DE69614384T2

DE69614384T2 - Optische leistungsstabilisierung für interferometrisches optisches glasfaser-gyroskop

Info

Publication number: DE69614384T2
Application number: DE69614384T
Authority: DE
Inventors: A. Sanders
Original assignee: Honeywell Inc
Current assignee: Honeywell Inc
Priority date: 1995-06-07
Filing date: 1996-05-31
Publication date: 2002-05-23
Anticipated expiration: 2016-06-01
Also published as: JP3939350B2; JP2001519887A; CA2221326A1; EP0830569B1; WO1996041130A1; DE69614384D1; US5563705A; EP0830569A1

Description

ALLGEMEINER STAND DER TECHNIK

Die vorliegende Erfindung betrifft faseroptische Systeme mit Kerr-Effekt-Reduktionsverfahren und insbesondere Anordnungen zur Ermöglichung der Kerr-Effekt- Reduktion durch Ausgleich der Leistungspegel elektromagnetischer Wellen, die sich entgegengesetzt in einer faseroptischen Meßschleife ausbreiten.
Faseroptische Gyroskope eignen sich sehr gut zur Messung der Drehung eines ein solches Gyroskop tragenden Objekts. Solche Gyroskope können relativ klein ausgeführt und so konstruiert werden, daß sie beträchtlichen mechanischen Stößen, Temperaturänderungen und anderen extremen Umgebungsbedingungen standhalten. Da bewegliche Teile fehlen, sind sie nahezu wartungsfrei, und sie haben das Potential, wirtschaftlich zu werden. Sie können außerdem für niedrige Drehgeschwindigkeiten empfindlich sein, was bei anderen Arten von optischen Gyroskopen ein Problem sein kann.
Ein faseroptisches Gyroskop enthält eine aufgerollte Lichtleitfaser, die auf einen Kern und eine Achse davon gewickelt ist, um die die Drehung gemessen werden soll. Die Lichtleitfaser hat in der Regel eine Länge von ungefähr 100 bis 2000 Meter und ist Teil eines geschlossenen optischen Wegs, in den eine elektromagnetische Welle oder Lichtwelle eingeführt und in zwei solche Wellen aufgeteilt wird, die sich in entgegengesetzten Richtungen durch die Spule ausbreiten, um letztendlich auf einen Fotodetektor aufzutreffen. Eine Drehung um die Meßachse des Kerns oder der aufgerollten Lichtleitfaser liefert für eine dieser Wellen eine effektive Zunahme der optischen Weglänge in einer Drehrichtung und eine Abnahme der optischen Weglänge in der anderen Drehrichtung. Bei einer Drehung in der anderen Richtung entsteht das umgekehrte Ergebnis. Solche Weglängendifferenzen zwischen den Wellen erzeugen eine Phasenverschiebung zwischen diesen Wellen für jede Drehrichtung, d.h. den wohlbekannten Sagnac-Effekt. Dieses Gyroskop ist als das interferometrische faseroptische Gyroskop (IFOG) bekannt. Die Verwendung einer aufgerollten Lichtleitfaser ist wegen des Betrags der Phasenverschiebung aufgrund der Drehung wünschenswert, und somit hängt das Ausgangssignal von der Länge des gesamten optischen Wegs durch die Spule ab, den die beiden elektromagnetischen Wellen, die sich in entgegengesetzter Richtung ausbreiten, zurücklegen, und somit läßt sich eine große Phasendifferenz in der langen Lichtleitfaser, aber in dem, da sie aufgerollt sind, relativ kleinen von ihr eingenommenen Volumen erzielen.
Der Ausgangsstrom aus der Fotodiode des Fotodetektorsystems folgt als Reaktion auf die sich in entgegengesetzter Richtung ausbreitenden elektromagnetischen Wellen, die darauf auftreffen, nachdem sie die aufgerollte Lichtleitfaser durchlaufen haben, einer erhobenen Kosinusfunktion. Das heißt, der Ausgangsstrom hängt vom Kosinus der Phasendifferenz zwischen diesen beiden Wellen ab. Da eine Kosinusfunktion eine gerade Funktion ist, liefert eine solche Ausgangsfunktion keine Anzeige bezüglich der relativen Richtungen der Phasendifferenzverschiebung und somit keine Anzeige der Richtung der Drehung um die Spulenachse. Außerdem ist die Änderungsrate einer Kosinusfunktion in der Nähe von Null sehr klein, und eine solche Ausgangsfunktion liefert somit eine sehr geringe Empfindlichkeit bei niedrigen Drehgeschwindigkeiten.
Aufgrund dieser unzufriedenstellenden Eigenschaften wird die Phasendifferenz zwischen den beiden sich in entgegengesetzter Richtung ausbreitenden elektromagnetischen Wellen gewöhnlich moduliert, indem ein optischer Phasenmodulator, der manchmal auch als ein Vormodulator bezeichnet wird, in dem optischen Weg auf einer Seite der aufgerollten Lichtleitfaser angeordnet wird. Um eine empfindliche Drehmessung zu erzielen, wird das Sagnac-Interferometer in der Regel mit einer Sinusmodulation der Phasendifferenz zwischen den sich in entgegengesetzten Richtungen ausbreitenden Strahlen in der interferometrischen Schleife vormoduliert. Als Ergebnis durchläuft eine dieser sich in entgegengesetzten Richtungen ausbreitenden Wellen auf dem Weg in die Spule den Modulator, während die andere Welle, die die Spule in der entgegengesetzten Richtung durchquert, den Modulator beim Austritt aus der Spule durchläuft.
Zusätzlich wird ein phasenempfindlicher Detektor bereitgestellt, der als Teil eines Demodulatorsystems dient, um ein Signal zu empfangen, das den Fotodetektorausgangsstrom darstellt. Der Phasenmodulator und der phasenempfindliche Detektor können beide durch einen Sinussignalgenerator mit der sogenannten "Eigen"-Frequenz betrieben werden, um die durch den Modulator verursachte Amplitudenmodulation zu vermindern oder zu beseitigen, es können aber auch andere Arten von Signalformen mit derselben Grundfrequenz verwendet werden. Es können und werden häufig andere Frequenzen verwendet, um die Frequenz auf einen handlicheren Wert zu vermindern.
Das resultierende Ausgangssignal des phasenempfindlichen Detektors folgt einer Sinusfunktion, d.h., das Ausgangssignal hängt vom Sinus der Phasendifferenz zwischen den beiden auf der Fotodiode auftreffenden elektromagnetischen Wellen ab, wobei die Phasenverschiebung hauptsächlich auf eine Drehung um die Spulenachse bei Abwesenheit anderer wesentlicher, aber unerwünschter Phasenverschiebungen zurückzuführen ist. Eine Sinusfunktion ist eine ungerade Funktion mit einer maximalen Änderungsrate bei einer Null-Phasenverschiebung und ändert somit ihr algebraisches Vorzeichen auf jeder Seite der Null-Phasenverschiebung. Daher kann das Signal des phasenempfindlichen Detektors eine Anzeige liefern, in welcher Richtung eine Drehung um die Spulenachse stattfindet, und kann die maximale Änderungsrate des Signalwerts als Funktion der Drehgeschwindigkeit in der Nähe einer Null-Drehgeschwindigkeit liefern, d.h., die Empfindlichkeit des Detektors ist maximal für Phasenverschiebungen in der Nähe von Null, so daß sein Ausgangssignal relativ empfindlich für niedrige Drehgeschwindigkeiten ist. Dies ist natürlich nur dann möglich, wenn die Phasenverschiebungen aufgrund anderer Quellen, das heißt Fehlern, ausreichend klein sind. Zusätzlich ist dieses Ausgangssignal unter diesen Umständen bei relativ niedrigen Drehgeschwindigkeiten nahezu linear. Solche Eigenschaften für das Ausgangssignal des phasenempfindlichen Detektors sind eine wesentliche Verbesserung gegenüber den Eigenschaften des Ausgangsstrom des Fotodetektors ohne optische Phasenmodulation.
Ein Beispiel für ein solches System aus dem Stand der Technik ist in Fig. 1 gezeigt. Der optische Teil des Systems enthält entlang den optischen Wegen mehrere Merkmale, um sicherzustellen, daß dieses System reziprok ist, d.h., daß für jede der sich in entgegengesetzter Richtung ausbreitenden elektromagnetischen Wellen im wesentlichen identische optische Wege auftreten, mit Ausnahme der spezifischen Einführungen nichtreziproker Phasendifferenzverschiebungen, die unten beschrieben werden. Die aufgerollte Lichtleitfaser bildet eine Spule 10 um einen Kern oder eine Rolle, wobei eine Einmodenlichtleitfaser verwendet wird, die um die Achse herumgewickelt wird, um die die Drehung gemessen werden soll. Die Verwendung einer Einmodenfaser ermöglicht eine eindeutige Definition der Wege der elektromagnetischen oder Lichtwellen und ermöglicht außerdem eine eindeutige Definition der Phasenfronten einer solchen geführten Welle. Dadurch wird die Aufrechterhaltung der Reziprozität wesentlich leichter.
Außerdem kann es sich bei der Lichtleitfaser um sogenannte polarisationserhaltende Faser handeln, da in die Faser eine sehr wesentliche Doppelbrechung eingebaut ist, so daß Polarisationsschwankungen, die durch unvermeidliche mechanische Belastungen, durch den Faraday-Effekt in Magnetfeldern oder aus anderen Quellen eingeführt werden und zu schwankenden Phasendifferenzverschiebungen zwischen den sich entgegengesetzt ausbreitenden Wellen führen würden, relativ unwesentlich bleiben. Somit wird abhängig von den anderen optischen Komponenten in dem System entweder die Achse mit hohem Brechungsindex, d.h. die Achse langsamerer Ausbreitung, oder die Achse mit niedrigem Index für die Ausbreitung der elektromagnetischen Wellen gewählt.
Die elektromagnetischen Wellen, die sich in entgegengesetzten Richtungen durch die Spule 10 ausbreiten, werden von einer Quelle elektromagnetischer Wellen bzw. einer Lichtquelle 11 in Fig. 1 geliefert. Diese Quelle ist in der Regel eine Halbleiterlichtquelle, wie zum Beispiel eine Laserdiode, die elektromagnetische Wellen in der Regel im Nahinfrarot-Teil des Spektrums mit typischen Wellenlängen von 830 Nanometer (nm) bis 1550 nm liefert. Die Quelle 11 muß eine kurze Kohärenzlänge für emittiertes Licht aufweisen, um die Phasenverschiebungsdifferenzfehler zwischen diesen Wellen aufgrund der Rayleigh- und Fresnel-Streuung an Streustellen in der Spule 10 zu vermindern. Aufgrund des nichtlinearen Kerr-Effekts in der Spule 10 können verschiedene Intensitäten der beiden sich entgegengesetzt ausbreitenden Wellen zu verschiedenen Phasenverschiebungen zwischen ihnen führen. Dieses Problem kann auch gelöst werden, indem als Quelle 11 eine Quelle mit kurzer Kohärenzlänge verwendet wird, die Licht mit geeigneten statistischen Eigenschaften emittiert.
Zwischen der Laserdiode 11 und der faseroptischen Spule 10 ist in Fig. 1 eine optische Weganordnung gezeigt, die durch die Verlängerung der Enden der die Spule 10 bildenden Lichtleitfaser zu bestimmten optischen Koppelelementen gebildet wird, die den optischen Gesamtweg in mehrere optische Wegteile auftrennen. Ein Lichtleitfaserteil liegt an einem Punkt an einer Laserdiode 11 an, an dem eine optimale Lichtemission aus dieser stattfindet, und erstreckt sich von diesem Punkt zu einem ersten optischen Richtungskoppler 12.
Der optische Richtungskoppler 12 enthält Lichtübertragungsmedien, die sich zwischen vier Ports erstrecken, nämlich zwei an jedem Ende dieser Medien, die an jedem Ende des Kopplers 12 in Fig. 1 gezeigt sind. An einem dieser Ports erstreckt sich die Lichtleitfaser von der anliegenden Laserdiode 11. Am anderen Port des Meßendes des optischen Richtungskopplers 12 ist eine weitere Lichtleitfaser gezeigt, die an diesem anliegt und sich so erstreckt, daß sie an einer Fotodiode 13 anliegt, die elektrisch mit einem Fotodetektionssystem 14 verbunden ist.
Die Fotodiode 13 detektiert elektromagnetische Wellen oder Lichtwellen, die aus dem Teil der an ihr anliegenden Lichtleitfaser auf sie auftreffen, und liefert einen Fotostrom als Reaktion auf ein Signalkomponentenauswahlmittel 35. Dieser Fotostrom folgt, wie erwähnt, im Fall zweier fast völlig kohärenter Lichtwellen, die darauf auftreffen, einer Kosinusfunktion bei der Bereitstellung eines Fotostrom- Ausgangssignals, das von dem Kosinus der Phasendifferenz zwischen jedem solchen Paar im wesentlichen kohärenter Lichtwellen abhängt. Diese fotovoltaische Einrichtung arbeitet dann in Verbindung mit einer sehr niedrigen Impedanz, um den Fotostrom zu liefern, der eine lineare Funktion der auftreffenden Strahlung ist, und kann in der Regel eine pin-Fotodiode sein.
Der optische Richtungskoppler 12 weist eine weitere Lichtleitfaser auf, die an einem Port an dem anderen Ende davon anliegt, das sich zu einem Polarisierer 15 erstreckt. An dem anderen Port auf dieser Seite des Kopplers 12 befindet sich eine nichtreflektierende Abschlußanordnung 16, an der ein weiterer Teil einer Lichtleitfaser beteiligt ist.
Beim Empfang elektromagnetischer Wellen oder von Licht an einem beliebigen Port des optischen Richtungskopplers 12 läßt dieser Licht dergestalt durch, daß ungefähr die Hälfte an jedem der beiden Ports des Kopplers 12 an dem Ende, das diesem Ende entgegengesetzt ist, das den ankommenden Port aufweist, erscheint. Andererseits werden keine solchen Wellen bzw. kein solches Licht zu dem Port durchgelassen, der sich an demselben Ende des Kopplers 12 wie der Port für ankommendes Licht befindet.
Der Polarisierer 15 wird verwendet, da sich sogar in einer Faser mit nur einer räumlichen Mode Licht in zwei Polarisationsmoden durch die Faser ausbreiten kann. Somit wird der Polarisierer 15 bereitgestellt, um Licht, das sich mit einer Polarisation ausbreitet, durchzulassen, so daß Wellen im Uhrzeigersinn (cw) und entgegen dem Uhrzeigersinn (ccw) mit derselben Polarisation in die Meßschleife eingeführt werden, und nur Licht aus der Meßschleife mit derselben Polarisation für die cw- und ccw-Wellen am Detektor überlagert wird. Der Polarisierer 15 blockiert Licht in dem einen Polarisationszustand, den er blockieren soll, jedoch nicht vollständig. Dies führt wiederum zu einer kleinen Nicht-Reziprozität zwischen den beiden sich in entgegengesetzter Richtung ausbreitenden elektromagnetischen Wellen, die diesen durchlaufen, und somit entsteht eine kleine nichtreziproke Phasenverschiebungsdifferenz zwischen diesen, die mit den Bedingungen der Umgebung schwanken kann, in der der Polarisierer angeordnet ist. Diesbezüglich hilft die hohe Doppelbrechung in der verwendeten Lichtleitfaser wiederum bei der Verminderung dieser resultierenden Phasendifferenz, wie oben erwähnt.
An jedem Ende des Polarisierers 15 befindet sich ein Port, wobei das darin enthaltene Übertragungsmedium für elektromagnetische Wellen dazwischen positioniert ist. An dem Port an demjenigen Ende davon anliegend positioniert, das demjenigen gegenüber liegt, das mit dem optischen Richtungskoppler 12 verbunden ist, befindet sich ein weiterer Lichtleitfaserteil, der sich zu einem weiteren optischen bidirektionalen Koppler 17 erstreckt, der dieselben Wellendurchlaßeigenschaften wie der Koppler 12 aufweist.
Der Port am selben Ende des Kopplers 12, von dem aus ein Port an den Polarisierer 15 angekoppelt ist, ist wiederum mit einer nichtreflektierenden Abschlußanordnung 18 verbunden, wobei ein weiterer Lichtleitfaserteil verwendet wird. Bezüglich der Ports an dem anderen Ende des Kopplers 17 ist einer mit weiteren optischen Komponenten in den optischen Wegteilen verbunden, die sich von einem Ende der Lichtleitfaser in der Spule 10 aus dorthin erstrecken. Der andere Port in dem Koppler 17 ist direkt an das verbleibende Ende der Lichtleitfaser 10 angekoppelt. Zwischen der Spule 10 und dem Koppler 17 auf der der direkt verbundenen Seite davon gegenüberliegenden Seite der Spule 10 ist ein optischer Phasenmodulator 19 bereitgestellt. Der optische Phasenmodulator 19 besitzt zwei Ports an jedem Ende der darin befindlichen Übertragungsmedien, die an den gegenüberliegenden Enden davon in Fig. 1 gezeigt sind. Die Lichtleitfaser aus der Spule 10 ist an einem Port des Modulators 19 positioniert. Die sich von dem Koppler 17 erstreckende Lichtleitfaser ist an dem anderen Port des Modulators 19 positioniert.
Der optische Modulator 19 kann elektrische Signale empfangen, die bewirken, daß er in die durch ihn durchgelassenen elektromagnetischen Wellen eine Phasendifferenz einführt, indem der Brechungsindex des Übertragungsmediums bzw. der Übertragungsmedien darin verändert wird, um dadurch die optische Weglänge zu ändern. Solche elektrische Signale werden dem Modulator 19 durch einen Vormodulationssignalgenerator 20 zugeführt, der ein Sinusspannungsausgangssignal mit einer Modulationsfrequenz fg erzeugt, die gleich C&sub1;sin(ωgt) sein soll, wobei ωg die Kreisfrequenz ist, die der Modulationsfrequenz fg entspricht. Als Alternative könnten andere geeignete periodische Signalformen verwendet werden.
Die Beschreibung des optischen Teils des Systems von Fig. 1, der entlang des optischen Wegs gebildet wird, dem die elektromagnetischen Wellen oder Lichtwellen, die von der Quelle 11 emittiert werden, folgen, ist nun abgeschlossen. Solche elektromagnetischen Wellen werden aus dieser Quelle durch den Lichtleitfaserteil an den optischen Richtungskoppler 12 angekoppelt. Ein Teil dieser Welle, die aus der Quelle 11 in den Koppler 12 eintritt, geht in der nichtreflektierenden Abschlußanordnung 16, die an einen Port an dem gegenüberliegenden Ende davon angekoppelt ist, verloren, der Rest dieser Welle wird jedoch durch den Polarisierer 15 zu dem optischen Richtungskoppler 17 durchgelassen.
Der Koppler 17 dient als eine Strahlverzweigungsvorrichtung, in der elektromagnetische Wellen, die in dessen Port eintreten und die aus dem Polarisierer 15 empfangen werden, ungefähr in zwei Hälften aufgeteilt werden, wobei ein Teil davon aus jedem der beiden Ports an den gegenüberliegenden Enden davon austritt. Aus einem Port an dem gegenüberliegenden Ende des Kopplers 17 durchläuft eine elektromagnetische Welle die Lichtleitfaserspule 10, den Modulator 19 und erreicht wieder den Koppler 17. Dort geht ein Teil dieser rückkehrenden Welle in der nichtreflektierenden Anordnung 18, die mit dem anderen Port am Verbindungsende des Polarisierers 15 des Kopplers 17 verbunden ist, verloren, aber der Rest dieser Welle erreicht durch den anderen Port des Kopplers 17 den Polarisierer 15 und den Koppler 12, und dort wird ein Teil davon zu der Fotodiode 13 übertragen. Der andere Teil der Welle, der von dem Polarisierer 15 zu der Spule 10 durchgelassen wird, verläßt den anderen Port an dem Ende der Spule 10 des Kopplers 17, durchläuft den Modulator 19 und die Lichtleitfaserspule 10, um wieder in den Koppler 17 einzutreten, und wobei wiederum ein Teil davon demselben Weg wie der andere Teil folgt, um letztendlich auf der Fotodiode 13 aufzutreffen.
Wie bereits erwähnt liefert die Fotodiode 13 einen Ausgangs-Fotostrom iPD13, der proportional zu der Intensität der beiden darauf auftreffenden elektromagnetischen Wellen oder Lichtwellen ist und von dem deshalb erwartet wird, daß er dem Kosinus der Phasendifferenz zwischen diesen beiden auf dieser Diode auftreffenden Wellen folgt, und zwar gemäß der folgenden Gleichung:
ipD&sub1;&sub3; = I&sub0;/2[1 + cos(φR + φm cosωgt)]
Der Grund dafür besteht darin, daß der Strom von der resultierenden optischen Intensität der beiden auf die Fotodiode 13 einfallenden, im wesentlichen kohärenten Wellen abhängt, und diese Intensität, abhängig davon, wieviel konstruktive oder destruktive Interferenz zwischen den beiden Wellen auftritt, schwankt zwischen einem Spitzenwert von I&sub0; und einem kleineren Wert. â ist der Ansprechfaktor des Fotodetektors. Diese Interferenz von Wellen ändert sich mit der Drehung der aufgerollten Lichtleitfaser, die die Spule 10 bildet, um deren Achse, da diese Drehung zu einer Phasendifferenzverschiebung von φR zwischen den Wellen führt. Außerdem entsteht eine zusätzliche variable Phasenverschiebung, die durch den Modulator 19 mit einem Amplitudenwert von φm, in diesen Fotodioden-Ausgangsstrom eingeführt wird, und die sich wie cos(ωgt) ändern soll.
Der optische Phasenmodulator 19 ist von der oben beschriebenen Art und wird in Verbindung mit einem phasenempfindlichen Detektor als Teil eines Demodulationssystems zum Umsetzen des Ausgangssignals des Fotodetektionssystems 14, das wie oben erwähnt einer Kosinusfunktion folgt, in ein Signal, das einer Sinusfunktion folgt, verwendet. Das Folgen einer solchen Sinusfunktion liefert in diesem Ausgangssignal, wie oben erwähnt, Informationen sowohl bezüglich der Drehgeschwindigkeit als auch der Richtung dieser Drehung um die Achse der Spule 10.
Somit wird das Ausgangssignal aus dem Fotodetektionssystem 14 einschließlich der Fotodiode 13 in eine Spannung umgesetzt und durch einen Verstärker 21, in dem es verstärkt und durch ein Filter 22 geleitet wird, zum Beispiel einem derartigen phasenempfindlichen Detektormittel 23 bereitgestellt. Das Fotodetektionssystem 14, der Verstärker 21, das Filter 22 und der phasenempfindliche Detektor 23 bilden das Signalkomponentenauswahlmittel. Der phasenempfindliche Detektor 23, der als Teil eines Phasendemodulationssystems dient, ist eine wohlbekannte Einrichtung. Ein solcher phasenempfindlicher Detektor entnimmt die Amplitude der ersten Oberschwingung des gefilterten Ausgangssignals des Fotodiodensystems oder die Grundfrequenz des Modulationssignalgenerators 20, um eine Anzeige der relativen Phase der auf die Fotodiode 13 auftreffenden elektromagnetischen Wellen bereitzustellen. Diese Informationen werden durch den phasenempfindlichen Detektor 23 in einem Ausgangssignal bereitgestellt, das einer Sinusfunktion folgt, das heißt, dieses Ausgangssignal folgt dem Sinus der Phasendifferenz zwischen den beiden auf der Fotodiode 13 auftreffenden elektromagnetischen Wellen.
Bei der Modulation des Lichts in dem optischen Weg mit der Frequenz fg, wie oben beschrieben, führt der Vormodulationssignalgenerator 20 außerdem dazu, daß Oberschwingungskomponenten durch die rekombinierten elektromagnetischen Wellen in dem Fotodetektionssystem 14 erzeugt werden. Das Filter 22 ist ein Bandpaßfilter, das die Modulationsfrequenzkomponente des Ausgangssignals des Fotodetektors 14, d.h. die erste Oberschwingung, nach dessen Verstärkung durch den Verstärker 21 durchlassen soll.
Im Betrieb ändern sich die Phasendifferenzänderungen in den beiden, die Spule 10 in dem optischen Weg durchlaufenden, sich in entgegengesetzter Richtung ausbreitenden elektromagnetischen Wellen aufgrund der Drehung im Vergleich zu den Phasendifferenzänderungen aufgrund des Modulators 19 nur relativ langsam. Alle Phasendifferenzen aufgrund von Drehung oder des Sagnac- Effekts verschieben lediglich die Phasendifferenzen zwischen den beiden elektromagnetischen Wellen. Es wird erwartet, daß der Amplitudenskalierungsfaktor der Modulationsfrequenzkomponente des Ausgangssignals des Fotodetektionssystems 14 am Ausgang des Filters 22 durch den Sinus dieser Phasendifferenz bestimmt wird und darüber hinaus nur durch die folgenden Faktoren modifiziert wird: a) den Amplitudenwert der Phasenmodulation dieser Wellen aufgrund des Modulators 19 und des Generators 20 und b) eine Konstante, die die verschiedenen Verstärkungen durch das System darstellt. Es wird dann erwartet, daß die periodischen Effekte dieser Sinus-Modulation aufgrund des Generators 20 und des Modulators 19 in dieser Signalkomponente durch Demodulation in dem System, das den phasenempfindlichen Detektor 23 enthält, entfernt werden, wodurch ein Ausgangssignal des Demodulatorsystems (Detektors) zurückbleibt, das nur von seinem Amplitudenskalierungsfaktor abhängt.
Somit erscheint die Spannung am Ausgang des Verstärkers 21 in der Regel folgendermaßen:
V21-out = k{1 + cos[φR + φmcos(ωgt + θ)]}
Die Konstante k stellt die Verstärkungen durch das System bis zum Ausgang des Verstärkers 21 dar. Das Symbol θ stellt eine zusätzliche Phasenverzögerung in dem Ausgangssignal des Verstärkers 21 in bezug auf die Phase des durch den Generator 20 bereitgestellten Signals dar. Ein Teil dieser Phasenverschiebung wird in dem Fotodetektionssystem 14 verursacht, und ein anderer Teil wird auf andere Quellen zurückzuführen sein, wie zum Beispiel eine Phasenverschiebung über den Modulator 19 zwischen der Phase der Signale, die durch den Generator 20 zugeführt werden, und das Ansprechverhalten des Modulators 19, indem sich der Brechungsindex der darin befindlichen Medien und/oder seine Länge entsprechend ändert. Die anderen Symbole, die in der obigen Gleichung verwendet werden, haben dieselbe Bedeutung wie in der ersten obigen Gleichung.
Die letzte Gleichung kann in eine Bessel-Reihe entwickelt werden, wodurch sich folgendes ergibt:
V21-out = k[1 + J&sub0;(φm)cosφR] - 2kJ&sub1;(φm)sinφRcos(ωgt + θ) - 2kJ&sub2;(φm)cosφRcos2(ωgt + θ) + 2kJ&sub3;(φm)sinφRcos3(ωgt + θ) + [(-1)n2kJ2n(φm)cosφRcos2n(ωt + θ) + (-1)n2kJ2n+1(φm)sinφRcos(2n + 1)(ωgt + θ)
Dieses Signal am Ausgang des Verstärkers 21 wird an den Eingang des Filters 22 angelegt.
Das Filter 22 läßt, wie oben angegeben, hauptsächlich die erste Oberschwingung aus der letzten Gleichung durch, d.h. die Modulationsfrequenzkomponente. Dadurch kann das Ausgangssignal des Filters 22 folgendermaßen geschrieben werden:
V22-o τ = -2kJ1(φm)sinφRcos(ωgt + θ + ψ&sub1;)
Der weitere Phasenverzögerungsterm ψ&sub1;, der erscheint, ist die zusätzliche Phasenverschiebung in dem ersten Oberschwingungsterm, die als Ergebnis des Durchlaufens des Filters 22 hinzugefügt wird. Es wird erwartet, daß diese hinzugefügte Phasenverschiebung im wesentlichen konstant ist und eine bekannte Kenngröße des Filters 22 ist.
Das Signal aus dem Filter 22 wird dann an den phasenempfindlichen Detektor 23 angelegt, wie auch das Signal aus dem Vormodulatorgenerator 20, wobei letzteres wiederum gleich C&sub1;sin(ωgt) sein soll, wobei ωg die Kreisfrequenz ist, die der Modulationsfrequenz fg entspricht. Unter der Annahme, daß eine Phasenverschiebung von θ + ψ&sub1; durch den phasenempfindlichen Detektor 23 seinem Referenzsignal hinzugefügt werden kann, lautet das Ausgangssignal dieses Detektors mit einem solchen Ausgangssignal des Generators 20 dann folgendermaßen:
V23-out = k'J&sub1;(φm)simφR
Die Konstante k' berücksichtigt die Systemverstärkungen durch den phasenempfindlichen Detektor 23.
Wie aus dieser Gleichung hervorgeht, hängt das Ausgangssignal des phasenempfindlichen Detektors 23 von der Amplitude φm ab, die durch den Vormodulator 19 zugeführt wird, der durch den Vormodulationsgenerator 20 betrieben wird, verwendet werden kann, um den Wert des Signals am Ausgang des phasenempfindlichen Detektors 23 für eine gegebene Drehgeschwindigkeit der Spule 10 um ihre Achse einzustellen, d.h., den Skalierungsfaktor für das Gyroskop mindestens innerhalb einem Bereich möglicher Werte dafür einzustellen.
Diese erwarteten Ergebnisse lassen sich möglicherweise jedoch in dem System von Fig. 1 nicht erreichen. Ein Grund dafür, daß die erwarteten Ergebnisse nicht erreicht werden, besteht darin, daß der Vormodulationssignalgenerator 20 bei der Modulation des Lichts in dem optischen Weg mit der Frequenz fg, wie oben beschrieben, durch den Phasenmodulator 19 nicht nur zu der Erzeugung von Oberschwingungskomponenten in dem Fotodetektionssystem 14 durch die rekombinierten elektromagnetischen Wellen führt, sondern außerdem aufgrund von Nichtlinearitäten sowohl in dem Generator 20 als auch dem Modulator 19 bestimmte Oberschwingungskomponenten in der sich ändernden Phase des optischen Wegs direkt zuführt.
Das heißt, als eine erste Möglichkeit kann das durch den Modulationsgenerator 20 an seinem Ausgang zugeführte Ausgangssignal nicht nur ein Grundsignal mit der Frequenz fg enthalten, sondern auch wesentliche Oberschwingungen davon. Auch wenn ein von solchen Oberschwingungen freies Signal bereitgestellt werden könnte, können nichtlineare Bauelementekennlinien und Hysteresen in dem Phasenmodulator 19 zu der Einführung solcher Oberschwingungen in die dadurch bereitgestellte, sich ändernde Phase in dem optischen Weg führen. Solche Oberschwingungen können zu wesentlichen systematischen Ratenfehlern in dem Ausgangssignal des faseroptischen Gyroskops führen. Deshalb wird ein interferometrisches faseroptisches Gyroskop gewünscht, bei dem solche Fehler aufgrund des Modulationssystems vermindert oder beseitigt sind.
Als "Eigen"-Frequenz wird diejenige Frequenz gewählt, die zu der Modulation einer der Wellen führt, die um 180 Grad gegenüber der Modulation der anderen phasenverschoben ist. Diese Modulation, die eine Phasendifferenz von 180 Grad zwischen den beiden Wellen liefert, hat den Effekt, die vom Modulator verursachte Amplitudenmodulation des resultierenden Fotodetektorsignals zu beseitigen. Der Wert der "Eigen"-Frequenz kann aus der Länge der Lichtleitfaser und dem äquivalenten Brechungsindex dafür bestimmt werden.
Das resultierende Signal, das aus dem phasenempfindlichen Demodulator ausgegeben wird, folgt einer Sinusfunktion, d.h., das Ausgangssignal hängt vom Sinus der Phasendifferenz zwischen den beiden auf die Fotodiode auftreffenden elektromagnetischen Wellen ab, wobei die Phasenverschiebung im wesentlichen auf die Drehung um die Achse der Spule zurückzuführen ist. Eine Sinusfunktion ist eine ungerade Funktion, deren maximale Änderungsrate bei Null auftritt und die somit ihr algebraisches Vorzeichen auf beiden Seiten von Null ändert. Daher kann das Signal des phasenempfindlichen Demodulators sowohl anzeigen, welche Drehungsrichtung um die Spulenachse auftritt, als auch die maximale Änderungsrate von Signalwerten als eine Funktion der Drehgeschwindigkeit in der Nähe einer Null-Drehgeschwindigkeit anzeigen, d.h., es hat seine maximale Empfindlichkeit bei Phasenverschiebungen in der Nähe von Null, so daß sein Ausgangssignal relativ empfindlich für niedrige Drehgeschwindigkeiten ist. Dies ist natürlich nur dann möglich, wenn die Phasenverschiebungen aufgrund anderer Quellen, das heißt Fehlern, klein genug werden. Zusätzlich ist dieses Ausgangssignal unter diesen Umständen bei relativ niedrigen Drehgeschwindigkeiten nahezu linear. Solche Eigenschaften für das Ausgangssignal des phasenempfindlichen Demodulators stellen eine wesentliche Verbesserung gegenüber den Kenngrößen des Ausgangsstroms des Fotodetektors dar.
Dessen ungeachtet führt das Ausgangssignal des phasenempfindlichen Demodulators, das einer Sinusfunktion folgt, zu einem Ausgangssignal, das bei weiter von Null entfernten Drehgeschwindigkeiten immer weniger linear ist. Da die Ausgangsansprechwerte periodisch sind, sind sie für Drehgeschwindigkeiten mit einer Amplitude, die ausreicht, um über eine der Spitzen der Sinusfunktion hinauszugehen, mehrdeutig in bezug darauf, welche Drehgeschwindigkeit auftritt. Somit ist es sehr wünschenswert, das Gyroskop so zu betreiben, daß das Ausgangssignal des phasenempfindlichen Demodulators in dem linearen Bereich in der Nähe des Null-Drehgeschwindigkeitswerts bleibt.
Dies kann dadurch erzielt werden, daß ein weiterer Phasenmodulator oder Frequenzschieber in der Nähe der Spule in einem optischen Wegteil hinzugefügt wird, der von den sich in der entgegengesetzten Richtung ausbreitenden elektromagnetischen Wellen benutzt wird, die sich durch die aufgerollte Lichtleitfaser ausbreiten, um den Fotodetektor zu erreichen. Dieser Phasenmodulator oder Frequenzschieber wird in einer Rückkopplungsschleife aus dem Fotodetektorsystem betrieben und liefert ausreichend negative Rückkopplung, so daß die durch den Phasenmodulator eingeführte Phasenänderung gerade ausreicht, um die Phasenverschiebungsdifferenz zwischen den sich in entgegengesetzter Richtung ausbreitenden elektromagnetischen Wellen aufzuheben, die sich aus einer Drehung um die Achse der aufgerollten Lichtleitfaser ergibt. Als Ergebnis besteht nur wenig Phasenverschiebungsdifferenz am Fotodetektor, außer bei transienten Drehgeschwindigkeitsänderungen, und somit wenig durch den phasenempfindlichen Demodulator gemessene Phasenverschiebung. Somit liegt das Ausgangssignal dieses phasenempfindlichen Demodulators immer in der Nähe von oder auf Null. Das Signal aus einem Generator, der mit dem phasenempfindlichen Demodulator verbunden ist, um diesen zusätzlichen Phasenmodulator durch Bereitstellung eines Signals, das den Modulator anweist, eine bestimmte Phasenverschiebung bereitzustellen, die ausreicht, um die Phasenverschiebung aufgrund von Drehung aufzuheben, zu betreiben, enthält somit in sich oder einem damit zusammenhängenden Signal die Informationen bezüglich des Betrags und der Richtung der Drehgeschwindigkeit.
Es wurden mehrere Formen für das Ausgangssignal aus dem Generator, der mit dem phasenempfindlichen Demodulator in der Rückkopplungsschleife verbunden ist, zum Betreiben dieses zusätzlichen optischen Phasenmodulators vorgeschlagen. Eine übliche und gute Wahl ist ein Serrodyn-Generator, der ein sägezahnartiges Signal an den optischen Phasenmodulator anlegt. Ein Sägezahn- oder sägezahnartiges Signal wird gewählt, da gezeigt werden kann, daß ein ideales Sägezahnsignal mit einer Phasenamplitude von 2π effektiv eine reine Frequenztranslation für die modulierten elektromagnetischen Wellen darstellt, nämlich einen Einseitenbandmodulator. Als Ergebnis ist die Frequenz des Licht, das durch den mit einem solchen Sägezahnsignal betriebenen Phasenmodulator gesendet wird, nach dem Verlassen des Modulators um einen Betrag verschoben, der gleich der Frequenz des Sägezahnsignals ist. Ein unvollkommenes Sägezahnsignal führt nicht zu einer reinen Frequenztranslation, sondern stattdessen werden zusätzliche Oberschwingungen erzeugt, die klein gehalten werden können, indem fast genau eine Sägezahnkurvenform bereitgestellt wird und der Modulator sorgfältig entworfen wird.
Da sich der so betriebene optische Phasenmodulator auf einer Seite der aufgerollten Lichtleitfaser befindet, wird die Frequenz einer der elektromagnetischen Wellen beim Eintritt in die Spule verschoben, während bei der anderen die Frequenz so lange nicht verschoben wird, bis sie aus der Spule austritt. Daher durchquert eine Welle die Schleife mit einer höheren Frequenz als die andere (obwohl beide beim Erreichen des Fotodetektors dieselbe Frequenz aufweisen), mit dem Ergebnis, daß für eine feste Frequenz des Modulators (oder Serrodyn- Generators) eine Phasenverschiebung in bezug auf die andere am Fotodetektor entsteht, deren Betrag von 2πτΔf durch die Frequenz des Sägezahns und die Beschaffenheit der Faser bestimmt wird. Hierbei ist Δf die Frequenz des Modulators oder Generators und τ ist die Laufzeit der Lichtwellen durch die Spule. Diese Phasenverschiebung wirkt der Phasenverschiebung zwischen den Lichtwellen, die durch Drehung verursacht wird, entgegen, und zwar wegen der negativen Rückkopplungsschleife, in der der Modulator bereitgestellt ist. Somit ist die Frequenz des Ausgangssignals des Sägezahn- oder sägezahnartigen Generators eine Anzeige der Drehgeschwindigkeit, und die Polarität des Sägezahns zeigt die Drehrichtung an.
Dies ist in Fig. 2 gezeigt. Statt den Drehgeschwindigkeitsanzeiger von Fig. 1 erreicht das Signal aus dem phasenempfindlichen Detektor 23 eine Servoelektronik 24, die in Fig. 2 enthalten ist. Dieses Signal zeigt die Größe und das Vorzeichen der Phasendifferenz zwischen Strahlen an. Als Reaktion auf eine solche Phasendifferenz gibt die Servoelektronik 24 ein Phasenrampensignal 25 aus, das zu dem Summierungsverstärker 27 geht, der dem Modulator 19 die Phasenrampe in Form eines Signals 28 zuführt, um die Phase eines Strahls relativ zu dem anderen Strahl so zu verschieben, daß die Strahlen phasengleich werden. Der Summierungsverstärker 27 führt diesem Phasenmodulator in dem Signal 28 außerdem das Vormodulationssignal zu. Das Rückkopplungssignal, damit die Strahlen wieder phasengleich werden, wie zum Beispiel die Frequenz des Sägezahns im Fall der Serrodyn-Modulation, ist eine Anzeige der Drehgeschwindigkeit der Meßschleife 10. In diesem Fall mit geschlossener Schleife wird als Modulator in der Regel ein Phasenmodulator auf einem integrierten Optikchip (IOC) gewählt, um den notwendigen hochfrequenten Inhalt des gewünschten Phasenrampensignals zu berücksichtigen, bei dem es sich um einen Sägezahn oder eine Doppelrampen-Dreieckkurve handeln kann. Das Signal 25, das die Drehung anzeigt, wird dann einem Drehgeschwindigkeitsanzeiger 26 zugeführt, der eine zweckmäßige und ohne weiteres nützliche Anzeige der Drehgeschwindigkeit der Schleife 10 liefert.

KURZE DARSTELLUNG DER ERFINDUNG

Die Erfindung ist eine Lösung des Problems ungleicher Intensitäten sich entgegengesetzt ausbreitender Lichtstrahlen in der Meßschleife eines faseroptischen Gyroskops, das zu einem Kerr-Effekt führt, der falsche Drehgeschwindigkeitsanzeigen verursacht. Durch gleiche Intensitäten dieser sich entgegengesetzt ausbreitenden Strahlen wird die Ursache des Kerr-Effekts in dem Gyroskop praktisch an der Wurzel beseitigt. Die Erfindung enthält einen wellenlängenempfindlichen Verzweiger mit einem Verzweigungsverhältnis, das sich mit der Wellenlänge ändert, und eine Rückkopplungsschaltung, die der Lichtquelle ein Signal zum Wechseln der Lichtwellenlänge zuführt, um so die Intensitäten der sich entgegengesetzt ausbreitenden Strahlen in der Meßschleife des Gyroskops auszugleichen.
Aus dem US-Patent US-A-4773759 ist ein interferometrisches faseroptisches Gyroskop bekannt, das den Kerr-Effekt ausgleicht, indem aus der Lichtquelle austretendes Licht zu einer vorbestimmten Kurvenform moduliert wird. Diese Literaturstelle schlägt jedoch nicht vor, die Wellenlänge des Lichts vor dem Auftreffen auf einem wellenlängenempfindlichen Lichtleistungsverzweiger zu modifizieren, um das Verhältnis des sich im Uhrzeigersinn und entgegen dem Uhrzeigersinn ausbreitenden Lichts so zu ändern, daß die Intensitätsdifferenzen beseitigt werden.

KURZE BESCHREIBUNG DER ZEICHUNG

Fig. 1 zeigt ein interferometrisches faseroptisches Gyroskop mit offener Schleife im Stand der Technik.
Fig. 2 zeigt ein interferometrisches faseroptisches Gyroskop mit geschlossener Schleife im Stand der Technik.
Fig. 3 zeigt eine Ausführungsform der Erfindung in einem faseroptischen Gyroskop.

BESCHREIBUNG DER AUSFÜHRUNGSFORM

Die Konfiguration 150 eines faseroptischen Gyroskops in Fig. 3 besitzt einen wellenlängenempfindlichen Verzweiger 106 und eine Rückkopplungsschaltung zum Ausgleich der Intensitäten von sich entgegengesetzt ausbreitenden Strahlen 111 und 112 in der Meßschleife 104. Die Breitband-Lichtquelle 102 emittiert einen Lichtstrahl 110, der durch den Verzweiger 108 gesendet wird, wobei ein Teil des Lichts im Verzweiger 108 an einem nichtreflektierenden Abschluß 114 verlorengeht. Der übrige Teil des Strahls 110 tritt in den Verzweiger 106 ein, der den Strahl 110 in Strahlen 111 und 112 aufteilt. Der Strahl 111 breitet sich im Uhrzeigersinn durch die Schleife 104 aus, und der Strahl 112 breitet sich gegen den Uhrzeigersinn durch die Schleife 104 aus. Der Strahl 112 wird vorphasenmoduliert, wenn er in die Schleife 104 eintritt, und der Strahl 111 wird vorphasenmoduliert, wenn er die Schleife 104 verläßt. Die Vorphasenmodulation der Strahlen 111 und 112 wird durch einen Phasenmodulator 116 mit einer Frequenz fm aus dem Oszillator- oder Modulatortreiber 118 bewirkt. Die zurückkehrenden Strahlen 111 und 112 treten in den Verzweiger 106 ein und werden kombiniert. Ein Teil des kombinierten Lichts geht in dem Verzweiger 106 an einem nichtreflektierenden Abschluß 120 verloren. Der Rest der Kombination der Strahlen 111 und 112 tritt in den Verzweiger 108 ein, und ein Teil des Rests der Kombination der Strahlen 111 und 112 tritt in die Faser 122 ein, die diesen Teil der Strahlen 111 und 112 zu dem Fotodetektor 124 leitet. Der Fotodetektor wandelt das Licht von Strahlen in ein repräsentatives elektrisches Signal 126 um, das dem Demodulator 128 zugeführt wird.
Die Strahlen 111 und 112 treten gleichphasig in die Schleife 104 ein, breiten sich entgegengesetzt in der Schleife aus und treten gleichphasig aus der Schleife aus, solange ihre Lichtwege in der Schleife gleich lang sind. Wenn eine Drehung der Schleife um ihre Achse erfolgt, die durch eine Linie dargestellt werden kann, die die Mitte der Schleife schneidet und senkrecht zu einer Ebene ist, die die Schleife einschließt, dann sind die Lichtwege der Strahlen 111 und 112 aufgrund des Sagnac-Effekts verschieden. Die Lichtwege der Strahlen 111 und 112 können außerdem, auch wenn die Schleife 104 ruht, aufgrund unterschiedlicher Brechungsindizes zwischen den Lichtwegen verschieden lang sein. Die Strahlen breiten sich mit verschiedenen Geschwindigkeiten durch ein Medium mit unterschiedlichen Brechungsindizes aus. Obwohl dieselbe Faser der Weg für beide Strahlen ist, hängt der Brechungsindex für jeden Strahl teilweise von der relativen Leistung beider jeweiliger Strahlen ab. Wenn die Strahlen 111 und 112 zwei verschiedene Intensitätswerte aufweisen, dann weist das Medium im allgemeinen für eine Welle eine andere Ausbreitungskonstante als für die andere Welle auf. Die Änderung der Ausbreitungskonstanten aufgrund des Kerr-Effekts in den Richtungen cw und ccw, βK&sub1; bzw. βK&sub2;, ist aufgrund ungleicher cw- und ccw-Intensitäten I1(z,t) bzw. I2(z,t) ungleich gemäß den folgenden Gleichungen:
wobei die obigen Formeln den Umstand wiedergeben, daß sich die Intensitäten und deshalb die Ausbreitungskonstanten mit der Position um die Faserschleife herum ändern können, und sich im Fall von Quellenlicht mit Amplitudenmodulation zeitlich ändern können. Die Variable z stellt die Position entlang der Länge der Schleife dar, wobei z = 0 dadurch definiert wird, wo die cw-Welle am Ausgang des Kopplers 106 in die Schleife eintritt, und z = L ähnlich dadurch definiert wird, wo die ccw-Welle in die Schleife der Länge L eintritt.
In der obigen Gleichung wird die Wellenlänge von Licht durch 1, die Impedanz des Spulenmediums durch h und der Kerr-Koeffizient der Spulenfaser durch n&sub2; gegeben und d stellt einen konstanten Faktor dar, der mit der Lichtverteilung über den Faserquerschnitt hinweg zusammenhängt. Wie aus den obigen Formeln ersichtlich ist, sind, wenn I&sub1; und I&sub2; an einem gegebenen Punkt in der Schleife zu einem gegebenen Zeitpunkt nicht gleich sind, βK&sub1; und βK&sub2; an diesem Punkt in der Faser zu diesem Zeitpunkt verschieden. Im allgemeinen kann der Lichtquelle eine Amplitudenmodulation auferlegt werden, die bewirkt, daß sich I&sub1;(t,z) und I&sub2;(t,z) zeitlich ändern. Wenn I&sub1;(t,z = 0) ≠ I&sub2;(t,z = L) ist, dann weisen die in die Schleife eintretenden Lichtwellen außerdem ungleiche Amplituden auf, wodurch Differenzen zwischen βK1 und βK2 entstehen.
Es sollte beachtet werden, daß βK1 in Gleichung 1 von seiner eigenen Intensität I&sub1;(t,z) abhängt und zweimal so stark von der Intensität I&sub2;(t,z) der sich entgegengesetzt ausbreitenden Welle abhängt. Das heißt, die Abhängigkeit von βK&sub1; der sich entgegengesetzt ausbreitenden Welle, d.h. der Cross-Effekt, ist zweimal so stark wie die Abhängigkeit von seiner eigenen Intensität, d.h. dem Selbsteffekt. Dies gilt ähnlich für βK&sub2;. Wenn stattdessen die beiden Abhängigkeiten gleich wären, dann wäre βK&sub1; gleich βK&sub2;. Aufgrund dieser Beziehung ruft ein Ungleichgewicht zwischen I&sub1; und I&sub2; im allgemeinen ungleiche optische Phasenverschiebungen um die Schleife herum hervor. Somit legt jeder Strahl einen Lichtweg zurück, dessen Länge von dem anderen verschieden ist. In einem solchen Fall verlassen die Strahlen 111 und 112 die Schleife 104 zueinander phasenverschoben, obwohl sich die Schleife 104 nicht dreht. Wenn die Strahlen 111 und 112 phasengleich sind, besteht eine konstruktive Interferenz, die dazu führt, daß eine maximale Art von Lichtsignal dem Detektor 124 zugeführt wird, der ein entsprechendes elektrisches Signal 126 aufweist, das anzeigt, daß die Strahlen 111 und 112 phasengleich sind, wodurch folglich angezeigt wird, daß sich die Schleife 104 nicht dreht. Wenn die Strahlen 111 und 112 jedoch unterschiedliche Intensitäten aufweisen und phasenverschoben sind, zeigt das elektrische Signal 126 aus dem Detektor 124 fälschlicherweise eine Drehung der Schleife 104 an, wenn die Schleife 104 tatsächlich ruht. Diese falsche Anzeige ist ein Fehler, der auf eine optischen Kerr- Effekt zurückzuführen ist, der dadurch verursacht wird, daß der Index eines optischen Mediums nicht völlig unabhängig von der Intensität eines in dem Medium verlaufenden Strahls ist. Diese falsche Anzeige Ωe der Drehung wird durch den folgenden Ausdruck angegeben:
dabei ist D der Durchmesser der Meßspule, I&sub0;(t) die Quellenintensität zum Zeitpunkt t der Verzweigung zu 11 und 12 und des Eintritts in die Meßspule, c die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum und U das Verzweigungsverhältnis des Schleifenkopplers, d.h. I&sub2; = UI&sub0; und I&sub1; = (1 - U)I&sub0;. Die Klammern < > zeigen den zeitlichen Mittelwert der eingeschlossenen Größe an, der im allgemeinen zeitabhängig ist. Für den Fall einer monochromatischen Quelle mit konstanter Intensität ist < I&sub0;²(t)> = < I&sub0;(t)> ², wodurch der Term in Klammern [] gleich -< I&sub0;> wird und zu einem Fehler führt, wenn U ≠ 0,5 ist. In diesem Fall verwendet die Situation eine Rechteckmodulation der Quellen-Lichtwellenintensität I&sub0; mit einem Einschaltverhältnis von 50 Prozent, um diesen Effekt zu beseitigen. Dadurch wird < I&sub0;(t)> = 2< I&sub0;(t)> ², und somit ist der Term in Klammern [] in Gleichung 3 gleich Null. Diese Beseitigung des Kerr-Effekts für alle Werte von U wird erreicht. Sie wird erreicht, indem im wesentlichen die Größe des Cross-Effekts in den. Gleichungen 1 und 2 halbiert wird, da sich die beiden Lichtwellen nur die Hälfte der Zeit überlappen, während der Selbsteffekt immer präsent ist. Bei dieser Implementierung muß die Modulationsfrequenz fm über dem Kehrwert der Spulenlaufzeit t liegen und liegt in der Regel bei einem Faktor von Zehn über 1/t, um aus diesen Fehlerreduktionsverfahren größten Nutzen zu erziehen. Im allgemeinen weisen verschiedene Lichtquellen verschiedene Beziehungen zwischen < I&sub0;²(t)> und < I&sub0;(t)> ² auf. Breitbandquellen wie zum Beispiel Superleuchtdioden wurden ursprünglich für interferometrische faseroptische Gyroskopanwendungen als ein Mittel zur Beseitigung des Drifts aufgrund der Lichtrückstreuung in der Meßschleife und aufgrund der Ausbreitung von Licht in dem unerwünschten zweiten Polarisationszustand in der Meßschleife in Betracht gezogen. Im Fall von Breitbandquellen hängt die Beziehung von < I&sub0;²(t)> zu 2< I&sub0;(t)> ² davon ab, wie die Quelle bestromt wird, und unterscheidet sich im allgemeinen von dem Fall einer monochromatischen Quelle mit konstanter Amplitude. Diese Differenzen sind auf Intensitätsfluktuationen zurückzuführen, die sich aus der Momentanschwebung unabhängiger Oszillatoren ergeben, die eine Breitbandquelle bilden. Somit ist der Kerr-Effekt, abhängig von der spezifischen Breitbandquelle und dem Erregungsverfahren für ein Gyroskop, das eine Breitbandquelle verwendet, verschieden. Eine Lösung besteht darin, sicherzustellen, daß der Kerr-Effekt Null ist, indem die Intensitätswerte der Strahlen 111 und 112 effektiv ausgeglichen werden. Zu diesem Zweck kann Gleichung (3) dadurch vereinfacht werden, daß Ωe folgendermaßen dargestellt wird:
Ωe = k&sub1;(1 - 2U)< I&sub0;(t)> = k&sub1;(1 - 2U)I&sub0;(t) (4)
wobei
gilt, und wobei die < > in Gleichung (4) weggelassen wurden und von nun an I&sub0;(t) nur den Mittelwert von I&sub0;(t) bedeutet. Es wird hier jedoch angenommen, daß sich der Mittelwert von I&sub0;(t) langsam ändert, aber in einem zeitlichen Rahmen, der wesentlich länger als t ist. Somit sollten die < > in den Gleichungen 3 und 5 den Mittelwert über Zeiten hinweg bilden, die wesentlich länger als t sind. Das Ausgangssignal 126 aus der Kombination 124 aus Fotodetektor/Vorverstärker ist dann gegeben durch
V&sub1;&sub2;&sub6; = k{1 + cos[φR + φe + φmcos(ωgt + Θ)]} (6)
wobei
gilt, wobei L die Länge der Meßschleife, D der Durchmesser der Meßschleife und k eine Konstante ist, die die Quellenintensität I&sub0; die Fotodetektorverstärkung und die Verluste der optischen Schaltung enthält.
Der Demodulator 128 empfängt das Signal 126 und demoduliert dieses Signal in bezug auf ein Referenzsignal aus dem Oszillator oder Phasenmodulator 118 mit der Frequenz fm. Ein Ausgangssignal 132 des Demodulators 128
Y&sub1;&sub3;&sub2; = k'J&sub1;(φm)sin(φR + φe) (8)
wird der Phasensignalservoelektronik 135 zugeführt, wobei k' eine Konstante ist, die k und die Demodulatorverstärkung enthält.
Um die erforderliche Ausgangslinearität bei von Null weiter entfernten Drehgeschwindigkeiten zu erzielen, d.h. den linearen Teil der Sinusfunktion in Gleichung 8 zu verwenden, wird das Gyroskop mit geschlossener Schleife betrieben. Das Signal 132 dient zur Darstellung des Servofehlersignals und zeigt eine Phasendifferenz zwischen den Wellen 111 und 112 an. Die Phasensignalservoelektronik 135 nimmt das Signal 132 an und erzeugt eine Spannungsrampe des Sägezahntyps gemäß der Serrodyn-Modulation, die in der Vormodulation in dem Verstärker 148 summiert wird. Die Spannungsrampe wird dann dem integrierten optischen Phasenmodulator zugeführt, der eine Sägezahn-Phasenrampe in der Meßschleife erzeugt. Diese Phasenrampe erzeugt eine weitere optische Phasendifferenz φf zwischen den Wellen 111 und 112, um V&sub1;&sub3;&sub2; in seinen Nullzustand zurückzuführen. Das Phasenrampensignal 133 enthält die Informationen bezüglich der Größe und der Richtung der Drehgeschwindigkeit. Das Signal 133 wird deshalb dem Drehgeschwindigkeitsanzeiger 131 zugeführt, um die Drehinformationen zu entnehmen und das Ergebnis auszugeben. Beim Betrieb in geschlossener Schleife ist die neue Form des Signals 132 gegeben durch
V'&sub1;&sub3;&sub2; = k'J&sub1;(φm)sin(φR + φe + φf)
wobei φR, φe' und φf optische Phasendifferenzen sind, die auf die Drehung, den Kerr-Effekt bzw. die angewandte Phasenrampe zurückzuführen sind.
Die vorliegende Erfindung liefert eine Vorrichtung zur Beseitigung falscher Drehungsanzeigen, die durch den optischen Kerr-Effekt verursacht werden. Licht 110 wird intensitätsmoduliert, indem der Modulator 134 der Lichtquelle 102 ein Modulationssignal 136 zuführt. Das. Modulationssignal 136 liegt bei einer Frequenz fk, die durch den Oszillator oder Modulatortreiber 138 bereitgestellt wird. Somit kann die Intensität der Lichtwelle 110 folgendermaßen dargestellt werden:
I&sub0;(t) = I&sub0;&sub0; + I&sub0;&sub1;cosωkt (ωk < < 1/τ) (9)
wobei ωk = 2πfk, I&sub0;&sub0; der konstante Teil der mittleren Intensität und I&sub0;&sub1; die Modulationsamplitude ist. Diese Intensitätsmodulation wohnt außerdem den Strahlen 111 und 112 inne, wenn sie von dem Licht 110 abgezweigt werden. Die über die Verzweiger 106 und 108 und die Faser 122 zu dem Fotodetektor zurückkehrenden Strahlen 111 und 112 führen die Intensitätsmodulation mit der Frequenz fk. Das elektrische Signal 126 wird nun explizit angegeben durch
wobei k&sub0; gleich der Konstante k, geteilt durch die Quellenintensität, ist, worin optische Verluste von der Quelle zu dem Detektor und die Übertragungsfunktion des Detektors 124 enthalten sind.
Das Signal 132 trägt die Charakteristik der Strahlen 111 und 112 geht durch den Demodulator 128, der das Signal in bezug auf die Phasenmodulation der Strahlen demoduliert, die durch den Phasenmodulator 116 mit der Frequenz fm in der Schleife 104 durchgeführt wird. Bei dem Signal 132 aus dem Demodulator 128 erfolgt immer noch eine Modulation durch den Intensitätsmodulator 134 mit der Frequenz fk in der Quelle 102. Das Signal 132 wird nun gegeben durch
wobei k'&sub0; eine Konstante ist, die proportional zu k&sub0; und der Demodulatorverstärkung ist. Man beachte, daß zur Drehmessung die Wechselstromkomponente von V'&sub1;&sub3;&sub2; bei fk in der Phasensignalservoelektronik herausgefiltert werden kann, so daß sich das Signal bei fk nicht auf die Synthese der Phasenrampe oder des Signals 133 auswirkt. In diesem Fall kann fk so gewählt werden, daß dieser Filterungsprozeß erleichtert oder optimiert wird. Das Signal 132 kann folgendermaßen umgeschrieben werden:
wobei folgendes gilt φ&sub0; = φR + φf + φe0 (12)
und φe0 = β(1 - 2U)I&sub0;&sub0; (13)
und β = k&sub1;(2πLD/λc) (13)
und Δφe = β(1 - 2U)I&sub0;&sub1; (14)
In Gleichung 11 ist die Gleichstromkomponente des Kerr- Effekt-Fehlers, die durch φe0 dargestellt wird, der Fehler, den die Erfindung beseitigt. Der Wechselstrom- oder modulierte Kerr-Effekt-Fehler, der betragsmäßig durch Δφe dargestellt wird, wird wie nachfolgend skizziert zur Beseitigung von φe0 verwendet.
Gleichung 11 kann in Frequenzkomponenten von fk entwickelt werden. Die interessierenden Komponenten sind die Gleichstromkomponente, die durch V'&sub1;&sub3;&sub2;(dc) gegeben wird, und die Komponente bei fk, die folgendermaßen durch V'&sub1;&sub3;&sub2;(fk) gegeben wird:
wobei J&sub0;, J&sub1; und J&sub2; Bessel-Funktionen sind.
V'&sub1;&sub3;&sub2;(dc) ist kritisch für die Erzeugung der Phasenrampe auf dem Signal 133 und die Bestimmung der Drehgeschwindigkeit. Die Signalkomponenten von V&sub1;&sub3;&sub2; bei nfk, wobei n ≥ 2 ist, interessieren nicht und werden herausgefiltert. Die Signalkomponente V'&sub1;&sub3;&sub2; bei fk, die durch V'&sub1;&sub3;&sub2;(fk) gegeben werden, wird folgendermaßen zur Beseitigung des Kerr-Fehlers verwendet.
Das Signal 132 wird in bezug auf ein Referenzsignal demoduliert, das die Intensitätsmodulation der Strahlen 111 und 112 mit der Frequenz fk aus dem Oszillator oder Modulatortreiber 138 anzeigt. Das Signal 142 aus dem Demodulator 140 ist proportional zu der Bias-Stärke aufgrund des Kerr-Effekts in der Meßschleife, d.h. proportional zu der Differenz der optischen Intensitäten der Wellen 111 und 112. Das Signal 142 ist gegeben durch
V&sub1;&sub4;&sub2; = -2J&sub1;(φm)k'&sub0;k&sub2; (17)
[2I&sub0;&sub0;J&sub1;(Δφe)cosφ&sub0; + I&sub0;&sub1;sinφ&sub0;(J&sub0;(Δφe) + J&sub2;(Δφe))]
wobei k&sub2; die Verstärkung des Demodulators 140 darstellt und Δφe und φ&sub0; Informationen über die Differenz zwischen den Lichtwellenintensitäten enthalten.
Der Quellen-Wellenlängenservo 144 empfängt das Signal 142 und seine Informationen, die die etwaige Differenz zwischen den Intensitäten der Strahlen 111 und 112 anzeigen. Wenn eine Differenz zwischen den Intensitätswerten besteht, das heißt, wenn die Intensitätswerte der Strahlen 111 und 112 nicht gleich sind, dann gibt der Quellen-Wellenlängenservo 144 ein Signal 146 an die Quelle 102 aus, um die Wellenlänge des Lichtstrahls 110 zu ändern. Diese Wellenlängenänderung wirkt sich auf den wellenlängenempfindlichen Verzweiger 106 aus, der das Verzweigungsverhältnis des Verzweigers 106 ändert und dadurch die Intensitätswerte der Strahlen 111 und 112 ändert. Das Rückkopplungssignal 142, das die Differenz zwischen den Intensitätswerten der Strahlen 111 und 112 anzeigt, ist dergestalt, daß die Wellenlänge des Lichtstrahls 110 aus der Quelle 102 beeinflußt wird und wiederum das Verzweigungsverhältnis des Verzweigers 106 so beeinflußt wird, daß die Differenz zwischen den Intensitätswerten der Strahlen 111 und 112 minimiert oder gegen Null verringert wird, wodurch sich die entgegengesetzt ausbreitenden Strahlen 111 und 112 mit im wesentlichen gleicher Intensität ergeben. Dieser Servobetrieb wird ersichtlich, wenn man erkennt, daß der Phasenrampendrehservo V'&sub1;&sub3;&sub2;(DC) = 0 bewirkt, und der Wellenlängenservo V&sub1;&sub4;&sub2; = 0 bewirkt. Diese beiden Zustände können aus den Gleichungen 15 und 17 umgeschrieben werden, um folgendes zu erhalten:
I&sub0;&sub0;sinφ&sub0; = -I&sub0;&sub1;Δφecosφ&sub0; (18)
und
Δφe2I&sub0;&sub0;cosφ&sub0; = -I&sub0;&sub1;sinφ&sub0; (19)
wobei angenommen wurde, daß wegen Δφe < < π folgendes gilt:
J&sub0;(Δφe) &sim; 1, J&sub1;(Δφe) &sim; (Δφe) J&sub2;(Δφe) &sim; 0.
Die gleichzeitigen Lösungen der Gleichungen 18 und 19 sind
φ&sub0; = 0 = φR + φf + φe0 = φR + φf + β(1 - 2U)I&sub0;&sub0; (20)
und
Δφe = 0 = β(1 - 2U)I&sub0;&sub1; (21)
Aus Gleichung 21 ist offensichtlich, daß der Wellenlängenservo U = 0,5 setzt und deshalb in der Gleichung 20 φe&sub0; = 0 und φf = -φR gilt. Somit werden die Gleichstromkomponente φe0 des Kerr-Effekts und die modulierte Komponente auf Null gesetzt, indem U = 0,5 gesetzt wird.
Deshalb weisen die Strahlen 111 und 112 gleiche Intensitäten auf und erfahren dieselben Brechungsindizes in ihren jeweiligen Lichtwegen, wodurch kein optischer Kerr-Effekt auftritt.
Der Phasenmodulator 116 zur Vorphasenmodulation der sich entgegengesetzt ausbreitenden Strahlen kann außerdem dazu verwendet werden, das Signal 133 so einzubringen, daß die Phasenbeziehung der Strahlen 111 und 112 auf Null eingestellt wird. Somit kann das Signal 133 in dem Summierungsverstärker 148 mit dem Signal zur Vorphasenmodulation aus dem Oszillator oder Vorphasenmodulatortreiber 118 summiert werden.
Es sollte beachtet werden, daß der Kerr-Effekt aufgrund ungleicher Lichtintensitäten in dem IOC-Modulator 116 innerhalb der Meßschleife 104 in den Gleichungen 1 bis 21 vernachlässigt wurde. Dies ist eine gute Annäherung (und eine hilfreiche Vereinfachung), da die Länge des IOC-Modulators in der Regel weniger als 10&supmin;&sup4; der Gesamtschleifenlänge ausmacht und die genaue Größe des Kerr- Effekts nur sehr geringfügig verändern würde. Da die Absicht der Erfindung darin besteht, den Kerr-Effekt durch Einstellen der Intensität einer Welle gleich der der anderen zu nullen, würde die Erfindung dieses Ergebnis weiterhin erzielen. Tatsächlich wird der Gesamt-Kerr-Effekt durch die Erfindung genullt, wenn ungleiche Verluste in der Schleife aufgrund der integrierten Optik bestehen, wodurch die effektiven mittleren Intensitäten der beiden Wellen im Uhrzeigersinn und entgegen dem Uhrzeigersinn eingestellt werden. In diesem allgemeinen Fall wird U als das effektive Leistungsverzweigungsverhältnis zwischen den Strahlen 111 und 112 interpretiert. Die Servoschleifen nullen den Gesamt-Kerr-Effekt und gleichen somit effektiv die beiden, sich entgegengesetzt ausbreitenden Intensitäten aus.

Claims

1. Interferometrisches faseroptisches Gyroskop, umfassend:

eine Lichtquelle (102);

einen ersten Verzweiger (108), der mit der Lichtquelle verbunden ist;

eine faseroptische Meßschleife (104); und

einen Detektor (124), der mit dem ersten Verzweiger verbunden ist;

einen wellenlängenempfindlichen Lichtleistungsverzweiger (106), der den ersten Verzweiger an die faseroptische Meßschleife ankoppelt, wodurch der Lichtleistungsverzweiger (106) einen von der Lichtquelle (102) emittierten Strahl (110) in zwei Strahlen (111, 112) aufteilt;

einen Phasensignalmodulator (116), der mit der faseroptischen Meßschleife verbunden ist;

eine Vormodulationsfrequenzquelle (118), die an den Phasensignalmodulator angekoppelt ist;

einen Phasensignaldemodulator (128), der mit dem Detektor und mit der Vormodulationsfrequenzquelle verbunden ist;

einen Lichtintensitätsmodulator (134), der mit der Lichtquelle verbunden ist;

eine Lichtintensitätsmodulationsfrequenzquelle (138), die mit dem Lichtintensitätsmodulator verbunden ist;

einen Lichtintensitätssignaldemodulator (140), der Ausgangssignale (142) erzeugen kann und mit dem Phasensignaldemodulator (128) und mit der Lichtintensitätsmodulationsfrequenzquelle (138) verbunden ist, wodurch das Ausgangssignal (142) proportional zu der Intensitätsdifferenz der beiden Strahlen (111, 112) wird; und

eine Lichtquellenwellenlängenservoelektronik (144), die mit der Lichtquelle verbunden ist, wobei die Ausgangssignale (142) aus dem Lichtintensitätssignaldemodulator (140) durch die Lichtquellenwellenlängenservoelektronik in Lichtquellenwellenlängensteuersignale umgewandelt werden, die der Lichtquelle zugeführt werden, um die Wellenlänge der Lichtquelle solange einzustellen, bis die Intensitäten der beiden Strahlen (111, 112) gleich sind.

2. Gyroskop nach Anspruch 1, wobei:

der wellenlängenempfindliche Lichtleistungsverzweiger (106), der ein Intensitätsverzweigungsverhältnis aufweist, Licht aus der Lichtquelle (102) in zwei Lichtstrahlen aufteilt, die sich in entgegengesetzter Richtung in der Fasermeßschleife (104) drehen, wobei das Lichtintensitätsverzweigungsverhältnis von einer Wellenlänge der Lichtquelle abhängt, so daß sich Intensitäten der beiden Lichtstrahlen gleichen Beträgen nähern, wenn die Wellenlänge der Lichtquelle eingestellt wird;

die beiden Strahlen aus der faseroptischen Meßschleife (104) austreten und in dem wellenlängenempfindlichen Lichtleistungsverzweiger (106) kombiniert werden und sich zu dem ersten Verzweiger (108) und zu dem Detektor (124) ausbreiten;

wobei der Detektor (124) die beiden Lichtstrahlen detektiert und sie über einen Fotodetektor in elektrische Strahlsignale umwandelt;

die elektrischen Strahlsignale durch den Phasensignaldemodulator (128) in Bezug auf eine erste Frequenz der Vormodulationsfrequenzquelle demoduliert werden und Ausgangssignale aus dem Phasensignaldemodulator eine Phasenbeziehung zwischen den beiden Lichtstrahlen anzeigen, die wiederum eine Drehgeschwindigkeit der faseroptischen Meßschleife anzeigt; und

die Ausgangssignale aus dem Phasensignaldemodulator (128) durch den Lichtintensitätssignaldemodulator (140) in Bezug auf eine zweite Frequenz der Lichtintensitätsmodulationsfrequenzquelle (138) demoduliert werden und Ausgangssignale aus dem Lichtintensitätssignaldemodulator Intensitäten der beiden Lichtstrahlen anzeigen.

3. Gyroskop nach Anspruch 1, weiterhin mit einer Phasensignalelektronik (135), die mit dem Phasensignaldemodulator (128) und mit dem Phasensignalmodulator (116) verbunden ist.

4. Gyroskop nach Anspruch 3, wobei:

die elektrischen Strahlsignale durch den Phasensignaldemodulator (128) in Bezug auf eine erste Frequenz der Vormodulationsfrequenzquelle demoduliert werden und Ausgangssignale aus dem Phasensignaldemodulator eine Phasenbeziehung zwischen den beiden Lichtstrahlen anzeigen;

die Ausgangssignale aus dem Phasensignaldemodulator (128) durch die Phasensignalservoelektronik (135) in Phasenverschiebungssignale mit einem Betrag umgewandelt werden, die dem Phasensignalmodulator (116) zugeführt werden, um die Phasenbeziehung zwischen den beiden Lichtstrahlen so einzustellen, daß sich die Phasenbeziehung einem ersten Wert der Phasendifferenz zwischen den beiden Lichtstrahlen nähert und der Betrag der Phasenverschiebungssignale eine Drehgeschwindigkeit der faseroptischen Meßschleife (104) anzeigt; und

die Ausgangssignale aus dem Phasensignaldemodulator (128) durch den Lichtintensitätssignaldemodulator (140) in Bezug auf eine zweite Frequenz der Lichtintensitätsmodulationsfrequenzquelle demoduliert werden und Ausgangssignale aus dem Lichtintensitätssignaldemodulator (140) Intensitäten der beiden Lichtstrahlen anzeigen.

5. Gyroskop nach Anspruch 4, wobei der erste Wert der Phasendifferenz zwischen den beiden Lichtstrahlen Null ist.