NO833512L - Stabilisert fiberoptisk sensor - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse vedrører fiberoptiske sensorer, og

spesielt en stabilisert, helfiber, resonant ringinterfero-

metrisk sensor.

Optiske fibre er følsomme overfor et stort antall omgivende påvirkningseffekter, såsom akustiske bølger og temperaturva-riasjoner. De omgivende elementer som påvirker den optiske fiber kan resultere i amplitudeendringer, faseendringer eller polarisasjonsendringer i lyset som forplanter seg derigjennom. Følgelig har det i den senere tid vært stor interesse for an-vendelsen av fibre som sensorelementer.

Mach-Zehnder og Sagnac interferometre er i vanlig bruk som

sensorer. I disse interferometre varierer faseforskjellen mellom interfererende lysbølger som respons på variasjonene i avfølt mengde, og således ved å detektere intensiteten til

lys frembragt ved slike interfererende bølger kan størrelsen { \&{ Å til den avfølte mengde bli bestemt. I tillegg varierer denN "x^f/ detekterte intensitet som en funksjon av kosinus til fase-differansen mellom lysbølgene. Vanligvis er interferometeret forspent, slik at det arbeider ved punktet for maksimum helning på en slik kosinuskurve, og den avfølte mengde blir de- <-/ tektert ved å måle variasjonene i intensitet fra dette arbeidspunkt. Imidlertid har den maksimale helning til en kosinuskurve omtrent \ radian \ under forutsetning av at en topp-til-topp optisk energi er normalisert mellom null og en. Således er følsomheten til disse innretninger begrenset.

Videre, da en kosinuskurve blir svært ulineær, mot dens mini-

mums- og maksimumspunkter, vil ett parti av kurven være gene-

relt brukbar for lineære målinger.

Oppfinnelsen omfatter en fiberoptisk sensor som omfatter en

enkel uavbrutt tråd av optisk fiber, som har første og andre endepartier og et sløyfeparti derimellom. Sløyfen er lukket ved hjelp av en fiberoptisk kobler. En lyskilde er anordnet for å påtrykke en første lysbølge til det første endeparti for forplantning gjennom fiberen til det andre endeparti for

å frembringe et optisk utgangssignal, hvis intensitet er avhengig av lengden av sløyfen. Gjennomløpsfaseforsinkelsen til lys som sirkulerer gjennom sløyfen blir styrt ved hjelp av en faseforsinkelsesinnretning for å frembringe et resonanshulrom for det sirkulerende lys. Fibersløyfelengden er følsom overfor første og andre omgivende påvirkningseffekter, idet den første varierer innenfor et første frekvensområde og den andre varierer innenfor et andre frekvensområde. En stabiliseringsinnretning driver faseforsinkelsesinnretningen for å kompensere for lengdeendringer i fibersløyfen forårsaket av den første omgivende påvirkningseffekt for å stabilisere utgangssignalet mot den første omgivende påvirkningseffekt. Under en slik stabilisering vil imidlertid utgangssignalet være følsomt overfor den andre omgivende effekt, og en slik andre omgivende effekt blir detektert ved å måle intensitetsvariasjoner i utgangssignalet ved hjelp av en detektor.

Fortrinnsvis frembringer faseforsinkelsesinnretningen en total gjennomløpsfaseforsinkelse for det sirkulerende lys, slik at følsomheten i utgangssignalet overfor endringer i sløyfe-lengden er ved et maksimum. Faseforsinkelsesinnretningen omfatter vanligvis en mekanisme for å strekke fiberen, såsom en PZT-sylinder, om hvilken et parti av fiberen er viklet. Stabiliseringsinnretningen omfatter fortrinnsvis en elektronisk krets for å drive faseforsinkelsesinnretningen med et elektrisk signal fra detektoren. I et slikt tilfelle filtrerer elektronikken signalet for å sende gjennom frekvenskomponenter i det første frekvensområde samtidig som frekvenskomponenter i det andre frekvensområde blir effektivt blokert. Ved en foretrukket utførelse omfatter elektronikken en integrator som frembringer en foretrukket forsterkning av signal-komponenter i det første frekvensområde.

Den ovenfor beskrevne innretning kan anvendes i en fremgangsmåte for å avføle akustiske bølger. Fremgangsmåten omfatter dannelse av en sløyfe i den optiske fiber og påtrykking av inngangslys for forplanting gjennom sløyfen for å frembringe et optisk utgangssignal. En fiberoptisk kobler ble brukt for å lukke sløyfen optisk. Sløyfelengden, som påvirker intensiteten til utgangssignalet, blir valgt slik at den frembringer et resonanshulrom. Termisk induserte sløyfelengdeendringer blir kompensert for ved å stabilisere intensiteten til utgangssignalet mot termisk induserte endringer. Utgangssignalet blir detektert for å avføle tilstedeværelsen av de akustiske bølger. Fortrinnsvis blir punktet for maksimum følsomhet for intensiteten til det optiske utgangssignal overfor sløyfe-endringer bestemt, og sløyfelengden blir valgt for å frembringe en utgangssignalintensitet ved dette punkt med maksimal følsomhet. Ved en foretrukket utførelse blir kompenseringen for termisk induserte sløyfelengdeendringer utført ved å detektere komponenter i utgangssignalet som har en frekvens lavere enn frekvensen til de avfølte akustiske bølger, og lengden til sløyfen blir variert som respons på de detekterte frekvenskomponenter .

Spesielt minsker sensoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse problemene i den tidligere kjente teknikk ved å anvende en helfiber optisk ringresonator med høy finhet, som har en utgangsenergikurve i form av en ekstremt skarp spiss og som er temmelig lineær. Fortrinnsvis er maksimumshelningen til en slik utgangskurve, antatt en resonatorfinhet på ca.

80, i størrelsesorden 14 radianer ^. Denne spesielle type resonatorer frembringer derfor en høyst nøyaktig fiberoptisk sensor for å måle omgivende mengder som påvirker lysforplant-ning derigjennom. I en foretrukket utførelse fungerer resonatoren som en akustisk sensor. I et slikt tilfelle vil audio-bølger som faller inn mot sløyfen forårsake at sløyfelengden varierer som en funksjon av audiobølgestørrelsen og frekvensen. Denne variasjon i sløyfelengde forårsaker i sin tur at utgangsenergien fra resonatoren varierer korresponderende.

Ved å detektere denne variasjon i utgangsenergi kan et direkte mål på størrelsen og frekvensen til audiobølgene frembringes. Det er mulig at sløyfelengdevariasjoner også kan forårsakes av andre omgivende påvirkningselementer, såsom temperatur-variasjoner, som kan forårsake at utgangsenergien fra resonatoren driver med en relativt lav frekvens. Den foretrukne utførelse av oppfinnelsen sørger for kompensasjon for slik lavfrekvensdrift ved hjelp av et tilbakekoblingssystem.

Fortrinnsvis er den målte følsomhet til periodiske faseskift

— 6 indusert ved sløyfelengdeendringer i fiberringen 1,0 x 10 rad/ J~ Hz eller bedre over 100 Hz til 10 KHZ-frekvensområde, med en følsomhet på 1,0 x 10~^ rad/ /h"z ved 10 KHz. I områ-det over 100 Hz er følsomheten til den foretrukne utførelse i det minste to ganger følsomheten til et sammenlignbart Mach-Zehnder-interferometer. Prøver foretatt på den foretrukne utførelse indikerer at denne følsomhet ikke er begrenset av skuddstøy, men snarere av spektralbåndvidden til den enkle frekvenslaserkilde. Ettersom den spektrale renhet til enkeltfrekvenslasere blir forbedret, bør således også den ovenfor nevnte følsomhet bli forbedret tilsvarende.

De ovenfor angitte og_.andre egenskaper ved foreliggende oppfinnelse vil bli bedre forstått under henvisning til tegninge-ne hvor: fig. 1 er en skjematisk tegning av resonatoren anvendt i den fiberoptiske sensor i henhold til foreliggende oppfinnelse og viser en lyskilde som mater lys inn i fibersløyfen og en fiberoptisk retningskobler for å lukke fibersløyfen,

fig. 2 er et delvis snitt av en utførelse av en fiberoptisk retningskobler for anvendelse i resonatoren på fig. 1,

fig. 3 er et perspektivriss av en utførelse av en fiberoptisk polarisasjonsstyreanordning for anvendelse i resonatoren på fig. 1,

fig. 4 er et skjematisk riss av den fiberoptiske retningskobler, vist på fig. 1 og 2, og viser fasene til lysbølge-komponentene som forplanter seg derigjennom,

fig. 5 er en kurve for sirkulerende energi som en funksjon av tiden, og viser at den sirkulerende energi bygger seg asymtot-

isk opp til en ekvillibriumsverdi over en tidsperiode som er lik hulromsstigetiden,

fig. 6 er en kurve av den sirkulerende energi ved port 3, normalisert med hensyn til inngangsenergi, som en funksjon av faseforsinkelsen gjennom fibersløyfen, og viser den normaliserte sirkulerende energi ved resonans for eksempelvis koblerinnmatingstap på 5 % og 10 %,

fig. 7 er en kurve for utgangsenergi, normalisert med hensyn til inngangsenergi, som en funksjon av faseforsinkelsen gjennom fibersløyfen, og viser null utgangsenergi ved resonans for begge eksempelvise koblerinnmatingstap på 5 % og 10 %, fig. 8 er en skjematisk tegning av en utførelse av.resonatoren på fig. 1,

fig. 9 er en kurve som viser resonanstilstanden ved utførel-sen vist på fig. 8,

fig. 10 er en kurve, lik kurven på fig. 9, som viser virkningen på resonanstilstanden, av ikke-innretting av polarisasjonsstyreinnretningen, slik at lys forplanter seg i begge polarisasjonsmodi, f

fig. 11 er en skjematisk tegning av den akustiske sensor i henhold til foreliggende oppfinnelse, som anvender resonatoren på fig. 1, og viser en elektronisk stabilisasjonstilbake-koblingskrets for å drive en PZT-sylinder i fibersløyfen for å stabilisere den optiske utgangsenergi mot lavfrekvens termisk drift,

fig. 12 er en kurve over optisk utgangsenergi ved port 4, som en funksjon av den totale gjennomløpsfaseforsinkelse til lys som sirkulerer gjennom fibersløyfen, og viser punktet med maksimum helning ved hvilket sensoren er stabilisert for å arbeide,

fig. 13 viser ét parti av kurven på fig. 12 og illustrerer virkningen på optisk utgangsenergi til fasemodulasjon forårsaket av akustisk bølgeinduserte sløyfelengdeendringer, og fig. 14 er en opptegning av den gjennomsnittlige optiske ut-gangssignalenergi (normalisert mellom null og 1,0) som en funksjon av frekvensen til den avfølte akustiske bølge, og viser responsen til sensoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse.

Den fiberoptiske sensor i henhold til foreliggende oppfinnelse anvender en fiberoptisk resonator. Som vist på fig. 1, omfatter denne resonator en kontinuerlig, uavbrutt tråd 10 av enkelmodus optisk fiber, som har et inngangsendeparti 12, et sløyfeparti 14 og et utgangsendeparti 16. Ved endene av sløy-fepartiet 14 er fiberen 12 optisk koblet sammen ved hjelp av en fiberoptisk, flyktigfelt, fireport retningskobler 20, som har porter 1 og 2 på sin ene side og porter 3 og 4 på sin andre side. Følger man fiberen 12 fra én ende til den andre, passerer fiberen 10 først gjennom porter 1 og 3, og så gjennom porter 2 og 4, slik at sløyfen 14 strekker seg fra porter 3 og 2, mens utgangspartiet 12 strekker seg fra port 1 og utgangspartiet 16 utstrekker seg fra port 4.

En laserkilde 22 er anordnet for å mate lys inn i inngangs-fiberpartiet 12 for å sirkulere dette gjennom sløyfepartiet 14. Kilden 22 omfatter en enkel frekvens, kontinuerlig bølge, langkoherens lengdelaser 24, såsom en Tropel Model 200 HeNe gasslaser. Denne laser produserer enkelfrekvenslys ved en bølgelengde på 632,8 nm og har en koherenslengde på godt over en kilometer.

En linse 26 kan anvendes for å fokusere lys fra laseren 24 ved innmating i fiberpartiet 12. I tillegg kan en optisk isolator 28, som omfatter en polarisator 30 og en kvartbølge-plate 32 være innskutt mellom laseren 24 og linsen 26 for å forhindre at lys som er reflektert fra linsen 26 og inngangs-fiberpartiet 12 kommer inn i laseren 24 og interfererer med dennes drift.

I den viste resonatorutførelse omfatter fiberen 10 en ITT enkel modusfiber som har en kjernediameter på 4 mikron, et

-7 2

effektivt kjerneareal på 1,6 x 10 cm , en effektiv refrak-sjonsindeks på 1,46 og en dempning på 8,3 db/km. Sløyfen 14 omfatter en polarisasjonsstyreinnretning 40 som sørger for kompensasjon for fiberdobbeltbryting i sløyfen 14, slik at sirkulerende lys ved port 2 til kobleren 20 har i det vesent-

lige den samme polarisasjon som lys fra laserkilden 22 ved porten 1.

Både polarisasjonsinnretningen 40 og kobleren 20 er fiberoptiske og skiller seg således fra masseoptiske komponenter.

En foretrukket fiberoptisk retningskobler for anvendelse som kobleren 20 i resonatoren er beskrevet i Electronics Letters, 29. mars 1980, vol. 16, nr. 7, sidene 260 - 261.

Som illustrert på fig. 2 omfatter kobleren 2 eksempelvise tråder 50A og 50B av et enkelmodus fiberoptisk materiale anordnet i longidudinale buede spalter 52A og 52B respektivt, tildannet i optisk flate, motstående overflater av rektangulære grunnstykker eller blokker 53A og 53B respektivt. Blokken 53A med tråden 50A montert i spalten 52A vil bli referert til som koblerhalvdelen 51A, og blokken 53B med tråden 50B montert i spalten 52B vil bli referert til som koblerhalvdelen 51B.

De buede spalter 52A og 52B har en kurveradius som er svært stor sammenlignet med diameteren til fibrene 50 og har en bredde som er litt større enn fiberdiameteren for å tillate at fibrene 50, når de er montert deri, passer inn i en bane definert av bunnveggene til spaltene 52. Dybden av spaltene 52A og 52B varierer fra et minimum ved sentret til blokkene 53A og 53B respektivt, til et maksimum ved kantene til de respektive blokker 53A og 53B. Dette tillater på fordelaktig måte de fiberoptiske tråder 50A og 50B, når de er montert i de respektive spalter 52A og 52B, gradvis å konvergere mot sentrum og divergere mot kantene til blokkene 53A, 53B, og derved elimineres skarpe bøyninger eller brå retningsendrin-ger i fibrene 50, hvilket kan forårsake energitap ved modusforstyrrelse. I den viste utførelse er spaltene 52 rektangulære i tverrsnitt, men det må imidlertid forstås at andre hensiktsmessige tverrsnittsformer som passer fibrene 50, kan anvendes alternativt, såsom et U-formet tverrsnitt eller et V-formet tverrsnitt.

Ved sentrene til blokkene 53, i den viste utførelse, er dybden til spaltene 52 som monterer trådene 50 mindre enn diameteren til trådene 50, mens ved kantene av blokkene 53 er dybden til spaltene 52 fortrinnsvis i det minste så stor som diameteren på trådene 50. Fiberoptisk materiale ble fjernet fra hver av trådene 50A og 50B, utført ved sliping, for å danne respektive ovalformede planare overflater, som er ko-planare med de motstående overflater til blokkene 53A, 53B. Disse ovale overflater, hvor det fiberoptiske materiale er blitt fjernet, vil bli referert til her som fiberens "motvendende overflate". Således vil mengden av fiberoptisk materiale som ble fjernet øke gradvis fra null mot kantene av blokkene 53 til et maksimum mot sentret av blokkene 53. Denne grad-vise fjerning av fiberoptisk materiale får fibrene til å konvergere og divergere gradvis, hvilket er fordelaktig for å unngå bakoverrefleksjon og overdrevet tap av lysenergi.

I den viste utførelse er koblerhalvdelene 51A og 51B identiske og er satt sammen ved å plassere de motvendende overflater til blokkene 53A og 53B sammen, slik at de motvendende overflater til trådene 50A og 50B blir anordnet mot hverandre og overlappende hverandre.

Et brytningstilpassende materiale (ikke vist), såsom en bryt-ningstilpasningsolje, er anordnet mellom de motvendende åpne flater til blokkene 53. Dette materiale eller stoff har en brytningsindeks som er omtrent lik brytningsindeksen til kappen, og fungerer også slik at den forhindrer at de optiske flate overflater blir permanent låst sammen. Oljen blir inn-ført mellom blokkene 53 ved hårrørsvirkning.

Et samvirkeområde 54 er dannet ved knutepunktet til trådene 50, i hvilket lys blir overført mellom trådene ved flyktigfeltkobling. Det er funnet at for å sikre hensiktsmessig flyktigfeltkobling, må mengden av materiale fjernet fra fibrene 50 bli omhyggelig kontrollert, slik at avstanden mellom kjernepartiene av trådene 50 ligger innenfor en forutbestemt "kritisk sone". Flyktigfeltene strekker seg inn i kappen og avtar hurtig med avstanden utenfor sine respektive kjerner. Således må tilstrekkelig materiale være fjernet for å tillate at hver kjerne er anordnet hovedsakelig innenfor flyktigfeltet til den andre. Dersom for lite materiale blir fjernet, vil ikke kjernene være tilstrekkelig nær hverandre til å tillate at flyktigfeltene forårsaker det ønskede samvirke til de styrte modi, og således vil resultatet bli utilstrekkelig kobling. På den annen side, dersom for meget materiale blir fjernet, vil forplantningsegenskapene til fibrene bli endret, hvilket resulterer i tap av lysenergi på grunn av modusforstyrrelse. Når imidlertid avstanden mellom kjernene til trådene 50 ligger innenfor den kritiske sone, vil hver tråd motta en betydelig mengde av flyktigfeltenergi fra den andre tråd, og god kobling blir oppnådd uten vesentlig energitap. Den kritiske sone omfatter det område i hvilket flyktigfeltene til fiberne 50A og 50B overlapper hverandre med tilstrekkelig styrke for å frembringe kobling, dvs. hver kjerne ligger innenfor flyktigfeltet til den andre. Som tidligere angitt vil imidlertid modusforstyrrelse opptre når kjernene blir bragt for nær sammen. Det er f. eks. antatt at for svakt styrte modi, såsom HE^-modus i enkelmodusfibre, vil en slik modusforstyrrelse begynne å opptre når tilstrekkelig materiale er fjernet fra fibrene 50 for å avdekke deres kjerner. Således er den kritiske sone definert som det område i hvilket flyktigfeltene overlapper hverandre med tilstrekkelig styrke til å forårsake kobling uten vesentlig energitap forårsaket av modusforstyrrelse.

Utstrekningen,av den kritiske sone for en bestemt kobler er avhengig av et antall samvirkende faktorer, såsom parametrene til fiberen selv og geometrien til kobleren. For en enkel-modusf iber, som har en trinnindeksprofil, kan videre den kritiske sone være ganske smal. I en enkelmodus fiberkobler av den viste type er den nødvendige senter-til-senteravstand mellom trådene 50 ved sentret av kobleren vanligvis mindre enn noen få (dvs. 2-3) kjernediametre.

Trådene 50A og 50B er fortrinnsvis 1) identiske med hverandre, 2) de har den samme kurveradius ved samvirkeområdet 54, og 3) de har en lik mengde fiberoptisk materiale fjernet fra seg for å danne sine respektive motvendende overflater. Således er fibrene 50 symmetriske over samvirkeområdet 54 i planet til sine motvendende overflater, slik at de motvendende overflater dekker hverandre hvis de blir lagt over hverandre. Dette sik-rer at de to fibre 50A og 50B har de samme forplantningsegenskaper ved samvirkeområdet 54, og derved unngås koblingsdemp-ning tilknyttet ulike forplantningsegenskaper.

Blokkene eller grunnstykkene 53 kan være fremstilt av et hvilket som helst hensiktsmessig stivt materiale. I en for tiden foretrukket utførelse omfatter grunnstykkene 53 hovedsakelig rektangulære blokker av smeltet kvartsglass som er omtrent 1 tomme langt, 1 tomme bredt og 0,4 tommer tykt. I denne utførelse er de fiberoptiske tråder 50 festet til spaltene 52 ved hjelp av et hensiktsmessig bindemiddel, såsom epoksylim. En fordel med de smeltede kvartsblokker 53 er at de har en termisk ekspansjonskoeffisient som er lik glass-fibrenes, og denne fordel er spesielt viktig dersom blokkene 53 og fibrene 50 blir utsatt for varmebehandling under frem-stillingsprosessen. Et annet egnet materiale for blokken 53 er silisium, som også har utmerkede termiske egenskaper for denne anvendelse.

Kobleren på fig. 2 omfatter fire porter, merket A, B, C og D, som korresponderer med portene 1, 2, 3 og 4 respektivt, til kobleren 20 på fig. 1. Sett i perspektivet på fig. 2 er portene A og B, som korresponderer med de respektive tråder 50A og 50B, på den venstre side av kobleren, mens portene C og D, som korresponderer med de respektive tråder 50A og 50B, er på den høyre side av kobleren. For forklaringsformål vil det bli antatt at inngangslys blir påtrykt port A.iDette lys passerer gjennom kobleren og blir sendt ut ved'port C og/eller port D, avhengig av mengden energi som blir koblet mellom trådene 50. I denne henseende er uttrykket "koblings konstant" definert som forholdet mellom den koblede energi og den totale utgangsenergi. I eksemplet ovenfor vil koblingskonstanten være lik forholdet mellom energien ved port D og summen av energiutgangen ved portene C og D. Dette forhold blir også referert til som "koblingseffektiviteten", og brukt på denne måte er den vanligvis angitt som en prosentverdi. Således, når uttrykket "koblingskonstant" blir brukt her, .

må det forstås at den korresponderende koblingseffektivitet er lik koblingskonstanten ganger 100. F. eks. er en koblingskonstant på 0,5 ekvivalent med en koblingseffektivitet på 50 %.

Kobleren kan bli "avstemt" for å justere koblingskonstanten til enhver ønsket verdi mellom null og 1 ved å forskyve de motvendende overflater til blokkene 53. En slik avstemming kan utføres ved å la blokkene 53 gli lateralt i forhold til hverandre.

Kobleren er høyst retningsbestemt, slik at hovedsakelig hele energien påtrykt ved en side av koblingen blir levert til den andre side av kobleren. Det vil si at hovedsakelig alt lys påtrykt inngangsport A blir levert til portene C og D, uten motrettet kobling til port B. På samme måte blir hovedsakelig alt lys påtrykt port E levert til portene C og D. Videre er denne retningsbestemthet symmetrisk, slik at hovedsakelig alt lys påtrykt enten port C eller inngangsport D blir levert til portene A og B. Videre er kobleren vesentlig ikke-diskriminerende med hensyn til polarisasjoner og således be-vares polarisasjonen av lyset. Således, dersom f. eks. en lysstråle som^har en vertikal polarisasjon, blir innmatet i port A, vil lyset som krysskobles fra port A til port D, så-vel som lyset som passerer tvers gjennom fra port A til port C forbli vertikalt polarisert.

Lys som blir krysskoblet fra en av fibrene til den andre undergår en faseendring på tt/2, mens lys som ikke blir krysskoblet ikke blir faseendret under forplantningen gjennom kobleren. Således dersom f. eks. lys blir innmatet til port A, vil det krysskoblede lys i port D være fremskyndet i fase

med tt/2, mens lyset som passerer tvers gjennom til port C

forblir uendret i fase.

Kobleren er også en lavtapsinnretning, som har innmatings-

eller gjennomløpstap av størrelsesorden 2 - 3 %. Uttrykket "innmatingstap", som anvendt her refererer seg til de virke-

lige spredningstap for lys som passerer gjennom kobleren, fra en side til den andre. F. eks., dersom lys blir påtrykt port A og 97 % av dette lys når portene C og D (kombinert), vil innmatingstapet være 0,03 (3 %). Uttrykket "koblingstrans-misjon" blir definert som en minus innmatingstapet. Således, dersom innmatingstapet er 0,03 (3 %), er koblingstransmisjo-

nen 0,97 (97 %).

En type polarisasjonsstyreinnretning som er hensiktsmessig

for anvendelse som polarisasjonsstyreinnretningen 40 på fig.

1 er beskrevet i Electronics Letters, 25. september 1980,

vol. 16, nr. 20, sidene 778 - 780.

Som vist på fig. 3 omfatter styreinnretningen en basis 70 på hvilken en flerhet av oppstående blokker 72A - 72D er montert. Mellom tilliggende blokker 72 er spoler 74A - 74C tangensialt montert på aksler 76A - 76C respektivt. Akslene 76 er aksi-

alt innrettet i forhold til hverandre og er roterbart montert mellom blokkene 72. Spolene 74 er generelt sylindriske og er anordnet tangensialt til akslene 76, med aksene til spolene 74 perpendikulært på aksene til akslene 76. Fiberpartiet 14

(fig. 1".) strekker seg gjennom aksiale hull i akslene 76 og er viklet rundt hver av spolene 74 for å danne tre spoler 78A -

78C. Radiene til spolene 78 er slik at fiberen 14 blir strukket for å danne et dobbeltbrytende medium i hver av spolene 78. De tre spoler 78A - 78C kan roteres uavhengig av hverandre om de tre akser til akslene 74A - 74C respektivt, for å justere dobbeltbrytningen til fiberen 14 og således styre polarisasjonen til lyset som passerer gjennom fiberen 14.

Diameteren og antall viklinger i spolene 78 er slik at de ytre spoler 78A og 78C frembringer en romlig forsinkelse på en kvart bølgelengde, mens den sentrale spole 78B frembringer en romlig forsinkelse på en halv bølgelengde. Kvartbølge-lengdespolene 78A og C styrer elliptisiteten til polarisasjonen, og halvbølgelengdespolen 78B styrer retningen på polarisasjon. Dette frembringer en total justering av polarisasjonen til lyset som forplanter seg gjennom fiberpartiet 14. Det vil imidlertid forstås at polarisasjonsstyreinnretningen kan modifiseres for å frembringe bare to kvartbølgespo-ler 78A og 78C, da retningen på polarisasjonen (som ellers frembringes av den s;entrale spole 78B) kan styres indirekte via hensiktsmessig justering av elliptisiteten til polarisasjonen ved hjelp av de to kvartbølgespoler 78A og C. Polari-sas jonsstyreinnretningen 40, som vist på fig. 1, er følgelig vist som om den omfatter bare de to kvartbølgespoler 78A og C. Da denne'utforming reduserer totalstørrelsen på styreinnretningen 40, kan den være fordelaktig ved visse anvendelser av den foreliggende oppfinnelse som involverer plassbegrens-ninger.

Således frembringer polarisasjonsstyreinnretningen 40 mulig-heter for å etablere, opprettholde og styre polarisasjonen til lys som forplanter seg gjennom fiberpartiet 14.

Det vises igjen til fig. 1. I drift vil lys innmatet fra kilden 20 inn i fiberpartiet 12 forplante seg til port 1 i kobleren 20, hvor en del av lyset blir koblet til port 4, og den gjenværende del forplanter seg til port 3. Lyset ved port 4 forplanter seg gjennom fiberpartiet 16 og ut av enden til fiberen 10. Lyset ved port 3 gjenomløper imidlertid sløyfepartiet 14 og entrer igjen kobleren ved port 2, hvor en del blir koblet til port 3, mens den gjenværende del forplanter seg til port 4 og gjennom fiberpartiet 16..Det vil ses at sløyfen 14 og kobleren 20 samvirker for å frembringe et resonanshulrom, slik at lys som entrer kobleren ved port 2 interfererer med innkommende lys fra laserkilden 22. En slik interferens er konstruktiv ved port 3, men destruktiv ved port 4 og forårsaker at lys bygger seg opp i resonanshul-romssløyfen.

I det etterfølgende vil lyset fra kilden 22, som forplanter seg gjennom fiberpartiet 12 til port 1, bli referert til som inngangssignalbølgen , mens lys som går ut fra port 4 for forplantning gjennom fiberpartiet 16 vil bli referert til som utgangssignalbølgen WQ. Lyset som sirkulerer i sløyfepartiet 14 vil bli refert til som sirkulasjonsbølgen Wc.

Mens sirkulasjonsbølgen Wcforplanter seg i sløyfen 14 fra port 3 til port 2, vil en delmengde av dens energi tapes på grunn av fibertransmisjonstap. Uttrykket "fibertransmisjonstap" er definert som deltapet under forplantningen gjennom fiberen fra port 3 til port 2. I den viste utførelse er fi-berstransmisjonstapene en ren funksjon av fiberdempning,

slik at energien eller intensiteten til bølgen Wcved port 2 er lik energien til bølgen Wcved port 3 ganger mengden exp(-2 cIqL) , hvor L er den optiske veilengde til sløyfen 14 for lyset som sirkulerer derigjennom, og det ses bort fra faseendring i kobleren 20, og cXq er amplitudedempningskoeffisienten til fiberen 10. Det vil forstås at dersom en til-leggskomponent (f. eks. en fiberoptisk polarisator) blir anordnet i fibersløyfen, vil fibertapene som skyldes denne komponent bli omfattet i definisjonen av fibertransmisjonstap.

I tillegg er uttrykket "fibertransmisjon" definert som den sirkulerende bølgeenergi ved port 2 dividert med den sirkulerende bølgeenergi ved port 3. Sagt på en annen måte er den en delmengde av energi fra port 3 som når port 2 (dvs. fibertransmisjon lik 1 - fibertransmisjonstap).

I tillegg til å bli dempet av fibertransmisjonstap vil den sirkulerende bølge W c bli minsket noe ved hver passering gjennom kobleren 20 på grunn av koblerinnmatingstap. Videre vil energien eller intensiteten til ingangsbølgen W. bli utsatt for et tap på grunn av koblerinnmatingstap under forplantning gjennom kobleren 20. I denne henseende kan kobleren 20 betraktes som en tapsløs innretning med et tilføyd sammenslått innmatingstap (Yq) som er uavhengig av koblingskonstanten. Forholdet mellom koblingsinnmatingstapet og de komplekse amplituder ved hver av de fire porter til kobleren 20 er

hvor E^, E^, E3ocJE4er de komplekse elektriske feltampli-tuder ved koblerportene 1, 2, 3 og 4, og er koblerinnmat-ingstapet (typisk i størrelsesorden 2 % til 10 %).

De komplekse amplituder ved porter 3 og 4, etter koblingsmo-dussamvirket er relatert til feltamplitudene ved porter 1 og 2 på følgende måte:

hvor K er intensitetskoblingskonstanten. Ingen kobling korresponderer med K = 0, hvor K = 1 frembringer full kobling.

E2og E^er videre relatert ved at

og c*Q er amplitudedempningskoeffisienten til fiberen, L er lengden til fibersløyfepartiet 14, n er den effektive brytningsindeks til fiberen, oi er den optiske frekvens, B er for-plantningskonstanten til fiberen 10 og c er lyshastigheten.

Ved full resonans skal utgangsbølgen WQvære null og således skal forholdet E4/E1 være null. Følgelig ved å løs>.ligningene..2, 3 og 4 med hensyn på E4/E^ som uttrykt vedYq^K, aQL

og BL og sette E4/E1lik null, kan betingelsene for resonans uttrykt ved sløyfelengden L og koblingskonstanten K bli funnet.

En av betingelsene som er nødvendig for å oppnå resonans er at:

hvor q er et heltall.

Ved full resonans vil således den totale faseforsinkelse (BL) rundt sløyfen 14, når man ser bort fra faseendring på grunn av kobleren 20, måtte være lik et heltall av 2tt radianer, mindre enn tt/2 .

Fre ligningene 2 og 3 ser man at retningskobleren 20 har en

+ tt/2 faseendring. Ved å addere denne faseendring til BL i

ligning 6, kan det ses at den totale akkumulerte fase til den sirkulerende bølge W , som den gjennomløper sløyfen 14 (egentlig fra et vilkårlig punkt på sløyfen, rundt sløyfen, tilbake til det vilkårlige punkt) er lik q(2Tr) . Som det vil forstås i en etterfølgende forklaring, kan sløyfelengden bli justert for å tilfredsstille denne resonansbetingelse etter at resonatoren er sammensatt ved mekanisk å strekke fiberen 14 under anvendelse av en elektrisk drevet PZT-sylinder om hvilken fiberen 14 er viklet.

Resonansbetingelsen, definert ved ligning 6, kan bedre forstås ved referanse til fig. 4, som viser måten tt/2 faseskiftet til kobleren 20 på fordelaktig måte blir anvendt for å frembringe konstruktiv interferens ved port 3 og destruktiv interferens ved port 4. For forklaringsformål kan kobleren 20 betraktes som den har et punkt med effektiv kobling ved senteret til kobleren 20, med portene 1, 2, 3 og 4 i lik av-stand fra dette punkt og adkilt fra dette med et helt tall av bølgelengder. Sløyfelengden (L) kan betraktes som avstanden fra koblingspunktet rundt sløyfen 14 og tilbake til koblingspunktet, hvilket ved resonans skal være (q - 1/4) bølgelengde, hvor q er et heltall.

Med hensyn til fig. 4 vil inngangssignalbølgen VI ^ bli antatt

å være en referansebølge som har null fase, og at fasene til

de andre bølgr er (dvs. W og ^ W o) er definert relativt til inn-gangsbølgen W^. Videre vil enhver bølge som forplanter seg gjennom kobleren 20 bli delt i to komponenter, nemlig en "krysskoblet" komponent som vil bli merket med inndeksen "c", og en "tvers gjennom" komponent, som vil bli merket med indek-sen "s". Således vil inngangsbølgen W. bli delt i en krysskoblet komponent W^c, som forplanter seg fra port 1 til port 4, og en tvers gjennom komponent W^s, som forplanter seg fra port 1 til port 3. På samme måte vil bølgen Wcbli delt i en krysskoblet komponent wcc, som forplanter seg fra port 2 til port 3, og en tvers gjennom komponet W , som forplanter seg fra port 2 til port 4.

Antatt at kilden 22 blir satt i drift ved t = 0, inngangsbøl-gen entrer port 1 til kobleren 20 med null fase for forplantning derigjennom. Den krysskoblede komponent W^cvil gjennomgå en + tt/2 faseendring under forplantning til porten 4, mens tvers gjennom komponenten W^s vil forbli uendret når det gjelder fase under forplantning til port 3. Således vil lysbølgen wcved port 3 ha en fase på null. Denne bølge wcforplanter seg så rundt sløyfen 14 mot port 2. Hvis man antar at sløyfelengden L er valgt i samsvar med ligning 6, så vil bølgen wcnår den når port 2, ha en fase på - tt/2. Under forplantning av bølgen wc gjennom kobleren 20, gjennomgår den krysskoblede komponent wccen + tt/2 faseendring, slik at når den når port 3, er dens fase null, dvs. den samme som fasen til inngangsbølgekomponenten . Således vil den sirkulerende bølgekomponent wcckonstruktivt interferere med inngangsbølgekomponenten w^sved port 3 og derved øke intensiteten til den ,sirkulerende bølge wcved port 3. Tvers gjennom komponenten w OS til den sirkulerende bølge w cvil på den annen side ikke endre seg i fase mens den forplanter seg fra port 2 til port 4, slik at ved port 4 vil dennes fase fremdeles være - tt/2. Således vil denne kompoent wcg destruktivt interferere med den krysskoblede inngangslyskomponent w^c, som har en fase på + tt/2.

Følgelig, mens bølgen wcsirkulerer gjennom sløyfen 14, interfererer den konstruktivt med inngangssignalbølgen w. ved port 3 og interfererer destruktivt med denne ved port 4, og derved gradvis (og assymptotisk) bygges opp energien (intensitet)

Pc til lys som sirkulerer i sløyfen 14 inntil en ekvilibriums-verdi P , . er nådd, som vist på fig. 5. Tiden som var nød-c(eq)vel vendig for en slik lysoppbygging opptil 63 % (dvs. 1 - ) av ekvilibriumsverdien er definert som hulromsstigetiden (T c), også vanligvis referert til som hulromssvinnetiden.

For å oppnå full resonans ved ekvilibriumsverdien og således null utgangsenergi ved port 4, må et andre vilkår bli til-fredsstillet, nemlig at den tvers gjennom sirkulerende bølge-komponent wcg ved port 4 må ha en amplitude lik amplituden til den krysskoblede inngangssignalkomponent w^cved port 4. For at dette skal skje, er koblingskonstanten K justert til en verdi K , som vil bli refert til i det etterfølgende som "resonanskoblingskonstanten". Ved å løse ligninger 2, 3 og 4 med hensyn på E^/E^ og sette E^E^lik null (som er beting-elsen for resonans), kan resonanskoblingskonstanten K rbli funnet å være: I den viste utførelse er koblingstransmisjonen 1 -Yg>og f ibertransmis jonen er exp (-2 cXqL) . Således er

For den viste utførelse er fiberdempningen 8,3 dB/km, sløyfen 14 er 10 meter, slik at 2agL er lik 0,0158 ved en bølgelengde på 632,8 nm. Med et koblerinnmatingstap på 1,8 % gir dette en resonanskoblingskonstant på 0,967.

Ved å anvende resonanskoblingskonstanten angitt vec1;-ligning 7, gir ligninger 2, 3 og 4 den følgende sirkulasjonsenergi (intensitet) og utgangsenergi (intensitet), normalisert med hensyn til inngangsenergi:

hvor Pc(3) er energien (intensiteten) til sirkulasjonsbølgen w ved port 3, P. er energien (intensiteten) til inngangssig-nalbølgen og PQ er energien (intensiteten) til utgangsbøl-gen wq ved port 4.

Dersom BL er valgt slik at den tilfredsstiller resonansbetingelsen, definert ved ligning 6, reduserer ligning 9 seg til:

Denne ligning kan skrives som:

Dersom ligning 6 er tilfredstilt, er 1 - Kflik gjennomløps-delintensitettapet for den sirkulerende bølge wc(dvs. koblerinnmatingstap pluss fibertransmisjonstap). Således representerer den høyre side av ligning 12 den totale energi avgitt i kobleren 20 og sløyfen 14. Følgelig kan det ses fra ligning 12 at ved full resonans er den sirkulerende energi Pc slik at den totale energi avgitt i sløyfen og kobleren er lik inngangsenergien P^ved port 1.

Den teoretiske normaliserte sirkulerende energi og utgangsenergien, definert ved ligningene 9 og 10 respektivt, er vist som en funksjon av BL for to eksempler på koblingsinnmatings-tapverdier, nemlig 5 % og 10 %, på fig. 6 og 7 respektivt. Selv om disse kurver gjelder for en sløyfelengde på 3 meter

(2C6qL = 0,0057) , vil det forstås at lignende kurver kan opp-tas for en sløyfelengde på 10 meter. Som vist på fig. 6, er

den sirkulerende energi Pc høyst avhengig av koblerinnmatingstap og er omtrent ni ganger inngangsenergien P . for et innmatingstap på 10 % og nesten nitten ganger inngangsenergi P^for et innmatingstap på 5 %. Utgangsenergien Pq faller i motsetning til dette til null ved full resonans i begge tilfeller, som vist på fig. 7. Det vil imidlertid ses at mini-mums- og maksimumspunktene på fig. 6 og 7 blir skarpere ettersom innmatingstapene avtar, og dette indikerer at hulromsfinheten er høyst avhengig av koblerinnmatingstap.

Hulromsfinheten (F) kan defineres som:

hvor FSR er det frie spektralområde til resonanshulrommet (dvs. avstanden mellom minimumspunktene (fig. 7) og/eller maksimumspunktene (fig. 6),og 6f er bredden til det sirkulerende energimaksimum (fig. 6) ved en halvpart av den maksimale sirkulerende energi (dvs. ved halvparten av energien ved full resonans). Det frie spektralområde (FSR) kan defineres som:

Ved å sette ligning 9 lik en halvpart av ;P , . /P . ; maks. , kan den fulle bredde ved halvparten av maksimum bli funnet som:

For K nær-enheten 1 kan 6-^tilnærmes som:

Denne tilnærming ligger innen 0,2 % når K er større enn 0,8.

Ved å sette ligning 14 og ligning 16 inn i ligning 13 er hulromsfinheten derfor gitt ved:

Det vil gjenkalles fra ligning 8 at resonanskoblingskonstanten (K ) er lik produktet av koblertransmisjonen og fibertrans-misjonen, slik at mengden 1 - Kr er lik de totale deltap rundt sløyfen 14. Det kan ses av ligning 17 at ettersom disse deltap avtar, øker finheten. Således er finheten høyst avhengig av tapene og kanøkes ved å minske enten koblerens innmatingstap eller fibertransmisjonstapene eller begge deler. I den viste utførelse er finheten omtrent 80 og det frie spektralområde for 10-metersløyfen 14 er omtrent 20,6 MHz.

Til slutt idet det henvises tilbake til fig. 5, kan hulrommets stigetid Tcbli tilnærmet på følgende måte:

For resonanseffekter bør laserkilden 22 ha en koherenslengde større enn cTc.

Med referanse til fig. 8 kan resonanseffektene, forutsagt av ligninger 9 og 10, observeres ved å anordne en detektor 80 for å måle den optiske energi (intensitet) til utgangsbølgen wq ved enden av fiberpartiet 16. Detektoren 80 sender ut et elektrisk signal på en ledning 82, hvilket signal er proporsjonalt med den optiske intensitet til utgangsbølgen w . Denne ledning 82 er forbundet for å mate inn et slikt signal på et oscilloskop 84. Et signal fra en trekantbølgegenerator 86 blir matet til oscilloskopet 84 på en ledning 88 og til en fasemodulator 90 på en ledning 92. Som et spesialt eksempel kan fasemodulatoren omfatte en PZT-sylinder med en diameter på 3 tommer, om hvilken et parti av fibersløyfen 14 er viklet 26 ganger. Signalet fra trekantbølgegeneratoren 86 driver PZT-sylinderen 90, slik at denne utvider seg radielt, og således strekker fiberen 14 lineært, slik at denne period-isk varierer fiberlengden (L) med generatorens 86 frekvens.

I denne utforming virker fiberresonatoren omtrent analogt med et avsøks-Fabry-Perot-interferometer.

Fig. 9 viser oscilloskopkurvene til detektorstrømmen 96 og representerer den optiske utgangsenergi (P ), og trekantbøl-gegeneratorsignalet 98 representerer mengden som siberen er strukket av fasemodulatoren 90. Mengden fiberforlengelse frembragt av signalet 98 er litt lenger enn en bølgelengde, slik at utgangsenergien, vist på fig. 9, faller til null to ganger under hver lineær strekking av fiberen og viser således resonansopptreden. Dersom koblingskonstanten varieres litt fra resonanskoblingskonstanten K r, vil finheten reduseres, ikke-null utgangsenergi vil observeres ved minimumspunktene og kurven 96.

Viktigheten av å opprettholde polariseringen av lys i fiber-sløyfen 14, f. eks. ved hjelp av polarisasjonsstyreinnretningen 40, er vist på fig. 10, som viser resultatet av å rotere kortbølgesløyfene til polarisasjonsstyreinnretningen 40 bort fra optimalposisjonen. Som vist på figuren f vil to resonans-modi som korresponderer med de to uavhengige polarisasjonsmodi bli observert. De to modi resonerer ved forskjellige avsøkte posisjoner på grunn av litt forskjellige forplant-ningshastigheter. Hver av resonansmodiene har ikke-null utgangsenergi fordi, når en modus er i resonans er ikke den andre det, og således blir utgangsenergien fra en ikke-reso-nansmodus observert ved resonans til ett av modiene.

Den ovenfor beskrevne resonator frembringer en høyst sensi-tiv akustisk sensor, som detekterer frekvensen og intensiteten til akustiske bølger påtrykt på fibersløyfen. Mens de akustiske bølgepunkter treffer fibersløyfen 14, blir lengden av sløyfen modulert i samsvar med frekvensen og intensiteten til bølgefrontene. En slik modulasjon av sløyfelengden forårsaker at den totale gjennomløpsfaseforsinkelse gjennom sløyfen 14 moduleres tilsvarende. Hvis fibersløyfehulrommet i det minste er i delvis resonans, vil en slik modulasjon i gjennomløpsfaseforsinkelsen forårsake at den optiske energi til utgangssignalet wq moduleres som respons. Ved således å detektere intensitetsendringer i utgangsbølgen w , kan intensiteten og frekvensen til audiobølgene bli bestemt.

Lengden av den optiske fibersløyfe er ikke bare følsom overfor akustiske bølger, men også overfor andre omgivende påvirk-ninger, spesielt temperatur og vibrasjon. Termiske og vibra-sjonsinduserte sløyfeendringer har imidlertid en tendens til å være ved en lav frekvens sammenlignet med frekvensen til audiobåndet. Følgelig detekterer sensoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse lavfrekvenskomponenter i den modu-lerte utgangsenergi og sender disse komponenter gjennom en tilbakekoblingssløyfe for mekanisk å variere lengden av fiber-sløyfen 14 for å kompensere for termiske og vibrasjonsindu-serte variasjoner i sløyfelengde og forhindre at slike variasjoner påvirker detekteringen av audiofrekvenssignalene.

Som vist på fig. 11 omfatter sensoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse en detektor 110 for å detektere den optiske energi til utgangsbølgen wq ved enden av fiberpartiet 16. Detektoren 110 sender ut et elektrisk signal på en ledning 112, hvilket signal er proporsjonalt med den optiske intensitet til utgangsbølgen w . Denne ledning 112 er forbundet for å mate inn et slikt signal til stabiliseringselek-tronikk 114. Som respons på dette signal sender stabiliseringselektronikken 114 på en ledning 116 et signal for å drive en PZT-sylinder 118 i fibersløyfen 114. Signalet fra stabiliseringselektronikken 114 driver PZT-sylinderen 118, slik at denne utvider seg radielt og således strekker lineært fiberen 14 for å variere fibersløyfens 14 lengde. Som et spesielt eksempel kan PZT-sylinderen ha en diameter på 3 tommer, rundt hvilken et parti av fibersløyfen 14 er viklet 26 ganger.

Som resultat frembringer stabiliseringselektronikken 114 et båndpassfilter som slipper gjennom lavfrekvenskomponenter av detektorstrømmen og driver PZT-sylinderen 118, slik at denne strekker fibersløyfen en mengde som er proporsjonal med slike komponenter. Dette staviliserer den totale oppsamlede gjennomløpsfaseforsinkelse rundt sløyfen 14 mot lavfrekvensdrift forårsaket egentlig av temperaturendringer.

Stabiliseringselektronikken 114 omfatter en transimpedansfor-sterker (operasjonsforsterker) 120 for å omdanne strøm på ledningen 112 til en spenning. En slik spenning blir sendt ut på en ledning 122 til en signalprosessor 124, som kan omfatte en fremvisnings- eller opptegningsenhet, såsom en lyd-opptaker, høytaler eller skriver for å fremvise en represen-tasjon eller et "trykk" av de avfølte akustiske bølger. Ledningen 122 er også forbundet for å mate dette signal til et lavpassfilter 126 som blokerer frekvenser høyere enn omtrent 10 KHz. Det eneste formål med dette filter 126 er å forhindre at PZT-sylinderen går i resonans, da denne i den viste utfør-else har en resonansfrekvens på omtrent 25 KHz. Utgangssignalet fra lavpassfiltret 126 blir matet på en ledning 128 til en differensialforsterker 130, som sammenligner spenningen på ledningen 128 med en referansespenning som blir matet inn på forsterkeren 130 på en ledning 132, for å frembringe et feil-signal. Differensialforsterkeren 130 sender ut dette feil-signal på en ledning 134 til en integrator 136, som sender ut et signal på ledningen 116 for å drive PZT-sylinderen 118. Ved justering av referansespenningen forspennes PZT-sylinderen 118, slik at denne arbeider på den måte at sløyfen 14 kan for-lenges eller forkortes over et område som sørger for en faseforsinkelse på opptil - 20 radianer. Integratoren 136 er et aktivt lavpassfilter som sørger for en foretrukket respons, uttrykt ved forsterking, for lave frekvenser. Forsterkingen er neglisjerbar for det akustiske frekvensbånd og øker lineært ettersom frekvensen til feilsignalet avtar. Således driver stabiliseringselektronikken 114 PZT-sylinderen 118 som respons på lavfrekvensdriftkomponenter i detektorstrømmen for å frembringe kompensasjon for sløyfelengdeendringer forårsaket av omgivende påvirkningseffekter, såsom temperatur og vibrasjon.

Driften av den akustiske sensor vil bli mer fullstendig forstått ved å analysere hvordan den optiske utgangsbølgeT/Joopptrer mens den varierer som respons på endringer i sløyfeleng-de. I denne henseende er det nyttig å gjenta ligning 10 uttrykt ved den totale faseforsinkelse rundt fibersløyfen 14,

hvilken f asef orsinkelse vil bli referert til som <f>. Følgelig:

hvor:

Det vil forstås at uttrykket Pq, som anvendt i det etterfølg-ende, refererer seg til intensiteten i utgangsbølgen Wq, normalisert med hensyn til intensiteten til inngangsbølgen W i (dvs. normalisert mellom null og 1,0). Videre vil symbolet W bli brukt for å referere til maksimum utgangsenergi (in-max

tensitet) til utgangsbølgen Wq (dvs. den optiske energi ved port 4 når sløyfen er ikke i resonans).

Som vist på fig. 12 varierer Pn(<j>) mellom P og null med en periodisitet på 2 cf>. Merk at f (<j>) varierer mellom en og null med den samme periodisitet. Maksimumshelningen tii' Pg (iji)

er:

hvor <J> er den totale f asef orsinkelse som korresponderer med punktet med maksimal helning på P^ (cf)) , som er lik:

Det referes nå til fig. 12 sammen med fig. 11. Referansespenningen på ledningen 132 er fortrinnsvis justert for å drive PZT-sylinderen 118 for å frembringe en sløyfelengde som gir en f asef orsinkelse som korresponderer med 4> q , slik at resonatoren arbeider ved et punkt Z med maksimum helning på utgangsenergikurven 140. Den totale f asef orsinkelse <J> rundt sløyfen 14 ved dette punkt Z er lik et heltall av bølgeleng-der pluss eller minus cJ>q. Dette arbeidspunkt Z, som for den viste utførelse, korresponderer med en normalisert utgangsenergi PqW på omtrent 0,24 blir stabilisert med hensyn til lav frekvensdrift ved hjelp av den ovenfor beskrevne stabili-seringselektronikk 114.

På grunn av den bratte helning på utgangsenergikurven 14 0

vil et lite avvik i fase bort fra arbeidspunktet Z frembringe en vesentlig endring i utgangsenergi. Videre, da utgangsenergikurven 140 er nærmest lineær rundt arbeidspunktet Z,

er det proporsjonalitet mellom små faseendringer og resulter-ende endringer i utgangsenergi. F. eks. vil en svært liten sinusfaseendring indusert av sløyfelengdeendringer forårsaket av akustiske bølger, frembringe en detekterbar sinusmodulasjon av utgangsenergien rundt arbeidspunktet Z. F. eks., som vist på fig. 13, dersom den avfølte akustiske bølge module-rer lengden av sløyfen 14, slik at den oppsamlede faseforsinkelse rundt sløyfen 14 blir modulert med AcJ), vil utgangsbølgen W være korresponderende modulert med en mengde APq. Selv

om bare en enkelfrekvens, konstant amplitude sinusmodulasjon er vist på fig. 13, må det forstås at for hvilken som helst

intensitet og frekvens til den akustiske bølge, vil utgangs-bølgen Wq variere tilsvarende. Videre, mens kurven 14 0 for rene illustrasjonsformål er vist fast ved punktet Z som be-veger seg opp og ned langs kurven 140, vil det gjenkjennes at i virkeligheten vil hele kurven 140 forflyttes langs X-aksen rundt punktet R og med punktet Z fast. En slik forflytning av kurven 14 0 er forårsaket av akustisk bølgeinduserte endringer i sløyfelengden, hvilket forårsaker at resonansfrekven-sen til sløyfen 14 endrer seg.

Generelt er følsomheten til sensoren proporsjonal med helningen til utgangsenergikurven. For den viste utførelse er den maksimale helning omtrent 14 radianer , og dette er en vesentlig forbedring sammenlignet med sammenlignbare Mach-Zehnder-interferometre, som har en maksimum helning på radxan

Den minimale detekterbare faseendring (dvs. faseendringen for et signal til støyforhold på 1) kan defineres på følgende måte:

hvor ATstøy er transmisjonsstøyen (omfattende detektering)

som resulterer av begrensningsstøyen til systemet. I denne ligning blir både P og ÅT , . målt som enheter av fotodetek-= ^ max r støy

torstrøm og ikke som normalisert transmisjon fra null til en. For verdiene til ■ dP/dcb' ! max frembrag^ t ovenfor, ' kan det teoret-isk forventes en forbedringsfaktor på omtrent 30 i den minimale detekterbare faseendring for sensoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse sammenlignet med et sammenlignbart Mach-Zehnder-interferometer under forutsetning av samme be-grensningsstøyverdi (AT^^ ) •

Prøver indikerer at en primærstøykilde i sensoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse ikke er laseramplitudestøy eller detektor- og termisk støy, men snarere frekvensstøy fra laserkilden 22. F. eks. i den utstrekning at laseren 22 ikke er nøyaktig monokromatisk og varierer fra frekvensen ved arbeidspunktet Z, kan laseren frembringe frekvensstøy som har en omslutning i audiofrekvensbåndet. Denne frekvensstøy kan derfor detekteres og mistolkes som en akustisk bølgeindusert støy i fibersløyfelengden. Ved en gitt sløyfelengde og fritt spektralområde har denne frekvensstøy, når den er detektert i den optiske utgangsbølge Wq en størrelse som er proporsjonal med helningen (dP/dcf>) til utgangsenergikurven 140 for en gitt sløyfelengde. Derfor er signalstøyforholdet for denne spesielle type støy uavhengig av helningen til kurven 140. Det er antatt at slik støy kan reduseres ved å forvedre monokroma-tisiteten til laserkilden 22.

Selv om signalstøyforholdet forårsaket av laserfrekvensstøy ikke er avhengig av dP/dcj), kan dette støyforhold minskes ved å øke det frie spektralområde til resonatoren ved å korte ned på sløyfelengden. En slik økning i det frie spektralområde har liten påvirkning på dP/dcj), men en vesentlig virkning på dP/df, hvor f er frekvensen. Ved f. eks. en resonatorfinhet på 80 vil en endring på 0,1 tt i fase korrespondere med en fre-kvensendring på omtrent 1 MHz for et fritt spektralområde på omtrent 20 MHz, men korrespondere med en 0,2 MHz frekvens-endring for et fritt spektralområde på 4 MHz. Således vil resonatoren i en sløyfe som har et 20 MHz fritt spektralområde være mindre følsomt overfor laserfrekvensstøy enn med en sløyfe som har et fritt-spektralområde på 4 MHz, antatt at laserfrekvensstøyen er den samme i begge tilfeller. Ved en anvendelse hvor en lang sløyfelengde er viktig, er det følge-lig ønskelig med en høyst monokromatisk kilde med en tilhør-ende lang koherenslengde. Sløyfelengden bør imidlertid holdes så kort som mulig for å redusere støyproblemer. I praksis blir sløyfelengden valgt slik at en tilstrekkelig mengde optisk fiber blir utsatt for den avfølte mengde for å sikre at det optiske utgangssignal er målbart innenfor detønskede dynamiske område. For den viste utførelse vil det maksimale dynamiske område være null til 0,48 (normalisert energi fig. 13), da arbeidspunktet Z er ved 0,24 (normalisert energi) på kurven 14 0.

Kurven på fig. 14 viser totalresponsen til den stabiliserte interferometriske sensor som en funksjon av frekvens. Den gjennomsnittlige utgangsenergi målt av detektoren 110, normalisert mellom null og en, er avmerket langs Y-aksen, mens den avfølte akustiske bølgefrekvens er opptegnet på X-aksen, og dette gir en responskurve 144. Under 100 Hz er utgangsenergien dempet vesentlig, da det ikke er mulig å skille sløyfe-endringer forårsaket av den avfølte akustiske bølge fra endringer som skyldes termisk drift i dette frekvensområde. Ingen dempning opptrer imidlertid over 1 KHz. Således frembringer sensoren i henhold til den foreliggende oppfinnelse en flat respons for frekvenser over 1 KHz. Det må imidlertid forstås at i en omgivelse hvor temperaturdrift ikke er en fak-tor, vil en slik kurve 144 ikke være dempet av stabilisasjons-systemet, og således kan akustiske bølger med svært lav frekvens avføles.

Claims (11)

1. Fiberoptisk sensor, karakterisert ved at den omfatter: en enkel uavbrutt tråd av optisk fiber som har første og andre endepartier og et sløyfeparti derimellom, en fiberoptisk kobler for optisk lukking av nevnte fibersløyfe, en lyskilde for å påtrykke en lysbølge på det første endeparti for forplantning gjennom fiberen til det andre endeparti for å frembringe et optisk utgangssignal Wq og intensiteten til det optiske utgangssignal WQ er avhengig av lengden av sløyfen, en faseforsinkelsesinnretning for å styre gjennom-løpsf asef orsinkelsen til lys som sirkulerer gjennom fibersløy-fen for å frembringe et resonanshulrom for det sirkulerende lys, og fibersløyfelengden er følsom overfor de første og andre omgivende påvirkningseffekter, idet en første omgivende på-virkningsef f ekt varierer i et første frekvensområde og den andre omgivende effekt varierer i et andre frekvensområde, en stabiliseringsinnretning for å drive faseforsinkelsesinnretningen for å kompensere for fibersløyfelengdeendringer forårsaket av den første omgivende påvirkningseffekt for å stabilisere utgangssignalet Wq mot den første omgivende påvirknings-ef f ekt, idet utgangssignalet Wq forblir følsomt over den omgivende påvirkningseffekt, og en detektor for å detektere intensitetsvariasjoner i utgangssignalet Wq for å detektere den andre omgivende påvirkningseffekt.

2. Fiberoptisk sensor som angitt i krav 1, karakterisert ved at faseforsinkelsesinnretningen frembringer en total gjennomløpsfaseforsinkelse for det sirkulerende lys som er lik et heltall av bølgelengder - tjjg, hvor:

og hvor er resonanskoblingskonstanten.

3. Fiberoptisk sensor som angitt i krav 1 eller 2, karakterisert ved at faseforsinkelsesinnretningen (118) frembringer en total gjennomløpsfaseforsinkelse for det sirkulerende lys, slik at følsomheten til utgangssignalet overfor endringer i sløyfelengden er ved et maksimum.

4. Fiberoptisk sensor som angitt i hvilket som helst av kravene 1-3, karakterisert ved at den første omgivende påvirkningseffekt er termisk.

5. Fiberoptisk sensor som angitt i hvilket som helst av kravene 1-4, karakterisert ved at den andre omgivende påvirkningseffekt omfatter en akustisk bølge.

6. Fiberoptisk sensor som angitt i hvilket som helst av kravene 1-5, karakterisert ved at at faseforsinkelsesinnretningen omfatter en PZT-sylinder, om hvilken et parti av fibersløyfen er viklet.

7. Fiberoptisk sensor som angitt i hvilket som helst av kravene 1-6, karakterisert ved at stabiliseringsinnretningen omfatter elektronikk for å drive faseforsinkelsesinnretningen med et elektrisk signal fra detektoren, idet elektronikken filtrerer signalet for å slippe gjennom frekvenskomponenter i frekvensområdet, mens den effektivt blokerer frekvenskomponenter i det andre frekvensområde.

8. Fiberoptisk sensor som angitt i krav 7, karakterisert ved at elektronikken omfatter en integrator som frembringer en foretrukket forsterkning for signal-komponenter i det første frekvensområde.

9.F remgangsmåte for å avføle akustiske bølger under anvendelse av en optisk fiber, karakterisert ved at fremgangsmåten omfatter: tildanning av en sløyfe av optisk fiber, påtrykking av inngangslys for forplantning gjennom sløyfen for å frembringe et optisk utgangssignal W , anvendelse av en fiberoptisk kobler for å lukke sløyfen optisk, velge lengden av sløyfen, slik at det frembringes et resonanshulrom, idet sløyfelengden påvirker intensiteten til utgangssignalet W , kompensering for termisk induserte sløyfe-lengdeendringer for å stabilisere intensiteten til utgangssignalet WQ mot de termisk induserte endringer, og detektering av utgangssignalet WQ for å avføle tilstedeværelsen av de akustiske bølger.

10. Fremgangsmåe for å avføle akustiske bølger under anvendelse av en optisk fiber som angitt i krav 9, karakterisert ved at nevnte valgtrinn omfatter: bestemm-else av punktet for maksimal følsomhet til intensiteten i utgangssignalet overfor sløyfelengdeendringer, <p> g å velge sløyfelengden for å frembringe en utgangssignalintensitet ved punktet for maksimal sensitivitet.

11. Fremgangsmåte for å avføle akustiske bølger under anvendelse av en optisk fiber som angitt i krav 9 eller 10, karakterisert ved at nevnte kompenseringstrinn omfatter: detektering av komponenter i utgangssignalet W , som har en frekvens lavere enn de avfølte akustiske bølger, og variering av lengden på sløyfen som respons på de detekterte frekvenskomponenter.