CN101408558B - 微型光学直流交流电场传感器 - Google Patents

Abstract

一种可消除电荷漂移误差的微型光学直流交流电场传感器。可以用于以光学方法测量高压直流输电线路的电压中。所述光学传感模块中所用电光晶体通光端面上形成的两个透明电极与所述光继电器两输出端分别作紧凑的电气联接。所述辅助光源在信号处理及控制模块的协调控制下通过所述辅助光纤传送周期性开通和切断的光束到光继电器的光束收集窗口，用于控制光继电器输出端电路的导通和断路，实现对外加到电光晶体上待测直流电场的调制，即在电光晶体上周期性的施加和去除待测直流电场。利用此发明可以将测量直流电场时所用电光晶体中因空间电荷漂移所导致的误差控制在允许范围内，从而实现以光学方法对直流电场的长期稳定可靠的精确测量。

Description

微型光学直流交流电场传感器

技术领域

本发明属于光电子领域。

背景技术

以光学方法精确测量高电压环境中直流电压的技术在电力工业中越来越重要。与现用的常规技术相比较，光学测量技术具有的优点为：

-抗电磁干扰能力强；

-无铁芯饱和问题；

-无铁磁谐振问题；

-优异的电气绝缘性能；

-大的带宽；

-大的动态范围；

-全动态范围内的高精度；

-重量轻；

-体积小；

-安全性好；

-低维修费用；

-数字量输出；

-对环境友好；等

但是在常见的光学电压互感器方案中，通常利用分立光学元件以及特定的电极结构和特定的绝缘装置，并且需要使用绝缘气体，如六氟化硫。这就导致了结构显著复杂；成本明显增加；维护昂贵困难；并且六氟化硫对环境保护非常不利；而且导致应用的安全性降低。

在《分布式光学电压互感器》专利(专利号2007200005640)中所给出的新型的分布式光学电压互感器方案中，利用了电光晶体以及微光学元件构成的微型光学电场传感器去传感其所在处的电场，然后利用所测出的电场值，通过特定方法准确地求出待测电压值。

但是由于所用电光晶体中不可避免的存在一些不完善性，如杂质成分，晶格结构缺陷，局部应力等。当测量直流电场时，由于存在这些不完善性，在待测电场作用下电光晶体中会产生游离的正负自由空间电荷，并分别向两个直流电极方向缓慢漂移而在晶体内部形成附加反向电场。此反向电场将会与待测电场叠加并抵消部分待测电场数值，造成所测出的待测直流电场数值中的误差。由于这些电荷来源复杂，数量难定，依赖于各个晶体生成质量和加工过程；行为不稳，需要长时间后才会达到平衡；所以由此产生的测量误差很难消除，并且其数值可观，不容忽略；这些就使得利用微型光学直流交流电场传感器构成分布式光学电压互感器来测量直流高电压的技术难以实现。

迄今为止，为了消除这种电光晶体中的电荷漂移所造成误差而作的努力，主要是针对待测直流电压进行调制，使之成为间断性加在晶体上的电压。这样在没有待测直流电压加在晶体上的时间段内，漂移电荷可以受到已经生成的附加反向电场作用而互相抵消，最终使得晶体内部附加反向电场接近于零，整个晶体回到电中性状态；而在待测直流电压又加上的时间段内，电荷再开始漂移，附加反向电场又开始生成。如此交替，就构成对于待测直流电压的调制。适当的选取调制中这两类交替时间段的长度，就可以将内部反向电场的影响控制在允许测量误差范围内，以此方式实现对直流电压的满足要求精度的测量。

然而在实际运行的高压直流输电线路中，对高达数十万伏的待测直流电压进行调制是难以实现的，这就使得以光学方法对直流高电压作直接测量缺乏实际可行的有效方法。

发明内容

本发明给出一种可消除电荷漂移误差的微型光学直流交流电场传感器，可以将测量直流电场时所用电光晶体中因空间电荷漂移所导致的误差控制在允许范围内，从而实现以光学方法对直流电场的长期稳定可靠的精确测量。

本发明主要用于测量直流电场，也可以测量交变电场及其它各类电场。

本发明与《分布式光学电压互感器》专利(专利号2007200005640)中所给出的方法相结合，可以精确地获得待测直流电压值，尤其适用于测量高压直流输电线路的电压。

本发明提出了一种可消除电荷漂移误差的微型光学直流交流电场传感器，包括宽带光源28，光纤；辅助光源，辅助光纤，光学传感模块，光探测器33和数据处理及控制模块。所述光学传感模块包含电光晶体；所述光学传感模块中的电光晶体光轴与检测光束的传播方向以及待测电场方向平行，即电光晶体处于纵向方位；所述光学传感模块还包括光继电器，即PhotoMOS。

本发明为一种基于线性电光效应的可消除漂移误差的微型光学电场传感器。它可以很好的降低对电光晶体中因为材料品质，环境温度以及光源28光强等外界因素变化而产生的干扰，以满足IEC标准的精度去测量直流电场，具有大的动态范围，高的带宽，稳定的运行性能。尤其是它还可以将待测直流电场导致的电光晶体中电荷漂移形成的误差控制在测量允许范围内，实现对直流强电场的准确，稳定，长期而且可靠的测量。

所述光学传感模块中采用的这些光学元件尺寸都很小，故称其为微型光学直流交流电场传感器。以下简称为：微型光学电场传感器。

所用的晶体Bi₄Ge₃O₁₂是人工双折射电光晶体，简记为BGO晶体，具有立方对称点群43m，或记作：T_d。其三个非零矩阵元相等：r₄₁＝r₅₂＝r₆₃。在微型光学电场传感器中，BGO晶体所取的方位，外加电场方向，以及光束传播方向这三者之间的关系取纵向方位，即：

BGO晶体的光轴方向，即Z轴方向；

晶体中检测光束的传播方向；

外加直流电场，也就是待测直流电场的方向；

这三者互相都平行，如图1所示。

直流电场的指向与所测得电场值的符号有关。通常取BGO晶体尺寸最长方向的光轴作为光束传播的方向和待测电场的方向，并取此方向为直角坐标系中的Z轴方向。

由于晶体电光效应的作用，外加直流电场即待测直流电场感生出沿Z轴传播的两个正交光学偏振模光束相互之间的光折射率之差，即线性双折射：

$\mathrm{\Δn}=n_0^3{r}_{41}{E}_{\mathrm{dc}}---\left(1\right)$

相应的这两个正交光学偏振模光束之间的相位差为：

${\mathrm{\φ}}_{\mathrm{dc}}=\frac{2\mathrm{\π}{n}_0^3{r}_{41}{V}_{\mathrm{dc}}}{{\mathrm{\λ}}_0}---\left(2\right)$

其中：

n₀未加外电场时的BGO晶体折射率；

r₄₁BGO晶体电光系数；

V_dcBGO电光晶体在z轴方向上两个端面之间的直流电压；

V_dc＝E_dc·L_z

λ₀所用光源28在真空中的波长；

L_zBGO电光晶体在z轴方向，即检测光束方向，也即待测直流电场方向上的长度；

E_dc沿纵向外加于BGO晶体上的直流电场，即待测直流电场；

当BGO晶体内部没有自由电荷生成的电场时，处于纵向方位的微型光学电场传感器中沿Z轴传播的两个正交偏振模光束相互之间的相位差唯一的取决于Z轴方向上距离为L_z的两个端面之间的电压在BGO晶体内产生的电场。

当微型光学电场传感器处于纵向方位时，微型光学电场传感器的灵敏度由三个因素决定：λ₀；n₀；r₄₁。这可由BGO晶体的半波电压V_π，即产生π相位差所对应的电压表示：

$V_{\mathrm{\π}}=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{2n_0^3{r}_{41}}---\left(3\right)$

也可由BGO晶体的半波电场E，即产生φ_dc相位差所对应的电场表示：

$E_{\mathrm{\π}}{L}_z=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{2n_0^3{r}_{41}}---\left(4\right)$

对处于纵向方位的微型光学电场传感器中沿z轴传播的两个正交光学偏振模之间作π/2的相位偏置后，所对应的光学电场传感器的透射率T成为(图1)：

当下列关系表示的限制条件满足时：

V<<V_π；(6)

则有下列近似关系成立：

$T\&ap;\frac{1}{2}(1+\mathrm{\&pi;}\frac{V}{V_{\mathrm{\&pi;}}})---\left(7a\right)$

或写为： $T\&ap;\frac{1}{2}(1+\mathrm{\&pi;}\frac{E}{E_{\mathrm{\&pi;}}})---\left(7b\right)$

所以只要条件(6)满足，上式就是纵向偏置微型光学电场传感器的透射率和外加电压或外加电场关系的很好近似，表明加φ_dc相位偏置后微型光学电场传感器的透射率对外加电压或外加电场的响应有足够好的线性度。

而且从(5)式可见，只要条件(6)满足后，微型光学电场传感器上外加一个小电场将引起透射率最大的变化。这就表明加相位偏置后微型光学电场传感器灵敏度最大。

微型光学电场传感器最主要的应用之一是测量高压直流输电线路的直流电压，即用于构造光学直流电压互感器。在光学直流电压互感器系统中，因为微型光学电场传感器中所用的BGO晶体沿Z轴长度，即在直流电场方向的线度L_z远远小于光学直流电压互感器中两直流高压电极之间的距离L，使得BGO晶体两端面之间所承受的直流电压远小于该晶体的半波电压V_π，所以条件(6)总是能够满足。因此，BGO晶体微型光学直流交流电场传感器可以具有相当大的灵敏度，很高的线性度，以及足够高的精度，并且对应着相当大的动态测量范围。

然而在实际应用中，因为BGO晶体不完善性的存在，使微型光学电场传感器所测量到的直流电场值中出现由于晶体中电荷漂移引起的不可忽略的误差。

在测量直流电场过程中，因为BGO晶体的不完善性，如杂质成分，晶格结构缺陷，局部应力的存在，所施加在电光晶体上的直流电场会在晶体中产生游离的正负自由空间电荷，分别朝直流电场两个电极的方向缓慢漂移，并分别在两电极方向的晶体端面逐渐积累，这就在晶体内部缓慢建立与待测直流电场相反的附加反向电场。这个附加反向电场将抵消一部分待测直流电场数值，造成对待测直流电场的远超出允许范围的测量误差。晶体不完善性的起源复杂，难以消除或控制，由此导致的误差也就很难降低。

当所测的是交流电场时，由于正负空间电荷漂移是分别各自缓慢单方向漂移，其影响需若干秒，通常甚至达到若干分钟才能够积累到足够强的附加反向电场值，而交流电场的正负极方向通常以20毫秒的周期快速交替变化，使得测量交流电场时这类电荷缓慢漂移的效果不会积累，不可能产生足够强的附加反向电场值，也就不会出现超出允许范围的测量误差。

实际运行条件要求微型光学直流交流电场传感器具有：

-优异而可靠的电气绝缘性能；

-长期而稳定的高精度；

-光学传感模块无需电源即可长期运行的能力；

-很小的体积。

本发明给出的可消除电荷漂移误差的微型光学直流交流电场传感器能够满足上述要求。

所述可消除电荷漂移误差的微型光学直流交流电场传感器中光学传感模块的具体结构为：在所用BGO电光晶体的两个通光端面加上InTiO或其它材料制作的透明导电膜薄层，形成两个透明电极，并将这两个电极分别与一个Photo MOS类型的光敏场效应半导体固体微电子光继电器(以下简记为光继电器)两输出端作简捷紧密的直接电气联接。

透明电极尺寸与光继电器输出端的导体部分尺寸都应该足够小，使得由于这些导体出现而引起的待测电场变化远小于允许误差。可行的方法有：使膜层电极和光继电器输出端导体都足够薄；使两部分的面积足够小；使这两个平面都垂直于高压电极联线。这样可以减少对待测电场的扰动，使得引入这两个导体所造成的误差远小于允许误差。

即使仍然有极少量的导体存在于微型光学直流交流电场传感器晶体端面附近，外界电场扰动会造成一些影响，但是因为这些导体不会随外界温度的变化而变动，所以通过标定的方法可以去除其影响。

如果因为对外界电场扰动的动态响应而使得这些极少量导体的存在对于待测电场造成不可忽略的测量误差，则可以在这些极少量导体附近局部空间以绝缘材料构件形成具有取向性的介电屏蔽或电阻屏蔽，用于降低外界动态电场对微型电场传感器所感受到的电场的影响。这个方法可以降低外界电场的扰动强度，使得这些极少量导体造成的测量误差减低到允许范围内。所用屏蔽材料可以是介电型为主的，也可以是电阻型为主的。构件的形状可以采用围绕微型电场传感器的两端开口的管形。

处于光学直流电压互感器高电压区域之外的辅助光源在数据处理及控制模块的协调控制下发射周期性开通和切断的光束，通过辅助光纤传送到光继电器的光束收集窗口，利用周期性开断的辅助光束控制光继电器输出端电路的导通和断路，实现对外加到电光晶体上待测直流电场的调制，即在电光晶体上周期性的施加和去除待测直流电场。

所用光继电器两输出端之间在断路状态中的暗电阻值极高，即具有极低的泄漏电流。这样在光继电器的断路状态中，在足够短的时间段内电光晶体上待测外加电场受光继电器的影响可以忽略，而缓慢漂移自由电荷生成的附加反向电场造成的误差能够以限制断路时间段长度的方法被限制在允许误差范围内，这样就使光继电器在断路时间段内可以测量到足够精确的外加待测电场。

而导通状态中光继电器两输出端之间则有微小而且稳定的导通电阻值和电容值，这就允许在导通时间段内迅速释放及中和电光晶体端面上所积累的漂移电荷，从而快速消除电光晶体内部的反向附加电场；使得在随后的断路时间段开始时刻电光晶体又处于电中性状态。

如此连续交替进行，就构成对晶体上待测直流电场进行的测量以及随之对晶体内部的反向附加电场消除的全过程。

光继电器的输出端负载电压，也就是可以接通以及断开的稳恒负载电压可以达到成百上千伏特的数量级，这正接近于实际加在电光晶体两端电压的数量级；光继电器的瞬态电压，即断开状态时光继电器输出端能够承受的最大瞬时电压高于其输出端负载电压，使待测电压在一定范围内波动时可以安全运行；对于更高的待测直流电压，可以将若干个光继电器串联后作同步的导通与切断调制而应用。

由于光继电器的接通以及断开过程非常迅速，达到毫秒级，允许对加在晶体上待测电场的调制具有足够高的频率。这就使光继电器处在导通和断开两个过渡状态的时间段可以取得足够短，从而保证所测直流电场数值有足够的精度。

光继电器的可靠通断次数极高，且寿命极长，这就允许系统长期安全连续运行；由于采用辅助光纤输送控制导通及断路所需光束，这就使光继电器具有极高的电气绝缘强度；由于使用低电压环境中的辅助光源经过辅助光纤送进的光束驱动断路及导通动作，因此光继电器不需要电源；光继电器运行需要的功率小，一般仅十几到几十毫瓦，可以通过辅助光纤传送。

光继电器没有任何可动部件，也没有触点，并且全部用绝缘材料密封，所以不会造成电弧放电，因此工作可靠性高，并且对外界干扰小；由于所采用的是远程光纤控制，不存在输出对输入电路的影响，所以抗电磁干扰能力强；并且耐机械振动，耐潮湿，耐腐蚀。

光继电器正常运行温度区间为：-55℃～+105℃，优应于所要求的条件；微型光继电器的体积与重量都很小，通常接近于所用电光晶体，这使其易于和微型光学电场传感器结合，并且使光继电器对外加待测直流电场产生的扰动很小。

综合所有这些性能，使得光继电器成为构造消除漂移电荷的合适器件。

消除电光晶体中电荷漂移所形成误差的机理与过程如下：

在辅助光源光中断期间，无光输入到光继电器。因为光继电器无光断开时的暗电阻极高，电光晶体两端面电极与光继电器构成的电路等价于处在断路状态。这样在电光晶体两端面电极之间的电场，即所加的待测电场作用下，电光晶体中会产生游离的正负自由空间电荷，并向两个直流电极方向分别缓慢漂移，导致电光晶体内部的附加反向电场缓慢建立。

而当有光输入光继电器时导通的接通电阻极低，由电光晶体两端面电极与光继电器构成的电路等价于处在接通状态，使得在光中断的暗周期中晶体两端面膜层电极处分别积累的正负漂移电荷瞬间迅速中和，结果附加反向电场迅速消失，而晶体内部留下的只是待测电场。

由于光继电器的电容极小，使得晶体两端电极与导通状态光继电器共同构成电路的时间常数足够低，就可以足够快速地消除累积电荷。在周期辅助光源发光使光继电器处在足够低电阻的状态期间，晶体两端电极电路接通而接近处在等电位状态，晶体内部电场接近为零，所以这段时间内应该停止微型光学直流交流电场传感器采集待测直流电场信号。而当周期辅助光源停止发光期间，晶体两端电极与光继电器形成的电路处在中断状态，待测电场全部建立在晶体两端面电极之间的晶体内部，附加反向电场虽然在缓慢增加但尚不能够造成足够大的误差，相当于处在微型光学直流交流电场传感器的正常工作期间，所以微型光学直流交流电场传感器应该在这段时间内采集待测直流电场信号。

由于辅助光源的发光及中断周期长短完全可以根据需要选取和控制，所以取其周期足够短，使得晶体内部的漂移电荷造成的附加反向电场来不及增大到构成足够大误差的程度，就可以取消其对测量精度的影响。

晶体两端膜层可以采用导电性以及通光性都很好的透明电极，所以在辅助光源光中断期间微型光学电场传感器正常通光，性能不受影响。

为了去除漂移电荷生成的误差而使得微型光学电场传感器的工作被改变成间断性的，但是在实际的输电线路电压的测量中有可能严格要求连续的，不间断的监控。为实现连续无间断的测量，可以利用两个相同的可消除电荷漂移误差的微型光学直流交流电场传感器，在其中一个处于辅助光源光中断状态时，即在工作取值阶段，另一个恰好处于辅助光源发光期间，即在漂移电荷中和阶段。这样整体的光学电压互感器系统在任意时刻总是在连续运行，而不会有间断。通过对辅助光源的控制，使其交替地开通一个同时切断另一个微型光学直流交流电场传感器的光束就能实现。

为了改善测量的连续性，也可以允许两个微型光学直流交流电场传感器有部分重叠工作取值的时间区段。

在测量连续性要求不太高的情况下，可以选取适当设计参数以缩短电荷中和时间段，延长工作采值时间段，也就是采取两段时区不对称的运行方式。其优点是仅仅用一个微型光学电场传感器就可以工作。

辅助光源也可以利用光源28分出一部分光强而取代，只需要对辅助光路加入一个光开关即可。

附图说明

图1纵向偏置微型光学电场传感器示意图

23   入射光束

24   消偏器

25   起偏器

26   光学四分之一波片

27   检偏器

图2  第一实施例

28   光源

29   传输光纤；

32   准直透镜

33   光探测器

37   保偏光纤

38   偏振分光器，或偏振合光器

40   光学相位调制器

图3  第二实施例

图4  第三实施例

图5  第四实施例

图6  第五实施例

图7  第六实施例

41   反射镜，或反射镀膜

42   光学八分之一波片

43   光学直角反射棱镜

45   非偏振分光器

具体实施方式

第一实施例：

如图2所示，宽带光源28发出的光束经过起偏器25后，先通过一个消偏器24，再通过光学相位调制器40时被偏振分光并调制，所输出的两个独立正交线偏振模光束在一根保偏光纤37的快慢偏振轴方位分别各自传输到电光晶体。

由保偏光37传输到晶体的入射线偏光的两个正交线偏振方向与晶体本征偏振轴方向(x′，y′)对准平行(即分别与晶轴成45度)，对应的折射率分别为：

n±Δn                  (8)

其中n：无外电场时的电光晶体折射率；

Δn：由于线性电光效应，待测电场所导致的两个正交线偏振光束对

应的折射率之差，即双折射率；

这两个正交线偏振光束在电光晶体的输出端被光学偏振分光器38按照偏振态分成两部分输出，光学偏振分光器38的两个偏振轴方向与晶体本征偏振轴方向平行对齐(即与晶轴方向成45度)；对于光学偏振分光器38分别输出的两个线偏振光，可以用两根单模普通光纤分别传输，但更好的方法是用两根保偏光纤37分别传输到各自对应的光探测器33。参见图2。

光学相位调制器40输出方波调制的独立正交线偏振模光束；两个互相独立的偏振光模式之间的相位差为π/2；这样就可以替代在高电压区中光学传感模块里安置的光学四分之一波片26的相位偏置功能，由此就消除了应用此光学四分之一波片26时因其随环境温度改变而变化所导致的相位延迟误差。

在完善电光晶体的理想情况下，由光学相位调制器40实现π/2相位动态偏置后，两个光探测器33上分别接收到输出光强对应的信号为：

$I_1\left(t\right)=\frac{R_1{I}_0}{2}[1-\sin {\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}]---\left(9\right)$

$I_2\left(t\right)=\frac{R_2{I}_0}{2}[1+\sin {\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}]---\left(10\right)$

其中I₀：输入到电光晶体中光强所对应的输出；

R₁，R₂：两个独立的光探测器33分别对应的光电转换效益及电路增益系数；

φ_dc： ${\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}=\frac{2\mathrm{\&pi;}{n}_0^3{r}_{41}{V}_{\mathrm{dc}}}{{\mathrm{\&lambda;}}_0}---\left(11\right)$

或利用半波电压V_π表示：

${\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}=\frac{\mathrm{\&pi;}{V}_{\mathrm{dc}}}{V_{\mathrm{\&pi;}}}---\left(12\right)$

当电光晶体处于纵向方位时有：

${\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}=\frac{\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{E_{\mathrm{\&pi;}}}---\left(13\right)$

其中E_dc：外加在晶体两端面的待测直流电场；

E_π：宽带光源28波长λ₀以及电光晶体对应的半波电场；

I₁，I₂：分别表示与光学偏振分光器38输出的两个正交线偏振光对应输出信号；

无外加电场时，完善的BGO电光晶体中不存在双折射；但是实际应用的是不完善电光晶体，因此其内部会存在残余双折射，它产生的相位差φ₀将随环境温度变化而改变，此外所用宽带光源28光强的波动两者都使微型光学电场传感器稳定性变差。

来自于不完善晶体内部自由电荷在待测外电场中漂移运动产生的附加反向电场造成的相位差为：φ_d；

为去除这个造成误差的相位差，应利用光继电器并使其输出端与电光晶体两端面电极作电联结，并通过辅助光源和辅助光纤使光继电器作周期性的导通和切断。

在辅助光源发光周期而使光继电器处在导通状态期间，晶体两端电极累积的电荷被迅速消除，晶体内部电场为零，所以这段时间内停止微型光学直流交流电场传感器采集待测直流电场信号。而当周期辅助光源停止发光期间，晶体两端电极和光继电器联结成的电路处在中断状态，此时待测直流电场全部加在两端电极之间的电光晶体上。微型光学直流交流电场传感器应该在这段时间内采集待测直流电场信号，然后依此计算出待测电场数值。

$I_1\left(t\right)=\frac{R_1{I}_0}{2}[1-\sin ({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---(14-a)$

$I_2\left(t\right)=\frac{R_2{I}_0}{2}[1+\sin ({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---(14-b)$

当在电光晶体两端面之间的待测电压V_dc<<V_π时，即E_dc<<E_π时，有：

$I_1\left(t\right)=\frac{R_1{I}_0}{2}[1-({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---\left(15\right)$

$I_2\left(t\right)=\frac{R_2{I}_0}{2}[1+({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---\left(16\right)$

由于光继电器对在电光晶体两端面电极上电场的调制可以很好地近似作为矩形脉冲波处理，所以调制后电光晶体两端面电极上的电场成为：

$E=\frac{E_{\mathrm{dc}}}{2}[1+A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+...**]---\left(17\right)$

其中，E：被光继电器调制后的电场；

A_i：矩形脉冲波电场E的傅立叶系数，也就是谐波的振幅；

ω：光继电器调制频率；

t：时间；

在两个独立的光强检测器上分别对应的输出信号为：

$I_1\left(t\right)=\frac{R_1{I}_0}{2}\{1-\left[\frac{\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{2E_{\mathrm{\&pi;}}}(A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+...**)\right]-{\mathrm{\&phi;}}_d-{\mathrm{\&phi;}}_0-\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\}---(18-a)$

$I_2\left(t\right)=\frac{R_2{I}_0}{2}\{1+\left[\frac{\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{2E_{\mathrm{\&pi;}}}(A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+...**)\right]+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0+\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\}---(18-b)$

从上述输出信号I₁(t)，I₂(t)的交流分量与直流分量之比可以分别得到：

$S_1=\frac{-\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\{A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+**\}}{1-({\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0+\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2})}---(19-a)$

$S_2=\frac{\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\{A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+**\}}{1+({\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0+\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2})}---(19-b)$

将S₁，S₂展开并略去高阶小量，相减后再利用低通滤波分别除去信号的高频分量：

$S_{\mathrm{out}}=\underset{0}{\overset{2\mathrm{\&pi;}}{\&Integral;}}(S_2-S_1)\sin \mathrm{\&omega;tdt}=A_1\mathrm{\&pi;}{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}---\left(20\right)$

当光继电器调制待测直流电场所生成的电场波形为足够好的矩形时，其中单位矩形脉冲波的基波比例系数A₁可以认为是已知常量，所以从S_out的值就可以求出待测直流电场值，而不受晶体内部电荷漂移导致的附加反向电场的影响，也不会受宽带光源28强度波动以及晶体内部残余双折射随温度变化的影响。

第二实施例：

如图3所示，宽带光源28发出的光束经过起偏器25后，先通过一个消偏器24，再通过光学相位调制器40时被偏振，分光，并调制，所输出两个独立正交线偏振模光束在同一根保偏光纤37的快慢偏振轴方向分别各自传输到电光晶体。

由保偏光纤37传输到电光晶体的入射线偏光的两个正交线偏振方向与晶体本征偏振轴方向平行对准(x′，y′；即分别与晶轴成45度)，对应的折射率分别为：

n±Δn(21)

其中n：无外电场时的电光晶体折射率；

Δn：由于线性电光效应，待测电场所导致的两个正交线偏振光束之间对应的折射率之差，即双折射率；

在电光晶体的光输出端放置检偏器27，其通光轴与两个晶体本征偏振轴成45度，即与晶轴平行。与晶体本征偏振轴平行的两个正交线偏振光束的分量在检偏器27通光轴方向上叠加。通过检偏器27的线偏光随后在保偏光纤37偏振轴向上传输到光探测器33转为电信号。参见图3。

在理想情况下，由光学相位调制器40实现π/2相位动态偏置功能后，光探测器33上接收到输出光强对应的信号为：

$I\left(t\right)=\frac{R{I}_0}{2}[1+g\left(t\right)\sin {\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}]---\left(22\right)$

其中I₀：输入到电光晶体中光强；

R：光强检测器对应的光电转换效益系数；

$g\left(t\right)=\left\{\begin{array}{cc}1& [n{T}_c\&le;t\&le;(n+0.5)T_c]\\ -1& [(n+0.5)T_c\&le;t\&le;(n+1)T_c]\end{array}\right.---\left(23\right)$

g(t)为光学相位调制器40输出的单位方波交流脉冲函数；t是时间，n是整数，T_c是方波脉冲周期；

${\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}=\frac{2\mathrm{\&pi;}{n}_0^3{r}_{41}{V}_{\mathrm{dc}}}{{\mathrm{\&lambda;}}_0}---\left(24\right)$

或利用半波电压V_π表示：

${\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}=\frac{\mathrm{\&pi;}{V}_{\mathrm{dc}}}{V_{\mathrm{\&pi;}}}---\left(25\right)$

当电光晶体处于纵向方位时有：

${\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}=\frac{\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{E_{\mathrm{\&pi;}}}---(25-a)$

其中E_dc：外加在晶体两端面的待测直流电场；

E_π：光源28波长λ₀以及电光晶体对应的半波电场；

I(t)：与电光晶体输出端检偏器27输出的线偏振光对应的光探测器33输出信号；

无外加电场时，完善的BGO电光晶体中不存在双折射；但是实际应用的是不完善电光晶体，因此其内部会存在残余双折射，它产生的相位差φ₀将随温度变化而改变。此外所用宽带光源28光强的波动两个扰动因素都使微型光学电场传感器稳定性变差。

来自于不完善晶体内部自由电荷在待测外电场中漂移运动产生的附加反向电场造成的相位差为：φ_d；

$I\left(t\right)=\frac{{\mathrm{RI}}_0}{2}[1+g\left(t\right)\sin ({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---\left(26\right)$

当电光晶体两端面之间的待测电压V_dc<<V_π时，即E_dc<<E_π时，有：sin x≈x；

因为采用闭环反馈，所以光学电场传感器总是工作在零点附近，总能够限好满足此关系，因此：

$I\left(t\right)=\frac{{\mathrm{RI}}_0}{2}[1+g\left(t\right)({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---\left(27\right)$

式中：R，I₀，φ_dc，φ_d，各量与上述定义和第一实施例中定义相同。

非理想输出情况：φ₀＝δ₁+δ₂(28)

δ₁：晶体内部残余双折射

δ₂：光路电路噪声

则实际输出信号为：

$I_{-}=\frac{I_{0}R}{2}[1-({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]$ 方波上半周期，g(t)＝-1(29-a)

$I_{+}=\frac{I_{0}R}{2}[1+({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]$ 方波下半周期，g(t)＝+1(29-b)

将这两个半方波调制周期的值分别相减，相加，再相除，得到：

I₊-I_-＝RI₀(φ_dc+φ_d+φ₀)          (30)

I_-+I₊＝RI₀                    (31)

$I_a=\frac{I_{-}-I_{+}}{I_{-}+I_{+}}=({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)---\left(32\right)$

在信号处理过程中对多个方波调制周期中测出的I_a数值作累加，即作数字积分，等效于对模拟量噪声作低通滤波平均，由此噪声就被衰减：

δ₂≈0(33)

然后获得：I_a＝φ_dc+φ_d+δ₁＝φ_f+φ_P+δ₁               (34)

其中，δ₁：残余线性双折射；

φ_f：闭环反馈值，

φ_P：外加电场经电光效应产生的相位差值，即待测信号值。

若残余线性双折射不可忽略，则对于交流和直流的待测电场可以分别按照以下方法处理。

当所测电场是交流电场时，不存在晶体中自由电荷在直流电场下的漂移，因此也就不必有光继电器及其附加的辅助光源等部分，即有：

φ_d＝0；

并且应该用交流量I_ac替代φ_dc：

I_a＝φ_ac+δ₁(35)

此时先对(29-a)，(29-b)式的交流电场对应信号分离交直流量，略去高阶小量，再处理：

从方波调制上半周期： $I_{-}=\frac{I_{-\mathrm{AC}}}{I_{-\mathrm{DC}}}=\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{ac}}}{1-{\mathrm{\&delta;}}_1}={\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{ac}}(1+{\mathrm{\&delta;}}_1)---(36-a)$

方波调制下半周期有： $I_{+}=\frac{I_{+\mathrm{AC}}}{I_{+\mathrm{DC}}}=\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{ac}}}{1+{\mathrm{\&delta;}}_1}={\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{ac}}(1-{\mathrm{\&delta;}}_1)---(36-b)$

(I_-+I₊)/2＝φ_ac(37)

获得相位差值后，再利用(25-a)式的交流电场形式，就得到对应的待测交流电场数值。

因为上式中残余线性双折射不再出现，所以残余线性双折射随温度变化所造成的误差就被消除。

以此方法测量交流电场并不需要使用光继电器，同时测量精度和温度稳定性也有提高。

当所测电场是直流电场时，首先应该对所用电光晶体作充分良好的退火处理，以便尽量去除晶体中的残余双折射。

如果剩下的残余双折射量仍然造成足够大的误差，则可以如同第一实施例那样利用光继电器对待测电场调制的矩形脉冲波形。

但是如果矩形波形不是很完善的，其基波和直流成分的系数会改变数值，因而引起误差。

为获得此微型光学电场传感器所测直流电场精确值，可以利用下文所描述的不依赖光继电器调制方波波形的信号处理方法。

残余双折射δ₁问题的解决：当光继电器在导通状态时，测试光束给出的输出相位差数值对应的是电光晶体中的零电场。所以这数值就必然对应残余双折射相位差δ₁。将此数值从光继电器在断开状态时所测得相位差数值中减去，余下的就是待测直流电场对应的相位差值。

去除残余双折射生成的相位差数值后，光继电器输出端断开时所测得的相位差值应包含：待测直流电场生成相位差+电荷漂移生成相位差：

I_a＝φ_dc+φ_d＝φ_f+φ_P+φ_d    (38)

其中φ_f：是反馈位相差值；

φ_P：是待测相位差值；

若取光继电器的断开导通周期足够短，使得晶体内部的漂移电荷造成的附加反向电场远小于构成误差的程度，就可以略去φ_d对测量精度的影响。上式就成为：

I_a＝φ_dc                   (39)

通过闭环反馈控制使得用作反馈的相位差值φ_f满足：

I_a＝φ_f+φ_P＝0；            (40)

则有：

-φ_f＝φ_P                   (41)

这正是待测相位差值φ_f，它正比于外加待测电场：

φ_P＝πE_dc/E_π               (42)

利用闭环反馈使得动态范围增大，线性度得以改善。

当待测电场为直流电场时，由数据处理及控制模块按照上述方法求出此微型光学电场传感器所测直流电场精确值。

第三实施例：

如图4所示，宽带光源28发出的光束经过起偏器25后，通过消偏器24，再通过光学相位调制器40时被偏振，分光，并调制，给出两个独立的平行偏振模，由两根保偏光纤37各自传输一个偏振模直到偏振合光器38，所构成的两个独立正交偏振模以分别平行于电光晶体本征偏振轴的方位输入。

信号发生器给出脉冲矩形电压信号加在光学相位调制器40上，构成两个独立正交偏振模之间的方波π/2相位延迟动态偏置。

在晶体的光束输出端放置检偏器27，其通光轴与两个晶体本征偏振轴成45度，即与晶轴平行。与晶体本征偏振轴平行的两个正交线偏振光束的分量在检偏器27通光轴方向上叠加。通过检偏器27的线偏光随后在保偏光纤37偏振轴向上传输到光探测器33转为电信号。参见图4。

随后采用与第二实施例相同的数据处理方法解出待测电场信号。

第四实施例：参见图5。

如图5所示，光源28发出的光经单模普通光纤或多模普通光纤传输进入起偏器25。出射的光通过光学四分之一波片26后分解为两个相位差为π/2并且偏振方向与晶体本征偏振轴向相同的两个线偏振光束，也就是圆偏振光，随后入射到电光晶体中。

在电光晶体的输出端，这两个正交线偏振光束被光学偏振分光器38按照偏振态分成两部分输出。偏振分光器38的两个偏振轴方向与晶体本征偏振轴方向平行对齐(即与晶轴方向成45度)；对于光学偏振分光器38分别输出的两个线偏振光，可以用两根单模普通光纤或多模普通光纤分别传输，但更好的方法是用两根保偏光纤37分别传输到各自对应的光探测器33。

两个独立的光探测器33分别对应的光电转换效益系数为R₁，R₂。

$I_1\left(t\right)=\frac{R_1{I}_0}{2}[1-\sin ({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---(14-a)$

$I_2\left(t\right)=\frac{R_2{I}_0}{2}[1+\sin ({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---\left(14-b\right)$

当在电光晶体两端面之间的待测电压V_dc<<V_π时，即E_dc<<E_π时，有：

$I_1\left(t\right)=\frac{R_1{I}_0}{2}[1-({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---\left(15\right)$

$I_2\left(t\right)=\frac{R_2{I}_0}{2}[1+({\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0)]---\left(16\right)$

由于光继电器加在电光晶体两端面电极上的电场的调制可以很好地近似作为矩形脉冲波处理，所以调制后的电场成为：

$E=\frac{E_{\mathrm{dc}}}{2}[1+A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+...**]---\left(17\right)$

其中，E：被调制后的电场；

A_i：矩形脉冲波电场E的傅立叶系数，也就是谐波的振幅；

ω：光继电器调制频率；

t：当光继电器处于断路状态中的时间；

在光继电器的断路周期中，两个独立的光探测器33上分别对应的输出信号为：

$I_1\left(t\right)=\frac{R_1{I}_0}{2}\{1-\left[\frac{\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{2E_{\mathrm{\&pi;}}}(A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+...**)\right]-{\mathrm{\&phi;}}_d-{\mathrm{\&phi;}}_0-\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\}---(18-a)$

$I_2\left(t\right)=\frac{R_2{I}_0}{2}\{1+\left[\frac{\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{2E_{\mathrm{\&pi;}}}(A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+...**)\right]+{\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0+\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\}---(18-b)$

从上述输出信号I₁(t)，I₂(t)的交流分量与直流分量之比可以分别得到：

$S_1=\frac{-\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\{A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+**\}}{1-({\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0+\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2})}---(19-a)$

$S_2=\frac{\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2}\{A_1\sin \mathrm{\&omega;t}+A_3\sin 3\mathrm{\&omega;t}+**\}}{1+({\mathrm{\&phi;}}_d+{\mathrm{\&phi;}}_0+\frac{{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}}{2})}---(19-b)$

将S₁，S₂展开并略去高阶小量，相减后再利用低通滤波分别除去信号的高频分量：

$S_{\mathrm{out}}=\underset{0}{\overset{2\mathrm{\&pi;}}{\&Integral;}}(S_2-S_1)\sin \mathrm{\&omega;tdt}=A_1\mathrm{\&pi;}{\mathrm{\&phi;}}_{\mathrm{dc}}---\left(20\right)$

当光继电器调制待测直流电场所生成的电场波形为足够好的矩形时，其中单位矩形脉冲波的基波比例系数A₁可以认为是已知常量，所以从S_out的值就可以求出待测直流电场值，而不受晶体内部电荷漂移导致的附加反向电场的影响，也不会受宽带光源28强度波动以及晶体内部残余双折射随温度变化的影响。

第五实施例：

如图6所示，宽带光源28经过起偏器25后输出的一个独立正交线偏振模光束传输在保偏光纤37的快慢偏振轴之一的方位上，透射经过偏振分光器38之后传输到光学八分之一波片42。从波片出射的输入电光晶体的两个正交的线偏振模光束分量偏振方向都平行于波片光轴，但与电光晶体光轴成45度。线偏振模光束通过电光晶体后在其输出端被反射镜41反射，因此返回并再次通过电光晶体和光学八分之一波片42。与透射输入分量垂直的偏振光分量在反射镜41面上反射返回并再次通过晶体和光学八分之一波42后，在偏振分光器38上被反射，随后经过光纤返回落在光探测器33上形成信号a。参见图6。

输入电光晶体的两个正交的线偏振模光束分量在镜面上反射前后往返两次通过光学八分之一波42和电光晶体，两次传感外电场经由电光效应所导致的相位差。这使传感器的灵敏度增加。既然两次经过波片，就必须利用光学八分之一波42，以便形成两个正交的线偏振模光束分量之间的π/2相位偏置。

落在光探测器33上的光强对应信号为：

$I={\sin }^2(\frac{{\mathrm{\&pi;E}}_{\mathrm{dc}}}{E_{\mathrm{\&pi;}}}+\frac{\mathrm{\&pi;}}{4})$

$I=\frac{1}{2}[1+\sin \left(\frac{2\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{E_{\mathrm{\&pi;}}}\right)]$

若满足条件：

E_dc<<E_π

则有：

$I\&ap;\frac{1}{2}[1+\frac{2\mathrm{\&pi;}{E}_{\mathrm{dc}}}{E_{\mathrm{\&pi;}}}]$

从中可以求出待测直流电场E_dc的数值。

此实施例将外加在晶体上的待测电场换成交流电场后，也可以用于测量交流电场。

第六实施例：

如图7所示，宽带光源28输出的光经过光学相位调制器40后，两个独立正交线偏振模光束之间有方波π/2相位偏置，分别在一根保偏光纤37的快慢偏振轴方位上传输，通过非偏振分光器45进入到电光晶体中。也可以利用两根独立的保偏光纤37，各自传输一个独立正交线偏振模光束，在输入晶体之前利用偏振合光器38合成具有两个相互正交线偏振模的光束，然后透射通过非偏振分光器45进入到电光晶体中。

两光束的偏振轴向分别平行于晶体的本征偏振轴，即与晶轴成45度。相位差为π/2的这两束线偏振光在晶体中传播并且经电光效应传感外加电场，并在晶体另一端面反射镜41上返回而再次通过晶体并经电光效应传感外加电场。返回光在非偏振分光器45上被反射后经过检偏器27进入光纤返回并落在光探测器33上形成信号。参见图7。

随后采用与第二实施例相同的数据处理方法解出待测电场。与第二实施例相比较，有一个不同之处：在这里测试光束往返两次经过电光晶体传感外加电场，因此信号中对应的是待测电场生成的两倍相位差。

最后应说明的是：以上实施例仅用以说明本发明，而并非限制本发明到所描述的技术实施例；因此尽管本说明书参照上述的各个实例，对本发明进行了详细地说明，但是本领域的普通技术人员应当理解，仍然可以对本发明进行修改或者等同替换；而一切不脱离本发明的精神和范围的技术实施例及其改进，均应涵盖在本发明的范围中。

Claims (10)

1.一种可消除电荷漂移误差的微型光学交直流电场传感器，包括：光源(28)，光纤，光学传感模块，光探测器(33)和数据处理及控制模块；

所述光学传感模块包括电光晶体；所述电光晶体光轴与检测光束的传播方向以及待测电场方向平行，即所述电光晶体处于纵向方位；

其特征在于：所述光学传感模块还包括辅助光源，辅助光纤，半导体固态光继电器，所述电光晶体两个通光端面各具有导电电极，所述导电电极与所述半导体固态光继电器的两输出端分别作紧凑的电气联接。

2.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：所述导电电极由在所述两个通光端面加上透明导电膜薄层而形成为透明电极。

3.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：所述电光晶体是Bi₄Ge₃O₁₂晶体。

4.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：所述辅助光源通过所述辅助光纤传送周期性开通和切断的光束到所述光继电器的光束输入窗口，使光继电器输出端电路对应地周期性导通和断开。

5.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：还包括起偏器(25)，消偏器(24)，保偏光纤(37)，光学相位调制器(40)，光学准直耦合器(32)，偏振分光器(38)。

6.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：还包括起偏器(25)，消偏器(24)，保偏光纤(37)，光学相位调制器(40)，光学准直耦合器(32)，检偏器(27)。

7.根据权利要求6的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：还包括偏振合光器(38)。

8.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：还包括光学准直耦合器(32)，起偏器(25)，光学四分之一波片(26)，偏振分光器(38)。

9.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：还包括光学准直耦合器(32)，起偏器(25)，光学八分之一波片(42)，反射镜(41)，偏振分光器(38)，直角反射棱镜(43)。

10.根据权利要求1的微型光学交直流电场传感器，其特征在于：还包括光学准直耦合器(32)，起偏器(25)，消偏器(24)，光学相位调制器(40)，保偏光纤(37)，非偏振分光器(45)，反射镜(41)，光学直角反射棱镜(43)，检偏器(27)。

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