CN102023337A - 一种双偏振光保偏光纤消偏器 - Google Patents

Abstract

本发明公开了一种双偏振光保偏光纤消偏器，属于通信技术领域。本发明的消偏器包括长度分别为l₁、l₂和l₃的三段保偏光纤，依次熔融对接所述长度为l₁的保偏光纤、长度为l₂的保偏光纤和长度为l₃的保偏光纤，且后一段保偏光纤的双折射主轴依次沿同一方向与相邻前一段保偏光纤的双折射主轴成45°夹角；其中l₃＝4l₁、l₂＝2l₁、Δn_bl₁≥L_dc，Δn_b为保偏光纤两主轴的折射率之差，L_dc为光源的去相干长度。与现有技术相比，本发明的消偏器得到的消偏光更加接近自然光，消偏结果更加理想；而且结构简单，原理清晰，应用范围广泛。

Description

一种双偏振光保偏光纤消偏器

技术领域

本发明涉及一种保偏光纤消偏器，尤其涉及一种双偏振光保偏光纤消偏器，可以对输入的双偏振线偏振光进行消偏，属于通信技术领域。

背景技术

在光纤陀螺中，最初采用的是单模光纤。但是在单模光纤线圈中，由于弯曲、扭转及外部应力和温度变化，存在两个正交的方向，沿着这两个方向传播的光波的折射率不同，一般会产生线性双折射、圆双折射或椭圆双折射现象。单模光纤线圈中的双折射通常呈非均匀和非对称分布，这样，两束反向传播光波在线圈中传播时将会经历不同的双折射，这种时变的双折射将产生非互易偏振误差。

保偏光纤的出现为单模光纤陀螺中的信号衰减和非互易偏振误差提供了一个解决方案。当一束线偏振光在光纤输入端沿其中一个双折射主轴耦合进光纤时，能在光纤中保持这种偏振态。虽然由于敏感线圈的保偏光纤很长或熔接点的存在，一部分光会由于偏振交叉耦合而耦合进正交的偏振态中，但可以通过偏振器消除或减小，从而提高光纤陀螺的性能。保偏光纤的运用大大促进了光纤陀螺的发展，成为目前实用化闭环光纤陀螺的主要方案。但是，在工程应用方面，保偏光纤陀螺也存在着一些问题，比如：成本、小型化、抗辐射能力等。其中最大的缺陷是成本高，限制了保偏光纤的应用。

于是，消偏问题被提了出来。线偏振光经过消偏器变成消偏光之后，在单模光纤中传输就不存在双折射的问题。因此，通常将闭环保偏光纤陀螺方案更改为用含有两个消偏器的单模光纤线圈取代保偏光纤线圈。

所谓的双偏振光是指两束互相垂直的线偏振光，它产生的原理如附图1所示，即是将保偏光纤中存在的相互垂直偏振的两束光同时射入光纤陀螺。两个偏振方向的光有相同的传播路径，而且两束线偏光可以携带更多的信息，最终可以提高传感系统的信息准确度和传输稳定度。

此外，如果对双偏振光在光纤陀螺中采取消偏方案进行传输，效果将更好。之所以要采用双偏振光，原因是为了使消偏后的出射光更加得接近自然光。如果说消偏器加强了出射光的空间随机性，那么两束偏振光则是加强了时间随机性。

最传统的Lyot消偏器原理如附图2所示。当一个线偏振宽带光源与双折射介质的主轴以45°对准时，输入波列沿两个主轴等分，如果光程大于消偏长度L_d，在输出端两个波列不再重叠。为了使任何输入偏振态消偏，一个Lyot消偏器实际上由两段折射率差为Δn_b的双折射介质组成，第1段长度为l₁；第2段被旋转45°，长度为2l₁，为第1段的2倍。作为输入偏振态的函数，波列首先沿第1段双折射介质的主轴被不均匀地分解，然后每一个二阶波列沿着旋转后的第2个双折射介质的主轴再次被分解，这一次是均匀的。在输出端，4个波列不重叠，如果l₁＞L_d，沿每个轴有相同的去相关功率。这样一种消偏光在普通光纤中传播时，如果残余的光纤双折射不能补偿消偏器产生的延迟，则仍保持消偏。消偏器得到的消偏光不完全等价于自然非偏振光，非偏振挂光仍保持与传播媒质的双折射无关的完全非偏振，而对于双折射介质的两种正交的偏振在统计学上总是去相关的。

简而言之，两段长度比为1∶2的高双折射光纤主轴成45°角熔接，便可构成一个Lyot光纤消偏器，它使输出光波随机地均匀分布在所有可能的偏振态，偏振随机化程度与Lyot消偏器的偏振度或与相对45°角的对准误差有关。由于目前的消偏器不能达到较理想的消偏效果，其所传输的信息量、测量精度以及测量稳定度，还不能很好的满足某些特殊领域或精读要求很高的测量应用。

发明内容

本发明的目的在于提供一种双偏振光保偏光纤消偏器，本发明通过三段保偏光纤构成的消偏器，会使消偏结果更加理想，消偏光更接近自然光，采用本发明的系统会有很好的性能。

本发明的技术方案为：

一种双偏振光保偏光纤消偏器，包括长度分别为l₁、l₂和l₃的三段保偏光纤，依次熔融对接所述长度为l₁的保偏光纤、长度为l₂的保偏光纤和长度为l₃的保偏光纤，且后一段保偏光纤的双折射主轴依次沿同一方向与相邻前一段保偏光纤的双折射主轴成45°夹角；其中l₃＝4l₁、l₂＝2l₁、Δn_bl₁≥L_dc，Δn_b为保偏光纤两主轴的折射率之差，L_dc为光源的去相干长度。

所述光源的去相干长度

其中

是光源光谱的平均波长，Δλ_FWHM是光源半峰谱宽。

所述光源为双偏振光。

所述光源线偏振光。

所述后一段保偏光纤的双折射主轴依次沿顺时针方向与相邻前一段保偏光纤的双折射主轴成45°夹角。

所述后一段保偏光纤的双折射主轴依次沿逆时针方向与相邻前一段保偏光纤的双折射主轴成45°夹角。

本发明中所选用的双偏振的产生原理如附图1所示。包括宽带光源、Y波导(包括起偏器和偏振分束器)、两个信号检测光路和偏振分/合束器。具体产生方案是，光源产生的光波通过光纤的传输达到Y波导分束器，其中起偏器的作用是产生线偏光，保偏分束器的作用是将输入的线偏光平均分为两束线偏光分别传输到两臂，两臂对应着保偏光纤的快轴和慢轴。光电检测器的作用是接收和检测从所述保偏光纤环返回的光信号。最后两束线偏光从两个端口输入偏振分/合束器，使输出双偏振光的两个垂直分量分别沿保偏光纤的快轴和慢轴传播。这样，相互垂直的双偏振光便产生了。

本发明为了得到更好的消偏效果，在传统的Lyot消偏器的基础上再增加一段保偏光纤，改进成新的消偏器，其原理图如附图3所示。从理论上说，消偏光可以看作是振动方向互相垂直，强度相等，且在时间上互不相干的两束线偏振光的合成，采用三段保偏光纤时，输入一束线偏光则会在输出端得到8个不重叠的波列，此时加强了出射光的空间随机性，使其更加接近自然光，消偏结果更理想。

此外，由于受到保偏光纤几何一致性和熔接条件的限制，很难制作性能理想的Lyot消偏器，多采用一段保偏光纤可以放宽Lyot消偏器45°角的对准误差，在一般的实验室条件下就能够完成熔接。

本发明的方案是：三段保偏光纤熔融对接，长度分别为l₁、l₂和l₃，其中l₃＝4l₁，l₂＝2l₁，而l₁的长度与Lyot消偏器第1段保偏光纤的长度相同(将在后面讨论)；每两段保偏光纤主轴之间的夹角为45°，之所以要45°对准，是为了保证每一个二阶光波沿着第2段和第3段双折射介质主轴的分解是均匀的。

下面验证方案的正确性：

虽然实验中两个线偏振光是同一光源产生的，但由于是宽带光源，正交汇合时几乎不再相干，所以最初的两束入射线偏光就不具有相干性(一般干涉用的相干光是将一束光用细缝分为两束或采用激光等)。此外，即使是相干光，分别得到的8个波列也不是相干的，所以每两段保偏光纤的夹角应保持45°不变。因此，双偏振同样可以达到理想的消偏效果，而无需改变消偏器的构成。

设两个入射线偏振光中心频率为ω₀，振幅谱为v(ω)，也就是说双偏振的中心频率和频谱相同，振幅近似一致。

设β_x(ω)和β_y(ω)为沿保偏光纤两个正交快慢主轴X轴和Y轴的传播常数，将它们在中心频率ω₀处按ω泰勒展开，忽略二阶以上项有：

β_x(ω)＝β_x(ω₀)+(ω-ω₀)β′_x(ω₀)

β_y(ω)＝β_y(ω₀)+(ω-ω₀)β′_y(ω₀)

其中：

${\mathrm{\β}}_x^{\′}\left({\mathrm{\ω}}_0\right)={\frac{d{\mathrm{\β}}_x\left(\mathrm{\ω}\right)}{\mathrm{d\ω}}|}_{\mathrm{\ω}={\mathrm{\ω}}_0}$

${\mathrm{\β}}_y^{\′}\left({\mathrm{\ω}}_0\right)={\frac{d{\mathrm{\β}}_y\left(\mathrm{\ω}\right)}{\mathrm{d\ω}}|}_{\mathrm{\ω}={\mathrm{\ω}}_0}$

其中一束入射线偏振光可以表示为：

$E\left(t\right)=a\left(t\right)\·e^{i{\mathrm{\ω}}_{0}t},$ 其中 $a\left(t\right)=2{\∫}_0^{\∞}v\left(\mathrm{\ω}\right)\·e^{i(\mathrm{\ω}-{\mathrm{\ω}}_0)t}\mathrm{d\ω}$

进入第一段光纤的光可用矩阵表示为(其中α为入射光与第一段光纤X轴的夹角)：

$E_1\left(t\right)=\left[\begin{array}{c}\cos \mathrm{\α}\\ \sin \mathrm{\α}\end{array}\right]E\left(t\right)=\left[\begin{array}{c}\cos \mathrm{\α}\·a\left(t\right){\·e}^{i{\mathrm{\ω}}_{0}t}\\ \sin \mathrm{\α}\·a\left(t\right)\·e^{i{\mathrm{\ω}}_{0}t}\end{array}\right]$

三段光纤的传输矩阵表示为：

$B\left(l_1\right)=\left[\begin{array}{cc}{e}^{-i{\mathrm{\β}}_x\left(\mathrm{\ω}\right)\·l_1}& 0\\ 0& e^{-i{\mathrm{\β}}_y\left(\mathrm{\ω}\right)\·l_1}\end{array}\right],$ $B\left(l_2\right)=\left[\begin{array}{cc}{e}^{-i{\mathrm{\β}}_x\left(\mathrm{\ω}\right)\·l_2}& 0\\ 0& e^{-i{\mathrm{\β}}_y\left(\mathrm{\ω}\right)\·l_2}\end{array}\right]$ 和 $B\left(l_3\right)=\left[\begin{array}{cc}{e}^{-i{\mathrm{\β}}_x\left(\mathrm{\ω}\right)\·l_3}& 0\\ 0& e^{-i{\mathrm{\β}}_y\left(\mathrm{\ω}\right)\·l_3}\end{array}\right]$

每两段光纤双折射主轴之间的夹角45°，造成偏振模耦合，所引入的传输矩阵为：

可以计算得到出射光矩阵为：

对于另一束线偏振光，则它与第一段光纤的X轴的夹角为α+90°，这样，该线偏光的出射矩阵只是将上式中夹角α替换成α+90°，而其它项无需变化。

由于两个出射光是不相干的，而且不是同时出射，因此不会产生干涉，也不会相互叠加或消减。所以两束出射光的偏振度应该分别单独计算。

对于第一束先偏振光，其出射光的偏振度定义为：

$\mathrm{DOP}=\sqrt{1-\frac{4\left|J\right|}{J_{\mathrm{xx}}+J_{\mathrm{yy}}}}$

其中，出射光的相干矩阵为(式中<>表示时间平均)：

$J=\left[\begin{array}{cc}{J}_{\mathrm{xx}}& J_{\mathrm{xy}}\\ J_{\mathrm{yx}}& J_{\mathrm{yy}}\end{array}\right]=\left[\begin{array}{cc}\&lang;E_{2x}\left(t\right)\&CenterDot;E_{2x}^{*}\left(t\right)\&rang;& \&lang;E_{2x}\left(t\right)\&CenterDot;E_{2y}^{*}\left(t\right)\&rang;\\ \&lang;E_{2y}\left(t\right)\&CenterDot;E_{2x}^{*}\left(t\right)\&rang;& \&lang;E_{2y}\left(t\right)\&CenterDot;E_{2y}^{*}\left(t\right)\&rang;\end{array}\right]$

可以分别计算相干矩阵中的四个元素：

$J_{\mathrm{xx}}=\&lang;E_{2x}\left(t\right)\&CenterDot;E_{2x}^{*}\left(t\right)\&rang;=\underset{T\&RightArrow;\&infin;}{\lim }\frac{1}{T}{\&Integral;}_{-\frac{T}{2}}^{\frac{T}{2}}\frac{1}{2}\{\cos \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a[t-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_2+l_3)]e^{-i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_2+l_3)]}-$

$\cos \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a[t-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]e^{-i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]}+\sin \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a[t-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]e^{-i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]}+$

$+\sin \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a[t-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]e^{-i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]}\}\&CenterDot;\frac{1}{2}\{\cos \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a^{*}[t-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_2+l_3)]e^{i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_2+l_3)]}-$

$\cos \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a^{*}[t-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]e^{i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]}+\sin \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a^{*}[t-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]e^{i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]}+$

$+\sin \mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;a^{*}[t-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]e^{i[{\mathrm{\&omega;}}_{0}t-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_1-{\mathrm{\&beta;}}_y\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2-{\mathrm{\&beta;}}_x\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_3]}\}\mathrm{dt}$

由相干度γ的定义：

$\mathrm{\&gamma;}\left(l\right)=\mathrm{Re}\left\{\frac{{\&Integral;}_0^{\&infin;}{\left|v\left(\mathrm{\&omega;}\right)\right|}^2{e}^{i\left[(\mathrm{\&omega;}-{\mathrm{\&omega;}}_0)({\mathrm{\&beta;}}_y^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)-{\mathrm{\&beta;}}_x^{\&prime;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l)\right]}\mathrm{d\&omega;}}{{\&Integral;}_0^{\&infin;}{\left|v\left(\mathrm{\&omega;}\right)\right|}^2\mathrm{d\&omega;}}\right\}$

根据a(t)的表达式，以及<a(t)·a^*(t)>＝1，有：

$J_{\mathrm{xx}}=\frac{1}{4}\{2-2{\cos }^2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}\left(l_2\right)\cos [\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2]+\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_1+l_2)\&CenterDot;\cos [\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_2]$

$+2{\sin }^2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}\left(l_2\right)\cos \left[\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2\right]-\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_2-l_1)\cos \left[\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_2-l_1)\right]\}$

其中Δβ(ω₀)＝β_y(ω₀)-β_x(ω₀)，是中心频率处光纤双折射主轴之间传播常数之差。

同理，

而且可以得到：

$J_{\mathrm{xy}}=\frac{1}{4}\{-\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_1+l_3)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_3)}-\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_3-l_1)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_3-l_1)}+\cos 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_3-l_2)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_3-l_2)}$

$-\cos 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_2+l_3)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_2+l_3)}+\frac{1}{2}\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_1+l_2{+l}_3)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_2+l_3)}+\frac{1}{2}\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_1-l_2+l_3)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1-l_2+l_3)}$

$-\frac{1}{2}\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(-l_1+l_2+l_3)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(-l_1+l_2+l_3)}-\frac{1}{2}\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(-l_1-l_2+l_3)e^{-\mathrm{i\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(-l_1-l_2+l_3)}\}$

$J_{\mathrm{yy}}=\frac{1}{4}\{2+2{\cos }^2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}\left(l_2\right)\cos [\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2]-\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_1+l_2)\&CenterDot;\cos [\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_1+l_2]$

$-2{\sin }^2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}\left(l_2\right)\cos \left[\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)l_2\right]+\sin 2\mathrm{\&alpha;}\&CenterDot;\mathrm{\&gamma;}(l_2-l_1)\cos \left[\mathrm{\&Delta;\&beta;}\left({\mathrm{\&omega;}}_0\right)(l_2-l_1)\right]\}$

根据偏振度的表达式：

$\mathrm{DOP}=\sqrt{1-\frac{4\left|J\right|}{J_{\mathrm{xx}}+J_{\mathrm{yy}}}}$

其中|J|＝J_xx·J_yy-J_xy·J_yx，根据上面已经求得的相干矩阵的四个元素的表达式，关键在于相干度函数γ(l)的取值。对于一般的宽带光源，其光谱近似为高斯光谱，γ(l)函数对于光纤长度l的增加而单调递减，满足：

$\mathrm{\&gamma;}=\exp (-{\left(\frac{\mathrm{\&alpha;}}{2\sqrt{\ln 2}}\right)}^2)$

上式中，α＝δ_ω·δ_τg·l，半峰全宽为2δ_ω，偏振模色散δ_τg＝β′_y(ω₀)-β′_x(ω₀)。这样，如果能够保证γ(l₁)近似为零，则根据已知条件l₃＝4l₁和l₂＝2l₁，那么γ(l₂)、γ(l₃)、γ(l₂-l₁)、γ(l₂+l₁)、γ(-l₁-l₂+l₃)、γ(l₁+l₂+l₃)、γ(l₁-l₂+l₃)等全部近似为零。于是

最后可以很容易得到偏振度DOP≈0。也即是说线偏光得到消偏，偏振度约是0。

而对于另一束与之正交的线偏光，正如上面的讨论，其出射矩阵只是将夹角α替换成α+90°，而其它项无需变化，也就是正弦和余弦之间的相互转换，而不影响相干函数γ(l)，那么得到的相干矩阵的四个元素的取值也没有变化，最后得到的偏振度DOP也必然是0。

这样，就证明了三段保偏光纤构成的消偏器能够对输入的正交双偏振进行消偏。

本发明的积极效果为：

本发明对正交的双线偏振光进行消偏，得到的消偏光更加接近自然光，消偏结果更加理想；可以将其应用在光纤陀螺中，提高了光纤陀螺所传输的信息量、测量精度以及测量稳定度，而且结构简单，原理清晰，应用范围广泛。

附图说明

图1是双偏振光产生的原理图。

图2是经典Lyot消偏器原理图。

图3是本发明原理图，即用三段保偏光纤消偏器对双偏振光消偏。

具体实施方式

下面结合附图和具体实施方式对本发明作进一步详细描述。

在双偏振光产生模块中，Y波导将一束线偏光均分成两束线偏光传动到两臂(保偏光纤的快轴和慢轴)；而偏振分/合束器，则是将两束线偏光合成正交的双偏振光，其中一个输入口所输入的线偏光将在输出口的慢轴输出，而另一个输入口所输入的线偏光将在输出口的快轴输出。应用在完整的光纤陀螺中，可以考虑它的反相应用，即是将正交的双偏振光分解成两束线偏光，可逆性可以实现。

在三段保偏光纤构成的消偏器中，光纤长度因素很关键。其中l₁的长度同Lyot消偏器第一段保偏光纤的长度要求是相同的，原理是相通的，分析计算如下：

理论上，保偏光纤的长度ΔL应满足的条件为：

Δn_bΔL＝Δn_b(l₂-l₁)≥L_dc

其中Δn_b为保偏光纤两主轴的折射率之差；L_dc为光源的去相干长度，定义为

(是光源光谱的平均波长，Δλ_FWHM是半峰谱宽)。

总之，高双折射保偏光纤的长度以及它们的长度差要远大于保偏光纤的消偏长度，以便产生足够的时间延迟使沿其快轴和慢轴传播的光去相关。本发明中至少应满足条件：l₃＝4l₁，l₂＝2l₁。

Claims (6)

1.一种双偏振光保偏光纤消偏器，包括长度分别为l₁、l₂和l₃的三段保偏光纤，依次熔融对接所述长度为l₁的保偏光纤、长度为l₂的保偏光纤和长度为l₃的保偏光纤，且后一段保偏光纤的双折射主轴依次沿同一方向与相邻前一段保偏光纤的双折射主轴成45°夹角；其中l₃＝4l₁、l₂＝2l₁、Δn_bl₁≥L_dc，Δn_b为保偏光纤两主轴的折射率之差，L_dc为光源的去相干长度。

2.如权利要求1所述的消偏器，其特征在于所述光源的去相干长度

其中

是光源光谱的平均波长，Δλ_FWHM是光源半峰谱宽。

3.如权利要求2所述的消偏器，其特征在于所述光源为双偏振光。

4.如权利要求2所述的消偏器，其特征在于所述光源线偏振光。

5.如权利要求1所述的消偏器，其特征在于所述后一段保偏光纤的双折射主轴依次沿顺时针方向与相邻前一段保偏光纤的双折射主轴成45°夹角。

6.如权利要求1所述的消偏器，其特征在于所述后一段保偏光纤的双折射主轴依次沿逆时针方向与相邻前一段保偏光纤的双折射主轴成45°夹角。

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