slik at den følger omrisset til denne bunn-veggen. Den øvre flaten 115 til blokken 116 er overlappet for å fjerne et parti av belegget fra fiberen 108 i et område 117. Krystallet 113 er montert på blokken 116 med den nedre flate 118 til krystallet vendende mot den øvre flate 115 til blokken 116, slik at krystallet 113 er anordnet innen det flyktige feltet til fiberen 108.

Den relative virkning av refraksjon til fiberen 108 og det dobbeltbrytende materialet 113 er valgt slik at,bølgehastig-heten til den ønskede polarisasjonsmodus er større i det dobbeltbrytende krystallet 113 enn i fiberen 108, mens bølge-hastigheten til en uønsket polarisasjonsmodus er større i fiberen 108 enn i det dobbeltbrytende krystallet 113. Lyset med den ønskede polarisasjonsmodus (f.eks. lineær-vertikal) forblir ledet av kjernepartiet i fiberen 108, mens lyset til den uønskede polarisasjonsmodus (f.eks. lineær-horisontal) blir koplet fra fiberen 108 til det dobbeltbrytende krystallet 113. Således tillater polarisatoren passering av lys i en polarisajsonsmodus, mens den forhindrer passering av lys i den andre ortogonale polarisasjonsmodus. Polarisatoren er beskrevet i Optics Letters, vol. 5, nr. 11 (nov. 1980) pp. 479-481.

Den foreliggende oppfinnelse kan anvendes som en amplitude-modulator ved å endre den innbyrdes plassering av rotatoren 102 og polarisatoren 104 på fig. 18 slik at rotatoren 102 blir mellom kilden 110 og polarisatoren 104, som vist på

fig. 20. Således forplanter kildelyset 112 seg fra kilden 110 langs fiberen 108, først til rotatoren 102 og så til polarisatoren 104. Ved denne anvendelsen er magneten 100 (fig. 16) til rotatoren 102 en elektromagnet som er forbundet til en signalgenerator 119 ved ledninger 109. Siden Faraday-rotasjonen frembragt av rotatoren 102 er en funksjon av styrken på magnetfeltet til magneten 100, kan signalgeneratoren 119 bli benyttet til å endre magnetfeltet,

og således Faraday-rotasjonen. Videre siden polarisatoren 104 tillater passering av en polarisasjon, f.eks. lineær-vertikal, mens den avviser den ortogonale polarisasjonen, f.eks. lineær-horisontal, vil variasjoner i mengden av Faraday-rotasjonen forårsake at lys som passerer gjennom polarisatoren 104 varierer tilsvarende i amplitude som vist på fig. 19. På denne måten kan rotatoren 102 i henhold til den foreliggende oppfinnelse bli anvendt som en amplitude-modulator.

Utførelsen i henhold til fig. 20 kan også bli anvendt som

en fasemodulator ved å fjerne polarisatoren 104 og anvende sirkulært polarisert lys i stedet for lineært polarisert lys som lyskilden 112. Det kan gjenkalles fra den ovenstående diskusjon av "polarisasjonsanalyse", at tilstedeværelsen av et magnetisk felt orientert for å frembringe Faraday-effekt vil endre fasen til sirkulært polarisert lys. Således vil ved å variere styrken av magnetfeltet ved hjelp av signalgeneratoren 119, fasen til sirkulært polarisert lys bli variert tilsvarende. På denne måten kan rotatoren i henhold til oppfinnelsen også bli anvendt som en fasemodulator.

Rotatoren 102 i henhold til den foreliggende oppfinnelsen

kan i tillegg bli brukt som et magnetometer for avføling av omgivende magnetiske felt såsom jordens magnetiske felt....

I denne anvendelse er magneten 100 (fig. 16) fjernet fra rotatoren 102, og bare den magnetiske avfølingsanordningen 98 (fig. 15) blir brukt. Magnetometeren i henhold til oppfinnelsen kan ligne noe på et Sagnac-interferometer med sin rotasjonsavfølingssløyfe erstattet av den magnetiske avfølingsanordningen 98.

Prinsippene som ligger til grunn for bruken av magnetometeret i henhold til oppfinnelsen vil forklares med referanse til fig. 21. Som vist på denne figuren omfatter magnetometeret en fiberoptisk koplingsanordning 120 og den magnetiske av-følingsanordningen 98. Selv om den magnetiske avfølings-anordningen 98 er skjematisk illustrert i to dimensjoner som omfatter en fiber 122 viklet for å danne fem rette partier merket 124A til E, må det forstås av fiberen 122 i virkeligheten er viklet på den måten som er drøftet med referanse til fig. 15, fortrinnsvis med tilleggsviklinger,

og dannende rette partier i tillegg, for å øke følsomheten til avfølingsanordningen 98 overfor magnetfelt. Tilliggende rette partier 124 blir sammenføyd med respektive kurvede partier 125, dvs. med et kurvet parti 125(a) mellom de rette partiene 124(a) og (b), et kurvet parti 125(b) mellom de rette partiene 124(b) og (c), et kurvet parti 125(c) mellom de rette partiene 124(c) og (d), og et kurvet parti 125(d) mellom de rette partiene 124(d) og (e). Partiene 126,128 til fiberen 122 som strekker seg fra motsatte ender av den magnetiske avfølingsanordningen, passerer gjennom porter respektivt merket B og D, på en side av koplingsanordningen 120. Fiberpartiene 126,128 strekker seg fra den andre siden av koplingsanordningen gjennom porter merket respektivt A og

C.

En kildelysbølge illustrert ved pilen merket WS blir koplet til fiberen 126 for å forplante seg gjennom porten A til koplingsanordningen 120. Koplingsanordningen 120 har fortrinnsvis en koplingseffektivitet på 50%, slik at halvparten av den optiske energien til bølgen WS blir koplet inn i fiberen 128, mens den andre ikke-koplede halvparten forplanter seg gjennom fiberpartiet 126. Således deler koplingsanordningen 120 lyskilden WS i to bølger Wl, W2 som forplanter seg gjennom den magnetiske avfølingsanordningen 98 i motsatte retninger. Det er viktig at bølgene Wl, W2 har en høy grad av sirkulær polarisasjon, siden operasjons-effektiviteten til den magnetiske avfølingsanordningen 98 avhenger av til hvilken grad sirkulært polarisert lys blir anvendt. For formålet med denne diskusjon vil det bli antatt at bølgene Wl, W2 er høyre-hånd sirkulært polariserte når de forlater koplingsanordningen 120.

B-feltet til det omgivende magnetiske felt som skal avføles er illustrert på fig. 21 med en vektor 130. For å oppnå maksimum virkning på bølgen Wl, W2 under forplantningen gjennom den magnetiske avfølingsanordningen 98, bør orienteringen av avfølingsanordningen 98 være slik at de rette partiene 124 er parallelle med det magnetiske feltet 130. Ved beskrivelsen av virkningen av den magnetiske avfølings-anordningen 98 på bølgene Wl, W2, vil det bli antatt at en høyre-hånd sirkulær polarisert bølge blir forsinket i fase når dens forplatningsrenting er motsatt til retningen på den magnetiske feltvektoren 130, og fremskyndet i fase når dens forplantningsretning er den samme som retningen til feltet 130. Videre vil det bli antatt at venstre-hånd sirkulær polarisert lys blir forsinket i fase når forplantningsretningen er den samme som retningen til det magnetiske feltet 130, og at fasen blir fremskyndet når forplantningsretningen er motsatt til retningen av magnetfeltet 130.

Bølgen Wl omtales først. Mens denne høyre-hånd sirkulært polarisert bølge Wl forplanter seg fra fiberpartiet 126 gjennom det rette partiet 124A til avfølingsanordningen 98, vil dens forplantningsretning være motsatt til retningen av magnetfeltet 130, og fasen til denne bølgen Wl vil således bli forsinket, f.eks. med en mengde 0. Mengden av faseendring og således verdien av 9, avhenger av styrken til . feltet 130. Når bølgen Wl passerer gjennom det kurvede partiet 125A, vil den lineære dobbeltbrytning av dette kurvede parti transformere polarisasjonen av bølgen Wl slik at den blir venstre-hånd sirkulært polarisert når den går inn i det rette partiet 124B. Siden forplantningsretningen til denne venstre-hånd sirkulært polariserte bølgen Wl i det rette partiet 124B, er i samme retning som magnetfeltet 130, vil fasen til bølgen Wl igjen bli forsinket en mengde e, slik at bølgen Wl nå ér blitt forsinket i fase med 20. Bølgen Wl gjennomløper så det kurvede partiet 125B hvor

dens polarisasjon igjen blir transformert til høyre-hånd sirkulær, og forplantningsretningen blir reversert, mens det går inn i det rette partiet 124C. Således vil forplantningen av bølgen Wl gjennom det rette partiet 124C

gi nok en faseforsinkelse lik 0, og man får så en akkumulert faseforsinkelse på 30. På lik måte reverserer det kurvede partiet 125C forplantningsretningen og transformerer polarisasjonen til bølgen Wl til høyre-hånd sirkulær, og således vil fasen til bølgen Wl bli retardert med nok et

inkrement 6 i det rette partiet 124D, og det giren akkumulert f asef orsinkelse for bølgen Wl på 4 0. Til slutt utsettes bølgen Wl likeledes for en transformasjon i det kurvede partiet 125D og en fasefor-forsinkelse i partiet 124C for en total faseforsinkelse lik 59.

Den høyre-hånd sirkulært polariserte bølgen W2 forplanter

seg gjennom den magnetiske avfølingsanordningen 98 på en måte som er lik den som nettopp er beskrevet for bølgen Wl. Siden det er et likt antall av kurvede partier 125, vil videre polarisasjonen til bølgen W2 være den samme som for bølgen Wl i et hvilket som helst av de rette partiene 124. Det

vil si at den vil være høyre-hånd sirkulært polarisert i de rette partiene 124E, 124C og 124A, og den vil være venstre-hånd sirkulært polarisert i de rette partiene 124D og 124B. Siden imidlertid bølgen W2 forplanter seg i motsatt retning i forhold til bølgen Wl, vil dens orientering i forhold til magnetisk felt 130 være motsatt orienteringen til bølgen Wl i et hvilket som helst gitt rett parti 124. Derfor vil fasen til bølgen W2, i stedet for å bli forsinket, bli fremskyndet en mengde 0, mens den gjennomløper hvert

rett parti 124, og således vil det akkumulerte faseforsprang for alle fem rette partier 124 være 5ø. Siden bølgen W2

blir fremskyndet i fase med 5ø, mens bølgen Wl blir forsinket i fase med en lik mengde, vil den totale faseforskjell mellom bølgene Wl, W2 for dette utgangssignalet være lik 100.

Etter at bølgene Wl, W2 har motforplantet seg gjennom den magnetiske avfølingsanordningen 98, vil de igjen bli kombi-nert i koplingsanordningen 120 for å danne et optisk utgangssignal, vist med pilen merket WO. Intensiteten til dette optiske utgangssignal WO avhenger av typen (f.eks. konstruk-tiv eller destruktiv) og mengden av interferens mellom bølgene Wl, W2 når de blir ført sammen igjen i koplingsanordningen 120, hvilket i sin tur er avhengig av faseforskjellen mellom bølgene Wl, W2. Siden denne faseforskjellen er en funksjon av styrken til det magnetiske feltet 130, vil intensiteten til det optiske utgangssignalet WO følgelig være en funksjon av den magnetiske feltstyrken. Ved å detektere den optiske intensiteten til dette signal WO kan således styrken til magnetfeltet 130 bli bestemt. Det må forstås at magnetometeret kan også anvendes som en strømavfølings-anordning ved å anordne avfølingsanordningen 98 i det magnetiske feltet til en elektrisk leder, fortrinnsvis med de rette partiene 124 parallelt til B-feltet frembragt av strøm-men gjennom lederen.

Et fullstendig fiberoptisk system for å detektere identiteten til det optiske utgangssignalet WO er vist på fig. 22, og omfatter den magnetiske avfølingsanordningen 98, koplingsanordningen 120 og fiber 122 på fig. 21. I tillegg er en PZT-fasemodulator 140 innesluttet i fiberpartiet 128 mellom porten D til koplingsanordningen 120 og den magnetiske av-følingsanordningen 98. Hver av fiberpartiene 126,128 har sine respektive polarisasjonsstyreanordninger 142,144 avnord-net mellom koplingsanorndingen 124 og avfølingsanordningen 98, for å justere polarisasjonen til de motforplantende,. bølgene Wl og W2. Partiet av fiberen 128 som strekker seg fra porten C til koplingsanordningen 120 avsluttes ikke-reflekterende ved punktet merket "NC", mens partiet av fiberen 126 som strekker seg fra porten A til koplingsanordningen 120 passerer gjennom en polarisator 146 og så gjennom portene merket A og B til en koplingsanordning 148. Fiberpartiet 126 som strekker seg fra porten A avsluttes ved en lyskilde 150, som mater kildelysbølgen WS inn i fiberpartiet 126. Som et spesifisert eksempel kan denne lyskilden 150 omfatte en laserdiode som produserer lys med en bølgelengde på 0,82 um, slik som GO-DIP gallium-arsen-laserdioden, som er kommersielt tilgjengelig fra General Optronics Corp., 3005 Hadley Road, South Plainfield, New Jersey. En polari-sas jonsstyreanordning 152 kan være innesluttet mellom lyskilden 150 og polarisatoren 146 for å justere polarisasjonen til lyskilden WS slik at den passerer effektivt gjennom polarisatoren 146. En andre fiber 154 passerer gjennom portene C og D til koplingsanordningen 148. Partiet av denne fiber 154 som strekker seg fra porten C er optisk koplet til en fotodetektor 156, mens partiet som strekker seg fra porten D avsluttes ikke-reflekterende ved punktet merket "NC". Som et spesifisert eksempel kan fotodetektoren 156 omfatte en standard, negativ forspenning, kisel, PIN-type, fotodiode. Utgangssignalet fra detektoren 156 blir matet på en linje 158 til en låseforsterker 160 som også mottar et referansesignal på en linje 162 fra en signalgenerator 164. Signalgeneratoren 164 er forbundet med en linje 166 for å drive PZT-fasemodulatoren 140 på referansesignal-frekvensen. Låseforsterkeren 160 anvender referansesignalet for å sette forsterkeren 160 i stand til synkront å detektere detektorutgangssignalet ved modulasjonsfrekvensen. Forsterkeren 160 frembringer således effektivt et båndpassfilter ved grunnfrekvensen (dvs. første harmoniske) til modulatoren 140, og blokkerer alle andre harmoniske til denne frekvensen. Forsterkeren 160 sender ut et signal på en linje 168, hvilket signal er proporsjonalt med denne første harmoniske, for synlig fremvisning på en fremvisnings-anordning 170.

Under bruk av magnetometeret på fig. 22, blir kildelys Ws

fra lyskilden 150 ført inn i fiberpartiet 126. Bølgen WS forplanter seg gjennom koplingsanordningen 148, hvor en del av lyset tapes gjennom port D. Det gjenværende lyset WS forplanter seg gjennom polarisatoren 146, som slipper gjennom lineært vertikale polarisasjoner. I denne hensikt er polarisajsonsstyreanordningen 152 justert for effektivt å slippe lys gjennom polarisatoren 146. Lys som mates inn i koplingsanordningen 120 vil således ha en lineær vertikal polarisasjon. Koplingsanordningen 120 deler lyset i to motforplantende bølger Wl, W2. Bølgen Wl forplanter seg til å begynne med gjennom partiet 126 til fiberen 122, mens bølgen W2 forplanter seg til å begynne med gjennom partiet 128 til fiberen 122. Polarisasjonsstyreanordningen 142 er justert for å transformere polarisasjonstilstanden til bøl-gen Wl slik at når den mates inn i den magnetiske avfølings-anordningen 98 vil den være sirkulært polarisert, f.eks. høyre-hånd sirkulært polarisert.

På lignende måte er polarisasjonsstyreanordningen 144

justert slik at bølgen W2 har den samme polarisasjonen,

f.eks. høyre-hånd sirkulær, når den mates inn på avfølings-anordningen 98. Det må forstås at PZT-modulatoren 140 kan frembringe tilleggslineær dobbeltbrytning i fiberpartiet 128, og styreanordningen 144 burde således være justert for å kompensere for enhver slik lineær dobbeltbrytning til modulatoren 140, slik at når bølgene Wl og W2 går inn i avfølingsanordningen 98, har bølgen W2 den samme sirkulære polarisasjon som bølgen Wl. Mens bølgene Wl og W2 motforplanter seg gjennom avfølingsanorndingen 98, vil en bølge bli fremskyndet i fase, mens den andre blir forsinket,

hvilket skyldes innvirkningen av omgivende magnetiske felt som drøftet med referanse til fig. 21. Det vil videre bli gjenkalt fra fig. 21 at siden avfølingsanordningen 98 omfatter et likt antall av kurvede partier 125 (fig. 21),

vil polarisasjonen til en gitt bølge som forlater avfølings-anordningen 9 8 være den samme som når den gikk inn i avfølings-

anordningen 98. Således vil begge bølgene Wl og W2 være høyre-hånd sirkulært polarisert etter at de har gjennomløpt avfølingsanordningen 98. Mens Dølgene Wl og W2 forplanter seg fra avfølingsanordningen 98 til koplingsanorndingen 120 vil de passere gjennom de respektive styreanordninger 144

og 142. Siden disse styreanordningene er gjensidige anordninger (dvs. de påvirker bølgene på samme måte uansett forplantningsretningen), vil bølgene Wl og W2 bli transformert i polarisasjonen, fra høyre-hånd sirkulær til vertikal lineær når de når koplingsanordningen 120. Bølgene Wl og W2 blir så satt sammen igjen i koplingsanordningen 120 for å danne et optisk signal, av hvilke en del blir tapt gjennom porten C, mens den gjenværende delen forplantes gjennom polarisatoren 146. Siden det optiske utgangssignalet har en lineær vertikal polarisasjon, vil det passere gjennom polarisatoren 146 til koplingsanordningen 148 hvor en del av signalet WO blir koplet til fiberen 154 for forplantning til fotodetektoren 156.

Detektoren 156 sender ut et signal som er proporsjonalt med intensiteten til det optiske utgangssignalet WO, og sender dette signalet på linjen 158 til låseforsterkeren 160 w Som tidligere antydet detekterer forsterkeren 160 synkront detektorutgangssignalet ved modulasjonsfrekvensen til modulatoren 140, slik at denne forsterker 160 frembringer effektivt et båndpassfilter ved grunnfrekvensen til modulatoren 140, og blokkerer alle andre harmoniske av denne frekvens. Denne første harmoniske av detektorutgangssignalet er en sinus-funksjon som har en størrelse proporsjonal med faseforskjellen mellom bølgene Wl og W2, og er derfor også en funksjon av styrken til magnetfeltet som frembringer slik faseforskjell. Forsterkeren 1'40 sender ut et signal som er proporsjonalt med denne første harmoniske komponent, og frembringer således en direkte indikasjon av styrken til magnetfeltet, hvilket kan fremvises visuelt på fremvisningsanordningen 170. Ytterligere detaljer ved dette deteksjonssystemet blir drøftet i internasjonal patentsøknad nr. W/82 83456, inn-gitt 31. mars 1982.

Som beskrevet i den patentsøknaden, er det å foretrekke at PZT-modulatoren 140 brukes ved frekvensen (f ) gitt ved den følgende ligningen, siden bruk av denne modulasjons-frekvens eliminerer modulatorfrembragt amplitudemodulasjon i det optiske signalet som blir målt med detektoren 156:

hvor L er differansefiberlengden mellom koplingsanordningen 120 og modulatoren 14 0 for de motforplantende blgene Wl og W2; N er den ekvivalente refraksJjonsindeks for enkelmodus-fiberen 122, og c er "åpent rom"-hastigheten til lyset som blir påtrykt fiberen 122. Forutsatt at differeansefiber-lengden L er f.eks. omkring 6 meter, vil modulasjonsfrekvensen (fm) være omkring 17,5 MHz for en kiselfiber som har en ekvivalent refraksjonsindeks lik 1,45. Fagkyndige innen området vil innse at foreliggende tilgjengelige fiber-fasemodulatorer ikke reagerer godt ved disse høye frekvenser. Dessuten er detektering av det optiske signalet ved høye frekvenser mer vanskelig. Det er således ønskelig å tilpasse systemet på fig. 22 for bruk ved lavere frekvenser innen operasjonsområdet til fotodetektoren 156. Dette kan oppnås ved å øke differensialfiberlengden (L ), f.eks. ved å danne en forsinkelseslinje 172 som vist streket på fig. 22. Denne forsinkelseslinje 172 kan bli dannet av fiberpartiet 126, mellom koplingsanordningen 120 og avfølings-anordningen 98, eller den kan bli dannet av fiberpartiet 128 mellom modulatoren 140 og avfølingsanordningen 98. Forutsatt f.eks. av at forsinkelseslinjen 172 øker differansefiberlengden L til omkring 100 meter, vil modulator-frekvensen f msom er gitt ved ligning 6, være omkring 1 MHz, hvilket er innen bruksområdet til fasemodulatoren 140. Forsinkelseslinjen 172 kan være viklet i en sløyfe slik at den er relativt kompakt, f.eks. på samme måte som en "Sagnac"-interferometersløyfe. Omgivende magnetiske felt kan imidlertid frembringe en ikke-gjensidig innførsel av lysbølgene som motforplanter seg gjennom interferometersløyfene. Siden forsinkelseslinjen 172 er noe tilsvarende en interferoraeter-sløyfe, kan det være å foretrekke å innelukke linjen 172 i et hus (ikke vist) bestående av f.eks. u-metall, for å iso-lere forsinkelseslinjen 172 fra magnetiske felter.

Det kan gjenkalles fra drøftelsen med referanse til fig.

1 at fordi den magnetiske avfølingsanordningen 98 har et likt antall kurvede partier 125, er polarisasjonen av bølgene Wl og W2 uendret, mens disse gjennomløper avfølingsanordningen 98, dvs. hvis de er høyre-hånd sirkulært polariserte når de går inn i avfølingsanordningen 98, vil de være høyre-hånd sirkulært polariserte når de forlater avfølingsanordningen. Dersom imidlertid et ulikt antall kurvede partier 125 er frembragt, vil polarisasjonen til bølgene Wl og W2 bli endret til en ortogonal tilstand, mens de gjennomløper avfølings-anordningen 98, dvs. hvis de går inn i avfølingsanordningen 98 som høyre-hånd sirkulært polariserte, vil de forlate av-følingsanordningen 98 som venstre-hånd sirkulært polariserte. For en avfølingsanordning som har et ulikt antall kurvede partier 125, vil således polarisasjonsstyreanordningene 142 og 144 på fig. 22 måtte være justert på en måte som er forskjellig fra den som er beskrevet ovenfor. Spesielt bør styreanordningene 142 og 144 være justert slik at de motforplantende bølgene Wl og W2, har innbyrdes ortogonal sirkulær polarisasjon når de går inn i avfølingsanordningen 98. Det vil si at en av bølgene Wl og W2 bør være høyre-hånd sirkulært polarisert, mens den andre bør være venstre-hånd sirkulært polarisert.

FOrutsatt nå at avfølingsan ordn ingen 98 på fig. 22 har et ulikt antall kurvede partier 125 (fig. 21), vil styreanordningen 142 bli justert slik at bølgen Wl, som er lineært polarisert før den forlater koplingsanordningen 120, blir transformert til høyre-hånd sirkulært polarisert før den går inn i avf ølingsan ordningen 98. På lignende måte blir styreanordningen 144 justert slik at bølgen W2, som også

er vertikalt lineært polarisert før den forlater koplings-

anordningen 120, blir transformert til en venstre-hånd sirkulært polarisert bølge før den går inn i avfølingsanord-ningen 98. Etter at polarisasjonene er blitt endret til ortogonale tilstander, f.eks. høyre-hånd sirkulært polarisert for bølgen W2 og venstre-hånd sirkulært polarisert for bølgen Wl. Siden styreanordningene 142 og 144 er gjensidige anordninger (dvs. de påvirker en bølge på samme måte uansett forplantningshastigheten), vil styreanordningen 142 endre den høyre-hånd sirkulært polariserte bølgen W2 til vertikal lineært polarisert, og styreanordningen 144 vil endre den venstre-hånd sirkulært polariserte bølgen Wl til vertikalt lineært polarisert. Således vil bølgene Wl og W2 bli sammen-satt igjen av koplingsanordningen 120 med den samme polarisasjon som da de gikk inn i koplingsanordningen 120, slik at det optiske utgangssignalet WO dannet av disse bølgene Wl og W2 vil passere effektivt gjennom polarisatoren 146.

En foretrukket type av polarisasjonsstyreanordning som passer for å anvendes i magnetometeret på fig. 22, er beskrevet i Electronics Letters, vol. 16, nr. 20 (25. september 1980) pp. 778-780. Som vist på fig. 23, omfatter styreanordningen en plate 180 på hvilken en flerhet av oppstående blokker 182A til 182D er montert. Mellom tilliggende blokker 182 er spoler 184A til 184C montert tangentielt på respektive aksler 186A til 186C. Akslene 186 er aksielt rettet inn etter hverandre, og er roterbart montert mellom blokkene 182. Spolene 184 er generelt sylindriske og er anordnet tangentielt til akslene 186 med aksene til spolene 184 perpendikulært til aksene til akslene 186. Fibertråden 122 strekker seg gjennom aksielle hull i akslene 186 og er viklet rundt hver av spolene 184 for å danne tre spoler 188A til 188C. Radiusene til spolene 188 er slik at fiberen 122 blir strukket for å danne et dobbeltbrytende medium i hver av spolene 188. De tre spolene 188A til 188C kan roteres uavhengig av hverandre rundt aksene til akslene 186A til 186C, for å justere dobbeltbrytningen til fiberen 122, og kan således styre polarisasjonen av lyset som passerer gjennom fiberen 122. Diameteren og antall viklinger i spolen 188 er slik at de ytre spolene 188A og 188C frembringer en rommelig forsinkelse på en kvart bølgelengde, mens den sentrale spolen 188B frembringer en rommelig forsinkelse på en halv bølgelengde. Kvartbølgelengdespolene 188A og C styrer elliptisiteten til polarisasjonen, og halvbølge-lengdespolen 188B styrer retningen på polarisasjonen. Dette frembringer et fullstendig justeringsområde for lyset som forplanter seg gjennom fiberen 122. Det må imidlertid forstås at polarisasjonsstyreanordningen kan modifiseres for å frembringe bare de to kvartbølgelengdespolene 188A og C, siden polarisasjonsretningen (ellers sørget av sentral-spolen 188B) kan styres indirekte ved passende justering av polarisasjonselliptisiteten ved hjelp av de to kvart-bølgelengdespolene 188A og C. Følgelig er polarisasjonsstyreanordningene 142,144 og 152 vist på fig. 22 omfattende bare de to kvartbølgelengdespolene 188A og C. Siden denne sammenstilling reduserer den totale størrelsen til styreanordningene 142,144 og 152, kan den være fordelaktig ved visse anvendelser av den foreliggende oppfinnelse hvor det foreligger rombegrensninger.

Således frembringer polarisasjonsstyreanordningene 142,144 og 152 anordninger for å etablere, opprettholde og styre polarisasjonen til både det påtrykte lys og de motforplantende bølgene.

En foretrukket fiberoptisk retningskopler for anvendelse

som koplingsanordningene 120,148 i magnetometeret i henhold til den foreliggende oppfinnelse, er beskrevet i europeisk patentsøknad nr. 81.102677.3, publisert i Bulletin nr. 81/42, 21. oktober 1981 med publikasjonsnr. 0038023.

Kopleren som vist i fig. 24 omfatter to optiske fibertråder merket 190A og 190B til en enkelmodus fiberoptisk materiale, som har et parti av mantelen fjernet fra en side. De to trådene 190A og 190B er montert i sine respektive buede spalter 192A ogog 192B, dannet i de respektive blokker 193A og 193B. Trådene 190A og 190B er anordnet slik at tråd-partiene hvor mantelen er blitt fjernet ligger mot hverandre, for å danne et område med gjensidig påvirkning 194, i hvilket lyset blir overført mellom kjernepartiene til trådene. Mengden av materialet som er fjernet er slik at kjernepartiet til hver tråd 190, er innen flyktighetsfeltet til den andre. Senteravstanden mellom trådene 190 til senteret for koplingsanordningen er typisk mindre enn omkring 2-3 kjernediametere.

Det er viktig å merke seg at lyset som overføres mellom trådene 190 ved området for gjensidig påvirkning 194 er rettet. Dvs. at hovedsakelig alt lyset som blir påtrykt inngangsporten A blir levert til utgangsportene B og D,

uten motrettet kopling, til port C. På samme vis blir hovedsakelig alt lyset som påtrykkes inngangsporten C levert til utgangsportene B og D. Videre er denne rettetheten symmetrisk. Således blir lys som påtrykkes enten inngangsport B eller inngangsport D levert til utgangsportene A

og C. Dessuten er koplingsanordningen hovedsakelig ikke diskriminerende med hensyn til polarisasjoner, og bevarer således polarisasjonen til det koplede lyset. Dersom f.eks. et lys som har en vertikal polarisasjon blir matet inn i port A, vil lyset koplet fra port A til port B likeså vel som lyset som passerer direkte fra port h til port B, for-bli vertikalt polarisert.

Fra det foregående kan det ses at koplingsanordningen kan fungere som en stråledeler for å dividere det påtrykte lyset i to motforplantende bølger Wl og W2. Koplingsanordningen kan videre i tillegg fungere for å gjenkombi-nere de motforplantende bølgene Wl og W2 etter at de har gjennomløpt magnetometeret 98.

I utførelsen vist på fig. 22 har hver av koplingselementene 120 og 148 en koplingseffektivitet på 50%, siden dette val-get av kopling frembringer på effektiv måte maksimum optisk energi til fotodetektoren 156. Som her benyttet, er uttrykket "koplingseffektivitet" definert som energiforholdet mellom den koplede energi og den totale utgangsenergi, uttrykt som en prosentverdi. F.eks. med referanse til fig. 24, dersom lys blir påtrykt port A, ville koplingseffektivi-teten være lik forholdet mellom energien ved port D og summen av energiutgangene ved portene B og D. Videre sikrer en koplingseffektivitet på 50% for koplingsanordningen 120 at de motforplantende bølgene Wl og W2 er like i størrelse.

Claims

1. Magneto-optisk rotator innbefattende en optisk fibersløyfe (32) for å utsettes for et magnetisk felt, slik at ved bruk bevirker det magnetiske feltet polarisasjon av en lysbølge som passerer gjennom første og andre partier (34, 36) til sløyfen som skal bli rotert i samsvar med Faraday-effekt, idet første og andre partier (34, 36) er orientert slik at forplantningsretningen til lysbølgen i forhold til en magnetisk feltkomponent (28) i det første partiet (34) er motsatt forplantningsretningen i forhold til den magnetiske feltkomponenten i det andre partiet (36) , idet det første og andre partiet (34, 36) er forbundet med et tredje parti (38) til sløyfen, karakterisert ved at det tredje partiet (38) er kurvet med en kurveradius som induserer tilstrekkelig lineær dobbeltbrytning i det tredje partiet (38) slik at polarisasjonsretningen til lysbølgen blir transformert fra lysbølgeperspektivet, hvorved Faraday-ef f ektrotas jonene i det første og andre partiet (34, 36) er additive.

2. Rotator som angitt i krav 1, karakterisert ved at nevnte første og andre partier (34, 36) av nevnte sløyfe er rette.

3. Rotator som angitt i krav 1 eller 2, karakterisert ved at nevnte lineære dobbeltbrytning i nevnte tredje parti (38) frembringer en faseforskjell mellom lys i to ortogonale polarisasjonsmodus til nevnte fiber (32) lik omtrentlig 180° eller et ulikt helt multippel derav.

4. Rotator som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 3, karakterisert ved en andre sløyfe av fiberoptisk materiale, optisk koplet til nevnte sløyfe, og nevnte sløyfe ligger i respektive plan som er gjensidig ortogonale.

5. Rotator som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 4, karakterisert ved at i det minste partiet med dobbeltbrytning til nevnte tredje parti (38) av nevnte fiber (32) blir frembrakt ved å underkaste nevnte fiber strekkspenning.

6. Rotator som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 5, karakterisert ved at nevnte første og andre fiberpartier (34, 36) er vridd.

7. Rotator som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 6, karakterisert ved en spindel (70) , og nevnte optiske fiber (32) viklet på nevnte spindel (70) for å danne nevnte sløyfe.

8. Rotator ifølge et hvilket som helst av kravene 1 til 7, karakterisert ved at det tredje partiet (38) til fiberen er omhyllet i det minste en halv gang rundt et parti av spindelen (70) .

9. Rotator ifølge et hvilket som helst av kravene 1 til 8, karakterisert ved at endene (126, 128) til den optiske fiberens (32, 122) sløyfe er koplet sammen av en optisk kopler (120) for å danne et interferometer.

10. Anvendelse av den magneto-optiske rotatoren som angitt i et hvilket som helst av de foregående krav som et magnetometer, hvor lysbølgene i hovedsaken sirkulært polariseres og transformasjonen i polarisasjonsretningen er fra høyre-sirkulær til venstre-sirkulær eller motsatt, idet Faraday-ef fektrotasjonene manifesteres som en faseforskyvning til det sirkulært polariserte lyset.

11. Anvendelse av den magneto-optiske rotatoren definert i et hvilket som helst av kravene 1 til 9 som en modulator eller isolator, hvor lysbølgen er i hovedsaken lineært polarisert.

12. Fremgangsmåte for å tilveiebringe en Faraday-rotasjon i en sløyfe til en optisk fiber (32) innbefattende: kopling av en lysbølge til fiberen (32) for forplanting gjennom sløyfen, og utsettelse av sløyfen for et magnetisk felt for å rotere lysbølgepolarisasjonen i et første rett parti (34) til sløyfen og i et andre rett parti (36) til sløyfen i samsvar med Faraday-effekten, karakterisert ved orientering av sløyfen i forhold til det magnetiske feltet slik at lysbølgen forplanter seg i motsatte retninger i det første og andre rette partiet (34, 36) i forhold til det magnetiske feltet, innføring av lineær dobbeltbrytning i et tredje parti (38) til sløyfen mellom første og andre parti (34, 36) for å omforme polarisasjonsretningen til lysbølgen og derved bevirke Faraday-effektrotasjoner i første og andre parti til å bli additive.

13. Fremgangsmåte ifølge krav 12, karakterisert ved at det velges en bøyeradius til det tredje partiet (38) for å bevirke lys i en polarisasjonsmodus å bli forskjøvet med tilnærmet 180" eller et ulikt helt multippel derav i forhold til lyset i den andre ortogonale polarisasj onsmodusen.

14. Fremgangsmåte ifølge krav 13, karakterisert ved at lysbølgen i hovedsaken sirkulær-polariseres og at transformasjonen i polarisasjonsretningen er fra høyre-sirkulær til venstre-sirkulær eller motsatt, idet Faraday-ef fektrotasjonene manifesteres som en faseforskyvning til det sirkulært polariserte lyset.

15. Fremgangsmåte ifølge krav 13, karakterisert ved at lysbølgen er i det vesentlige lineært polarisert.

16. Fremgangsmåte for å fremstille en rotator som anvender Faraday-effekt, karakterisert ved omvikling av en fiber (32) på en spindel (70) for å danne en sløyfe med et par rette partier (34, 36) og et kurvet parti (38) derimellom, idet omhyllingstrinnet innbefatter bøying av fiberens (32) kurvede parti (38) rundt en del av spindelen (70) med en kurveradius som induserer tilstrekkelig dobbeltbrytning i det kurvede partiet for å bevirke at polarisasjonsretningen til en lysbølge som forplanter seg gjennom fiberen (32) som skal bli transformert, er slik at, når sløyfen er utsatt for et magnetisk felt relativt til hvilket, i de to rette partiene (34, 36), lysbølgen forplantes i motsatte retninger, Faraday-effekten i de rette partiene er additiv.

17. Fremgangsmåte ifølge krav 16, karakterisert ved at det velges en bøyeradius for den kurvede delen (38) for å bevirke at lys i en polarisasjonsmodus til fiberen skal bli forskjøvet med tilnærmet 180° eller et ulikt multippel derav i forhold til lyset i den andre ortogonale polarisasj onsmodusen.

18. Fremgangsmåte ifølge krav 16, karakterisert ved at fiberen (32) omvikles for å danne en andre sløyfe og at sløyfen orienteres slik at de ligger i respektive plan som er gjensidig ortogonale.