NO831110L - Fiberoptisk rotasjonssensor som anvender upolarisert lys - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse angår rotasjonssensorer, slik som gyroskoper og spesielt en fiberoptisk rotasjonssensor.

Fiberoptiske"rotasjonssensorer er spesielt fordelaktige siden de drives uten bevegelige deler og er derfor poten-sielt svært pålitelige. Rotasjonsavføling blir tilveiebragt ved detektering av en rotasjonsindusert faseforskyvning vanligvis henvist til som "Sagnac f asef orskyvning"' mellom lysbølger som utleder seg i motsatte retninger rundt en lukket sløyfe dannet av en spole av optisk fiber. Denne "Sagnac"-faseforskyvning er definert av det velkjente forholdet :

hvor A er området omgitt av sløyfen med optiske fibre, N er antall vindinger med optisk fiber rundt området A, omega (fi) er vinkelhastigheten til sløyfen om en akse som er perpendikulær på sløyfens plan, og lambda (X) og c er frie romverdier til henholdsvis bølgelengden og hastigheten til' lyset tilført sløyfen.

Den kjente teknikken ved fiberoptisk rotasjonssensorer anvender polarisert lys gjennom enkel mode optiske fibre. Tidligere utviklingsanstrengelser er kjennetegnet ved at ikke-resiproke operasjoner av rotasjonssensorene på grunn av det faktum at enkelmodusfibrene har to ortogonale polarisasjonsmoduser, som hver generelt utbrer lys ved en hastighet forskjellig fra hverandre. Restdobbeltbrytningen til enkelmodusfiberen bevirket at noe av dette polariserte lyset blir krysskoplet inn i det andre til de to polari-seringsmodusene. På grunn av forskjellige utbredelses-hastigheter i de to polarisasjonsmodusene, ble følgelig en ikke-rotasjonsindusert faseforskyvning innført som derved bevirker ikke-resiproke drift av rotasjonssensorene. Det ble senere funnet at den resiproke drift kunne bli tilveiebragt ved å anbringe en polarisator ved utgangssiden til rotasjonssensoren for å markere ethvert lys som ble kryss koplet til den andre polarisajsonsmodusen. Andre invol-verte løsninger benytter en polarisasjonsstyrer,enten separat eller i kombinasjon med utgangspolarisatoren som beskrevet i den internasjonale søknaden nr. PCT/US82/00400, inngitt 31. mars 1982 med tittelen "Fiber optic rotation sensor".

Uttrykket "resiprok" og "ikke-resiprok" er benytttet i denne beskrivelsen for å angi måten som lysbølgene blir påvirket av fiberen når de utbreder seg gjennom fibersløyfen når sløyfen er i ro. "Resiprok" betyr at sløyfen i ro beveger seg hver av motsatt utbredende bølger identiske optiske banelengder slik at etter at bølgene har utbredt seg gjennom sløyfen, er det ikke noen faseforskjell mellom dem. "Ikke-resiprok" betyr på den andre siden at med sløyfen i ro,

er de optiske banelengdene til motsatt seg utbredende bøl-ger forskjellige slik at der vil være en faseforskjell mellom bølgene etter at de har utbredt seg gjennom sløyfen.

Foreliggende oppfinnelse tilveiebringer et fiberoptisk gyroskop som anvender i det vesentlige upolarisert lys. Uttrykket "upolarisert lys", som her anvendt, er definert som lyset som har lik intensitet i enhver av to ortogonale polarisasjonstilstander. Komponentene til lyset i disse ortogonale polarisajsonstilstandene har en faseforskjell som varierer uregelmessig med tiden. Det er blitt funnet at bruk av upolarisert lys resulterer overraskende i resiprok drift av fiberoptisk rotasjonssensorer som anvender singelmodusoptiske fibre uten en utgangspolarisator eller annet spesielt utstyr, selv om det forekommer vesentlig krysskopling mellom de to polarisasjonsmodusene. Slike resiproke operasjoner er på grunn, i det minste delvis,

på det faktum at siden lyskilden er upolarisert vil lys-utbredelsen i de to ortogonale polarisasjonsmodusene være inkoherent. Ikke-rotasjonsinduserte faseforskyvninger mellom inkoherente komponenter av lysbølgene vil således være gjennomsnittlig null i detektoren. Det har dessuten blitt funnet at ikke-rotasjonsinduserte faseforskyvninger

mellom koherente komponenter til lyset løses i vektorer lik i størrelse og motsatt i fasevinkel slik at ikke-resiproke komponenter til disse vektorene stryker hverandre. Bruken av upolarisert lys bevirker således ikke-rotasjonsmessig indusert faseforskyvning mellom motsatt utbredende bølger til å bli effektivt eliminert uten en polarisator eller annet spesielt utstyr, mens det tilveiebringes resiprok operasjon.

En annen betydelig fordel ved å benytte upolarisert lys er at rotasjonssensoren ikke blir påvirket ved variasjoner i omgivelsesbetingelsene når faseforskjellen mellom motsatt seg utbredende bølger er et ulikt antall tt/2 . Ved forspenning av faseforskjellen til slike seg motutbredende bølger til tt/2 (eller et ujevnt antall derav), når systemet er i ro, vil rotasjonssensoren således ha et stabilt operasjonspunkt, dvs. størrelsen på gjennomsnittsintensitetene til de overlagrede seg motsatt utbredende lysbølgene er konstant og uavhengig av endringer i omgivelsesfaktorene, slik som temperatur, som produserer endringer i fiberdobbeltbrytningen.

En ytterligere fordel ved foreliggende oppfinnelse er bruk av både polarisasjonsmoduser som tillater overføring av store deler av lyset fra lyskilden og således eliminerer tapene forbundet med anvendelsen av en utgangspolarisator for å blokkere en av polarisasjonsmodusene.

Disse og andre fordeler ved foreliggende oppfinnelse skal beskrives nærmere under henvisning til tegningene, hvor: Fig. 1 viser et skjematisk komponentdel til foreliggende

oppfinnelse .

Fig. 2 viser et snitt av en foretrukket koplertype for

bruk ved foreliggende oppfinnelse.

Fig. 3 viser skjematisk et diagram av en modellutførelse av en enkelmodusfiber som representerer f.eks. sløy-fen, som viser en X- og en Y-kanal som representerer henholdsvis de to polarisasjonsmodusene til fiberen, som viser krysskoplingen derimellom og som viser komponentene til bølgene Wl, W2 som utbreder seg motsatt i forhold til hverandre gjennom fiberen.

Fig. 4 viser et skjematisk diagram av en enkelmodusfiber

på fig. 3, som viser komponentene til bølgene Wl,

W2 etter at de har utbredt seg gjennom fiberen før

de blir kombinert sammen ved kopleren 14.

Fig. 5 viser et vektordiagram over intensitetskomponentene til de kombinerte bølgene Wl, W2 i et komplekst plan.

Fig. 6 viser et vektordiagram, lignende vektordiagrammet

på fig. 5, med intensitetskomponentene omanordnet for å atskille de intensitetskomponentene som representerer interferensuttrykk fra de intensitetskomponentene som representerer ikke-interferensuttrykk. Fig. 7 viser et vektordiagram i et komplekst plan, idet vektoren representerer interferensintensitetskompo-nentene på fig. 6 som roterer som en "fasor" (phasor), som reaksjon på rotasjonen til sløyfen og som viser at intensiteten til de kombinerte bølgene Wl, W2, som kan observeres, ved detektoren er lik projeksjonen på den reelle aksen til resultanten av de respektive vektorene som representerer interferens og ikke-interferens-intensitetskomponenter.

Fig. 8 viser en kurve over den observerbare intensiteten

ved detektoren i forhold til den rotasjonsmessige induserte faseforskyvningen på grunn av rotasjonen til sløyfen, idet kurven på fig. 8 er utviklet fra diagrammet på fig. 7. Fig. 9 viser kurven på fig. 8 etter at den er blitt over-ført langs den horisontale aksen med en vinkel tt/2 som et resultat av en ikke-resiprok faseforskyvning innført av faseforskyveren på fig. 1.

Fig. 10 viser et vektordiagram lignende diagrammet på fig.

7 som korresponderer med kurven på fig. 9.

Fig. 11 viser kurven på fig. 9 og viser at omgivelsesendringer kan påvirke amplituden til den observerbare intensiteten, men at slik amplitude er stabil, uavhengig r\m^ "i ttq 1 con n ;a >- c 1 rt^/f on d "v* T v o Fig. 12 viser et skjematisk diagram av rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse som viser styreren forbundet med en faseforskyver for en fase som for-spenner intensitetskurven på fig. 9, som reaksjon på den observerte intensiteten ved detektoren, med en mengde lik den rotasjonsmessig induserte faseforskyvningen for å bevirke at rotasjonsføleren drives ved et stabilt, omgivelsesmessig uavhengig driftspunkt.

Fig. 13 viser et skjematisk diagram av kopleren på fig.

1 som er tilliggende sløyfen, idet upolarisert lys

spalter de to seg motsatt utbredende bølger Wl,

W2 er vist og hvor det vises i kombinasjon med fig. 14 den resiproke operasjonen til denne kopleren.

Fig. 14 viser et skjematisk diagram av kopleren på fig.

13 over de to seg motsatt vendende bølger Wl, W2

som blir kombinert sammen igjen for overføring til detektoren og som viser i kombinasjon med fig. 14 den resiproke driften til denne kopleren.

Ved denne foretrukne utførelsesformen vist på fig. 1, innbefatter rotasjonssensoren ifølge oppfinnelsen en hovedsakelig upolarisert lyskilde 10 for innføring av upolarisert lys i en kontinuerlig lengde eller streng med enkelmodusoptisk fiber 11. Fiberen 11 passerer gjennom porter A og B til en første retningskopler 12 og gjennom porter merket A og B til den andre retningskopler 14. Fiberen 11 forløper således fra lyskilden 10 til porten A til kopleren 12 og fra porten B til kopleren 12 til porten A til kopleren 14. Delen av fiberen 11 som strekker seg fra porten B til kopleren 14 er viklet i en sløyfe 16. Ved hjelp av et bestemt eksempel kan sløyfen 16 innbefatte 150 viklinger hver avgrensende et område på omkring 1 m2 . Enden av fiberen 11, fra sløyfen 16, blir ført gjennom porter merket C og D til kopleren 14, med porten D tilliggende sløyfen 16. En liten del lia til fiberen 11 strekker seg fra porten C til kopleren 14 og avsluttes ikke-reflek terende ved et punkt merket "NC". En faseforskyver 17 er fortrinnsvis anordnet i sløyfen 16 for å forspenne den relative faseforskyvning mellom seg motsatt utbredende bølger i sløyfen 16 til tt/2. En polarisasjonsstyrer 18 er med fordel anordnet i sløyfen 16 for å styre tilstanden til bølgenes polarisasjon.

En andre fiberlengde 19 er ført gjennom portene C og D til kopleren 12. Delen av fiberen 19 som rager fra porten D avsluttes ikke-reflekterende uten forbindelse ved et punkt merket "NC". Delen av fiberen 19 som rager fra porten C til kopleren 12 er imidlertid optisk forbundet med en foto-detektor 20, som frembringer et utgangssignal proporsjonalt med intensiteten til det perifere mønsteret påtrykt derpå.

Som benyttet i denne patentbeskrivelsen, innbefatter uttrykket "hovedsakelig upolarisert" lys, lys som har både polariserte og upolariserte komponenter. Prosenten av polarisert lys vil bestemme nøyaktigheten av gyroskopet. Fase-feilen (<t>e) til gyroskopet er konstruert i samsvar med foreliggende er definert med ligningen:

P er graden av polarisasjon for lyskilden 10 og $ er målt

i radianer.

Den spesielle kilden 10 vil bli bestemt ved nøyaktighets-kravene til gyroskopet og de tilgjengelige lyskildene.

Ved foreliggende teknikks stilling har de best tilgjengelige laserkilder med upolarisert lys en polarisasjonsgrad (P)

i størrelsesorden av 5%. Ved hjelp av et bestemt eksempel kan kilden 10 innbefatte en modell 155 uregelmessig polarisert HeNe laser fremstilt av Spectraphysics, Mountain View, California. For større nøyaktighet anvender den foretrukne utførelsesformen iflge foreliggende oppfinnelse en lyskilde 10 som har en vesentlig lavere polarisasjonsprosent, f.eks.

mindre enn 0,1% som er anordnet på den måten vist på fig.

1 ved kombinering av to laserkilder 26,27 med polarisert lys. Disse kildene 26 frembringer lineært polarisert lys som har horisontale og vertikale polarisasjoner henholdsvis. Disse kildene 26,27 drives uavhengig av hverandre og deres respektive utganger er ikke koherente. Lyset av kildene 26,27 blir tilført gjennom henholdsvis linsen 28, 29 til en del 30 av fiberen 11 og en separat fiber 32 henholdsvis. Disse fiberne 30,32 blir ført gjennom henholdsvis porter A og B, og C og D til en retningskopler 34. Delen av fiberen 32 som rager fra porten D avsluttes ikke-reflekterende uten tilkopling. Lyset fra kildene 26,27 blir tilført porten A og C og blir blandet ved hjelp av kopleren 34 for å tilveiebringe upolarisert lys ved porten B for utbredelse langs fiberen 11.

Ved hjelp av et eksempel kan modusfiberene 11,19,32 være

av en type handelsført av ITT (International Telephone and Telegraph Corporation) Electro-Optical Products Division, Roanoke, Va., som typen "T-110 single mode step index optical fiber".

En foretrukket fiberoptisk retningskopler for bruk som kopleren 12,14 og 34 i rotasjonssensoren eller gyroskopet ifølge foreliggende oppfinnelse er vist på fig. 2. Denne kopleren er beskrevet nærmere i "Electronic Letters" av 27. mars 1980 (vol. 16,nr. 7). Kopleren innbefatter to optiske fiberstrener, merket 40,42 på fig. 2 med en enkel-modus optisk fibermateriale, hvis optiske kappe er fjernet fra dens ene side. De to strengene 40,42 montert i bue-formede spalter på respektive blokker 43(a), 43(b) er bragt sammen med deler av strengene hvor den optiske kappen hadde fjernet i et tett avstandforhold for å danne et område med samvirkning 44, hvor lys ble overført, mellom kjerne-delene til strengene. Mengden av fjernet materiale er slik at den kjernede delen til hver streng er innenfor det flyktige feltet til hverandre. Senter-til-senter-avstanden mellom strengene ved senteret til kopleren er i alminnelig-

het mindre enn omkring 2 til 3 kjernediametere.

Det er viktig å bemerke at lyset overført mellom strengene 40,42 ved området til samvirkningen 44 er retningsmessig. Dvs. i hovedsaken alt lys tilført inngangsporten A blir levert ved utgangsporten B og D uten motgående retningsmessig kopling til porten C. Hovedsakelig alt lyset til-ført inngangen C blir likeledes levert ved utgangsportene B og D. Denne retningsevnen er dessuten symmetrisk. Lys tilført enten inngangsporten B eller inngangsporten D blir således levert til inngangsporten A og C. Kopleren er dessuten ikke-diskriminerende med hensyn til polarisasjonene og opprettholder således polarisasjonen til det koplede lyset. En lysstråle som f.eks. har en vertikal polarisasjon blir således innført til porten A, lyset koplet fra porten A til porten D, så vel som lyset som passerer rett gjennom fra porten A til porten B vil forbli vertikalt polarisert.

Ut fra ovenfor nevnte fremgår det at kopleren kan virke som en strålespalter. Kopleren kan dessuten bli benyttet for å kombinere stråler fra laserkildene 26,27 eller for å re-kombinere tidligere spaltede stråler. Dersom en stråle blir tilført porten B og en annen til porten D, vil f.eks. disse to strålene bli kombinert i samvirkningsområdet 44

og de kombinerte strålene vil bli utført ved portene A og C. Dersom en stråle likeledes blir tilført porten A og en annen til porten C, vil disse tro strålene bli kombinert og utført ved portene B og D.

Fig. 1 viser en kontinuerlig bølge med hovedsakelig upolarisert lys fra lyskilden 10 utbredende gjennom fiberen 11 til porten A til kopleren 12, hvor en del av lyset blir tapt gjennom porten D. Øvre lys, fremdeles upolarisert, utbreder seg fra kopleren 12 til koplerens 14 port A hvor det upolariserte lyset blir spaltet i to bølger Wl, W2. Bølgen Wl utbreder seg fra porten B til kopleren 14 i urviserret- ningen om sløyfen 16 til koplerens 14 port D. Bølgen W2 utbreder seg fra koplerens 14 port D mot urviserret-ningen gjennom sløyfen 16 til koplerens 14 port B. De seg motsatt utbredende bølger Wl, W2 kan som velkjent bli for-skjøvet i fase når de når henholdsvis portene D og B til kopleren 14 og de kan således interferere konstruktivt eller destruktivt for å tilveiebringe et optisk utgangssignal når rekombinert av kopleren 14, idet størrelsen og arten av slik interferens avhenger av faseforskyvnings-størrelsen. Når bølgene Wl, W2 blir rekombinert av kopleren 14, blir en del av den rekombinerte bølgen tapt gjennom porten D, mens den øvrige rekombinerte bølgen utbreder seg fra koplerens 14 port A til koplerens 12 port B hvor den igjen spaltes med en del derav overført til fiber 19 ved porten C. Det skal nevnes at fiberen 19 er optisk forbundet med fotodetektoren 20 for å tillate at de kombinerte bølgene Wl, W2 faller inn på dem. Detektoren 20 fører som følge derav ut et elektrisk signal som er proporsjonal med den optiske intensiteten til de kombinerte bølgene Wl, "W2.

Det skal bemerkes at denne optiske intensiteten vil variere proporsjonalt med typen og interferensstørrelsen mellom bølgene Wl, W2 og den optiske intensiteten til bølgene Wl, W2 vil således være en funksjon av faseforskyvningen mellom bølgene Wl, W2. Siden faseforskyvningen er indikativ for sløyfens rotasjon om dens sentrale akse (under antagelse av at hele faseforskyvningen er rotasjonsmessig indusert og på grunn av Sagnac-effekten), vil detektorutgangssignalet variere som følge av slik rotasjon.

Som beskrevet nærmere senere, er det viktig at rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse kan være forspent ved hjelp av faseforskyveren 17 til et driftspunkt som er stabilt og ufølsomt mot omgivelsesendringer og som tilveiebringer maksimal følsomhet overfor rotasjonen.

Et annet viktig trekk ved foreliggende oppfinnelse er at rotasjonssensoren er fullstendig resiprok i drift, idet ikke-rotasjonsindusert faseforskyvninger har blitt elimi-

nert ved bruk av upolarisert lys. Grunnen for denne resiproke driften og stabile operasjonspunkt vil bli beskrevet nærmere nedenfor.

Det er blitt funnet at ikke-resiproke komponenter til de

seg mot hverandre utbredende bølger Wl, W2 overraskende blir effektivt opphevet enten vektormessig eller i selve detektoren 20 ved å anvende upolarisert lys. Dette kan best bli foreslått ved henvisning til en enkelmodusoptisk fiber vist på fig. 3 som representerer f.eks. sløyfen 16

på fig. 1. De to polarisasjonsmodusene til enkelmodusfiberen er skjematisk vist med linjen som forbinder et par med terminaler X1-X2 og linjen som forbinder et andre par med terminalene Y1-Y2 henholdsvis. De to modusene repre-sentert ved disse linjene vil bli referert til som "X-

kanal" og "Y-kanal" henholdsvis. Siden de to polarisasjonsmodusene har forskjellige utbredelseskoeffisienter vil lys utbrede seg ved en høyere hastighet gjennom kanalene enn i den andre. For illustrasjonens skyld vil X-kanalen bli henvist til som "hurtig"-kanal, mens Y-kanalen vil bli henvist til som "langsom"-kanal. Siden dobbeltbrytningen iboende alle tilgjengelige fibrer dessuten bevirker krysskopling mellom kanalene, innbefatter denne modellutførelsen en linje som forbinder Yl og X2 og en annen linje som forbinder XI og Y2. Skjæringen mellom disse to krysskoplings-linjene vil bli henvist til som "spredningssenteret" 50.

Dette spredningssenteret 50 er vist forskjøvet fra fiber-ser.teret for prinsippmessig å vise at krysskoplet lys vil utbrede seg en lengre bane i en av kanalene enn i den andre. Siden de to polarisasjonsmodusene har forskjellige utbredelses-koef f isienter , er dette krysskoplede lyset i alminnelighet kilden for ikke-resiprok oppførsel i fibersløyfene.

Siden denne modellen representerer fibersløyfen 16 (fig. 1), vil det bli antatt at bølgen Wl blir tilført terminalene XI og Yl ved ene enden til fiberen, mens bølgen W2 blir til-ført terminalen X2 of Y2 ved den andre enden av fiberen. Bølgen-Wl kan bli oppløst i komponentene X^, Xc^og Yc^. betegner den delen av bølgen Wl i X-kanalen som utbreder seg "rett gjennom" fra XI til X2 uten å bli krysskoplet i Y-kanalen. X^på den andre siden betegner den øvrige delen av X-kanalkomponenten til Wl som er krysskoplet i Y-kanalen fra XI til Y2. Y^betegner på lignende måte Y-kanalkomponenten til Wl som passerer "rett gjennom" fra Yl til Y2 uten krysskopling, mens Yc^representerer delen av dette Y-kanallyset som er krysskoplet til X-kanalen fra Yl til X2. Denne bølgen W2 kan på lignende måte bli løst i tilsvarende komponenter X^, Ys2'xc2°^Yc2som benytter samme regel. Det skal bemerkes at denne modellen er vist kun som et hjelpemiddel i beskrivelsen av lysets oppførsel når det passerer gjennom fibersløyfen 16 og er ikke ment å være en fullstendig beskrivelse av oppførselen til slikt lys. Fagmannen på området vil således se at det i virkeligheten kan flere krysskoplinger fore-komme mellom to polarisasjonsmoduser selv om kun en enkel krysskopling er vist i modellen.

Fig. 4 viser komponentene til bølgene Wl og W2 etter at de utbreder seg om sløyfen 16 i motsatte retninger. Det skal bemerkes at hver av kanalene ved deres respektive ender innbefatter både en rett-gjennom-komponent og en krysskoplet komponent. Lyset ved terminalen XI innbefatter således f.eks. X-kanallyset (X^) som har beveget seg i banen X2-X1 og Y-kanallyset (Y^) som har beveget seg i banen Y2-X1. Ved terminalen Yl innbefatter likeledes lyset en Y-kanal rett-gjennomgående komponent (Y^) °9en X-kanal krysskoplet komponent (X^)- Dette samme forholdet gjelder også for X2-og Y2-terminalene, idet X2-terminalen innbefatter X ^- og Yc^-komponentene og Y2-terminalen innbefatter Ys2_~ og X ^-komponentene. Alle disse komponentene blir overlagret når bølgene Wl og W2 blir kombinert i kopleren 14 som vist skjematisk på fig. 4.

Ved undersøkelse av virkningen av den elektriske feltover-lagringen til disse åtte komponentene i fotodetektoren 20 (fig. 1), er det viktig å innse at detektoren 20 er en "kvadrat-regel-detektor" som frembringer et utgangssignal som er proporsjonalt med lysintensiteten. Virkningen av slik elektrisk feltoverlagring kan derfor bli forklart ved henvisning til følgende velkjente ligning for observert intensitet av to elektrisk felts overlagring:

hvor:

IT er den totale observerte intensiteten for de overlagrede to elektriske feltene,

E er størrelsen til en av de elektriske feltene,

E er størrelsen til de andre eltkriske feltene og

er faseforskyvningen mellom lysbølgene som frembringer

de to elektriske feltene.

Det skal bemerkes at faseforskyvningen til ligningen

(1) er sammensatt av en rotasjonsmessig indusert "Sagnac"-f asef orskyvning cj>sog en ikke-rotas j onsmessig indusert dobbeltavhengig f asef orskyvning <!>_ri., slik at:

For å forestå den resiproke oppførselen til rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse, vil det imidlertid bli antatt at sløyfen 16 (fig. 1) er i ro, og at $ ssåledes er lik null. For tiden vil det følgelig bli antatt at

<t> er lik$.

o

Ut fra ligningen (1) er det klart at den totalt observerte intensiteten er lik summen av de enkelte intensitetene frembragt av de overlagrede feltene, E , E pluss et "interferens uttrykk" som en funksjon av punktet frembragt av de to feltvektorene, så vel som faseforskyvningen <j> . Som det fremgår av følgende analyse, er dette interferensuttrykket kilden for ikke-resiprok oppførsel mellom visse par komponenter, men at den ikke-resiproke oppførsel bevirker ut-strykning når alle komponentene er overlagret, slik at den totale driften av rotasjonssensoren er resiprok. Videre, som mellom to andre par komponenter, vil det bli vist at interferensuttrykket reduseres til null. Ligning (1) kan følgelig bli forenklet ved følgende betingelser som er spesielt interessante med hensyn til foreliggende beskrivelse av enkelmodusoptiske fibre:

A. Lysbølger er inkoherente.

Når lysbølgene er inkoherente, blir faseforskyvningen

<t> definert av en kompleks funksjon som kan bli betraktet vesentlig tilfeldig og jevnt fordelt. "Interferensuttrykk" henvist til ovenfor, blir gjennomsnittlig null over tiden. Følgelig reduseres ligningen (1) for inkoherent lys til:

Siden intensiteten frembragt av et elektrisk felt er proporsjonalt med roten av det elektriske feltet kan ligningen (3) bli omskrevet til:

hvor I og I er intensitetene frembragt av feltene

E og E henholdsvis,

x ^ y

.B. Feltene er ortogonale

Punktproduktet av de to ortogonale feltene er lik null. Når feltene er ortogonale, reduseres derfor ligningen (1) til: eller

C. Feltene er parallelle

Når feltene er parallelle, er punktproduktet for feltvektorene lik deres aritmetiske produkt. Ved disse forhold reduseres ligningen (1) til: eller

hvor <|>, som nevnt representerer kun dobbeltbrytningen avhengig av faseforskyvningen siden sløyfen 16 er antatt å være i ro.

Det skal bemerkes at mens ligningen (7) og (8) er gyldige for defineringen av intensiteten til de to overlagrede lysbølgekomponentene som er av "rett gjennom"-typen (f.eks. Y ^ og Y^) krever disse ligningene modifikasjon for å definere slik intensitet med hensyn til "krysskoplede" komponenter (f.eks X ^ og Xc2, eller Y^ og Y 2). Matematisk analyse av enkelmodusfibermodellen på fig. 3 og 4 under anvendelse av Jones-matriser, frembringer disse modi-fiserte ligningene for krysskoplede komponenter som følgende:

Som vil bli nærmere beskrevet nedenfor, er verdien "tt-4>" positiv eller negativ avhengig av stedet for "spredningssenteret" 50, beskrevet under henvisning til fig. 3 og av retningen til utbredelsen av komponentene X , X _ og Y , Y

cl c2 ^ cl c2

Ved anvendelse av forholdet definert av foregående lig-ninger (3) til (10) på enkelmodusfibermodellen til sløyfen 16 vist på fig. 4, vil det fremgå at interferensuttrykkene til komponentene for mot hverandre seg utbredende bølger Wl, W2 er enten opphevet i detektoren 20 eller kombinert på en slik måte for å eliminere ikke resiprok oppførsel. Slik anvendelse av ligningen (3) til (10) er beskrevet umiddelbart nedenfor.

Ved henvisning til fig. 1 ble det nevnt at en hovedsakelig upolarisert lyskilde 10 er sammensatt av to uavhengig lyskilder som har polarisasjoner som er felles ortogonale og som har utganger som er felles inkoherente. Lyset frembragt av en av disse kildene (f.eks. X-kanallyset) vil følgelig være inkoherent med hensyn til lyset produsert av den andre av disse kildene (f.eks. Y-kanallyset). X- og Y-kanalkomponentene ved terminalene" XI, Yl, X2 og Y2 beskrevet ovenfor med henvisning til fig. 4, vil derfor være inkoherente med hensyn til hverandre. Siden faseforskyvningen mellom inkoherente lyskomponenter er vesentlig vil-kårlige og jevnt fordelt, vil denne faseforskyvningen bli gjennomsnittlig null i detektoren 20 (som beskrevet ovenfor under henvisning til ligning (3) og (4)), og intensiteten som resulterer fra overlagringen av enhver Y-kanalkomponent med enhver Y-kanalkomponent vil derfor være lik summen av de individuelle intensitetene til slike komponenter, som krevd av ligningen (4). Intensiteten til kompo-

nentene X vil f.eks. bli addert direkte til intensiteten

Sl

av komponenten Y^, intensiteten av Yg^vil bli addert direkte til intensiteten for X cl,, osv.

Siden polarisasjonsmodusene korresponderer med X-kanalen og Y-kanalen er ortogonale, adderes resultatintensiteten frembragt ved overlagring av komponentene Yg^, X ^, Y^, Xc2ved Y-kanalterminalene Yl, Y2 direkte til den resul-terende intensiteten produsert av overlagringen av komponentene Xsl, Ycl, Xg2og Yc2ved X-kanalterminalene XI,

X2 som krevd av ligningen (6). Når alle komponentene ved terminalene XI, Yl, X2, Y2 er overlagret, er de eneste komponentene således som ikke addert direkte i intensitet:

a) Komponent Xg^med komponenten Xg2,

b) Komponent Yg^med komponent Yg2,

c) Komponent Xc^med komponent Xc2og

d) Komponent Yc^med komponent Yc2•

Disse komponentparene adderes naturligvis ikke direkte i

intensitet på grunn av at de er hverken inkoherente i fase eller heller ikke har ortogonale felt. Summen av deres intensitet vil følgelig inneholde et interferensuttrykk.

Overlagringen av komponentene Xg^og X^ produserer f.eks. en observert intensitet I X ssom er definert av ligningen (8) siden deres respektive netto feltvektorer er parallelle og de har ikke blitt krysskoplet. Således:

Siden hverken Xg^eller Xg2er krysskoplede komponenter, vil det imidlertid være ingen dobbeltbrytningavhengig faseforskyvning mellom dem. Da mellom Xg^og X^^r* vil være null, vil ligningen 11 følgelig reduseres til:

Siden Ys^og Yg2ikke er krysskoplet, vil intensiteten I frembragt av overlagring av disse komponentene likeledes være som følgende:

Med hensyn til komponentene Xc^og Xc2og komponent Yc^

og Yc2, vil det være nødvendig å anvende ligningen (10)

i stedet for ligning (8), siden disse komponentene er av krysskoplet type. Intensitet I frembragt ved overlagring av komponentene X^ og Xc2er:

Intensiteten I frembragt ved overlagring av komponentene Y^og Y „ er likeledes:

Det skal bemerkes at f asef orsk j ellen (dvs. tt — 4>) forbundet med interferensuttrykket til X-kanalkomponentene X ^, X 2 er lik og motsatt f asef orsk j ellen (dvs. -(tf-<j>)) forbundet med interferensuttrykket til Y-kanalkomponentene Yc^, Y^. Dette forekommer på grunn av at komponenten X utbreder seg i den samme banen som den seg motsatt utbredende komponenten Yc2og komponenten X^ utbreder seg den samme banen som den seg motsatt utbredende komponenten Yc^og som det fremgår ved sammenligning av fig. 3 og 4. Som tidlgiere nevnt er X-kanalen den "hurtige" kanalen og Y-kanalen den "langsomme" kanalen, og som videre nevnt

på grunn av spredningssentret 50, er banen til komponentene Xc^og Yc2primært i "langsomme" knal, mens banen til komponenten X2°9primært i den "hurtige" kanal, og komponentfasen Y ^ vil bli fremført med hensyn til komponenten Yc2med samme verdi som fasen til komponenten Xc^er retardert med hensyn til komponenten X^- Interferensuttrykket forbundet med komponentene X ^- og X^ vil derfor ha en faseforskjell lik og motsatt faseforskjellen til differensuttrykket forbundet med komponentene Yc^og

Den totale intensiteten IT, frembragt ved overlagringen

av alle åtte komponentene til bølgene Wl, W2 kan bli definert som: I_=I +1 +1 +1 (16)

T xs ys xc yc (<16>)

Ligning (16) er vist grafisk i vektordiagrammet på fig.

5 som viser de enkelte intensitetsvektorer som representerer de tre komponentuttrykkene tilknyttet med hver av de fire intensitetskomponentene I ,1 ,1 ,1 opptegnet

xs ys xc yc

i et kompleksplan, når sløyfen 16 er i ro (dvs. $ = 0). Det skal imidlertid bemerkes at dette diagrammet ikke er tegnet i målestokk. Det skal bemerkes at den totalt observerbare intensiteten 1^, er innbefattet av åtte vektorer som representerer summen av de individuelle intensitetene til de åtte komponentene ^g-^/ Isx2'"'"ysl' "*"ys2' ^"xcl' Ixc2'<*>yCi'^ yc2' betegnet med henvisningstallene 52(a) til 52(h) henholdsvis pluss fire vektorer som representerer fire interferensuttrykk tilknyttet- overlagringen av komponentene X -, med Xg2, ^ si me<^ Ys2'Xclme<^ Yc2°^Yclme<^ Yc2>betegnet med henvisningstallene 53(a) til 53(d), henholdsvis.

Komponentvektorene på fig. 5 er omordnet på fig. 6 for således å atskille vektorene som representerer interferens-intensitetsuttrykkene fra vektorene som representerer ikke-interf erensintensitetsuttrykkene . De åtte vektorene 52(a) til (h) representerer spesielt ikke-interferensuttrykket, mens de øvrige fire vektorer 53(a) til (d) representerer interferensuttrykkene. Resultanten av vektorene tilknyttet intensitetsinterferensuttrykkene vil bli henvist til som 1^, mens resultanten til vektorene tilknyttet ikke-interf erensuttrykket vil bli henvist til som I j_ •

Alle vektorene 52(a) til (h) og 53(a) til (d) er vist med samme retning orientert langs den reelle aksen. Dette er imidlertid kun tilfeldig siden dette forekommer kun når sløyfen 16 er i ro (<(> = 0), som nettopp antatt. Det skal bemerkes at kun vektorene 52(a) til (h), som innbefatter ikke-interferensuttrykk, har en retning som er konstant lang den reelle aksen. Vektoren 53(a) til (d) er på den andre siden rettet langs en akse henvist til her som "interferensintensitetsvektoraksen" som roterer som en fasor som følge av sløyfens 16 rotasjon, men som tidligere nevnt, er sammenfallende med den reelle aksen når sløyfen 16 er i ro som tidligere antatt.

Som vist i vektordiagrammet på fig. 7 vil Sagnac-faseforskyvningen <)> sindusert ved slik rotasjon, når sløyfen 16 blir rotert, følgelig bevirke at interferansintensitets-akasen roterer i et kompleks plan gjennom vinkelen <|> . Vektoren 1^(som representerer interferensuttrykkene) roterer sammenfallende med aksen gjennom vinkelen$, mens vektoren I ^ (som representerer ikke-interferensuttrykkene) forblir langs den reelle aksen upåvirket av slik faseforskyvning |. Resultatet av vektorene 1^og I ^ vil bli henvist til som I , hvis projeksjon på den reelle aksen er lik IT>

Man skal gå tilbake til den statiske tilstanden hvor <t> ser lik null, som vist på fig. 6, og det vil da fremgå at vektorene 53(c) og 53(d), som korresponderer med de to interferensuttrykkene som resulterer fra overlagringen av komponentene med X „°g Yc^me<^ Yc2henholdsvis, er virke-lige projeksjoner av henholdsvis vektorene 54(a) og 54(b) på "interferensintensitetsaksen" (som på fig. 6, er sammenfallende med den reelle aksen). Siden vektorene 53(c) og 53(d) er forbundet med like og motsatte dobbeltbrytninger avhengig av fasevinkelene, som beskrevet med henvisning til ligningene (14) og (15), vil vektorene 54(a) og 54(b) være skråstilt i motsatt retning fra "interferensintensitetsaksen" ved samme vinkel. Resultanten av disse vektorene 54(a) og 54(b) vil således alltid være rettet langs "interferensintensitetsvektoraksen" og vil være lik i størrelse med summen av deres projeksjoner 53(c) og 53(d) på denne aksen. Vinkelforholdet mellom vektorene 54(a), 54(b) og "interferensintensitetsvektoraksen" og den "reelle aksen" vil bli beskrevet nærmere nedenfor.

Det skal igjen nevnes at ut fra ligningen (3) er vinkelen

<t> lik summen av vinklene <t>B, dobbeltbrytningen avhengig av f asef orskyvningen, og <t> , den rotas j onsmessig induserte Sagnac-faseforskyvningen. Ved først å undersøke situasjonen hvor sløyfen 16 er i ro og <t>ser null, som på fig. 6,

vil det fremgå av det foregående at når ser lik null,

er den ovenfor beskrevne hellingen av vektoren 54(a) og 54(b) fra "interferensintensitetsaksen" skyldes helt og holdent dobbeltbrytningen avhengig av faseforskyvningen 4> d , idet , respektive hellingsvinkler er motsatt og lik <j> ri. Dobbeltbrytningen avhengig av faseforskyvningene forbundet med de to interferensuttrykksintensitetsvektorene 54(a), 54(b) opphever hverandre effektivt og projeksjonene 53(c)

og 53(d) til disse vektorene blir rettet sammen med vektorene 53(a) og 53(b) langs den reelle aksen. Når sløyfen 16 er i ro, blir resultanten av alle vektorene 52(a) til (h), 53(a), 53(b), 54(c) og 54(b) konstant i retningen, langs den reelle aksen og retningen av denne resultanten er således uavhengig av dobbeltbrytningsinduserte faseforskyvninger.

Man skal nå se nærmere på situasjonen hvor sløyfen 16

blir rotert og <t>g ikke er lik null, hvor vektorene 54 (a)

og 54(b) som følge av slik rotasjon, vil bli forskjøvet i fasevinkel med en størrelse lik$med en av vektorene

s

54 dreiende mot den reelle aksen på fig. 6, mens den andre vektoren 54 dreies bort fra slik reell akse. Resultanten av vektorene 54(a), 54(b) vil således dreies med en vinkel

<t>smed hensyn til den reelle aksen. Vektorene 53 (a) og 53(b) som representerer to andre intensitetsinterferens-uttrykk forbundet med henholdsvis komponentene med X2og Ys^med Yg2vil også dreie seg med hensyn til den reelle aksen med en verdi <|> . Alle fire vektorene 53(a), 53(b), 54(a), 54(b) som representerer interferensintensitets-komponentene vil således dreie seg som følge av rotasjon av sløyfen 16 med <t>s. Dette dreier " interf erensintensitets-aksen" i virkeligheten med vinkelenty^, slik at de fire vektorene 53(a), 53(b), 53(c) og 53(d) forblir rettet langs slik akse.

Ut fra det foregående vil det fremgå at en rotasjonsindusert f asef orskyvning (<t>s) bevirker vektorene 53(a), 53(a), 54(b) å dreie i samme retning med hensyn til den reelle aksen, mens en dobbeltbrytningsindusert faseforskyvning ikke har noen virkning på retningen av vektorene 53(a), 53(b), men bevirker at vektorene 54(a), 54(b) dreier relativt i forhold til interferensintensitetsvektoraksen i motsatte retninger. Enhver dobbeltbrytningsindusert faseforskyvning blir i virkeligheten oppdrevet selv når sløyfen dreies. Oppførselen til de overlagrede bølgene Wl, W2 i uttrykk

av deres kombinerte intensitet som målt ved detektoren 20, vil følgelig medføre resiprok drift av rotasjonssensoren uten hensyn til om sløyfen 16 er statisk eller om den dreier seg.

Det skal nå henvises til fig. 7 og det skal igjen nevnes at resultanten av interferensuttrykkintensitetsvektorene er 1^, resultanten av ikke-interferensuttrykkintensitetsvektorene er I •, og resultanten av vektorene I., I er

ni' ^ i' ni

1^. Siden den totale intensiteten I dessuten representerer en reell eller observerbar intensitet er verdien for IT lik projeksjonen av resultantvektoren I på den reelle aksen.

Som tidligere nevnt er atskillelsen mellom interferensuttrykkene og ikke-interferensuttrykkene viktig siden vektorene 53(a) til (d) som representerer interferensuttrykkene er avhengig av rotasjonsmessig induserte faseforskyvninger, mens vektorene som representerer ikke-interferensuttrykkene 52(a) til (h) er uavhengig av rotasjonsmessig induserte faseforskyvninger. Som vist i vektordiagrammet på fig. 7, når sløyfen 16 blir dreiet, vil Sagnac-faseforskyvningen $ sindusert ved slik dreiing, bevirke at vektoren 1^(som representerer interferensuttrykket) dreies på samme måte som en fasor gjennom vinkelen <j>s, mens vektoren I ^ (som representerer ikke-interferensuttrykkene) vil bli upåvirket ved sli Sagnac-faseforskyvning. Ved opptegning, som en funksjon av vinkelen

<t> , summen av (a) størrelsen til projeksjonen av vektoren Ii . på den "reelle aksen" og (b) størrelsen r på vektoren I ni.

kan en kurve av den observerte intensiteten I for lyset påtrykt vektoren 20 bli tilveiebragt. En slik kurve over den totale observerte intensiteten I er vist på fig. 8

som en kosinfunksjon (betegnet med henvisningstallet 56), som har en gjennomsnittsintensitet lik vektorens I^stør-relse, en maksimal intensitet lik summen av vektorenes I .

ni og 1^størrelse, og en minimums intensitet lik forskjellen mellom vektorenes 1^ og 1^størrelse. Det fremgår således at intensiteten I påtrykt fotodetektoren 20 (fig. 1) således varierer som en funksjon 56 som følge av en rotasjonsindusert faseforskyvning.

Siden stigningen til kosinfunksjonen 56 vist på fig. 8 er relativt flat for små verdier for <t> stypisk påtruffet ved rotasjonsavfølingen, vil imidlertid intensiteten I til

de kombinerte bølgene Wl, W2 ved detektoren 20 bli relativt ufølsomme for sløyfen 16 dreiing. Det er følgelig foretrukket å forspenne kosinf unks j onen 56 på fig. 8 med tt/2 (eller ujevne antall derav), som derved omformer denne kosinfunksjonen 56 til en sinusfunksjon 58, som vist på fig. 9. Det fremgår således at virkningen av den ikke-resiproke forspenningen til den relative faseforskjellen mellom mot hverandre seg utbredende bølger med tt/2 skal dreie vektoren 1^med tt/2 til stillingen vist på fig. 10. Fra fig. 9 og 10 fremgår det at når den faseforspente sløyfen 16 er i ro, vil operasjonspunktet for systemet være ved punktet merket 60. Siden operasjonspunktet 60

er på delen av intensitetskurven 58 som har maksimal stig-ning, fremgår av fig. 9, tilveiebringes slike operasjonspunkt 60 maksimal følsomhet mot dreiing og rotasjon.

Ovenfor beskrevne ikke-resiprok forspenning av rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse kan bli tilveiebragt ved å anbringe ikke-resiprok faseforskyver 17 i sløyfen 16 som beskrevet i henvisningen til fig. 1.

Virkningen av endringen i dobbeltbrytningen ved drifts-punktet 60 når sløyfen 16 er i ro, vil nå bli nærmere beskrevet.

Som kjent blir fiberdobbeltbrytningen påvirket av omgivelsesfaktorer slik som temperatur. Endringer i dobbeltbrytningen frembringer dessuten tilsvarende endringer i dobbeltbrytningsavhengig fasevinkel $ som beskrevet ovenfor. En ytterligere virkning av endringen i dobbeltbrytningen angår imidlertid et andre dobbeltbrytningsavhengig uttrykk som vil bli henvist til som ø. Uttrykket ø som benyttet her, blir definert som vinkelen gjennom hvilken polarisasjonstilstanden blir dreiet ved hjelp av fiberen 11 til sløyfen 16. Det er altså et mål for krysskoplingen mellom modusen til enkelmodusfiberen 11.

Virkningen av endringene i0er å variere mengden av lys krysskoplet mellom X-og Y-kanaler. Størrelsen på vektorene tilknyttet "rett gjennom" komponentene vil således variere invers med vektorenes størrelse tilknyttet de krysskoplede komponenter. Når tilført vektorene 52, 53 og 54 på fig. 6 vil disse bli henvist til som "inverse vektorstørrelses-forhold".

Ved undersøkelsen av virkningen av dobbeltbrytningen på operasjonspunktet 60, vist på fig. 9, er det viktig å bemerke at stabiliteten til operasjonspunktet 60 er avhengig av stabiliteten til størrelsen og retningen av vektoren I ^ (fig. 10), som er sammensatt av vektorene 52(a) til 52(h) (fig. 6). Med hensyn til dobbeltbrytnihgsinduserte endringer i fasevinkelen <t> , skal det igjen bli nevnt at ingen av komponentvektorene 52(a) til (h) er avhengig av denne fasevinkelen <t>B og retningen av vektoren I ^ vil således bli upåvirket av endringer i dobbeltbrytningen. Disse vektorene 52(a) til (h) vil imidlertid variere i størrelse i samsvar med "inverse vektorstørrelsesforhold" tilknyttet vinkelen ø, siden den individuelle størrelsen for vektorene 52(a) til (h) er avhengig av graden av krysskopling mellom X- og Y-kanalene. På grunn av konserveringen av energi vil ikke desto mindre summen av disse vektorene 52(a) til (h) forbli konstant, og størrelsen på vektoren

I ^ vil således forbli stabil uten hensyn til endringer

i dobbeltbrytningen. Siden både størrelse og retning av vektoren I ^ forblir stabil, vil operasjonspunktet 60 derfor være uavhengig av endringene i dobbeltbrytningen og uavhengig av endringene i verdiene for 6 og <(>„ri.

Selve operasjonspunktet 60, vist på fig. 9, forblir stabil på tross av endringer i dobbeltbrytningen, skal det bemerkes at amplituden på intensitetskurven 58 generelt er avhengig av dobbeltbrytningen.

Det skal igjen nevnes at amplituden til intensitetskurven

58 blir bestemt av størrelsen på den rotasjonsfølsomme vektoren 1^(fig. 10), hvis størrelse er innbefattet av individuelle komponentvektorer 53(a) til (d) (fig. 6),

som representerer interferensuttrykk. Det skal dessuten igjen bli nevnt at vektorene 53(c) og 53(d) som representerer krysskoplingsinterferenskomponentene) er projeksjoner på interferensintensitetsvektoraksen til vektorene 54(a)

og 54(b) som er avhengig av retningen på dobbeltbrytnings-avhengighetsfasevinkelen <)> . Størrelsen til vektorene 53(c) og 53(d) er følgelig også avhengig av fasevinkelen

<1> og varierer således med dobbeltbrytningsinduserte endringer i slik vinkel. Siden, ulikt vektorene 53(c)

og 53(d), vektorene 53(a) og 53(b) imidlertid ikke er avhengig av fasevinkelen <t>B, vil størrelsen på disse vektorene ikke variere som følge av endringer i denne dobbeltbryt-ningsavhengige fasevinkelen $ .

Selv om kun vektorene 53(c) og 53(d) er avhengig av størrel-sen på fasevinkelen $ ri, vil alle vektorene 53(a) til (d)

og 54(a) og (b) variere med endringer i 0, på grunn av "invers vektorstørrelsesforhold", siden størrelsen på

disse vektorene er avhengig av graden av krysskopling mellom X- og Y-kanalene. Det er imidlertid viktig å gjenkjenne atat dette "inverse vektorstørrelsesforholdet" tilføres på en direkte måte kun til vektorene 53(a), 53(b), 54(a)

og 54(b) siden vektorene 53(c) og 53(d) kun er projeksjoner på interferensintensitetsvektoraksen til vektorene 54(a)

og 54(b). Det "inversevektorstørrelsesforholdet" tilføres således kun indirekte til vektorene 53(c) og 53(d), siden størrelsen på disse projeksjoner varierer som en skalert funksjon av reaksjonene i størrelse for vektorene 54(a)

og 54(b). Det skal igjen bemerkes at vektorene 53(c) og 53(d) ikke er av spesiell interesse på grunn av at disse vektorene sammen med vektorene 53(a) og 53(b) innbefatter vektoren 1^(fig. 10).

På grunn av konservering av energi vil summen av de individuelle størrelsene på vektorene 53(a), 53(b), 54(a) og 54(b) være konstante. Siden vektorene 53(c) og 53(d)

er skalerte funksjoner av vektorene 54(a) og 54(b), vil størrelsen på vektoren 1^(fig. 10), som er innbefattet av vektorene 53(a) til (d), ikke være konstant, og vil således variere med endringer i9. Fasoren 1^og således intensitetskurven 58 (fig. 9) vil derfor variere i amplitude som en funksjon av0. Dette er vist på fig. 11 som viser intensitetskurven 58 på fig. 9 for forskjellige verdier for0.

Ut fra fig. 11 fremgår det at når ø er lik null, er intensitetskurven 58 (fig. 9) ved maksimal amplitude og for denne verdien for ø, vil vektoren I. således ha samme

i

størrelse som vektoren I ^- Dette forekommer på grunn av at ø = 0° har vektorene 54(a) og 54(b), som representerer krysskoplede interferensuttrykk, en størrelse lik null (idet alt lyset er i "rett gjennom" komponenter). Dette er viktig siden vektorene 54(a) og 54(b) og deres tilknyt-tede projeksjoner 53(c) og 53(d) kun er vektorer som er avhenger i størrelse av dobbeltbrytningsavhengig fasevinkel $ . Med elimineringen av disse dobbeltbrytningsav-hengige vektorer når q er lik null, vil driften av rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse således være uavhengig av endringer i dobbeltbrytning.

Det generelle forholdet blant normalisert intensitet I , omgivelsesfaktor0, dobbeltbrytningsavhengig faseforskyvning <t>g og rotas j onsmessig indusert Sagnac-f asef orskyvning <t> kan bli uttrykt som følgende. Uttrykket "tt/2" vil bli gjenkjent som ikke-resiprok faseforspenning innført av faseforskyveren 17 (fig. 1).

Im = h+ h (cos<2>0 -Sin<2>0 cos<t>D)cos(4i -tt/2) (17)

i DS

Når 0 er lik null, kan ligning 17 bli omskrevet som følgende:

IT = h+ h cos (<fs - tt/2) (18)

Som nevnt ovenfor, dersom tilstanden for polariasjonen

blir styrt slik at ø således er lik null, er intensiteten Im målt ved detektoren 20 (fig. 1) en funksjon av Sagnac-faseforskyvningen $ , og er uavhengig av de variable 0

og 4>B.

Slik styring av polarisajsonstilstanden kan bli tilveiebragt på velkjent måte ved å anvende polarisasjonsstyreren 18, beskrevet med henvisning til fig. 1. Det er imidlertid i praksis vanskelig å styre polarisajsonstilstanden nøyak-tig og bruken av slik styrer 18 vil således generelt med-føre kun en reduksjon i avhengigheten av I for de variable0og (fig. I ethvert tilfelle vil det bli gjenkjent at ved å tilveiebringe et stabilt operasjonspunkt 60 når sløyfen 16 er i ro, kan rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse frembringe større rotasjonsfølsomhetsnøyaktighet enn polariserte lysrotasjonssensorer, som ikke har et stabilt operasjonspunkt (annet enn null).

En alternativ metode for å redusere avhengigheten av de variable ø og (fig og således forbedre rotasjonsfølsomnøyaktigheten ifølge foreliggende oppfinnelse, er å ikke-resiprok variabelt forspenne den relative faseforskyvningen mellom seg mot hverandre utbredende bølger slik at systemet kontinuerlig blir forspent for å operere ved stabil omgivelsesmessig uavhengig operasjonspunkt 60. Siden størrelsen på slik nødvendig ikke-resiprok forspenning er lik den rotasjonsmessig induserte faseforskyvningen $ , kan detektorutgangssignalet bli anvendt som et tilbakekoplingssignal for å variabelt styre størrelsen på slik faseforskyvning. Dette kan bli nærmere forklart ved henvisning til fig. 12 som viser detektorutgangssignalet (som representerer intensiteten I målt ved hjelp av detektoren 20) som blir tilført fra detektoren 20 til en styrer 70 over en linje 72. Styreren 70 sammenligner signalet på linjen 72 med et referanse-intensitetssignal, som representerer gjennomsnittsverdien for kurven 58 (fig. 9) sendt til styreren 70 over en linje 76 fra en referanseintensitetssignalgenerator 78, Forskjellen mellom detektorintensitetssignalet og referanse-intensitetssignalet blir sendt som et signal over en linje 80 til en faseforskyver 82, som innfører en ikke-resiprok faseforskyvning i sløyfen 16 som er proporsjonal med signalet på linjen 80. Denne ikke-resiproke faseforskyvningen for-skyver den rotasjonsmessig induserte Sagnac-forskyvningen og returnerer således systemet til det stabile operasjonspunktet 60 (fig. 9). Faseskyveren 82 kan f.eks. som vanlig innbefatte anvendelse av et magnetisk felt til en del av sløyfen 16. Strømmen til eller spenningen over faseskyveren 82 kan bli benyttet som et mål for faseforskyvningen innført derved. En sensor 84 er følgelig anordnet for å måle strømmen forbundet med signalet på linjen 80. Sensoren 84 fører ut et signal proporsjonalt med strømmen på linjen 80 og sender slike signaler til styreren 70 over linjen 86. Styreren 70 beregner som reaksjon på signalet fra faseskyversensoren 84 dreiingen forbundet dermed og fremviser verdien på et fremvisningspanel 88.

Ved å benytte kretsen vist på fig. 12 kan således rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse bli forspent for å drives ved stabil, omgivelsesmessig uavhengig operasjons punkt 60 som derved i vesentlig grad forbedrer rotasjons-følsomhetsnøyaktigheten.

Det skal bemerkes at selv uten polarisasjonsstyreren 18

(fig. 1) eller faseskyveren 82 (fig. 12), beskrevet ovenfor,

er rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse mer stabil og således mindre følsom for langtidsgradvis omgivelses-induserte endringer i dobbeltbrytningen enn rotasjonssensorer som anvender polarisert lys. Dette har blitt vise eksperi-mentelt ved å undersøke standardavviket til gjennomsnittsverdien på intensiteten I målt ved detektoren 20. Det er blitt funnet at slikt standardavvik er mindre for den upolariserte lysrotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse enn for polarisert lysrotasjonssensoren med utgangs-polarisatorer. Reduksjonen av standardavviket er antatt å være på grunn av en forsyningsvirkning mellom dobbeltbrytning induserte endringer i rotasjonen til polarisasjonstilstanden e og dobbeltbrytnings induserte endringer i faseforskyvningen $ . Foreliggende oppfinnelse tilveiebringer derfor en fordel i stabiliteten til rotasjonssignalet som kan redusere nivåene for filtrering og tilbakekopling nød-vendig for å tilveiebringe en gitt stabilitet.

Som kjent kan kopiere slik som kopleren 14 i fig. 1 innføre ytterligere dobbeltbrytninger i rotasjonssensoren. Denne dobbeltbrytningen varierer dessuten med endringer i omgivelsesfaktorer og dersom dens virkning således er ikke-resiprok, som mellom mot hverandre utbredende bølger Wl,

W2, kan" kopleren innføre en ytterligere dobbeltbrytningsavhengig faseforskyvning.

For å forhindre koplerindusert dobbeltbrytning fra påvirkningen av resiprok drift av rotasjonssensoren, anvender foreliggende oppfinnelse to kopiere 12, 14 (fig. 1). Kopleren 14 er-

vist forstørret og skjematisk på fig. 13 og 14. Under henvisning til fig. 13 til å begynne med utbreder seg upolarisert lys, angitt med pilen merket "UP" fra lyskilden 10

(fig. 1) gjennom kopleren 12 (fig. 1) til kopleren 14 hvor den spaltes i to mot hverandre seg utbredende bølger Wl,

W2. Kun en av disse bølgene W2 er imidlertid krysskoplet fra porten A til porten D til kopleren 14, mens den andre bølgen Wl utbreder seg rett gjennom fra porten A til porten B til kopleren 14. Slik krysskopling innfører en koplerindusert faseforskyvning mellom bølgene Wl, W2 siden bølgen W2, på grunn av krysskopling, utbreder seg en litt annen bane. Etter at bølgene Wl, W2 har utbredt seg gjennom sløyfen 16, blir imidlertid bølgen Wl krysskoplet fra porten D til porten A, mens bølgen W2 utbreder seg rett gjennom fra porten D til porten A. Når bølgen Wl, W2 således er rekombinert med porten A, vil hver av bølgene Wl, W2 ha blitt krysskoplet en gang for derved å gjøre deres bane like. Den koplerinduserte faseforskyvningen forbundet med bølgen W2, når strålen er spaltet, blir derfor opphevet av den koplerinduserte faseforskyvningen tilknyttet bølgen Wl når bølgene Wl, W2 blir rekombinert. Dobbeltbrytningsindusert faseforskyvning tilknyttet med kopleren 14 er følgelig resiprok da med hensyn til bølgene Wl, W2 og driften av rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse er derfor resiprok. Det skal bemerkes at formelet med kopleren 12 (fig. 1) er kun å overføre rekombinerte bølger Wl, W2 fra fiberen 11 til fiberen 19 (fig. 1) for over-føring til detektoren 20 (fig. 1).

Koplingskoeffisienten til kopleren 14 er fortrinnsvis 0,5. Uttrykket koplingskoeffisient (c) som anvendt her, er forholdet mellom energi eller intensitet til den delen av lys-strålen som er koplet og den totale energien eller intensiteten til slik lysstråle. Ved full kopling gjelder således C=l, mens ved ingen kopling gjelder C=0.

En koplingskoeffisient på 0,5 er fordelaktig på grunn av

at slik koeffisient tilveiebringer maksimal intensitet for bølgene Wl, W2 etter at de er blitt rekombinert ved hjelp av kopleren 14. Dette kan bli forstått bedre ved først å analysere intensiteten til det upolariserte lyset etter

at det er spaltet i bølgene Wl, W2 av kopleren 14 og så analysere bølgene Wl, W2 etter at de har utbredt seg gjennom sløyfen 16 og har blitt rekombinert av kopleren 14. Når upolarisert lys går inn i kopleren 14, blir det følgelig spaltet i bølgen Wl, W2, idet den koplede delen av det upolariserte lyset (UP) representerer bølgen W2,

vil ha intensitet lik produktet av og hvor Iup er intensiteten for slikt upolarisert lys og C-^er koplingskoef f isienten til kopleren 14. Denne ikke-koplede delen av det upolariserte lyset, som representerer bølgen Wl,

vil derfor ha en intensitet lik produktet mellom (l-C^)

og Iyp. Etter at bølgene Wl, W2 har gått gjennom sløyfen 16, blir de spaltet hver ved hjelp av kopleren 14. Energien og tilsvarende intensitet for bølgen Wl, som vil bli henvist til her som Iw-j_' blir følgelig spaltet i samsvar med koplingskoef f isienten C,. slik at en del derav C-^i'I^blir koplet fra porten D til porten A med den ukoplede delen (1-C-^) 1^ som passerer direkte fra proten D til porten C. Energien og tilsvarende intensitet for bølgen W2, som vil bli henvist til som I 2 > blir på lignende måte spaltet slik at en del I 2 blir koplet fra porten B til porten C, med den øvrige ukoplede delen (1-C-^) I 2 passer-ende direkte fra porten B til porten A. Som angitt ovenfor er kun lyset ved porten A av interesse siden dette lyset er uavhengig av koplerindusert dobbeltbrytning. Virkningen av koplingskoeffisienten på intensiteten 1^ ^2 til de kombinerte bølgene Wl, W2 ved porten A, vil således bli undersøkt. Siden hver bølge Wl, W2 passerer gjennom kopleren 14 ot ganger, men det kopler kun en gang, blir intensiteten 1^ w2 til derekombinerte bølgene W2, W2 ved porten A definert ved:

Siden uttrykkene C-^d-C.^) til ligningen (19) er ved et maksimum når C-^ = 0,5, vil det bli gjenkjent at intensiteten ±W1W2er et maksimum når koplingskoeffisienten til kopleren 14 er 0,5.

Den samme grunnen gjelder for kopleren 12 på fig. 1. Dersom intensiteten for det upolariserte lyset fra kilden 10 ved porten A til kopleren 12, f.eks. er henvist til som Ig,

vil intensiteten til I ved porten B til kopleren 12 være (l-C-j^) lg/hvor C, „ er koplingskoef f isienten for kopleren 12. Etter at dette lyset fra koplerens 12 port B dessuten har gått gjennom sløyfen 16 og returnert derfra i form

av de kombinerte bølgene Wl, W2, kan intensiteten IrT, r7~

^ W1,W2 for disse kombinerte bølgene bli uttrykt som:

hvor f(4>s, C^) er en funksjon av Sagnac-f asef orskyvningen og koplingskoeffisienten til kopleren 14. Når 1^ ^ er spaltet ved kopleren 12 (fig. 1) for overføring gjennom fiberen 19 (fig. 1) til detektoren 20 (fig. 1), vil intensiteten Im ved detektoren 20 uttrykt ved koplingskoeffisienten være: eller ved innsetning av ligning (20) i ligning (21):

For en gitt verdi for f(<!>s, ci^) vil intensiteten Im

således være ved et maksimum når koplingskoeffisienten for kopleren 12 er 0,5. Det er derfor foretrukket at begge koplerne 12, 14 har en koplingskoeffisient lik 0,5.

Lignende grunner kan dessuten anvendes for kopleren 34 på fig. 1. Det skal igjen nevnes at lyset ført ut fra kilden 10 gjennom fiberen 11 er av i hovedsaken lik intensitet for begge de ortogonale polarisasjonsmodusene, siden det produseres i hovedsaken upolarisert lys, som således antas at kilden 26,27 er av lik intensitet og kopleren 34 skulle ha en koplingskoeffisient på 0,5 for å frembringe upolarisert lys. Det skal bemerkes at dersom koplingskoeffisienten er av en annen verdi enn 0,5, skulle de respektive intensitetene for lyskildene bli justert tilsvarende for at ut-gangen skal være upolarisert. Dersom koplingskoeffisienten er 0,6, skulle således f.eks. kilden 26 frembringe 60% av den kombinerte intensiteten for kildene 26,27 og kilden 27 skulle tilveiebringe 40% av slik intensitet. Kilden 26 (som frembringer energi direkte i fiberen 11 og således direkte til porten B) skulle generelt frembringe en intensitetsfraksjon som er lik koplingskoeffisienten, mens kilden 27 (som frembringer energien i fiberen 32 for kopling til porten B) skulle frembringe en intensitetsfraksjon som er lik en minus koplingskoeffisienten.

Sammenfattet tilveiebringer foreliggende oppfinnelse ved anvendelse av i hovedsaken upolarisert lys, resiprositet uten bruk av polarisatorer eller annet spesielt utstyr. Når ikke-resiproke forspenn til et ulikt antall w/2, har systemet dessuten et stabilt driftspunkt i ro som er uføl-somt mot endringer i rotasjonen til polarisasjonstilstanden e eller dobbeltbrytningsavhengig faseforskyvning $ .

Claims (12)

1. Fiberoptisk rotasjonssensor som anvender upolarisert lys, karakterisert ved en optisk fiber (11) som danner en sløyfe (16), en lyskilde (10) for tilveiebringelse av hovedsakelig upolarisert lys og for optisk kopling av det upolariserte lyset til den optiske fiberen (11), innretning (14) optisk forbundet med sløyfen for (a) spalting av det upolariserte lyset i fiberen (11) i to bølger, idet hver av bølgene utbreder seg i motsatte retninger gjennom sløyfen (16) og for (b) kombinering av de to mot hverandre seg utbredende bølger for å tilveiebringe en bølge som definerer et optisk utgangssignal, idet den optiske utgangssignal-bølgen varierer i optisk intensitet som følge av dreiing av sløyfen (16) og en detektor (20) optisk forbundet med fiberen (11) for av-føling av utgangssignalet for å angi hastigheten til rotasjonen av sløyfen (16), hvorunder nøyaktigheten for rotasjonssensoren avhenger av graden med hvilken det hovedsakelig upolariserte lyset er upolarisert.

2. Sensor ifølge krav 1, karakterisert ved at den optiske fiber (11) er en enkel modusoptisk fiber med to ortogonale polarisasjonsmoduser.

3. Sensor ifølge krav 1, karakterisert ved at det hovedsakelig upolariserte lyset hovedsakelig eliminerer faseforskyvningene mellom bølgene indusert ved dobbeltbrytningen av fiberen (11), med hvilken grad dobbeltbrytningsavhengig faseforskyvningene blir eliminert avhengig av ved hvilken grad det i hovedsaken upolariserte lyset er upolarisert.

4. Sensor ifølge krav 1, karakterisert ved at den innbefatter ytterligere en faseforskyver (17) for forspenning av de mot hverandre seg utbredende bølger for tilveiebringelse av faseforskjell på omkring tt/2 mellom bølgene når sløyfen (16) er i ro.

5. Sensor ifølge krav 4, karakterisert ved at forspenningen av de mot hverandre seg utbredende bølger bevirker at intensiteten til utgangssignalbølgen er i hovedsaken uavhengig av omgivelsesfaktorer, når sløyfen (16) er i ro, med hvilke grad intensiteten er avhengig av omgivelsesfaktorer avhengig av med hvilken grad lyset er upolarisert.

6. Sensor ifølge krav 1, karakterisert ved at den innbefatter ytterligere innretninger (70,

78, 82, 84) for forspenning av mot hverandre seg utbredende bølger for å tilveiebringe en faseforskyvning tilnærmet lik den rotasjonsreagerende faseforskyvningen mellom bølgene, idet faseforskyvningen bevirker at rotasjonssensoren ope-rerer ved et punkt (60) som er i hovedsaken stabilt og uavhengig av omgivelsesfaktorer uten hensyn til om sløyfen (16) er i ro, hvor graden av stabilitet og uavhengighet av omgivelsesfaktorer avhenger av ved hvilken grad lyset er upolarisert.

7. Sensor ifølge krav 6, karakterisert ved at forspenningsinnretningene (70, 78, 82, 84) innbefatter en faseforskyver (82) og innretninger (70) som reagerer på utgangssignalbølgen for å drive faseforskyveren (82) .

8. Sensor ifølge krav 1, karakterisert ved at lyskilden (10) innbefatter et par laserkilder (26, 27) som tilveiebringer lys med felles ortogonal polarisasjon, at lyset fra en av parene med laserkilder (26, 27) i hovedsaken er inkoherent med hensyn til lyset fra andre av par med laserkilder (26, 27) og at gjennomsnittsintensitete for lyset i en av de ortogonale polarisasjonene i hoved saken er lik intensiteten for lyset i den andre av de ortogonale polarisasjonene.

9. Sensor ifølge krav 1, karakterisert ved at lyskilden innbefatter en første laserkilde (26) optisk forbundet med fiberen (11), en andre laserkilde (27), optisk forbundet med den andre fiberen (32), en kopler (34) for optisk kopling av fiberen (11) med den andre fiberen (32), idet kopleren (34) har en forutbestemt koplingskoeffisient, idet den første laserkilden (26) tilveiebringer en del av den totalt kombinerte energien for laserkilden (26, 26) lik med koplingskoeffisienten, idet den andre laserkilden (27) tilveiebringer en del av den totale energien lik en minus koplingskoeffisienten.

10. Sensor ifølge krav 1, karakterisert ved at spaltingen og kombineringsinnretningen innbefatter en kopler (14) med en koplingskoeffisient som (i) spalter det upolariserte lyset slik at de seg mot hverandre utbredende bølger har i det vesentlige lik intensitet og (ii) kombinerer de motsatt seg utbredende bølger for å danne det optiske utgangssignalet, idet de mot hverandre seg utbredende bølger utbreder seg med ekvivalente baner gjennom kopleren (14).

11. Bruk av en fiberoptisk rotasjonssensor ifølge et hvilket som helst av kravene 1 til 10.

12. Fremgangsmåte for å aktivere en enkelmodusoptisk fiber i en fiberoptisk rotasjonssensor for således å opp-heve faseendringer mellom koherente komponenter til lys som blir bevirket av rest-dobbeltbrytninger til den enkelmodusoptiske fiber, idet fremgangsmåten innbefatter trinn for å aktivere den optiske fiber med i hovedsaken upolarisert lys .