NO834587L - Forbedret fiberoptisk sensor for detektering av en overflates svaert smaa forskyvninger - Google Patents

Description

Foreliggende søknad er en "continuation-in-part" av US-

søknad nr. 368.425.

Foreliggende oppfinnelse angår generelt sensorer for detektering av en overflates svært små forskyvninger og nærmere bestemt angår oppfinnelsen en forbedret sensor for akustiske overflatebølger som anvender et optisk fiberinterferometer.

Oppfinnelsen er primært nyttig som en detektor for akus-

tiske overflatebølger med stort sett forbedret følsomhet i forhold til tidligere kjente detektorer for akustiske over-flatebølger .

En akustisk overflatebølge er en bølge som representerer vibrasjonen som utbreder seg gjennom et fast stoff og som bevirker at faststoffets overflate svinger.

Oppfinnelsen kan også anvendes på andre områder. På grunn av at den her beskrevne oppfinnelsen kan detekterer amplituden og frekvensen til en reflekterende overflates forskyvning er det klart at oppfinnelsen også kan bli anvendt for andre anvendelser hvor det er nødvendig å detektere svært små bevegelser for en overflate. Forskyvninger til overflaten som i alminnelighet kan bli avfølt av den beskrevne oppfinnelsen kan gå ned til så lave områder som 0,003 ångstrøm.. En ångstrøm er 10 meter.

Som et eksempel kan oppfinnelsen bli anvendt som en svært følsom modulator for å endre fasen for et lysbølgetog relativt i forhold til et annet bølgetog proporsjonalt de for små forskyvningene til en reflekterende overflate slik som et speil som blir mekanisk beveget i samsvar med modulasjons-signalet. Oppfinnelsen kan også bli anvendt for å avføle den relative flatheten til bæreflater for omdreiende skive anvendt for å bære magnetiske lagringsskiver anvendt for masse-lager ved datamaskinanvendelser. Slike skiver må ikke vingle når de roterer ved høye omdreininger pr. minutt for at det flyvende hodet som flyter over skivene ikke skal krasje i overflaten og ødelegge hodet og skiven. Oppfinnelsen kunne også bli anvendt som mikrofon for å ta opp lydbølger som utbreder seg i luft eller vann hvor lydbølgene er ekstremt svake, men kan bevege en reflekterende overflate.

En prinsipiell anvendelse av foreliggende oppfinnelse er å tilveiebringe detaljerte kunnskaper om utbredelseskarakteri-stikkene, slik som frekvens og amplitude for akustiske bølger som utbreder seg gjennom faststoffet. Slik informasjon kan bli anvendt ved vurderingen av andre anordninger slik som akustiske overflatebølgeforsinkelseslinjer, filtre og lyd-bølgeledere. Oppfinnelsen kan dessuten bli anvendt for å undersøke deler ut av sprekker siden akustiske overflate-bølgeutbredelseskarakteristikker endres rundt nærheten av sprekker i prøvens overflate. Svært tynne sprekker, ikke synlig for det blotte øyet, kan bli detektert på denne måten i deler med høye kritiske spenninger, slik som turbinblader for jetmotorer og forskjellige deler i maskinen og kraft-overføringen til biler.

Tidligere kjente anordninger for å måle akustiske overflate-bølgeutbredelseskarakteristikker var med omfattende optikk, som krevde lasere for å sende koherente lysstråler mot prøveoverflaten. Strålene ble reflektert av overflaten og omformet til elektriske signaler ved en form for detektor. Slike tidligere kjente systmer var svært ubekveme på grunn av at det var nødvendig å bringe laseren til arbeidsstykket som kan være anordnet i fremstillingsområdet som har temperatur og vibrasjonsbetingelser som ikke bidrar til nøyaktig styring nødvendig for tilfredsstillende drift av slike systemer. Slike uregelmessige ikke-kontrollerbare omgivel-sesfenomener, slik som temperaturendringer, vibrasjon og elektromagnetisk støy fra motor eller maskiner ved fremstillingsområdet kan bevirke problemer ved nøyaktig innretting av det optiske utstyret og elektromagnetiske støyproblemer ved følsomt elektronisk utstyr som ble anvendt ved slike systemer. Slikt utstyr ble anvendt for å omforme optisk data til signaler som kan bli tolket for å utlede utbredel- seskarakteristikkene for overflateforskyvninger som er av interessse.

Foreliggende oppfinnelse er en fiberoptisk sensor for detektering av svært små forskyvninger ved overflater som kan reflektere lys. Oppfinnelsen kan være en total fiberoptisk konstruksjon og krever ikke omfattende optiske komponenter. Konstruksjonen har den fordelen at den tillater forbindelsen av følsomt elektronisk utstyr med den optiske detektoren og andre optiske elementer for systemet som skal bli anbrakt i den styrte omgivelsen av et optisk laboratorium hvor elektromagnetisk støy kan bli utskjermet, temperaturen kan bli styrt og vibrasjoner ikke er tilstede. Lyssignaler kan så bli ført ut til arbeidsstykket i fremstillingsområdet ved hjelp av lange optiske fibre. Oppfinnelsen er ufølsom for banelengde-fluktasjoner som resulterer fra avsøkningen av ujevne overflater eller fra fiberlengdefluktasjoner eller fluktasjoner i den optiske karakteristikken for fiber bevirket av temperatur eller vibrasjoner i fremstillingsområdet. Dette er på grunn av at nevnte effekter bevirker jevne faseendringer i de seg motsatt utbredende lyssignaler som utbreder seg i den samme geometriske banen, men i motsatt retning som med-fører en relativ nullfaseforskyvning.

Et formål med oppfinnelsen er følgelig å tilveiebringe en forbedret akustisk overflatebølgesensor som har også andre anvendelser. Et hovedtrekk ved oppfinnelsen er anvendelsen av et fiberinterferometer for avføling av vibrasjoner i en testoverflate.

Oppfinnelsen innbefatter en konstruksjon for spalting av

et enkelt koherent lyssignal i to koherente lysutbrudd eller bølgetog som utbreder seg mot testoverflaten og har forskjellige baner, hvor hver av banene har en annen tidsforsinkelse på bølgetoget som utbreder seg deri. De to bølgeto-gene som utbreder seg ved forskjellige baner ankommer ved testoverflaten ved forskjellige tidspunkter og de er inkoherente med hverandre på grunn av at forsinkelsestids-

forskjellen for de to banene overskrider koherenstiden for kilden. Nær testoverflaten blir de to bølgetogene kombinert på en optisk bane og blir rettet mot testoverflaten.

Ved den foretrukne utførelsesformen er de to optiske banene for testoverflaten to monomodusfiberoptiske bølgeledere av forskjellige geometriske lengder som er forbundet ved hjelp av to retningskoplere, en ved lyskilden for å spalte det enkle kildebølgetoget i to koherente bølgetog med et bølge-tog som utbreder seg i hver fiber og en kopler ved testoverflaten slik at de to forskjellige forsinkelsede bølgetogene blir kombinert i en enkel fiberoptisk sonde som så dirigerer bølgetogene mot testoverflaten. Det opprinnelig enkelte, koherente lyssignalet blir så tilført av en laserdiode ved den foretrukne utførelsesformen. Sonden samler også de reflekterte bølgetogene fra overflaten og fører dem tilbake til den andre retningskopleren.

Dersom testoverflaten svinger på grunn av en akustisk over-flatebølge som utbreder seg deri eller dersom overflaten beveges frem og tilbake til enden av sonden, dvs. et vibre-rende plan, vil de to bølgetogene som ankommer ved overflaten ved forskjellige tidspunkter utbreder seg i forskjellige geometriske baner fra sondeenden til overflaten. Den geometriske banen er den fysiske banelengden da motsatt i forhold til den optiske banen som er lik brytningsindeksen gange den geometriske banelengden. Forskjellen i geometriske baner for de to ankommende pulsbølgetog vil bevirke en faseforskyvning for et reflektert bølgetog relativt i forhold til det andre.

De reflekterte lysbølgetogene fra sampelflaten er hver spaltet i to bølgetog som utbreder seg bort fra sampeloverflaten over banene som gir forskjellige tidsforsinkelser. Der er således fire reflekterte lysbølgetog. Ved den foretrukne utførelsesformen utbreder seg de reflekterte signalene bort fra overflaten over samme banene og møter samme tidsforsinkelser som to innkomne bølgetog som utbreder seg mot

sampeloverflaten.

Ved den foretrukne utførelsesformen er koherenslengden for lyskilden mindre enn den optiske differensialbanelengden mellom to retningskoplere. Dvs. tidsforskjellen T i tiden det tar for de to innkomne pulsene å utbrede seg fra den første retningskopleren til den andre retningskopleren er større enn koherenstiden for den siste kilden. Dette betyr at når to bølgetog ankommer ved sampelen blir de adskilt av en tid T og er inkoherente relativt i forhold til hverandre. Hver av de to reflekterte signalene blir igjen spaltet i to deler med hver del utbredende på en av de to optiske fibrene mellom den første og andre retningskopleren. Der er derfor fire mulige baner for fire bølgetog eller energikomponenter utledet fra det koherente utgangslyssignalet. To av disse banene har den samme geometriske lengden unntatt for for-sk j ellsavstanden fra sondens ende til sampeloverflaten bevirket av svingningene eller vibrasjonen i sampeloverflaten. Den første og den fjerde av disse banene har forskjellig geometrisk lengde. Resultatet er at av de fire reflekterte lysbølgetogene tar to av disse bølgetogene samme geometriske banen til detektoren selv om i forskjellige retninger mens de to tar baner av forskjellig geometrisk lengde. Når de fire reflekterte lyssignalene ankommer ved den første retningskopleren blir de kombinert på en bølgeføring som fører til detektorinngangen som resulterer i tre pulser som ankommer sekvensmessig i tid med deres relative tid brakt i forhold til de forskjellige geometriske banelengdene som hver komponent tok. Den første og tredje pulsen er inkoherent relativt i forhold til hverandre på grunn av at de er adskilt av taktforsinkelsen 2T. Den andre og tredje pulsen er imidlertid koherente ved detektoren selv om de var inkoherente ved sampelen. Dette forekommer i kraft av det faktum at de to bølgetogene blir adskilt av tidsforsinkelsen T som er lengre enn koherenstiden til laseren ved ankomsten ved sampelen, men tidligere ankomne bølgetog blir forsinket med tiden T på vei tilbake til detektoren mens siste bølgetog ikke blir forsinket slik.

Detektoren genererer en utgangsstrøm som er proporsjonal med intesiteten, dvs. kvadrert amplitude av de komponerte interfererende bølgetogene. Amplituden for det kombinerte bølge-toget avhenger av faseforskjellen mellom lyssignalene som ankommer fra testsampelen som tok den samme totale geometriske banelengden fra laseren til detektoren med unntak av de små variasjonene i de geometriske banelengdene mellom sonden og testoverflaten. To koherente bølgetog med amplituden A og samme frekvens, som alle er i nøyaktig fase vil medføre et bølgetog med amplituden på 2A mens der er to bølgetog som er av samme frekvens og som har samme amplitude A, men som er 180° ut av fase vil medføre et signal som har null amplitude.

Metoden for å detektere små tidsvarierende forskyvninger i en overflate innbefatter genereringen av et koherent lys-bølgetog og spaltingen av det utbruddet i første og andre bølgetog eller utbrudd av koherent lys. Det første bølge-toget eller utbruddet blir ført langs en første optisk bane som har en første tidsforsinkelse. Det andre bølge-toget eller utbruddet blir ført langs en andre bane som har en kortere tidsforsinkelse enn den første banen. Forskjells-tidsforsinkelsen T er enten større enn koherenstiden for kilden for uavbrudt bølgedrift eller større enn varigheten av utbruddet for den første utbruddsoperasjonstypen for kilden. Grunnen for tidsforsinkelsen/koherenstidskravet er at to lyssignaler som ankommer ved testsampeloverflaten må enten ankomme ved forskjellige tider slik at de ikke overlappes dersom koherent eller dersom de overlapper i tid må de være inkoherente i overlappingsdelen slik at ingen interferens kan forekomme mellom de to signalene ved sampelen.

Den andre optiske banen er geometrisk kortere enn den første optiske banen ved den foretrukne utførelsesformen som bevirker differensialtidsforsinkelsen T.

Ved testsampeloverflaten blir noe energi fra hver av de første og andre utbruddene eller bølgetogene kombinert i en sonde rettet mot overflaten. På grunn av forskjellsforsin-kelsen T ankommer det første og andre utbruddet eller bølge-toget sekvensmessig i tid. Sonden mottar så reflektert energi fra overflaten fra hvert bølgetog eller utbrudd og fører det til en spalteinnretning hvor hvert reflektert utbrudd blir spaltet i to reflekterte utbrudd eller bølgetog, som hvert blir ført langs en separat optisk bane mot en fotodetektor.

Før de når detektoren blir noe av energien fra hver av de fire reflekterte signalene fra den første og andre optiske banen kombinert av en retningskopler i en fjerde optisk bane som er koplet med inngangen til fotodetektoren. Fotodetektoren detekterer så faseforskjellen mellom utbruddene som utbreder seg i den samme geometriske banelengen fra lyskilden til detektoren med unntak av forskjellene i den geometriske banelengden mellom sondeenden og overflaten ved to forskjellige tider for ankomsten for innkommende bølgeformer. Faseforskjellen blir så detektert ved hjelp av avføling av amplituden for de kombinerte utbruddene ved å generere et signal som er proporsjonalt med utbruddets intensitet.

Oppfinnelsen skal beskrives nærmere ved hjelp av den påføl-gende beskrivelsen og kravene med henvisning til tegningene, hvor: Fig. 1 viser et skjematisk diagram over oppfinnelsen. Fig. 2A-2D viser diagram av fire mulige baner som bølge-togene som utbreder seg mellom lyskilden og detektoren kan ta. Fig. 3A-3D viser et tidsdiagram som viser de: relative an-komstidene ved overflaten og ved detektoren til de fire bølgetogene som følger banen på fig. 2A-2D. Fig. 4 viser et diagram over samvirkningen av det andre og tredje bølgetoget med overflaten til sampelen. Fig. 5 viser et vektoraddisjonsdiagram over adderingen

av bølgetogene to og tre ved detektoren 48.

Fig. 6 viser den foretrukne utførelsesformen av oppfinnelsen. Fig. 7 viser en kurve over utgangsspenningen til sensoren i forhold til overflateforskyvningen. Fig. 8 viser en kurve over frekvensreaksjonen til sensoren . Fig. 1 viser skjematisk et diagram over oppfinnelsen. En partiell koherent lyskilde 10 tilfører et partielt koherent lysbølgetog enten som en puls eller som et utbrudd, som vist ved 12 eller som en uavbrudt bølge (cw) med lys som har en forutbestemt koherent lengde. Lyskilden 10 er koplet i anlegg eller på annen måte innrettet med enden av en første optisk bølgeleder 14A av monomodustypen som tilveiebringer en første optisk bane mot en sampel 16 som har en testoverflate 18. Den første optiske fiberen 14 er koplet med en andre fiberoptisk bølgeleder 20 av monomodustype med en første retningskopler 22 som har porter A, B, C og D. Detaljer ved retningskopleren er beskrevet i "Electronics Letters", vol. 16, nr. 7, på sidene 260-1, publisert 27. mars 1980 og i en US-patentsøknad med serienummeret 139.511. Fiberen 14A som går inn porten A til kopleren 22 forsetter gjennom kopleren og kommer ut som en fiber 14 for porten C. Retningskopleren 22 kan bli avstemt for å kople enhver del av lysenergimengden i den første optiske fiberen 14 inn i en andre optisk fiber 20 som tilveiebringer en andre optisk bane. Den andre optiske fiberen 20 går inn i porten D til kopleren 22 og går ut som fiberen 20B fra porten D. Fibrene 14A og 14 er i virkeligheten segmenter av samme fiber og fibrene 20B og 20 er segmenter av samme fiber.

De .første og andre optiske fibrene 14 og 20 er igjen koplet nær testsampelen ved hjelp av en andre retningskopler 24 som også har porter A, B, C og D. Lengden på de optiske fibrene 14 og 20 mellom retningskoplerne 22 og 24 er ikke de samme ved den foretrukne utførelsesformen. Den første optiske fiberen 14 har lengre geometrisk lengde enn den andre optiske fiberen 20. Forskjellen mellom den geometriske lengden for fiberen 14 mellom koplerne 22 og 24 og lengden av fiberen 20 mellom koplerne 22 og 24 vil bli kalt forskjellsbanelengden. Formålet med forskjellsbanelengden er å gi en dif-ferensialtidsforsinkelse T på alle bølgetog som passerer gjennom den første optiske fiberen 14 i begge retninger relativt i forhold til bølgetogene som utbreder seg i fiberen 20 i samme retning. For cw-drift skulle tidsforsinkelsen T være større enn koherenstiden for den koherente lyskilden 10 av grunner som vil bli beskrevet i forbindelse med beskrivelsen av driften av oppfinnelsen.

En fiberoptisk sonde 20D er koplet med D-porten til den andre retningskopleren 24. Ved den foretrukne utførelsesformen går den andre optiske fiberen 20 inn i den andre retningskopleren 24 ved porten B og fortsetter uavbrudt gjennom kopleren og dukker ut ved porten D som fiberoptisk sonde 20D. Ved den foretrukne utførelsesformen er den fiberoptiske sonden anbrakt tett opptil overflaten 18 for å motta så mye reflektert lys som mulig av lyset rettet mot overflaten. Et mikroskoplinsesystem kan bli anbrakt mellom enden av fiberen og substratoverflaten som blir undersøkt for optimalisere lyssamlingseffektiviteten. Større sonde for å sample avstanden kan bli anvendt, f.eks. dersom en høyere energilaser blir anvendt eller dersom en forsterker blir anvendt ved de-tektorutgangen.

Den andre optiske fibers 20 andre ende føres inn i den før-ste retningskopler 22 ved porten D og fortsetter uavbrudt gjennom retningskopleren og kommer ut ved porten B som den fiberoptiske bølgelederen 20B som fører kombinerte reflekterte pulser til en detektor 28. Ved den foretrukne utfø-relsesformen er detektoren 28 en fotodiode som er koplet med fibersegmentet 20B. Den fiberoptiske bølgelederens 20 segment 20B er innrettet med detektoren 28 slik at lyspulser kommer ut fra segmentets 20B ende faller så nær som mulig fotodiodens 28 sperresjikt for således å tilveiebringe maksimal følsomhet for dioden for innfallende lys. Det er velkjent at innfallende lys som faller på en fotodiode ved en viss avstand fjerntliggende fra sperres j iktstedet vil bevirke;.'dannelse av hullelektronpar i halvledermaterialet. Ikke alle disse hullene og elektronene når imidlertid sperresjiktet. Deler av strømmen generert i dioden går tapt på grunn av rekombinasjonen i løpet av vandringen av hullene og elektronene gjennom halvledermaterialet. Utgangsstrømmen for en gitt lysintensitet avtar i virkeligheten som en funksjon av avstanden til det belyste punktet fra sperresjiktet. Den maksimale følsomheten vil derfor bli tilveiebrakt ved oppfinnelsen dersom den fiberoptiske bølgeleders segment 20B er nøyaktig innrettet med stedet for sperresjiktet i detektorens 28 fotodiode.

For beskrivelsens skyld er bevegelsen for prøvens 16 prøve-overflate 18 vist som er blitt tilveiebrakt av en transduktor 30 som blir drevet av en driver 32 som tilveiebringer et elektrisk drivsignal. Drivsignalet på lederne 34 blir omformet til mekanisk bevegelse ved hjelp av transduktoren 30 som bevirker utbredelse av vibrasjoner gjennom prøven 16. Disse vibrasjonene manifesterer seg selv som akustiske overflate-bølger som bevirker at prøveoverflaten 18 svinger i sam-

svar med frekvensen og amplituden til den akustiske over-, flatebølgen. Ved det viste eksempelet tilfører driveren 32

en sinusformet drivbølge som har en frekvens w . Drivbølge-formen må imidlertid ikke nødvendigvis være sinusformet. Prøven 16 kunne ved andre anvendelse bli beveget i en bevegelse frem og tilbake i retningen angitt med pilen 36 i motsetning til vibrasjoner som utbreder seg derigjennom, hvorved det bevirkes akustiske overflatebølger. Slik bevegelse kan også bli avfølt av apparatet på fig. 1.

Retningskoplerne 22 og 24 sin funksjon er å spalte det opp-rinnelige enkle bølgetoget 12 i fire lysbølgetog som når detektoren 28. Hver av de fire bølgetogene tar en annen optisk bane, men to av banene er av samme geometrisk lengde med unntak for forkjellen i den geometriske banen mellom enden av sonden 20D og testoverflaten 18 til prøven 16. Lysets 12 første bølgetog blir spaltet av den første retningskopleren 22 i to bølgetog som utbreder seg mot overflaten 18, en i hver fiber. Retningskopleren 22 ved den foretrukne utførelsesformen er avstemt til 3dB kopling slik at tilnærmet halvparten av den innkomne energien blir koplet ut til den andre fiberoptiske bølgelederen i kopleren. Dvs. at bølgetoget 12 som kommer inn på fibersegmentet 14A har 50% av dens energi koplet inn i den andre optiske fiberen 20 og den øvrige 50% av fiberens 14A energi forblir i den første optiske fiberen 14 og går ut ved porten C.

Delen av lyssignalet som utbreder seg mot overflaten 18 i fiberen 14 utøver en tidsforsinkelse T i forhold til forsinkelsen utøvd av delen av lyssignalet som utbreder seg mot overflaten 18 i fiberen 20. Den andre retningskopleren 24 er også en 3dB (50%) kopler ved den foretrukne utførelsesformen. De to innkomne lyssignalene ved portene A og D til den andre retningskopleren 24 blir kombinert ved sonden 20D av koplingsdelen til energien som kommer inn ved porten A i sonden 20D og koplingsdelen for innkommet energi ved porten B til fiberen 14 for å gå ut ved porten C mens den etterlater bal-lanse for innkommet energi ved porten B i fiberen 20 for å gå ut ved porten D. De to bølgetogene adskilt av forsinkelsen T i sonden 20D blir rettet mot overflaten 18. Tidsforskyv-ningen mellom de to bølgetogene 40 og 42 som utbreder seg mot overflaten er vist generelt ved 38 på fig. 1.

En del av hver av de innkommende bølgetogene 40 og 42 blir reflektert fra overflaten 18 og blir mottatt av sonden 20D. Disse to reflekterte bølgetogene utbreder seg gjennom sonden 20D og går inn i porten D til den andre retningskopleren 24. Energidelen til hver av de to reflekterte bølgetogene blir koplet inn i den første optiske fiberen 14 og går ut fra porten A og utbreder seg bort fra overflaten 18. Dvs. ved den foretrukne utførelsesformen blir halvparten av energien i enhver av de reflekterte bølgetogene koplet inn i den før-ste optiske fiberen 14 og utbreder seg gjennom denne bort fra overflaten 18, mens den andre halvdelen av energien som entrer porten D forblir i den andre optiske fiberen 20 og går ut fra porten B. Begge de to reflekterte bølgetogene som går ut fra porten A og fra porten B utbreder seg fra overflaten 18 adskilt av forsinkelsestiden T pluss A differensialforsinkelsestiden At som resulterer fra forskjellen i avstand til overflaten 18 fra enden av sonden 20D ved forskjellige ankomsttider for bølgetogene 40 og 42 ved overflaten 18.

Hvert av parene med reflekterte bølgetog som utbreder seg i fibrene 14 og 20 utøver en annen forsinkelse i utbredelsen mellom kopleren 24 og 22. Paret med reflekterte bølgetog som utbreder seg i fiberen 14 møter imidlertid en forsinkelse som er lengre enn forsinkelsen påtruffet av paret med.reflekterte bølgetog som.utbreder seg i fiberen 20 med forskjellig differensialforsinkelsestiden T.

Ved ankomsten av retningskopleren 22 blir halvparten av energien fra hver av de reflekterte bølgetogene som går inn ved porten C koplet inn i fiberen 20. Disse to bølgetogene går ut fra porten B og utbreder seg langs fibersegmentet 20B til detektoren 28. Halvparten av energien for hver av de reflekterte bølgetogene som utbreder seg bort fra overflaten i fiberen 20 er koplet inn i fibersegmentet 14 hvor det går ut fra porten A mot lyskilden 10 og går tapt. Den øvrige halvdelen av energien passerer gjennom kopleren 22 og går ut ved porten B. Disse to reflekterte bølgetogene blir ført langs fibersegmentet 20B til detektoren 28.

Hver av de fire reflekterte bølgetogene tar en annen optisk bane fra den koherente lyskilden 10 til detektoren 28. Disse fire mulige banene er vist på fig. 2A til 2D. Fig. 2A viser den kortest mulige geometriske banen fra lyskilden 10 til detektoren 28. Fig. 2A banen representerer den delen av lys- energien som utbreder seg gjennom fibersegmentet 14A, over-ført til den andre optiske fiberen 20 i den første retningskopleren 22 og slipper gjennom den andre retningskopleren 24 ved å gå inn porten B og ut av porten D og deretter utbrede seg gjennom sondesegmentet 20D til overflaten 18. Fra overflaten 18 blir det første bølgetoget som utbreder seg i vann på fig. 2A reflektert tilbake i sondesegmentet 20D hvoretter det passerer gjennom den andre retningskopleren 24 ved entring i porten D og ut av porten B. Det utbreder seg så gjennom den andre optiske fiberen 20 og går inn i den første retningskopleren 22 ved porten D som går ut derfra ved porten B. Det første bølgetoget utbreder seg så til detektoren 28 i fibersegmentet 20B. På grunn av banen på

2A er den korteste mulige geometriske banen fra lyskilden til detektoren 28 ankommer det første bølgetoget ved detektoren som pulsen 44 illustrert generelt ved 50 på fig. 1.

Det andre bølgetoget som følger banen på fig. 2B går inn i den første retningskopleren 22 ved porten A og ut ved porten C og utbreder seg i fiberen 14 til porten A til den andre retningskopleren 24. Energideler av dette bølgetoget blir koplet inn i den andre fiberen 20 og går ut via porten D hvor det blir ført av sondesegmentet 20D til overflaten 18. Den øvrige energien i fiberen 14 går ut ved porten C og går tapt. Fra overflaten 18 blir energidelen reflektert tilbake i sonden D og går inn i den andre kopleren 24 ved porten D og ut derfra ved porten B. Det reflekterte bølgetoget utbreder seg så bort fra overflaten 18 i fiberen 20 og inn i porten D til første kopleren 22 og ut derfra ved porten B hvor det blir ført til detektoren 28.

Det tredje bølgetoget som utbreder seg i banen på fig. 2C går inn i den første kopleren 22 ved porten A og blir koplet inn i den andre fiberen 20 som går ut derfra ved porten D. Bølgetoget utbreder seg så mot overflaten 18 i den andre fiberen 20 og går inn i porten B til den andre kopleren 24 og ut derfra ved porten D hvorpå det blir ført gjennom sondesegmentet 20D og rettet mot overflaten 18. Energidelen blir reflektert tilbake fra overflaten 18 inn i sonden 20D. Dette reflekterte bølgetoget går inn i den andre kopleren 24 ved porten D og dens energidel blir koplet inn i den første fiberen 14. Denne koplede energien går ut av den andre kopleren 24 til porten A og utbreder seg fra overflaten 18 i fiberen 14 for å gå inn i den første kopleren 22 ved porten C. Den første kopleren 22 kopler tilnærmet halvparten av energien til bølgetogenergien inn i den andre fiberen 20 hvor det går ut ved porten B og blir ført av fibersegmentet 20B til detektoren 28. Den andre energihalvdelen går ut av kopleren 22 ved porten A og går tapt.

Fig. 2B og 2C viser to geometriske baner som har de samme geometriske banelengdene fra lyskilden 10 til detektoren 28 med unntak av forskjellen i den geometriske avstanden mellom enden av sonden 20D og overflaten 18 dersom overflaten 18 beveger seg. Bølgetogene som følger banen på fig. 2B og 2C ankommer detektoren 28 ved tilnærmet samme tid med unntak av en tidsforskjell At bevirket av overflatens 18 bevegelse. Disse to bølgetogene er koherente når de når detektoren 28

og de vil derfor interferere med hverandre. Tidsforskjellen At oversettes til en viss faseforskyvning mellom det andre og tredje bølgetoget på fig. 2B og 2C. Denne faseforskyvningen blir bevirket av forskjellen i den geometriske banelengden mellom sondens 20D ende og overflaten 18 ved de to forskjellige tidene med hvilke disse to bølgetogene ankommer ved overflaten som vil bli beskrevet nærmere nedenfor.

Fig. 2B og fig. 2C viser bølgetog kombinert og som interfererer i fibersegmentet 20B og som derved beveger en puls 46 på fig. 1. Amplituden til pulsen 46 avhenger av faseforskjellen mellom det andre og tredje bølgetoget og kan bli tolket for å bestemme amplituden for overflatens 18 bevegelse relativt i forhold til sondens 20D ende.

Bølgetoget som utbreder seg i banen vist på fig. 2D utbreder seg i den lengste geometriske banen fra lyskilden til detektoren 28. Dette bølgetoget går inn i den første kopleren 22 ved porten A og halvparten av dens energi går ut av kopleren 22 ved porten C som utbreder seg mot overflaten 18 ved den første fiberen 14. Bølgetoget går så inn i den andre kopleren 24 ved porten A og halvdelen av dens energi blir koplet inn i den andre fiberen 20. Denne energien går ut av kopleren 24 ved porten D hvorpå det blir ført mot overflaten 18 ved hjelp av sondesegmentet 20D. En del av energien blir reflektert for overflaten 18 tilbake inn i sonden 20D hvor det blir ført inn i den andre kopleren 24 ved porten D. Halvparten av energien som går inn i porten D blir koplet tilbake i den første fiberen 14 og går ut av den andre kopleren 24 ved porten A. Dette reflekterte bølgetoget utbreder seg bort fra overflaten 18 i fiberen 14 og går inn i porten C til den første kopleren 22. Halvparten av energien som går inn i porten C blir koplet inn i den andre fiberen 20 og går ut fra porten D hvorpå det blir ført av segmentet 20B til detektoren 28. Den andre ikke-koplede halvdelen av energien går ut porten A og utbreder seg gjennom fibersegmentet 14A og går tapt. Bølgetoget som følger banen på fig. 2D ankommer sist i tid av de fire bølgetogene som ankommer detektoren 28. Dette fjerde bølgetoget er vist generelt ved 50 som pulsen 48 på fig. 1.

Fig. 3A til 3D viser tidsdiagrammer for forskjellige ankomsttider for de fire bølgetogene som korresponderer med banene vist på fig. 2A til 2D. Fig. 3A korreponderer med fig. 2A, fig. 3B korresponderer med fig. 2B osv.

Med henvisning til fig. 3A ankommer bølgetoget en 42 ved overflaten 18 etter et tid som representerer forsinkelsen i utbredelse gjennom den andre fiberen 20 på fig. 1. Etter at det forlater sondesegmentets 20D ende møter bølgetoget en 42 den ytterligere forsinkelsesdelen At^ som representerer tiden som det tar for lyset å utbrede seg fra enden av sonden til prøvens overflate 18 og tilbake til sonden. Bølge-toget en 42 møter deretter en annen tidsforsinkelse t 2 ved utbredelsen tilbake mot detektoren 28 i den andre fiberen 28. Bølgetoget en dukker så frem fra fibersegmentet 20B som

pulsen 44 på fig. 1 ved et tidspunkt 2t^+ At

Med henvisning til fig. 3B er tidene for bølgetoget to vist. Bølgetoget to ankommer ved prøven etter en tid t, som representerer utbredelsestiden gjennom den lengre første optiske fiberen 14. Den geometriske differensialbanelengden bevirker en differensialforsinkelsesperiode T representeret av tidsforskjellen t^-t2• Differensialbanelengden og forsinkelsen T må overskride koherenslengden og koherenstiden for lyskilden 10 slik at signalene 40 og 42 ved prøvens ende i sløyfen ikke vil interferere med hverandre dersom uavbrudt bølgelaserdrift er anvendt. En koherent lyskilde som har en lenger koherenslengde enn differensialbanelengden kan imidlertid bli anvendt forutsatt at korte utbrudd er anvendt som har en varighet kortere enn forsinkelsen T slik at bølge-togene 40 og 42 på fig. 1, selv om koherent, ikke vil overlappes i tid som således forhindrer enhver interferens ved prøven.

Bølgetoget to møter en forsinkelse At^ som representerer tiden det tar for bølgetoget å forlate sonden 20D, utbrede seg til overflaten 18 og utbredes tilbake til sonden 20D. Bølgetoget to utsettes deretter for en utbredelsesforsinklse t£som representerer utbredelsestiden gjennom den andre fiberen 20. Bølgetoget 2 ankommer ved detektoren 28 etter en tid t±+ t2.+AtA2.

Bølgetoget tre utbreder seg i sløyfen mellom koplerne 22 og 24 i motsatt retning av bølgetoget to. Med henvisning til fig. 3C er det vist at bølgetoget tre ankommer ved prøven etter en tid t.^ som representerer utbredelsestiden gjennom den andre optiske fiberen 20. Bølgetoget tre får en diffe-rensialtidsforsinkelse på At^ som representerer tiden det tar for utbredelsen fra sonden til overflaten 18 og tilbake til sonden. Bølgetoget tre utbreder seg deretter tilbake gjennom den første optiske fiberen 14, en runde som tar en tid og ankommer ved detektoren etter en tidsforsinkelse på t1+ t^+AtA3• Bølgetogene to og tre ankommer derfor ved detektoren 28 ved tilnærmet samme tidspunkt med unntak av at de er forskjøvet i tid med en størrelse At = At^~At^3"

Betraktningen av fig. 3D viser at bølgetoget 3D viser at bølgetoget fire ankommer ved detektoren 28 etter en tid

2t^<+>At^. Dette er en vesentlig annen ankomsttid fra ankomsttiden fra bølgetoget 1. Bølgetoget fire kommer frem fra fibersegmetet 20B på fig. 1 sist i tid som puls 48 angitt generelt som 50 på fig. 1.

Som det fremgår av fig. 3A og 3C er pulsen 42 som ankommer prøven i virkeligheten sammensatt av det kombinerte bølge-toget en og tre som ankommer ved en tid • Likeledes fremgår av fig. 3B og 3D at pulsen eller bølgetoget 40 som ankommer i prøven 16 er sammensatt av de kombinerte bølgeto-gene 2 og 4 som ankommer etter en forsinkelse på t^.

På grunn av at bølgetogene en og fire ankommer ved detektoren adskilt av en tidsforsinkelse på tilnærmet 2T vil bølgeto-gene en og fire interferere selv om de overlappes i tid. Dette er på grunn av at de er inkoherente relativt i forhold til hverandre siden T overskrider koherenstiden for kilden 10. Bølgetogene to og tre ankommer imidlertid tilnærmed ved samme tidspunkt idet forskjellen i deres ankomsttid der er forskjellstiden for utbredelse for hver fra av sonden til overflaten 18 og tilbake til sonden. Selv om bølgetogene to og tre var inkoherente relativt i forhold til hverandre når de ankommer ved prøven 16 på grunn av at de var adskilt i

tid ved forsinkelsen T er forsinkelsen T gitt på reverserende måte på returen til detektoren for å senke det første ankomst-toget (tre) slik at det blir koherent igjen med sist ankommet bølgetog (to). Fig. 4 viser en kurve hvorledes amplituden til den akustiske overflatebølgen eller planbevegelsen til overflaten 18 mot og bortfra sonden endrer banelengden for overflaten 18 for bølgetoget en til fire innbefattende signalene 42 og 40. Fig. 4A viser tiden t2når signalet 42 ankommer ved over flaten 18. Fig. 4B viser siste tid t^når bølgetoget 40 ankommer ved overflaten 18. For beskrivelsens skyld har tre akser blitt etablert for referanse: y er vertikalretningen eller retningen for utbredelse av bølgetogene mellom enden av sonden 20D og overflaten 18; x er utbredelsesretningen for den akustiske overflatebølgen langs overflaten 18, og z er retningen for utbredelse langs den optiske fiberen.

Et matematisk trykk for amplituden til bølgetoget 42 ved ethvert punkt z på fiberen er gitt i ligningen 1 nedenfor.

Amplituden til den reflekterte bølgen ved ethvert punkt z i sonden er ved ethvert tidspunkt t:

hvor

w = vinkelfrekvensen til lyset

t = tiden

k.= bølgenummer for lyset, dvs. ^ ?, hvor er bølgelengden for lyset. Bølgelengden er lik avstanden utbredt av bølgen gjennom en periode eller hvor c er lik lyshastigheten i meter pr. sekund og f er frekvensen i perioder pr. sekund. Bølgenummeret ganger den seg utbredte avstanden, z, representerer et fasoruttrykk for lysbølgen ved punktet z i fiber.

Det siste uttrykket 2 k A sin u^t representerer faseforskyvningen bevirket av overføringstiden for banen Ay utbredt av bølgetoget fra enden av sonden 20A til overflaten 18 hvor A sin ut representerer amplituden A for en sinusformet akustisk overflatebølge med frekvensen u^. Uttrykket 2kA sin ut representerer fasorvinkelen nådd i løpet av overføringstiden for utbredelsen til overflaten og tilbake når amplituden for overflatebølgen er A sin ut.

P.å fig. 4A er dif f erensialbanen fra overflaten 18 fra enden av sonden 20A på bølgetoget 42 aY. 2som er lik:

hvor

D = den faste avstanden til overflaten når det ikke er noen overflateforskyvning.

På fig. 4B er differensialbanen til overflaten 18 fra enden av sonden 20A for bølgetoget 40 Ay :

Siden t-^er større enn t2oppstår en f asef orsk j ell mellom bølgetogene 42 og 40. Sagt på en annen måte er faseforskjellen <j>^ mellom det reflekterte bølgetoget som resulterer fra bølgetoget 42 og det reflekterte bølgetoget som resulterer for bølgetoget 40:

eller bølgenummeret ganger 2 ganger baneforskjellen til overflaten 18 ved forskjellige tider t^og t2 .

Hensikten er for å bestemme den ønskede ukjente, dvs. amplituden A til den akustiske overflatebølgen, er det nødvendig å måle faseforskjellen mellom de reflekterte bølge-togene.

Det er velkjent at koherente lysbølger av samme frekvens vil interferere med hverandre dersom de overlappes i rom og tid og har samme polarisasjon. Den resulterende amplituden ved ethvert punkt i rom og tid fra de interfererende bølgene er lik summen av alle amplitudene til bølgene som interfererer ved samme punkt i rom og tid. Bølgetogene to og tre er koplet av kopleren 22 inn i fibersegmentet 20B og de eksisterer i samme rom og tid og vil interferere på grunn av at de er koherente, dvs. faseforskjellen mellom alle punktene på en bølge relativt i forhold til det korresponderende punktet på den andre bølgen er den samme. Amplituden for signalet 4 6 (det andre signalet ved detektoren 28) vil avhenge av faseforskjellen mellom bølgetogene to og tre. Amplituden A^ for signalet 46 ved detektoren vil være:

hvor A^g, A^og A^representerer fasorer som definerer signalet 46 og bølgetogene to og tre hhv. En fasor er en rote-rende vektor i det komplekse planet hvor vertikalaksen (y-aksen) er imaginær, representert av operatoren j = -1 og den horisontale aksen er den reelle aksen. Formelen (5) representerer en vektoradhesjon.

Fig. 5 viser vektoradhesjonen representert av formelen (5). Bølgetrinnet to er vist av fasoren 52 som er amplituden A^• Bølgetoget tre er representert av fasoren 54 som har amplituden A^og som ligger etter fasoren 52 med fasevinkelen^. Amplituden til hver fasor er lengden på pilen og fasevinkeleb

er vinkelen i forhold til x-aksen. Vinklene representerer vinkelhastigheten for fasorens rotasjon ganger ankomsttiden ved detektoren som vist for bølgetoget to og tre på fig.

3B og 3C. Vektoradderingen blir gjort ved å ta fasoren 52

og anbringe dens hale ved hodet av fasoren 54 ved samme relative vinkel ty^. som vist med fantomlinjer på fig. 5. Den resulterende fasoren A^g representerer signalet 4 6 ved detektoren 28 på fig. 1.

Projeksjonen av fasorne 52, 54 og 46 på den reelle x-aksen representerer sinusfunksjonene som uttrykker amplituden for signalene i tid. Det vil si sinuskurven 54a opptegnet under fasediagrammet representerer projeksjonen av fasoren 54 på

den reelle aksen og sinuskurven 52a representerer projek-

sjon av fasoren 52 på den reelle aksen. Funksjonen 52a er:

og funksjonen 54a er:

Detektoren 28 er kun følsom for intensitet, men intensiteten er en funksjon av amplitude. Totalintensiteten I fra to interfererende bølger med amplituden A~og er brakt i forhold til amplitudene for de to komponentene med:

Intensiteten for detektoren 28 er derfor:

hvor A2og A^er fasorne som representerer togene to og tre. Strømmen ut av detektoren som resulterer fra de kombinerte bølgetogene to og tre vil være proporsjonale med intensiteten for signalet 46 ved detektoren I^g- Kun det siste uttrykket 2A2A^vil være avhengig av amplituden A til bevegelsen for overflaten 18 på grunn av at kun stør-relsen av A2A-j avhenger av f asef orsk j ellen $ mellom bøl-getogene to og tre. Dette siste uttrykket 2 A2A^, når uttrykket med sinus, er: hvor <t>,er relatert i forhold til A med formelene (2), (3) og (4) ovenfor med en enkel trigonometrisk identitet:

Det fremgår av ligningen (4) at <t>a i ligningen (11) varierer proporsjonalt med amplituden A til overflatebølgen til den første energien. Dersom en fast f asef orskyvning på tt/2 dessuten blir tillagt mellom bølgetogene to og tre når der ikke er noen overflateforskyvning så blir siste uttrykket i ligningen (11) sin * . Dersom <$ > er liten så følger det at der vil være et utgangsuttrykk ved I^g som varierer lineært med ;<t> og følgelig er lineært proporsjonalt med amplituden A til-overflatebølgen og har en frekvens w . Dette er nyttig på grunn av at en integrasjonssynkroniseringsforsterker blir anvendt for å filtrere ut nettopp det ønskede siste lignings-uttrykket (10). Deler av prosessen med å utføre denne fil-treringen innbefatter integrasjon over en lang tidsperiode for å forbedre signal/støyforholdet. Utgangsspenningen fra synkroniseringsforsterkeren vil være null ved ingen overflate-bevegelse og vil variere lineært med amplituden A for for-forskyvning. ;Det er ønskelig å ha en følsom lineær sensor som vil generere et utgangssignal som er lineært proporsjonalt med overflate-bølgeamplituden og som har en utgangsspenning null for null overflateforskyvning. Visse modifikasjoner innbefattende tillegget av en synkroniseringsforsterker hjelper til med å tilveiebringe disse trekkene. Disse modifikasjonene på konstruksjonen vist på fig. 1 er vist på fig. 6. ;Fig. 6 viser skjematisk en akustisk overflatebølge (SAW) sensor i samsvar med den foretrukne utførelsesformen av oppfinnelsen. En laserdiode 10 er forbundet med den optiske fiberen 14A og detektoren 28 er forbundet med den optiske fiberen 20B. Fibrene 14A og 20B slipper gjennom 3dB retningskopleren 22 som deler det optiske signalet for laserdioden 10 likt mellom linjene 14 og 20. Etter passering gjennom retningskopleren 22 slipper fiberen 14 gjennom en fasemodulator 60 og så gjennom flere spoler 62 til et optisk fiber som funksjonerer som en forsinkelseslinje. En polarisasjonsstyrer 68 tillater ethver polarisasjonsplan til å bli valgt for lys som forlater styreren i begge retninger for innføring av lys i ethvert polarisasjonsplan. Dette tillater styring av lyspolarisasjonssignalene som blir interferert ved fibersegmentet 20B slik at to seg motsatt utbredende bølgetog ankommer ved detektoren ved samme polarisasjon og den tillater valg av enhver konstant relativ faseforskyning mellom seg motsatt utbredende bølgetog som skal bli interferert. ;Fibrene 14 og 20 slipper så gjennom den andre retningskopleren 24 med fiberen 20D seg strekkende fra kopleren 24 for å rette det optiske signalet til overflaten 18 til prøven 16. Det optiske signalet blir så reflektert tilbake inn i fib-ersonden 20D. Fibrene 14 og 20 mellom retningskoplerne 22 og 24 innbefatter et optisk fiberinterferometer med lukket sløyfe. En linse (ikke vist) kan bli anordnet mellom prøven og den optiske fiberen for å øke mengden av lys samlet fra overflaten. ;Fasemodulatoren 60 er en blokk av piezoelektrisk materiale som blir drevet av elektrisk signal som har en frekvens uM slik at blokken endrer dens fysikalske størrelse gjennom radial utvidelse. Den optiske fiberen 14 er viklet rundt blokken slik at tidsvarierende krefter blir anbrakt på fiberen 14 som strekker fiberen. Nevnte strekking bevirker at banelengden for de seg motsatt utbredende bølgetog varierer sinusmessig ved frekvensen til drivsignalet for fasemodulatoren. Dette bevirker at hvert seg motsatt utbredende bølge-tog blir i fase modulert av en tid som varierer faseforskyvningen relativt i forhold til samme bølgetog som utbreder seg gjennom samme fiber i fravær av fasemodulatoren. ;Den prinsipielle grunnen for tilstedeværelsen av fasemodulatoren 60 er å bevirke generering av lavere differansefrekven-ser som detektoren er mer følsom for som det blir forklart nedenfor. Den prinsipielle årsaken til sinusendringen i relativ fase er økningen og reduksjonen av relativ utbredelsestid for seg motsatt utbredte bølgetog i fiberen 14 i forhold til deres utbredelsestid dersom der ikke var noen fasemodulator. Når denne faseforskyvningen ved frekvensen Um til modulatoren 64 blir addert til w frekvensen for faseforskyvningen bevirket av overflateforskyvningen forekommer en modulasjonsvirkning som genererer faseforskyvninger ved sumf rekvensen og ved f orsk j ellsf rekvensen u>A- æ^, dvs. ;øvre og nedre sidebånd blir skapt. Ytterligere harmoniske blir også generert. ;Det vil si tilstedeværelsen av fasemodulatorer bevirker heterodyning eller interferensbeating ved detektoren som bevirker at det finnes de øvre og nedre sidebånd med energi. De nedre sidebåndene er ønsket på grunn av at de har en frekvens på oja -wMsom er lavere enn den akustiske bølgefrek-vensen u . Denne nedre frekvensen ligger i et frekvensområde hvor detektoren 28 er mer følsom som bevirker at sensoren på fig. 6 blir mer følsom med fasemodulatoren 60 enn dersom der ikke er noen fasemodulator, selv om oppfinnelsen vil virke uten fasemodulatoren 60. ;Fasemodulatoren 60 kunne teoretisk bli anbrakt hvor som helst i fiberbanen til det andre og tredje bølgetoget, men anbringelsen mellom koplerne 22 og 24 er foretrukket. ;Enhver annen form av modulasjonen kunne også bli anvendt for å bevirke heterodyningen til en annen lavere frekvens. Dvs. frekvensmodulasjonen eller intensitetsmodulasjonen ville f.eks. også virke og enhver kjent konstruksjon for å utføre dette formålet kunne bli anordnet i stedet for fasemodulatoren 60 slik som en krets for intensitetsmodulasjon av lyskilden 10. En slik teknikk ville ha den fordelen at intesi-tetsmodulasjonen av en laserdiode kan bli tilveiebrakt ved en mye høyere frekvens enn den kan bli tilveiebrakt ved foreliggende fasemodulatorer. Dette betyr at mye høyere frekvenser av akustiske overflatebølger kan bli avfølt på grunn av de lave sidebåndfrekvensene alltid kan bli holdt innenfor frekvensområdet til den største følsomheten for detektoren 28. ;For å bestemme den maksimale amplituden for SAW må lengden på forsinkelsessløyfen 62 for fiberen i fiberen 14 bli valgt slik at den relative forsinkelsen T er lang nok for å bevirke at signalene 40 og 42 ankommer ved en topp og en dal til den lengste bølgelengden som er av interesse for den akustiske bølgen eller overflateforskyvningen. Dvs. T bestemmer den laveste frekvensen for den akustiske bølgen hvor den maksimale amplituden kan bli målt. Tilstedeværelsen i fra- været av lavere frekvenser kan bli avfølt med en gitt T, men den maksimale amplituden for denne kan ikke bli bestemt med mindre T blir øket. Lengden på sløyfen 62 må også bli valgt slik at den optiske utbredelsestiden gjennom den er større enn koherenstiden for laseren. Det er viktig at forskjellen i overføringstiden for fiberen 14 relativt i forhold til fiberen 20 er slik at signalene 40 og 42 på fig. 1 ankommer ved en av to betingelser: koherent, men ikke overlappende i tid, eller overlappende i tid, men et bølgetog inkoherent relativt i forhold til den andre. Grunnen er at interferensen må bli unngått i sonden slik at to separate og uavhengige bølgetog som ankommer ved forskjellige tider kan bli obser-vert. Dersom et bølgetog interferert med det andre i sonden ville faseforskyvningen bli bevirket av overflatebevegelsen ikke kunne observeres og der ville ikke være noe måte som man kunne bestemme amplituden og frekvensen til overflatens 18 bevegelse. For cw-operasjon er således fiberens 20 lengde ikke kritisk uten at differensialbanelengden mellom fibrene 14 og 20 må overskride koherenslengden for kilden 10. Hvor lavenergilasere blir anvendt er kontinuerlig bølge-operasjon bedre med hensyn til signal/støyforholdytelsen på grunn av utgangen til detektoren 28 kan bli integrert over en lengre periode. Dette gir bedre diskriminering av den ønskede nedre sidebåndkomponenten til detektorutgangssigna-let på linjen 29 over laserstøyen, skuddstøy og termisk støy generert i systemet. For kontinuerlig bølgeoperasjon må koherenslengden være kortere enn differensialbanelengden. Dette kan bli tilveiebrakt ved å anvende flere lengdemodus-laserdioder slik som en GO-ANA laserdiode fremstilt av General Optronics. Høyenergilasere kan bli drevet med korte pulser eller utbrudd og koherenslengden er ikke et problem så lenge varigheten av utbruddene er brakt i forhold til differensialforsinkelsestiden T slik at der ikke er noen bølgetog overlappende i tid ved prøven mellom signalene 40 og 42 og deres reflekterende motdeler. ;Ved den foretrukne utførelsesformen er den optiske fiberen 14 utført som spole for å danne forsinkels-en, men andre ut- førelsesformer kan variable forsinkelseslinjer slik som anordningen beskrevet i PCT-søknaden PCT/US82/01609 eller PCT/US82/01608 og som beskrevet i en artikkel i Electronics Letters, vol. 18, nr. 23, side 999-1000 utgitt i 11. novem-ber 1982 og med tittelen "Fiber Optic Variable Delay Lines", eller andre forsinkelseslinjeanordninger kan bli anvendt. ;En synkroniseringsforsterker 64 blir anvendt for filtrering og integrering av det elektriske utgangssignalet for detektoren 28 på ledningen 66. På grunn av at synkroniseringsfor-sterkerne har en øvre sperrefrekvens på 100 kHz, heterodyning, som bevirket f.eks. ved anvendelse av fasemodulatoren 60, ;er det nødvendig å beate den akustiske frekvensen ned til et område innenfor frekvensreaksjonen til synkroniseringsforsterkeren. Som det fremgår av ligningen 12 har den under utgangssignalet for detektoren 28 en likestrømskomponent, et nulluttrykk, og øvre og nedre sidebåndskomponenter pluss harmoniske av disse. Den nedre sidebåndskomponenten har en amplitude som varierer lineært med amplituden for overflateforskyvningen for små overflateforskyvningsamplituder og har en frekvens lik overflateforskyvningsfrekvensen uAminus frekvensen til fasemodulatoren oiM... Dette er den eneste komponenten som er av interesse og må bli filtrert ut fra resten av frekvenskomponentene i utgangene til detektoren 28. ;På grunn av at synkroniseringsforsterkeren virker som et svært båndpassfilter forbedrer dens tilstedeværelse i stor grad følsomheten for systemet siden den filtrerer ut alle uønskede komponenter til utgangssignalet på linjen 66. Det vil si den velger, integrerer over tid og forsterker kun den ønskede nedre sidebåndskomponenten. Integrasjon over tid sikrer et godt signal/støyforhold. Synkroniseringsforsterkeren velger å filtrere ut den ønskede frekvenskomponenten ved å sammenligne innkommende frekvenser med en referanse-frekvens innstilt ved frekvensen til den ønskede komponenten. Ved dette tilfellet blir referansesignalet innstilt ved den ;nedre sidebåndsfrekvensen u_ - w„ og blir utledet fra de to;A M ;drivsignalene for fasemodulatoren 60 og SAW-trandsduktoren 30. Systemet vil ikke virke uten synkroniseringsforsterkeren slik som ved erstatning av et oscilloskop, men synkronise-ringsf orsterkeren er den foretrukne utførelsesformen. Enhver alminnelig synkroniseringsforsterker vil virke med egnet øvre sperrefrekvens, dvs. en sperrefrekven større enn den nedre sidebånds- eller differansefrekvensen. ;En polarisasjonsstyrer 68 er anbrakt i fiberen 14 mellom;den første og andre kopleren for å styre polarisasjonen for lyset som forlater polarisasjonsstyreren i begge retninger. Lyset som utbreder seg i en optisk fiber ved en polarisasjon utbreder seg ved en annen hastighet enn lyset som utbreder seg i samme fiber ved en annen polarisasjon på grunn av dob-beltbrytning. Dobbeltbrytningen er egenskapen til den optiske, fiberen som bevirker lys polarisert i forskjellige oriente-ringer for å utbrede forskjellige hastigheter gjennom samme fiber. Det er viktig ved denne anvendelsen at nøyaktig styring av faseforskyvningen mellom to bølgetog som beveger seg i forskjellige fibre blir opprettholdt. Av denne grunn ville flermodusfiber ikke virke bra på grunn av at den modulmessige spredningen mulig ved flermodusfiberen gjør en nøyaktig styring av relativ faseforskyvning umulig. Enhver polarisasjon kan bli innstilt ved polarisasjonsstyreren 68. På grunn av de geometriske banene til detektoren 28 for styreren 68 for hver av de seg motsatt utbredende bølgetog er forskjellig og på grunn av at hastigheten for utbredelsen er forskjellig er polarisasjonsmodusene forskjellige, som således tillater justering av de optiske banene som de seg motsatt utbredende lyssignaler utbreder seg i slik at de er forskjellige. Det er således mulig via justering av styreren å danne en fast relativ faseforskyvning mellom bølgetogene som skal bli interferert . ;For å utvide ovenfor nevnte påstand er det velkjent at to ortogonale polarisasjonsmoduser for utbredelsen med to forskjellige brytningsindekser finnes i fibre av monomodustypen. På grunn av at de to forskjellige polarisasjonsmodusene har forskjellige brytningsindekser utbreder de seg ved forskjel lige hastigheter siden brytningsindeksen er en annen måte for definering av utbredelseshastigheten. Polarisasjonsstyreren 68 kan bli anordnet hvor som helst mellom koplerne 22 ;og 24 så lenge som posisjonen er forskjøvet fra det geometriske senteret til banen fra lyskilden til detektoren. Differansegeometribanene fra styreren til detektoren for ;seg motsatt utbredende bølgetog to og tre som utbreder seg i samme polarisasjon medfører i en annen overføringstid for hvert bølgetog. Dette resulterer i en fast valgt faseforskjell mellom dem. Dvs. for en større avstand hvor et seg motsatt utbredende bølgetog har utbredt seg i en polarisasjon sammenlignet med en annen kortere avstand hvor den andre seg motsattt utbredende bølgetoget har utbredt seg i samme polarisasjon vil en relativ faseforskyvning mellom de to bølgetogene oppstå på grunn av forskjellige overførings-tider gjennom samme bane. ;Styreren 68 blir justert ved den foretrukne utførelsesformen slik at bølgetogene to og tre er i samme polarisasjon og tt/2 radianer ut av fase når der er ingen forskyvning av overflaten 18. De to bølgetogene må være i samme polarisasjon ved detektoren 28 for maksimal interferens,n/2 fast faseforskyvning resulterer av de forskjellige geometriske banelengdene rundt sløyfen i motsatte retninger mens i samme polarisasjon som nevnt ovenfor. Detaljer ved konstruksjonen og driften av polarisasjonsstyreren som vil virke ved utfø-relsesformen på fig. 6 er beskrevet i US-patent nr. 183.975 og i en artikkel med tittelen "Single Mode Fiber Fractional Wave Devices and Polarization Controllers" av Herve Levre, publisert i "Electronics Letters", vol. 16, nr. 20, fra den 25. september 1980 i februar 1981 nummeret på side 62-3 som beskriver en polarisasjon. Enhver annen konstruksjon som kan styre polarisasjonen og relativ faseforskyvning i samsvar med de beskrevne kriteriene vil naturligvis være tilstrekkelig. ;Ved drift av polarisasjonsstyreren 68 og fasemodulatoren 60 resulterer i en konstant faseendring mellom de seg motsatt utbredende bølgetogene to og tre hvor hvert bølgetog også blir modulert ved en tidsvarierende faseforskjell ved frekvensen til fasemodulatoren 60. ;En tt/2 relativ f asef orsk jell mellom de to interfererende sinusinngangskomponentene til detektoren på fiberen 20B betyr at to innganger kan bli uttrykt som sinus og kosinus funksjoner siden disse to funksjonene er tt/2 radianer ut av fase. ;Den resulterende faseendringen mellom bølgetogene to og tre som kombineres for å danne det andre puls- eller lyssignalet 4 6 varierer med amplituden til overflatebølgene som følgende. Det antas at bølgetogene som utbreder seg i banen på fig. 2B og 2C ikke utøver en faseforskyvning på prøven 16, de to signalene vil være tt/2 radianer ut av fase og vil rekombineres slik at utgangsspenningen fra synkroniseringsforsterkeren 64 som resulterer fra det andre av signalene 46 har null amplitude siden integralet av sinus ganger kosinus over en periode for den resulterende funksjonen er null. Dvs. integralet utført av synkroniseringsforsterkeren 64 for produktet av sinus og kosinus, fra detektoren 28 på linjen 66 over ethvert multippel av funksjonsperioden sinus ganger kosinus lik null. ;Tilstedeværelsen av en akustisk bølge på stikkprøven 16 vil imidlertid øke amplituden til det rekombinerte signalet 46. Amplituden for signalet 46 øker til to ganger amplituden av det første og tredje signalet 44 og 48 når den akustiske amplituden er lik hvor \ er den optiske bølgelengden og to bølgetog som utbreder seg i banen på fig. 2B og 2C møter et maksimum og et minimum av den akustiske bølgen. Ved justering av tidsforsinkelsen mellom signalene 40 og 42 på fig. 1 slik at det første signalet 42 reflekteres fra toppen av den seg utbredende overflatebølgen og det andre signalet 40 reflekteres fra bunnen av overflatebølgen hvor der vil være en faseforskjell mellom de to reflekterte signalene som kan bli tolket for å utlede amplituden for overflatebølgen. Amplituden for den akustiske bølgen kan følgelig bli detektert ved å observere amplituden til signalet 46 og frekvensen for den akustiske bølgen kan bli bestemt fra tidsvariasjonen til senterpulsen relativt i forhold til posisjonene til signalene 44 og 58 eller ved å anvende en variabel differensialtids-forsinkelse T som korresponderer med toppene og bunnene til den akustiske overflatebølgen. ;Dersom en optisk puls blir anvendt som er kortere i varighet enn den akustiske perioden vil en detekteringsbåndbredde større enn den akustiske midtfrekvensen være nødvendig. Siden de to rekombinerte bølgetogene følger samme fiberbanen (men i motsatte retninger) vil enhver temperatur-eller trykk-indusert variasjon i fiberlengden ikke påvirke amplituden til utgangsspenningen forutsatt at fluktasjonene er langsomme da sammenlignet med tidsforsinkelsen T. Variasjoner i sonden til prøveoverflateavstanden som resulterer fra avsøkningen av ikke-optiske flate prøver vil ikke bevirke en variasjon i forholdet mellom sentersignalet 46 og de ytre signalene 44 ;og 48.;En undersøkelse av den beskrevne sensoren på fig. 6 viser at uten tt/2 f asef orskyvning bevirket av polarisas j onstyreren<1>;68 er utgangssignalet proporsjonalt med (kA) 2 hvor k er det optiske bølgenummeret og A er den akustiske bølgeamplituden. Dersom der er en endring i dobbeltbrytningen til fiberen på grunn av vibrasjoner eller temperaturendringer kan ikke denne tt/2 f asef orskyvningen bli sikret. Som en ytterligere forholds-regel blir derfor en lineær avhengighet av kA og større føl-somhet tilveiebrakt ved å anvende fasemodulatoren 20 ved en frekvens o>i sløyfen og ved detektering av utgangssignalet ved f orsk j ellsf rekvensen w- - u^. En analyse av utgangen til detektoren 28 på linjen 66 ved å anvende fasemodulatoren 60 viser at utgangsspenningen er: ; hvor ;Y = 2kA sin —^ yM= 2kM sin = , M er lengden for fiberen strukket ved hjelp av fasemodulatoren, J. er Bessel-funksjonen av første art og av orden i, og V fi er gitt av ; ; hvor R er detektorlasteimpedansen, n. er detektorkvantums-virkningsgraden, lg er laserenergien koplet inn i fiberen, ;a er den relative lysmengden reflektert ut fra prøven og koplet tilbake inn i fiberkjernen. Ligningen (12) blir utledet ved å ta en rekke ekspansjoner av eksponensiell beskrivelse av faseforskyvningen bevirket av overflatefor. skyvningen, dvs. ligningen (1) og multiplisering av denne med en rekke ekspansjoner som er ekvivalente med eksponensiell beskrivelse av faseforskyvningen bevirket av fasemodulatoren 60. Ved bestemte utførelsesformer var verdien for disse parametrene: ;T = 1 us, fA=500 kHz, fM=400 kHz, IQ=450uW, R=10 kn,n=.8;og a=(10);Ved de fleste anvendelser er den akustiske amplituden i størrelsesorden mindre enn den optiske bølgelengden og utgangen ved frekvensen WA-UM er vut= yA"ProPorsjonalitets-konstanten y er teoretisk forutsagt til å være 52vvrms/~Angstrom når spenningen tilført fasemodulatoren blir justert til maksimum J^(kM). ;Ved anvendelse av polerte rustfrie stålprøver eksitert med;en 6 cm bred PZT-transduktor med en senterfrekvens på 0.5MHz, er utgangsspenningen avhengig av akustisk energi vist på fig 7. Det fremgår at avhengigheten er lineær over området med akustisk energi på 110 dB. Energitugangen ved 2wMsom en funksjon av fasemodulatorenergien er opptegnet på fig. 7. Sensoren kan bli nøyaktig og enkelt kalibrert ved å sammen- ;ligne utgangen ved forskjellsfrekvensen w -u med maksimums-utgr ang^ en ved 2 w M dvs. 26mV rmsved den utførelsesformen. ;På denne måten ble det funnet at proposjonalitetskonstanten;Y mellom den akustiske overflatebølgeamplituden og utgangs-rsm-spenningen var y = 24<p>V/Ångstrøm. Med en synkroniserings-forsterkningsindikasjonstid på 0.1 sek. var rms-støynivået 0,01 mV, som medfører en følsomhet på 0.0003 Ångstrøm. Den beste følsomheten rapportert tidligere var 0.002 Ångstrøm for samme integrasjonstiden. ;En grunn for en mindre akustisk amplitude kan bli detektert er at et lavfrekvensutgangssignal (u,<->ujm= 2 ■„ 100 kHz) ;blir tilveiebrakt ved tilnærmet justering av fasemodulator-frekvensen. En høy inngangsimpedanseforsterker kan følgelig bli forbundet med detektoren og utgangssignalet vil være stort nok for at termisk støy er lite sammenlignet med skudd- og laserstøy. Med en tidligere kjent sensor beskrevet i en artikkel av R.L. Whiteman og A. Korpel, i "Applied Optics 8", 1567 (1969), må imidlertid to relativt høye frekvenser bli detektert for termisk støy før den første forster-keren blir ofte den begrensende faktor. For fibersondeanven-delser på den akustiske frekvensen er betydelig høyere enn tilgjengelige fiberfasemodulatorfrekvenser kan en lav-frekvens utgang fremdeles bli tilveiebrakt ved modulering av intensiteten til laserdioden med en frekvens uLD. I dette tilfellet blir en differansefrekvensutgang tilveiebrakt ved en frekvens påwA~wLD± ujvj*Utgangssignalet reduseres med 8 dB på grunn av at (1) for den anvendte laserdioden er I-^/Iq = 1/4 for modulasjonsfrekvenser opptil 1.3 GHz, og

(2) halvparten av signalet blir forskjøvet oppover til

A LD - M

Frekvensavhengigheten av sensorfølsomheten er viktig. Denne avhengigheten er gitt av forholdet mellom y og « i ligningen (12), og er opptegnet på fig. 8 for to sløyfelengder T. Det er typisk at sløyfelengden er fast etter at kopleren har blitt fremstilt, men en total fibervariabel forsinkelseslinje tillater justering av frekvensreaksjonen over et stort område. Det skal bemerkes at enhver av høyere harmoniske f = n l/T, n = 1, 2, ... kan bli anvendt. En LiNbO^ forsinkelseslinje med 34 MHz transduktorer ble anvendt med den 33 harmoniske til en 1/us differensial forsinkelsessløyfe for å tilveiebringe eksperimentalpunktene på fig. 8. Det dynamiske området med LiNbO^anordningen var 78 dB. Det dynamiske området er mindre enn 110 dB på grunn av at (1) den akustiske amplituden reduseres som l/w for en konstant inngangsenergi til transdukoren, og (2) utgangen faller med 8 dB når det anvendes laserdiodemodulasjonsskjemaet beskrevet ovenfor.

Et problem som kan oppstå med anvendelse av enkeltmodusfib-rene ved denne anvendelsen er å få det reflekterte lyset tilbake i enkeltmodus til fiberen. En avstand fra fiberen til substratet på 10 mikrometer er foretrukket for avsøkning og medfører at 25% av det innfallende lyset koples tilbake inn i kjernen for en polert høyreflektert overflate og 13% kopling for en overflate med 0,5 mikrometer ruhet. En SELFOC-linse mellom fiberen og prøven kan bli anvendt for å øke lysmengden koplet tilbake i fiberen også til sonden den typiske ru prøven som er av interesse ved ikke-destruktiv vurdering.

Ved alternative utførelsesformer kan laserdioden bli inten-sitetsmodulert ved en frekvens uTri, og det ønskede signalet kan bli detektert ved enhver av sum- og differansefrekven-sene til den akustiske frekvensen uA , med enten u_ LD eller w . Den laveste av forskjellsfrekvensene blir som typisk detektert derved som tillater anvendelse av høyimpedanspost-detekteringsforsterkere som øker signalstøyforholdet.

Dersom refleksjonen til en prøve dessuten varierer over av-søkningsoverflaten kan dette bevirke feil i detekteringen av den akustiske amplituden, som fremgår av ligningene (12) og (13) med henvisning til en rommessig varierende refleksjon a. Denne virkningen kan bli gjort til et minimum ved detektering ved en ytterligere frekvens ikke inneholdende <d ,

f.eks. ioT _ +6).,. Det først detekterte signalet blir så de-LD - M 3

tektert ved hjelp av det ytterligere detekterte signalet

hvorved avhengigheten på sampelrefleksjonen blir eliminert.

Det har blitt beskrevet en helfibersensor for akustiske overflatebølger som har forbedret følsomhet og stabilitet. Mens oppfinnelsen har blitt beskrevet med henvisning til en bestemt utførelsesform er beskrivelsen illustrativ for oppfinnelsen og ikke begrensende for oppfinnelsen. Forskjellige modifikasjoner og anvendelser kan forekomme for fagmannen på området, uten å avvike fra oppfinnelsens hensikt og ramme som definert i kravene.

Claims (24)

1. Apparat for detektering av små forskyvninger til en overflate, karakterisert ved at den innbefatter en retningskopler (22) for deling av et enkelt koherent lyssignal (32) i første og andre koherente lyssignaler, en første forsinkelseslinje (14) for forsinkelse av det første koherente signalet relativt i forhold til det andre koherente lyssignalet med en første forsinkelsesperiode for å tilveiebringe et forsinket lyssignal (40), en bølgeleder (20D) for retting av hvert av det første (40) og det andre (42) lyssignalet på nevnte overflate for å tilveiebringe et første reflekterte lyssignal som korresponderer med det første forsinkede lyssignalet (40) og et andre reflektert lyssignal som korresponderer med det andre lyssignalet (42), en andre forsinkelseslinje (14) for forsinkelse av det andre reflekterte lyssignalet av den første forsinkelsesperioden for å frembringe et andre forsinket reflektert lyssignal, og en detektor (28) for måling av faseforskjellen mellom det først reflekterte lyssignalet og det andre forsinket reflekterte lyssignalet for å måle variasjoner i den geometriske banelengden mellom bølgelederne og overflaten.

2. Apparat ifølge krav 1, karakterisert ved at det enkle, koherente lyssignalet (32) som er delt av kopleren (22) er en uavbrudt lysbølge som har en koherens-tid som er mindre enn den første forsinkelsesperioden.

3 Anordning ifølge krav 1, karakterisert ved at det enkle lyssignalet (32) som er delt av kopleren (22) er innbefattet av en koherent lyspuls idet pulsen har en varighet mindre enn den første forsinkelsesperioden gitt av den første forsinkelseslinjen.

4. Anordning ifølge krav 2 eller 3, karakterisert ved at retningskopleren (22) er en 3 dB kopler for jevn spalting av det første koherente lyssignalet i det første og andre koherente lyssignalet.

5. Anordning ifølge krav 1, karakterisert ved at den første forsinkelseslinjen (14) er en første fiberoptisk bølgeleder (14) og at det andre koherente lyset blir ført til bølgelederen av en andre fiberoptisk bølgeleder (20) som er kortere enn den første fiberoptiske bølgelederen (14) med en størrelse tilstrekkelig for å bevirke at det første koherente lyssignalet blir forsinket relativt i forhold til det andre koherente lyssignalet av den første forsinkelsesperioden.

6. Anordning ifølge krav 5, karakterisert ved at den første og andre fiberoptiske bølgelederen (14 og 20 ) er koplet sammen av en andre retningskopler (24) og at bølgelederen (20D) er koplet med den første og andre fiberoptiske bølgelederen av den andre retningskopleren (24).

7. Anordning ifølge krav 6, karakterisert ved at den andre retningskopleren (22) rekombinerer det forsinkede første lyssignalet (40) og det andre koherente lyssignalet i to lyssignaler i bølgelederen (20D).

8. Anordning ifølge krav 7, karakterisert ved at den andre retningskopleren (24) er toveis ved at den spalter det første reflekterte lyssignalet i et tredje reflektert lyssignal som er koplet inn i den andre fiberoptiske bølgelederen (20) og et fjerde reflektert lyssignal som er koplet inn i den første fiberoptiske bølgelederen (14) og slik at det andre reflekterte lyssignalet blir spaltet i et femte reflektert lyssignal som er koplet inn i den andre fiberoptiske bølgelederen (20) og et sjette reflektert lyssignal som er koplet inn i den første fiberoptiske bølge-lederen (14 ) .

9. Anordning ifølge krav 7, karakterisert ved at retningskopleren (22) er toveis slik at den kopler deler av hver av de tredje, fjerde, femte og sjette reflekterte lyssignalene til inngangen av detektoren (28).

10. Anordning ifølge krav 9, karakterisert ved at detektoren (28) er en fotodetektor for detektering av intensiteten til det kombinerte signalet som resulterer fra det tredje og sjette reflekterte lyssignalet.

11. Anordning ifølge krav 5, 6, 7, 8, 9 eller 10, karakterisert ved at den videre innbefatter en fasemodulator (60) anordnet i enten den første (14) eller den andre (20) fiberoptiske bølgelederen for å bevirke en kontinuerlig periodisk tidsvarierende faseforskjell i hver av lyssignalene som utbreder seg i den første og andre fiberoptiske bølgelederen.

12. Anordning ifølge krav 11, karakterisert ved at detektoren (28) genererer en utgangssig-nalkomponent som har en amplitude som er proporsjonal med amplituden for overflateforskyvning og hvis amplitude varierer i tid ved forskjellsfrekvensen mellom frekvensen for overflateforskyvningen og frekvensen for fasemodulatoren (60) .

13. Anordning ifølge krav 12, karakterisert ved at detektoren (28) innbefatter en innretning for utfiltrering av utgangssignalkomponenter ved frekvenser utenom forskjellsfrekvensen og for integrering av forskjells-frekvenskomponentene over flere perioder til forskjellsfrekvensen.

14. Anordning ifølge krav 3, karakterisert ved at pulsene også er av en varighet mindre enn perioden for overflateforskyvningen som skal bli avfølt.

15. Anordning ifølge krav 14, karakterisert ved at detektoren (28) har en båndbredde større enn senterfrekvensen for overflateforskyvningen som skal bli avfølt.

16. Anordning ifølge krav 6, 7, 8, 9, 10, 12, 13, 14 eller 15, karakterisert ved at den dessuten innbefatter en polarisasjonsstyreinnretning (68) anordnet i enten den første eller andre fiberoptiske bølgelederen mellom retningskopleren (22) og den andre retningskopleren (24) for å bevirke at deler av det første og andre reflekterte lyssignalet som utbreder seg i den samme geometrisk banelengden mellom koplerne ankommer ved detektoren (28) med samme polarisasjon.

17. Anordning ifølge krav 16, karakterisert ved at det første lyssignalet (32) har en koherenslengde slik at lyset som utbreder seg i lengste geometriske banen til overflaten og tilbake til detektoren (28) ikke interfererer med lyset som utbreder seg i den korteste geometriske banen og at polarisasjonstyreren bevirker at delene av det første og andre lyssignalet som utbreder seg i den samme geometriske banen til detektoren (28) ankommer der forskjøvet i relativ fase med 1/2 radianer.

18. Fremgangsmåte for å avføle små bevegelser på en overflate, karakterisert ved at den innbefatter trinn med å rette første og andre optiske signal til en overflate, idet det første signalet går forut det andre signalet med en tid T, mottagelse av tredje og fjerde optiske signaler reflektert fra overflaten som reaksjon på det første og andre optiske signalet, idet tredje signalet forutgår det fjerde signalet, forsinkelse av det tredje optiske signalet med en tid T som derved tilveiebringer et forsinket tredje optisk signal og bevirkning av interferens mellom det tredje forsinkede optiske signalet og det fjerde optiske signalet for å bestemme den relative faseforskyvningen mellom dem.

19. Fremgangsmåte ifølge krav 18, karakterisert ved at det dessuten innbefatter trinnet med å detektere amplituden til det kombinerte signalet bevirket av interferensen.

20. Fremgangsmåte ifølge krav 18, karakter i- sert ved at det første og andre optiske signalet er pulser.

21. Fremgangsmåte ifølge krav 18, karakterisert ved at det første og andre optiske signalet er cw-signaler generert av en kort koherenslengdekilde.

22. Fremgangsmåte ifølge krav 19, karakterisert ved at det innbefatter ytterligere trinn med fasemodulering av det første og andre optiske signalet ved en modulasjonsfrekvens som er brakt i forhold til frekvensen for overflatens bevegelse slik at forskjellsfrekvensen mellom modulasjonsfrekvensen og overflatebevegelsesfrekvensen ligger innenfor et forutbestemt område og detektering av amplituden til det kombinerte signalet ved forskjellsfrekvensen .

23. Fremgangsmåte ifølge krav 19, karakterisert ved at det innbefatter videre trinn med intens modulering av det første og andre optiske signalet ved en modulasjonsfrekvens i forhold til bevegelsesfrekvensen for overflaten slik at forskjellsfrekvensen ligger innenfor et forutbestemt område, og detektering av amplituden til det kombinerte signalet ved forskjellsfrekvensen.

24. Fremgangsmåte ifølge krav 22, karakterisert ved at det innbefatter trinnet med intensitets-modulering av det første og andre optiske signalet ved en andre modulasjonsfrekvens, detektering av amplituden til det kombinerte signalet ved enten summen av forskjellsfrekvensen mellom modulasjonsfrekvensen og den andre modulasjonsfrekvensen for å tilveiebringe et første detektert signal, detektering av amplituden til det kombinerte signalet ved forskjellsfrekvensen mellom modulasjonsfrekvensen og frekvensen for bevegelsen av overflaten for å tilveiebringe et andre detektert signal og deling av det andre detekterte signalet av det første detekterte signalet for å tilveiebringe et mål for amplituden for overflatebevegelsen som er hovedsakelig uavhengig av prøverefleksjonsgraden.