NL192466C - Gyrometer. - Google Patents

Description

1 192466

Gyrometer

De uitvinding heeft betrekking op een gyrometer met een optische vezel voor het meten van een niet-reciproke faseverschuiving ondergaan door twee lichtgolven, die in tegengestelde lichtingen van akoestisch 5 gestuurde optische frequentie-omzetmiddelen in een spoeivormige optische vezel rondlopen, met een mono-chromatische lichtbron, organen voor de fotodetectie van de interferentie van deze lichtgolven, evenals optische scheidings- en mengorganen, welke de einden van deze optische vezel met de lichtbron, met de fotodetectie-organen en met de akoestisch gestuurde optische frequentie-omzetter verbinden.

Een gyrometer van deze soort is bekend uit het tijdschriftartikel van R.F. Cahill en E. Udd, ’’Phase-nulling 10 fiberoptic laser gyro” in Opties Letters .4.(1979), maart, nr. 3, blz. 93-95. Dit beschrijft eveneens een gyrometer met een spoeivormige optische vezel, waardoor lichtgolven in twee richtingen lopen via een akoestisch gestuurde optische frequentie-omzetter.

Hierbij is het bezwaar aanwezig, dat de in de spoel akoestisch gestuurde lichtgolven mengsignalen bevatten, die zowel de grondgolf als de in frequentie omgezette golven bevatten, wat in bepaalde gevallen 15 tot storingen kan leiden.

Het doel van de uitvinding is het opheffen van dit bezwaar, dat wordt bereikt, doordat genoemde akoestisch gestuurde optische frequentie-omzetmiddelen bestaan uit twee akoestisch gestuurde optische frequentie-omzetters die eik aanwezig zijn aan een einde van de spoeivormige optische vezel en geïntegreerd zijn uitgevoerd op een vlak substraat en ieder bestaan uit twee onderling evenwijdige golfgeleiders, 20 waarbij de golfgeleiders van iedere frequentie-omzetter onderling verschillende karakteristieken hebben, waarbij de golfgeleider, die met een einde van de spoeivormige optische vezel is verbonden, een invallende lichtgolf ontvangt, en de golfgeleiders over een vooraf bepaalde lengte onderling evenwijdig zijn en op zodanige afstand zijn geplaatst, dat de invallende lichtgolf van de ene golfgeleider naar de andere overdraagbaar is, en is voorzien van organen voor het opwekken van een geluidsgolf die colineair is met de 25 invallende lichtgolf die in een van de golfgeleiders is aangevoerd, waarbij deze akoestische opwekkings-organen tussen de twee golfgeleiders zijn aangebracht voor het produceren van een frequentie-omzetting, aan een einde van de spoeivormige optische vezel, waarbij de optische scheidings- en mengorganen evenals de detectie-organen geheel in het vaste medium zijn gevormd door integratie op het substraat, waarop twee golfgeleiders zijn gevormd die respectievelijk aan hun eerste einde met de lichtbron en met de 30 detectie-organen zijn gekoppeld, en aan hun tweede einde met een van de einden van de optische vezel, en die, op het substraat geïntegreerd, ten minste een paar elektroden omvat, die aan de ene en aan dé andere zijde van de twee golfgeleiders zijn geplaatst voor het vormen van een opto-elektrische fase-modulator, waarmee de draaiing van de gyrometer wordt vastgesteld, en de golfgeleiders de vorm hebben van twee Y’s die aan een van hun takken met elkaar zijn verbonden.

35 Dit levert het voordeel op van de ruimtelijke scheiding van de omgezette golven ten opzichte van de niet-omgezette grondgolf. Daar de overspraak met eenvoudige meetkundige parameters is verbonden kan deze willekeurig worden verminderd. Verder behouden de twee golven hun polarisatie. Voorts is de gyrometer volkomen redprook en daarmede ongevoelig voor reciproke storingen.

Ook is het mogelijk-om de nulmethode toe te passen waarbij dan het niet-reciproke effect wordt 40 beschouwd, dat het effect als gevolg van de rotatie compenseert. Hierdoor kan de rotatiesnelheid worden gemeten.

Voorts wordt het bijkomende voordeel bereikt, van de digitale regeling van de gyrometer volgens de uitvinding, wat het aantal toepassingsmogelijkheden aanzienlijk vergroot.

Verder wordt nog gewezen op de GB Patent Specification 1.448.563, waaruit een akoestisch gestuurde 45 met licht werkende inrichting bekend is, die voor wat betreft de opbouw praktisch gelijk is aan die volgens de onderhavige aanvrage, doch voor wat betreft de samenstelling, dimensionering en bedrijf, hiervan kennelijk zodanig verschilt, dat deze hier wordt toegepast ais een akoestisch gestuurde optische schakelaar.

Verder wordt gewezen op US Patent 4.326.803, waaruit een laser gyrometer bekend is die geheel op een substraat vervaardigd is en waarbij een opgedampte lichtgeleidende ring is toegepast in plaats van een 50 spoeivormige optische vezel.

Tenslotte is er nog het verschil van de koppeling van de akoestisch gestuurde optische frequentie-omzetters met de lichtgeleidende ring welke gecompliceerder is en is de opbouw anders. Het zogenaamde Sagnac effect waar in de onderhavige aanvrage sprake van is, wordt ook hier besproken (kolom 1, regels 7 t/m 11 e.v., kolom 2, regel 64 en kolom 4, regels 47 t/m 50).

De uitvinding betreft bovendien een gyrometer waarvan de voordelen naar voren zullen treden uit de onderstaande beschrijving, met verwijzing naar de bijgaande figuren, waarin: 55 192466 2 figuren 1 tot 3 een inrichting volgens de bekende stand van de techniek tonen; figuur 4 een optische frequentie-omzetter toont; figuur 5 een inrichting van de bekende stand van de techniek toont; figuur 6 schematisch een bekende ringvormige interferometer toont; 5 figuur 7 een diagram toont van de variatie van het optische vermogen in de uitgangstak in de bekende interferometer volgens figuur 6; figuur 8 een gyrometer met een optische interferometer volgens de ondeihavige uitvinding toont.

Figuren 1 en 2 tonen respectievelijk een doorsnede en een bovenaanzicht van een schakelaar die uit 10 lineaire optiek is vervaardigd. De twee lichtgolfgeleiders 1 en 2 zijn ingebracht in het substraat 3; het materiaal door middel waarvan de koppeling plaatsvindt is dat van het substraat 3. Voor het inplanteren van de geleiders 1 en 2 is het, bij wijze van voorbeeld, mogelijk om titaan te diffunderen in een substraat dat gevormd wordt door een plaatje monokristallijne lithiumniobaat (Li Nb 03). Het titaan substitueert in de diffusiezone gedeeltelijk het niobium voor het geven van een gemengd composiet met de formule Li 15 ΤϊχΝ^.χ03, dat een brekingsindex heeft hoger dan dat van zuiver niobaat; deze gediffundeerde zones welke een hogere index hebben dan die van het substraat, vormen de golfgeleiders 1 en 2. Wanneer de diffusietemperatuur hoger is dan het Curie-punt van het materiaal profiteert men van de volgende afkoelingsfase om het plaatje aan een gelijkvormig elektrisch veld te onderwerpen, zodanig dat het plaatje gelijkvormig wordt gepolariseerd en hierdoor een ”mono-domein” structuur wordt gevormd.

20 Wanneer er een spanning wordt aangelegd tussen de elektroden 10 en 20 ontstaat er een verdeling van de veldlijnen die met verwijzing 4 in figuur 1 wordt aangegeven. De component van het veld volgens de richting C loodrecht op het oppervlak 23 van het substraat heeft in de ene en de andere geleider dezelfde absolute waarde en een tegengestelde richting, waardoor variaties worden veroorzaakt in de brekingsindex van dezelfde absolute waarde en van tegengesteld teken. Niettemin veroorzaakt de volgende aanwezigheid 25 van een richting loodrecht op de asrichting C van het substraat, dat zijn buitengewone index draagt, van een veldcomponent die niet nul is, evenals het feit dat het aangelegde elektrische veld eveneens de waarde van de index laat variëren in het gedeelte van het substraat 22 tussen de twee geleiders, een bepaalde asymmetrie van het verschijnsel: de verkregen koppeling varieert volgens de polariteit van de tussen de elektroden 20 en 21 aangelegde spanning. De polariteit van de spanning die de maximum koppeling levert 30 kan worden afgeleid van de kristallografische oriëntatie van het materiaal dat het substraat vormt. Wanneer deze oriëntatie onbekend is, is het buitengewoon gemakkelijk om proefondervindelijk de optimale polariteit te bepalen voor een waarde van de lichtintensiteit die door een van de geleiders wordt overgedragen voor de twee polariteiten van tegengesteld teken.

Wanneer de metalen elektroden rechtstreeks aan het oppervlak van de geleidingen zijn aangebracht, kan 35 de aanwezigheid van een geleidelijk verdwijnende golf die zich in het metalen medium voortplant, dat relatief absorberend is, energie-veriiezen in de koppeling veroorzaken. Ter voorkoming hiervan is het mogelijk om, zoals in figuur 1 is weergegeven, tussen de geleiders 1 en 2 en de elektroden 10 en 20 een doorzichtige dielektrische laag 11 en 21 aan te brengen. Deze isolerende laag wordt in een materiaal uitgevoerd, dat een goede overdracht heeft voor de lichtgolflengte die door de geleider wordt getranspor-40 teerd, en een brekingsindex kleiner dan die van de geleider Siliciumoxide (Si02) vormt een materiaal dat uitstekend geschikt is in het tevoren beschreven geval, waarin het substraat door lithiumniobaat wordt gevormd.

Deze twee geleiders zijn, zoals figuur 2 toont, onderling evenwijdig over een rechtlijnig gedeelte van de lengte L afhankelijk van de parameter van deze koppellengte welke in het onderstaande zal worden 45 vastgelegd; de afstand tussen de rechtlijnige evenwijdige delen heeft een waarde d die enkele golflengten (berekend in het medium dat de twee geleiders scheidt) van het door de geleiders getransporteerde licht niet mag overschrijden. De twee geleiders zijn gevormd uit een zelfde elektro-optisch materiaal dat, bij onderwerping aan een elektrisch veld, een brekingsindex heeft die variabel is afhankelijk van de sterkte van het aangelegde veld. De brekingsindex van dit materiaal wordt zodanig gekozen, dat hij zelfs in aanwezig-50 heid van het aangelegde elektrische veld groter blijft dan de index van het materiaal dat het substraat 3 vomit.

Als gevolg van het elektro-optische karakter van het materiaal dat de geleiders 1 en 2 vormt levert de verdeling van de veldlijnen in de geleiders veroorzaakt in het midden hiervan variaties van de brekingsindex die in hoofdzaak gelijk zijn in absolute waarde, maar van tegengesteld teken.

55 Wanneer een golf door een geleider wordt getransporteerd plant een gedeelte van de energie zich buiten de geleider voort, in het medium dat de geleider omgeeft, in de vorm van een geleidelijk verdwijnende golf; de amplitude van deze golf daalt exponentieel wanneer men zich van de wanden van de geleider verwijdert.

3 192466

Wanneer een tweede geleider evenwijdig aan de eerste wordt aangebracht, vangt hij toenemend, door de schuinte van deze geleidelijk verdwijnende golf, de in de eerste geleider getransporteerde energie, en dit des te sneller naarmate de twee geleiders dichter bij elkaar zijn. Aan het einde van een bepaalde afstand, de zgn. koppellengte, die tegelijkertijd afhankelijk is van de meetkundige en optische parameters van de 5 twee geleiders en van het medium dat deze scheidt (en in het bijzonder van de brekingsindex daarvan), is een maximum aan energie van de eerste naar de tweede geleider overgedragen; voorbij deze lengte doet zich het omgekeerde verschijnsel voor: de energie wordt geleidelijk van de tweede geleider naar de eerste overgedragen, totdat een minimale waarde in de tweede geleider is bereikt; elke wijziging van de index van een van de aanwezige media werkt vanzelfsprekend in de ene of de andere richting, op de koppellengte.

10 In de inrichting die in figuur 1 en 2 is weergegeven kan de lengte L gelijk worden gekozen aan de koppellengte in afwezigheid van dit aangelegde elektrische veld. Als gevolg van de volkomen symmetrie van de twee geleiders in de koppelzone is de energieoverdracht van de eerste naar de tweede geleider (of van de tweede naar de eerste geleider) totaal. Het aanleggen van een spanning tussen de elektroden 20 en 21 vermindert de koppellengte, en een gedeelte van de energie wordt terug overgedragen van de tweede 15 geleider naar de eerste (of van de eerste naar de tweede). Het globale resultaat is dat naar gelang de vergroting van de spanning de van de eerste geleider naar de tweede (of van de tweede naar de eerste) overgedragen energie, gemeten aan het einde van de koppelzone, vermindert dat een waarde nul wordt bereikt. De koppeling tussen de twee geleiders daalt hierdoor van 100% tot 0%, wanneer de aan de elektroden aangelegde spanning stijgt. Het resultaat zal identiek zijn wanneer men aan de lengte L een 20 waarde geeft gelijk aan het oneven meervoud van de koppellengte onder een veld nul.

Het is eveneens mogelijk om aan de lengte L een waarde te geven gelijk aan een even meervoud van de koppellengte onder een veld nul. De aan de uitgang van de ene geleider naar de andere overgedragen energie stijgt dan vanaf nul, wanneer de tussen de elektroden aangelegde spanning stijgt vanaf nul.

Men heeft hierdoor een inrichting verkregen, die op bevel van een elektrisch signaal toestaat om een 25 gedeelte of de gehele energie die door een geleider wordt getransporteerd naar een andere geleider over te schakelen die hiermede in de koppelzone samenwerkt.

Het spreekt vanzelf, dat wanneer men zich beperkt tot een van de twee geleiders met een stuk dat als minimale lengte de lengte L van de koppelzone heeft, deze inrichting toestaat om de door de andere geleider getransporteerde energie tot 100% te moduleren.

30 In het geval, waarin deze twee geleiders verschillend zijn, kan een tussen deze twee geleiders aangebrachte periodieke constructie toestaan om de uitwisselingen hiertussen te vergroten. Wanneer de in een geleider getransporteerde golf dezelfde voortplantingsnelheid heeft als een van de in de andere geleiders gebroken orden, is er in feite een energieuitwisseling.

Voor het verkrijgen van deze uitwisseling kunnen verschillende middelen worden gebruikt, in het 35 bijzonder het opwekken van een elektrisch veld tussen de twee elektroden door bijvoorbeeld de periodieke constructies 18 en 29, die aan weerszijden zijn aangebracht van de twee golfgeleiders 5 en 6, zoals in figuur 3 is weergegeven. Een lichtgolf 24 die zich in een eerste geleider voortplant opgewekt door koppeling ten gevolge van de aanwezigheid van een polarisatie V0, een gekoppelde golf 25 die zich in de tweede geleider 6 zal voortplanten. Deze kan ook de uitvoering zijn van een netwerk dat in het substraat tussen de 40 twee golfgeleiders is geëtst. In de onderhavige inrichting is er een opwekking van geluidsgolven 12, door elektroden 13,14 die de vorm hebben van in elkaar grijpende kammen, aan de klemmen waarvan een generator V is aangesloten, welke zich tussen de twee golfgeleiders voortplanten, zoals in figuur 4 is weergegeven. De elektroden kunnen echter zijn afgezet op een dunne laag 26 van een piezoelektrisch materiaal, bijvoorbeeld zinkoxide (Z„0) dat zelf is afgezet op het substraat 3 dat uit een ander materiaal is 45 samengesteld, bijvoorbeeld siliciumoxide. De dunne laag 26 kan echter uit eenzelfde materiaal zijn vervaardigd als het substraat, bijvoorbeeld uit kristallijne kwarts, galliumarsenide of lithiumniobaat.

Deze inrichting heeft het voordeel dat een regeling wordt toegestaan van de koppeling tussen de twee geleiders 5 en 6 die afhankelijk is van de frequentie van de golfgeleiders. In feite staat deze akoesto-optische afbuiger een frequentietranslatie toe: De door een van de geleiders 5 getransporteerde lichtgolven 50 die vervolgens door deze akoesto-optische golven worden gebroken, worden dan van frequentie omgezet en in de tweede geleider 6 overgedragen. Deze twee geleiders hebben overigens niet noodzakelijkerwijs de zelfde breedte.

Wanneer men in feite een medium 30 beschouwt, waarin zich een bundel elastische golven 31 van de frequentie f voortplant, zoals in figuur 5 is weergegeven, en wanneer er in dit medium een invallende 55 lichtbundel 32 wordt gezonden, verkrijgt men een samenstel 33 van gebroken lichtbundels met de frequenties F + kf; hierin is k een geheel positief of negatief getal.

In feite heeft de sinusvormige variatie van de index, die door de elastische golf wordt opgewekt, op de 192466 4 lichtgolf een soortgelijk effect als dat van een fasenetwerk: de lichtbundel 32 die in het kristal 30 evenwijdig indringt aan de vlakken van de elastische golven wordt gesplitst in verschillende bundels die symmetrisch hellen ten opzichte van de invallende bundel over de hoeken ΘΝ: s sinöN = k£

Hierin is Λ de steek van de golfvlakken en λ de golflengte van de invallende bundel. De dikte e van de elastische bundel moet echter kleiner zijn dan een kritische waarde e0. In feite worden de zijgolven opgewekt langs het gehele traject van de draaggolf binnen de ultrageluidsbundel en niet alleen aan de uitgang, aan het front. Wanneer men, in gedachten, de elastische bundel in dunne moten verdeelt die 10 evenwijdig zijn aan de voortplantingsrichting is voor elk van deze moten de voorgaande spectraalanalyse geldig: de frequenties Ω + ko> en de voortplantingsrichting ΘΝ van de zijgolven zijn gelijk voor de abdsmoten xenx+f. Wanneer men voor een bepaalde orde de bijdragen optelt van deze twee moten met een afstand van t, is er een tegenovergestelde fase voor een afstand €N =

De interferentie van de golven die door de twee moten worden uitgezonden welke een afstand hebben 15 van lN kan daardoor vernielend zijn. Wanneer de breedte van de bundel groter is dan lN, wordt de invloed van een moot opgeheven door de moot op een afstand van lN. Onder de beste omstandigheden mag daardoor de dikte e van de elastische bundel niet groter zijn dan een kritische waarde van de eerste orde: θ _ / λ2 ' ®c “ Λ 20 Voor een inval onder de hoek van Bragg van de lichtbundel 32 ten opzichte van de elastische golfvlakken is de interactie groter, daar hij toestaat om de interferenties constructief te maken voor de eerste orde van de hoekfrequentie Ω + km; hij levert daardoor slechts een enkele gebroken bundel.

De onderhavige inrichting past een gerichte koppeling toe, waarvan de twee geleidingen niet identiek zijn. In dit geval, wanneer β/Κ1 en β/Ι<2 de constanten zijn van voortplanting van de golven in deze twee 25 geleiders van de koppeling, kan de relatieve energie in een van de geleiders wanneer men de andere heeft bekrachtigd worden geschreven: E ---—z sin2 V1 + 2/4c2 cL.

1 l Δβ2/4ο2 waarin L de interactielengte is, c de koppelingsconstante met 30 Δβ=^β/Κ1-β/Κ2) waarin λ de golflengte is in vacuüm. De relatieve energie die in deze geleider aanwezig is aan de uitgang van de koppeling hangt daardoor af van de drie parameters L, c en Δβ. Wanneer Δβ groot is ten opzichte van c ziet men in elk geval, wat L ook is, dat de maximaal uitgewisselde energie klein kan zijn. Wanneer 35 bijvoorbeeld c = 1,5 10'4 pm ^Δβ = 0,001

Emax = 0,0017 40 en wanneer c = 1,5 10'4 è=0·01 EMAX = 0,000017

Hierdoor zijn deze waarden zeer klein en kunnen nog willekeurig worden verminderd door wijziging van 45 de lengte L.

Men weet, dat wanneer men de constanten van voortplanting van deze twee geleiders periodiek laat variëren en wanneer de overeenkomstige periode goed wordt gekozen, men de uitwisseling kan vergroten tussen de twee geleiders door de compensatie van Δβ door de vector K van het netwerk.

De interactie wordt dan, ais gevolg van het momentbehoud geschreven als: 50 β, + K = β2 dus:

Hierin is Λ de periode van het netwerk.

55 Wanneer dit netwerk is gevormd, op de wijze zoals in de inrichting weergegeven in figuur 4 is uitgevoerd, door een geluidsgolf die zich colineair voortplant aan een lichtgolf, zal men dan een translatie van frequentie van de gekoppelde golf hebben.

5 192466

De werkzaamheid van de interactie hangt af van de waaide van de variatie van de index die door de geluidsgolf wordt geïnduceerd en daardoor van het geïnjecteerde vermogen. Men kan als voorbeeld een gerichte koppeling nemen die in lithiumniobaat (Li Nb 03) door diffusie van titaan is uitgevoerd. De variatie van de index die met titaan overeenkomt is gewoonlijk in de orde van: Δη = 5 1CT3.

5 Men ziet dan in, dat men de twee geleiders kan uitvoeren met Δγβ/Κ = 2 10-3. Dit kan worden verkregen door de breedte of/en dikte van het titaan voor de twee geleiders van de koppeling te veranderen. Voor een interactielengte van 10mm zal de maximaal uitgewisselde energie zijn: λ = 0,83 pm, E**** = 4 10-4. De lengte van de geluidsgolf die voor de compensatie nodig is zal zijn: 415 pm, dus in het geval van lithiumniobaat (Li Nb 03) een frequentie van omstreeks 7,2 MHz. De aan de uitgang van de tweede geleider (niet 10 aanvankelijk bekrachtigd) opgevangen golf zal dan worden verkregen met een frequentietranslatie van 7,2 MHz en de maximum basishoeveelheid in deze geleider zal -33dB zijn ten opzichte van de totale licht-energie.

De inrichting kan eveneens worden vervaardigd door een van de geleiders door protonenuitwisselihg en de andere door titaandiffusie te vervaardigen (of beide door protonenuitwisseling maar met verschillende 15 karakteristieken). In dit geval kan men Δβ/Κ = 0,1 verkrijgen met een interactiegolflengte gelijk aan 10 mm, verkrijgt men een maximum uitgewisselde energie: -67dB van de totale energie, met een geluidsgolflengte van 8,3 pm, dus een geluidsfrequentie in de orde van 361 MHz.

Hierdoor veroorzaakt in de inrichting, die in figuur 4 is weergegeven, een in de eerste geleider gezonden golf 23 door koppeling de aanwezigheid van een golf 25 in de tweede geleider, van welke golf dan de 20 frequentie wordt getransleerd.

Er zijn verschillende configuraties van geleidingen mogelijk, met een substraat 3 uit lithiumniobaat bij voorbeeld. De twee geleiders worden vervaardigd door diffusie van titaan in het substraat. De in de twee geleiders geleide golven zijn ofwel twee TE golven of twee TM golven, men verkrijgt dan een ^ in de orde van enkele 10'3.

25 Maar men kan ook een gekruiste interactie hebben, d.w.z. een TE golf in de eerste geleider en een TM golf in de tweede, of omgekeerd, men verkrijgt dan een ^ in de orde van 0,1.

Een van de twee geleiders kan worden verkregen door diffusie van titaan en de tweede door protonenuitwisseling. Wanneer men een as C beschouwt, loodrecht op het oppervlak van het substraat, dan heeft men een TM golf in elk van de twee geleiders. Dit kunnen ook twee TE golven zijn. Men verkrijgt dan een 30 in de orde van 0,1. De twee geleiders kunnen door protonenuitwisseling worden verkregen, maar hun K Aft karakteristieken moeten dan verschillend zijn. Men verkrijgt dan: -j^ = 0,1.

Door wijziging van de geluidsfrequentie, die van 10 tot 300 Megahertz kan variëren, kan men een afstembaar filter verkrijgen. In feite varieert de dubbele breking van het materiaal afhankelijk van de g5 frequentie.

De dooriaatband van de inrichting is afhankelijk van de interactielengte van licht golfgeluidgolf naarmate het aantal goifvlakken van de geluidsgolf groter is tijdens deze koppeling is de dooriaatband nauwer.

De beschreven inrichting kan daardoor als filter worden gebruikt en trekt bijvoorbeeld profijt van de variatie van de dubbele breking van een materiaal met de golflengte. Men kan zich dan voorstellen, dat er 40 een TE(TM) golf in deze eerste geleider is en een TM(TE) golf in de tweede geleider, die door middel van de geluidsgolf worden gekoppeld. In het geval van lithiumniobaat heeft men: (ΔβΚΤΜ - Δβ/ΚΤΕ) = 0,1 en dus opnieuw een geluidsgolf met een frequentie = 361 MHz. En dit filter is instelbaar daar het voldoende is om de frequentie van de geluidsgolf te veranderen.

In de inrichting kan men elektroden aanbrengen, bijvoorbeeld aan weerszijden van de twee geleiders of 45 op deze zelfde geleiders. Men kan voorts tussen de elektroden en het substraat een isolerende bufferlaag aanbrengen. Het tussen deze twee elektroden opgewekte elektrische veld staat dan de regeling toe van de inrichting in zijn begintoestand of in zijn eindtoestand.

De inrichting wordt toegepast op het terrein van de gyrometer met optische vezel.

Figuur 6 toont schematisch een ringvormige interferometer volgens de bekende stand van de techniek. 60 Een laserbron S zendt een bundel evenwijdige stralen 41 naar een scheidingsinrichting, die gevormd wordt door een half doorzichtig blad M.

Een bepaald aantal spiegels Mv M2, M3, bepalen een optische baan die de ring van de interferometer vomit. Deze ring kan bijvoorbeeld worden vervaardigd met behulp van een monogolf optische vezel; in feite wordt de gevoeligheid van de meting vergroot dankzij het gebruik van een lange optische baan. Deze ring 55 wordt opnieuw gesloten op de scheidingsinrichting M, die eveneens de rol speelt van een menginrichting en hierdoor een uitgangstak 43 bepaalt. De ring wordt daardoor doorlopen door de twee golven die zich in omgekeerde richting voortplanten: de ene volgens de wijzers van een uurwerk (richting 2), de andere tegen 192466 6 de wijzers van een uurwerk (richting 1). Deze twee golven worden gerecombineerd op het scheidingsblad M. Het resultaat νέτη deze recombinatie kan worden waargenomen in de uitgangstak 43, met behulp van de detector D. Een deel van de bundels wordt opgenomen in de ingangstak door het scheidingsblad M', en doorloopt opnieuw de filterinrichting F. Aan de uitgang recombineren de twee golven zich onder het 5 scheidingsblad M'. Het resultaat van deze recombinatie kan worden waargenomen in de uitgangstak 44. Het feit van de aanbrenging van de filterinrichting F in de ingangsarm van de interferometer maakt deze volkomen reciprook; hij wordt dan doorlopen door een golf die in een enkele optische golf is opgesloten. Deze filterinrichting wordt verkregen door een golffilter gevolgd door een polarisator. In feite doorloopt de invallende bundel 41 dit filter en de uittredende fractie heeft een enkelvoudige golf. Men kan daarom de 10 uittredende bundel 43 beschouwen als overeenkomende met de interferentie van de twee bundels die de golffilterinrichting niet hebben doorlopen, maar men kan ook het gedeelte van de bundels dat in de ingangsarm wordt teruggenomen beschouwen door het half doorachtige blad M'. Dit gedeelte van de bundels doorloopt opnieuw de filterinrichting F. Aan zijn uitgang hebben de twee bundels die men in de arm 44 zendt d.m.v. het halfdoorzichtige blad M' dezelfde golf, wat de interferometer ongevoelig maakt voor 15 ’’reciproke” storingen.

Indien Δφ het faseverschil is tussen de twee golven die zich in omgekeerde richting in de ring voortplanten, en Ps het optische uitgangsvermogen, dat men in de uitgangstak 44 kan meten, in afwezigheid van ’’niet reciproke” storing, Δφ is nul.

Wanneer men een gyrometer beschouwt die deze ringvormige interferometer toepast, zal een "niet 20 reciproke” storing worden opgewekt door het in draaiing brengen van de gyrometer. Het faseverschil Δφ is niet meer nul en men heeft Δφ = αΩ waarin Ω de rotatiesnelheid is en α = k|j waarin k een constante is afhankelijk van de meetkundige afmetingen van de gyrometer, L de lengte van de optische baan, λ de golflengte van het licht dat door de lasetforon S wordt uitgezonden, en C de lichtsnelheid in de ring 42. Wanneer de rotatiesnelheid Ω stijgt, stijgt het faseverschil Δφ in dezelfde 25 verhoudingen, daar de coëfficiënt α gelijk blijft. Het optische vermogen Ps ontwikkelt zich volgens een cosinusvormige wet. In feite is

Ps - Pis + P2S + 2 VPis P2S Cos (Δφ) waarin P1S overeenkomt met de richting 1 en P2S met de richting 2. De gevoeligheid van de meting voor 30 een gegeven waarde wordt uitgediukt door de afgeleide van Ps.

dPs ,_ 0(Δφ) ^ V Pis P2S s'n (Δφ)

De gevoeligheid van de interferometer is zeer gering wanneer het faseverschil Δφ weinig van nul verschilt. Dit is het geval in een gyrometer wanneer men kleine rotatiesnelheden Ω wil meten. De variatie 35 van het optische vermogen in de uitgangstak wordt toegelicht dor het diagram van figuur 7.

Men kan de termen P1S en P2S gelijk beschouwen. Hieruit volgt dat voor een faseverschil φ = π, het gedetecteerde vermogen minimaal is. Het gaat door een maximum PSmax voor φ = 0, en voor 2 π enz.

Voor de vergroting van de gevoeligheid van de interferometer kan men een ’’niet reciproke” constante schuinte in de fase van de twee golven inbrengen die in omgekeerde richting rondlopen, zodanig dat het 40 werkingspunt van de interferometer wordt verplaatst.

In het geval van een functie die volgens een cosinusvormige functie varieert wordt het punt van de hoogste gevoeligheid verkregen door de hoeken van (2K + 1) π/2, waarin k een geheel getal is. Men kan daardoor een schuinte kiezen die een fasevariatie op elke golf invoert van een absolute waarde van π/4 maar van verschillend teken. In afwezigheid van een ’’niet reciproke” storing wordt het faseverschil dan Δφ' 45 = Δφ' + ΔφΟ met ΔφΟ = π/2 men plaatst zich dan op het punt A van figuur 7.

Zoals in figuur 6 is weergegeven kan men dan op de baan van de golven in de ring 42 een fase-modulator 45 plaatsen, welke een reciproke effect veroorzaakt voor het verkrijgen van een betere gevoeligheid van de inrichting. Deze modulator wordt op zodanige wijze bekrachtigd dat er een fasevariatie van de golf wordt veroorzaakt die deze doorloopt. Deze variatie is periodiek, waarbij zijn periode gelijk is aan 2τ, 50 waarin τ de doorlooptijd is van een golf in de ring.

Het verschil wordt dan Δφ' = Δφ + φ (t - τ) waarbij elk van de golven die in tegengestelde richting rondloopt deze faseverschuiving ondergaat wanneer hij de modulator doorloopt met φ (t) = φ (t + 2 τ).

Het werkingspunt beschrijft dan de kromme Ps = f (Δφ) van figuur 7 op symmetrische wijze tussen een 55 paar uitersten.

De inrichting (modulator met reciproke fase) die de invoering toestaat van de storing φ (t) kan op voordelige wijze in twee inrichtingen 45 en 46 worden gesplitst, die elk aan één einde van de baan liggen, 7 192466 zoals in figuur 6 is weergegeven en waarbij de ene zorg voor de faseverschuiving φ1 (t) en de andere voor de faseverschuiving φ2 (t). Deze fasemodulatorinrichtingen die symmetrisch aan de twee einden van de optische baan liggen kunnen tegengesteld werken. Deze opstelling veizekert een bijkomende symmetrie van de verschijnselen, welke de fouten van de tweede orde vermindert die afkomstig zijn van eventuele 5 nietlineariteiten van de modulators.

Het ideaal is het werken op de punten A en B van de kromme die in figuur 7 is weergegeven, gedurende een eerste tijd moet men om in A te werken hebben φ, (t) = ^ en φ2 (t) = - π/4 en vervolgens φ., = - π/4 en φ2 (t) = + π/4 om in het punt B te werken.

Men kan dit resultaat verkrijgen door twee bloksignalen te gebiuiken welke twee sterkten hebben van — 10 π/4 en + π/4.

Wanneer de fasemodulatiesignalen op de frequentie F zijn, verkrijgt men wanneer de gyroscoop niet draagt bij de detectie een signaal dat op de frequentie 2F is gecorrigeerd. Wanneer daarentegen de gyroscoop draait veikrijgt men de frequenties F en 2F. Maar deze inrichting heeft het bezwaar dat hij geen nultechniek omvat. Verder is de meting niet lineair.

15 Wanneer men een nulmethode wil gebruiken moet men een nietreciproke-effect beschouwen dat het effect ten gevolge van de rotatie compenseert. Men veikrijgt dan een component bij de frequentie F van hei gedetecteerde signaal die nul is. Men meet dan de gewijzigde parameter, welke ons toestaat om de rotatiesnelheid te kennen.

Men kan het veld wijzigen dat aan de klemmen is aangelegd van de modulator, wanneer deze elektro* 20 optisch is. Men kan het frequentieverschil wijzigen van de zich voortplantende golven, wat een faseverschfl aan de uitgang van de detector veroorzaakt.

De onderhavige inrichting wordt toegepast op het terrein van de gyrometer met optische vezel, waarin men over twee frequentie-omzetters kan beschikken in de twee armen die bij zodanige frequenties werken, dat de nietreciprociteit, welke ingevoerd wordt door het feit dat de twee golven in de interferometer niet 25 dezelfde frequentie hebben, die compenseert welke veroorzaakt wordt door het Sagnaceffect.

Men kan hierdoor twee omzetters 62 en 63 beschouwen, welke naast de modulatoren 45 en 46 zijn geplaatst, zoals in figuur 6 is weergegeven.

De onderhavige inrichting staat dan een digitale regeling toe. Wanneer men naast deze twee modulators twee frequentie-omzetters plaatst, kan men komen tot de compensatie van de frequentiecomponent F ten 30 gevolge van het Sagnaceffect wanneer er rotatie is; aan de twee omzetters heeft men dan twee frequenties F, en F2.

In rust moet men dan hebben F1 = F2. Wanneer de gyroscoop bij een constante snelheid draait, is er een zweven van de frequentie van de frequenties F1 en F2 en men kan dan het aantal zwevingen tellen.

De vooruitgang die gemaakt is bij de vervaardiging van optische vezels met gering verlies staan het 35 gebruik van optische vezels toe voor de vervaardiging van deze ringvormige interferometers, zoals dit tevoren is vermeld. Een uitvoeringsvoorbeeld van een ringvormige interferometer volgens de uitvinding is in figuur 8 weergegeven. De vezel 52 die om zichzelf is gewikkeld vormt de ring 42 van de interferometer. De verschillende takken van de interferometer zijn in geïntegreerde optiek uitgevoerd: de golfgeleiders zijn vervaardigd door integratie in een substraat. Het substraat kan bijvoorbeeld worden gekozen onder de 40 volgende materialen: Lithiumniobaat of lithiumtantalaat, waarin men voor de vervaardiging van de gotf-geleiders, titaan of rasp. niobium laat diffunderen.

De frequentie-omzetter is gesplitst in twee omzetters 54 en 55 die aan de twee einden van de vezel zijn geplaatst. Deze omzetters zijn inrichtingen die tevoren zijn beschreven en die toestaan, door wijziging van de twee frequenties van de twee geluidsgolven (58, 59) die door de elektroden (56, 57) zijn opgewekt, cm 45 het Sagnaceffect te compenseren. De fasemodulators 60 en 61 die zijn weergegeven door de elektroden welke aan weerszijden van elk van de geleiders zijn geplaatst, zijn in de lus geplaatst om de ogenblikken te kennen waarop de gyroscoop draait: In feite detecteert men in dit geval een component van het signaal op de frequentie F, zoals tevoren is toegelicht.

De schelders van lichtstralingen zijn samengesteld uit golfgeleiders van monogolven die onderling ajn 50 verbonden voor het voimen van Y, deze Y is onderling verbonden met een van hun takken die de rol speelt welke tevoren werd ingenomen door de halfdoorzichtige bladen in figuur 6. De geleider 48 speelt de rol van monogolffilter van figuur 1, waarbij een polarisator bijvoorbeeld is verkregen door de metalisatie 49 van het oppervlak van de substraat boven de geleider 48.

Claims (1)

192466 8 Gyrometer met een optische vezel voor het meten van een niet-reciproke faseverschuiving ondergaan door twee lichtgolven, die in tegengestelde richtingen van akoestisch gestuurde optische frequentie-5 omzetmiddelen in een spoelvormige optische vezel rondlopen, met een mono-chromatische lichtbron, organen voor de fotodetectie van de interferentie van deze lichtgolven, evenals optische scheidings- en mengorganen, welke de einden van deze optische vezel met de lichtbron, met de fotodetectie-organen en met de akoestisch gestuurde optische frequentie-omzetter verbinden, met het kenmerk, dat genoemde akoestisch gestuurde optische frequentie-omzetmiddelen bestaan uit twee akoestisch gestuurde optische 10 frequentie-omzetters die elk aanwezig zijn aan een einde van de spoelvormige optische vezel en geïntegreerd zijn uitgevoerd op een vlak substraat en ieder bestaan uit twee onderling evenwijdige golfgeleiders, waarbij de golfgeleiders van iedere frequentie-omzetter onderling verschillende karakteristieken hebben, waarbij de golfgeleider die met een einde van de spoelvormige optische vezel is verbonden, een invallende lichtgolf ontvangt, en de golfgeleiders over een vooraf bepaalde lengte onderling evenwijdig zijn en op 15 zodanige afstand zijn geplaatst, dat de invallende lichtgolf van de ene golfgeleider naar de andere overdraagbaar is, en is voorzien van organen voor het opwekken van een geluidsgolf die colineair is met de invallende lichtgolf die in een van de golfgeleiders is aangevoerd, waarbij deze akoestische opwekkings-organen tussen de twee golfgeleiders zijn aangebracht voor het produceren van een frequentie-omzetting, aan een einde van de spoelvormige optische vezel, waarbij de optische scheidings- en mengorganen 20 evenals de detectie-organen geheel in het vaste medium zijn gevormd door integratie op het substraat, waarop twee golfgeleiders zijn gevormd die respectievelijk aan hun eerste einde met de lichtbron en met de detectie-organen zijn gekoppeld, en aan hun tweede einde met een van de einden van de optische vezel, en die, op het substraat geïntegreerd, ten minste een paar elektroden omvat, die aan de ene en aan de andere zijde van de twee golfgeleiders zijn geplaatst voor het vormen van een opto-elektrische fase-25 modulator waarmee de draaiing van de gyrometer wordt vastgesteld, en de golfgeleiders de vorm hebben van twee Y’s die aan een van hun takken met elkaar zijn verbonden. Hierbij 4 bladen tekening