NO833511L - Ringlaser - Google Patents

Abstract

Brillouin ringlaser som omfatter en fiberoptisk resonator dannet av én sløyfe av fiberoptisk materiale og en fiberoptisk retningskobler som lukker sløyfen optisk.

Description

Den foreliggende oppfinnelse angår ringlasere og spesielt

en helfiber ringlaser av Brillouin typen som har en sub-milliwatt pumpeterskel-energi.

For tiden omfatter kommersielt tilgjengelige ringlasere vanligvis tre eller flere speil som er anordnet i et medium så som helium, neongass og er orientert for å danne et ringformet hulrom for å styre motforplantende bølger derigjennom. Rotasjon av det ringformede hulrom, forårsaker at hver.av de motforplantende bølgene blir utsatt for en frekvensendring som er proporsjonal med rotasjonshastigheten. Ved å måle frekvensdifferansen mellom de motforplantende bølgene i ringlaseren eller indikasjon på rotasjonshastighet og således anvendes som en høyst nøyaktig rotasjonssensor,

for eksempel for treghetsnavigasjon. Et vanlig problem med disse ringlasere er at motforplantende bølger har en tendens til å bli låst i frekvens og derved ufølsomme overfor rotasjon. Slik frekvenslåsing kan unngås ved kontinuerlig vibrering (mekanisk vibrering) av laseren, men be-hovet for et mekanisk vibreringssystem har imidlertid en tendens til å virke mot det prinsipale formålet m^d ring-laseren, det vil si fremskaffelse av en pålitelig, nøyaktig rotasjonssensor uten bevegelige deler. Frekvenslåseprobemet kan være forårsaket av det faktum at laserens forsterkning er toveis, det vil si at den samme samlingen av Heflé blir brukt for stimulert emisjon av begge de motforplantende bølger. Følgelig er det anntatt at frekvenslås ing kan unngå13ved å anvende en laser hvori forsterkingen er enveis.

En type laser som har slik enveisforsterking er en Brillouin fiberringlaser, i hvilken energi for st-imulert Brillouin emisjon blir frembragt av en pumpelysbølge som motforplanter seg relativt til Brillouin bølgen.

Tidligere kjente Brillouin fiber lasere er vanligvis taps-fulle, hybride innretninger, ved hvilke resonanslaser-hulrommet er tildannet av både fiberoptiske og masseoptiske komponenter. For eksempel er linser, speil og stråle- splittere vanligvis koblet til lange lengder av enk<=lm©dus-fiber. Opprettholdelse av innretningen av disse komponenter er vanskelig, spesielt dersom de er utsatt for støt eller vibrasjon. Videre er gjennomløpstapet til lys som sirkulerer gjennom laserens resonanshulrom temmelig høyt, for eksempel av størrelsesorden 70%. Følgelig er det nødvendig med høy terskelpumpeenergi, for eksempel av størrelsen 100 mW, for å oppnå Brillouin forsterkning. Det er antatt at selv de mest omhyggelige konstruerte tidligere kjente Brillouin fiberlasere vil trenge thresholdenergier på mer enn 10 mW.

Tidligere kjente Brillouin lasere har derfor vanligvi s anvendt høyenergi enkelfrekvenslasere, for eksempel argon gass lasere, til pumpen. En slik laser har imidlertid uunn-gålig dårlig stabilitet når det gjelder frekvensdrift, dersom ikke spesielle stabiliseringsteknikker blir anvendt. Videre er koherenslengden til slike lasere relativt kort,

og derfor er renheten til enkelfrekvenslyset relativt dårlig.

Følgelig er det et behov for en forbedret Brillouin laser som har lave qjennomløps hulromstap, slik at en høyst stabil, lavenergi, langkoherenslengde, enkelfrekvens laser så som en helium neon laser, kan anvendes som en pumpe.

Ringlaseren i henhold til den foreliggende oppfinnelsen, som altså er av Brillouin typen, omfatter en lengde optisk fiber som har første og andre endeparti er og e-t- sløyfe-parti dannet mellom endepartiene. En fiberoptisk kobler lukker sløvfepartiet optisk, og lengden av sløyfepartiet er valgt for å samvirke med kobleren for å danne et resonanshulrom. En lyskilde mater pumpelys inn i det første endepartiet for å frembringe en pumpelysbølge som forplanter seg gjennom sløyfepartiet. Pumpelysbølgen sirkulerer gjennom resonanshulrommet og øker i en intensitet til et nivå som er større enn intensiteten til pumpelyset som ble innmatet inn i det første endepartiet, og som er tilstrekkelig til å forårsake stimulert Brillouin spredning i fibersløyfepartiet for å frembringe en Brillouinbølge som sirkulerer gjennom fibersløyfepartiet i en retning motsatt retningen til pumpelysbølgen, og er endret i frekvens i relasjon til pumpelysbølgen.

I den foretrukne utførelsesen har sirkulasjonspumpelys-bølgen en intensitet som er større enn den som er definert ved ligning 28 nedenfor, og pumpelysbølgen i det første endepartiet har en intensitet som er større enn den som er definert ved ligning 30 nedenfor. Slik pumpelys-intensitet er i den foretrukne utførelsen mindre enn 10 milliwatt. I tillegg er sløyfelengden fortrinnsvis valgt slik at fibertransmisjonstapene er lik koblerinnmatings-tapene.

I en utførelse hvorved Brillouin-ring-laseren er i form av en rotasjonssensor, omfatter en slik ringlaser i tillegg en detektor for å detektere lys fra det andre endepartiet.

I den utførelsen innmater kilden en andre pumpelysbølge inn i den andre enden slik at det er to pumpelysbølger som forplanter seg mot hverandre rundt sløyfen, og hvor begge er ved en resonansfrekvens til sløyfen, og har tilstrekkelig intensitet til å forårsake stimulert Brillouin spredning i sløyfen for å frembringe to motforplantende Brillouin-bølger, hvilke hver og en forplanter seg i en retning motsatt retningen til dens korresponderende pumpebølge. Brillouinbølgene kommer i resonans i sløyfen ved en frekvens som er lavere enn pumpelysbølgenes, og resonansfrekvensen til Brillouinbølgene endrer seg som respons på rotasjon av sløyfepartiet for å frembringe en frekvensdifferanse mellom Brillouinbølgene, hvilken frekvensdifferanse indikerer rotasjonshastigheten til sløyfepartiet. En del av hver av de to Brillouinbølgene blir koblet fra sløyfen for å danne en utgangsbølge som har en ."beatfrekvens" lik frekvensdifferansen mellom Brillouinbølgene. Det andre endepartiet styrer Brillouinutgangsbølgene til detektoren og detektoren detekterer "beatfrekvensen".

Oppfinnelsen omfatter også en fremgangsmåte for å frembringe stimulert Brillouin oscillasjon i en optisk fiber. Denne fremgangsmåte omfatter trinnene og danner en sløyfe av fiberen ved optisk å lukke sløyfen med en fiberoptisk retningskobler. Sløyfen blir så pumpet med lys med en resonansfrekvens til sløyfen med tilstrekkelig intensitet til å forårsake Brillouinspredning. Fortrinnsvis er lengden av sløyfen valgt slik at fibertransmisjonstapene er lik koblerens innmatningstap. Denne fremgangsmåte kan anvendes til rotasjonsavføling, men da omfatter pumpetrinnet videre å innmate første og andre inngangslyspumpebølger i fiberen for forplantning i motsatte retninger rundt sløyfen. De to pumpelysbølgene er ved en resonansfrekvens til sløyfen og har tilstrekkelig intensitet til å forårsake stimulert Brillouinspredning i sløyfen for å frembringe første og andre Brillouinbølger som motforplanter seg i forhold til den første og andre pumpelysbølgen respektivt, og som går i resonans i sløyfen. Når fremgangsmåten ble brukt til rotasjonsavføling, omfatter den ,også :å rotere sløyfen: for å frembringe en frekvensdifferanse mellom Brillouinbølgene og kobling av endel av den første og andre Brillouinbølgen fra sløyfen for å kombinere den til å danne en utgangsbølge. Brillouinutgangsbølgen som har en basisfrekvens lik diffe-ransen i frekvens mellom Brillouinbølgene blir så detektert.

Således frembringer Brillouinringlaseren i henhold til den foreliggende oppfinnelse et resonanslaserhulrom som helt og holdent består av optisk fiber. Spesielt omfatter hulrommet en sløyfe av optisk fiber som er lukket og uten skjøter ved hjelp av en fiberoptisk retningskobler. Kobleren er fortrinnsvis en avstembar flyktig feltkobler som har innmatningstap som er ganske lave (f.eks. mindre enn 5%), slik at gjennomløpstapene til lys som sirkulerer gjennom fiberen er svært lite. Følgelig kan det ved den foretrukne utførelsen oppnås en Brillouin laser forløp med en pumpeenergi på mindre enn ti milliwatt, og således frembringes en fullstendig ny type lavterskalenergi Brillouinlasere, som ikke har vært tilgjengelig i den

kjente teknikk. Stimulert Brillouin oscillasjon ble observert ved den foretrukne utførelsen ved bare 0,43 milliwatt pumpeenergi.

Det er funnet at terskalpumpeenergien som er nødvendig for Brillouinlasere kan reduseres videre ved hensiktsmessig valg av lengden på fibersløyfen. Spesielt bør lengden på fibersløyfen være valgt slik at fibertransmisjonstapene (f.eks. på grunn av dempning av lyset av fiberen) er lik koblerens innmatningstap.

Oppfinnelsen er nærmere definert ved de etterfølgende patent-krav.

De ovenstående og andre egenskaper mellom foreliggende oppfinnelse vil bli bedre forstått under henvisning til tegningene hvor: Figur 1 er en skjematisk tegning av resonatoren anvendt i Brillouin ringlaseren i henhold til den foreliggende oppfinnelsen, og viser en lyskilde for innmating av lys inn i fibersløyfen, og en fiberoptisk retningskobler som lukker fibersløyfen;

figur 2 er et delvis snitt av en utførelse av en fiberoptisk retningskobler for anvendelse i resonateren på figur 1;

figur 3 er en perspektivtegning av en utførelse av en fiberoptisk polarisasjonsstyreinnretning for anvendelse i resonateren på figur 1;

figur 4 er en skjematisk tegning av den fiberoptiske retningskobler vist på figurene 1 og 2, og viser fasene til lysbølgekomponentene som forplanter seg derigjennom;

figur 5 er en kurve over sirkulerende energi som en funksjon av tiden, og viser at den sirkulerende energien bygger seg asymtotisk opp til en ekvilibriumsverdi over en tids-periode som er lik hulrommets stigetid;

figur 6 er én kurve over den sirkulerende energien ved port 3, normalisert med hensyn til inngangsenergien, som en funksjon av faseforsinkelsen gjennom fibersløyfen, og viser den normaliserte sirkulasjonsenergien ved resonans og med eksempler på koblingsinnmatingstap på 5% og 10%;

figur 7 er en kurve over utgangsenergi, normalisert med hensyn til inngangsenergi, som en funksjon av faseforsinkelsen gjennom fibersløyfen, og viser null utgangsenergi ved resonens for de to eksemplene på koblingsinnmatingstap på 5% og 10%;

figur 8 er en sjematisk tegning av en utførelse av resonateren på figur 1;

figur 9 er en kurve som viser oppførselen ved resonans for utførelsen vist på figur 8;

figur 10 er en kurve lik kurven på figur 9, og viser virk-ningen ved resonans, av feilinnretting av polarisasjonsstyreinnretningen slik at lyset forplanter seg i begge polarisasjonsmodi;

figur 11a er en kurve som viser som eksempel en Brillouin forsterkningskurve for kvartsfibre;

figur 11b er en kurve over Brillouinenergi som sirkulerer i sløyfe som en funksjon av frekvensen, og viser resonans-

frekvensene til sløyfen; og

figur 12 er en skjematisk tegning av en rotasjonssensor som anvender Brillouin ring laseren i henhold til den foreliggende oppfinnelsen.

Brillouinlaseren i den foreliggende oppfinnelsen anvender en fiberoptisk resonator. Som vist på figur 1, omfatter resonatoren en kontinuerlig uavbrudt tråd 10 av enkel modus optisk fiber, som har et inngangsendeparti 12, et sløyfeparti 14 og et utgangsendeparti 16. Ved endene av sløyfepartiet 14 er fiberen 12 optisk koblet sammen ved hjelp av en fiberoptisk flyktig felt, fireports retningskobler 20, som har porter 1 og 2 på sin ene side og porter 3 og 4 på sin andre side. Når man følger fiberen 12 fra en ende til den andre, passerer fiberen 10 først gjennom porter 1 og 3 og så gjennom porter 2 og 4, slik at sløyfen 14 strekker seg fra porter 3 og 2, mens inngangspartiet 12 strekkr seg fra port 1 og utgangspartiet 16 strekker seg fra port 4.

En laserkilde 22 er anordnet for å innmate lys inn i fiberpartiet 12 for sirkulering gjennom sløyfepartiet 14. Kilden 22 omfatter en enkelfrekvens,kontinuerlig bølge med lang-koherent lengdelaser 24, så som en Tropel modell 200 HeNe gass laser. Denne laser produserer enkelfrekvens lys med en bølgelengde på 632,8 nm og har en koherenslengde langt over 1 kilometer.

En linse 26 kan anvendes for å fokusere lyset fra laseren

24 for innmating inn i fiberpartiet 12. I tillegg kan en optisk isolator 28 aom omfatter en polarisator 30 og en kvartbølgeplate 32 være innskutt mellom laseren 24 og linse 26 for å forhindre at lys reflektert fra linsen 26 og fiberparti 12 entrer laseren 24 og intefererer med dennes drift.

I den viste resonatorutførelsen omfatter fiberen 10 en

ITT enkel modusfiber som har en kjernediaméter på 4 mym,

et kjerneareal på 1,6 x 10 -7 cm 2, en effektiv brytningsindeks på 1,46 og en dempning på 8,3 db/km. Sløyfen 14 omfatter en polarisasjonsstyreinnretning 40 for å frembringe kompensasjon for fiberdobbeltbryting i sløyfen 14, slik at sirkulerende lys ved punkt 2 til kobleren 20 har hovedsaklig den samme polarisasjon som lys fra laserkilden 22

ved porten 1.

Både polarisasjonsstill-innretningen 40 og kobleren 20 er fiberoptiske, og skiller seg således fra masse-eller inte-grerte optiske komponenter.

En foretrukket fiberoptisk retningskobler for anvendelse

som kobleren 20 i resonatoren er beskrevet i Electronics Letters, mars 29, 1980, Vol 16, nr. 7, sidene 260-261.

Som vist på figur 2, omfatter kobleren som eksempel to tråder 50A og 50B av enkelmodus fiberoptisk materiale montert i langsgående buede spor 52A og 52B respektivt, tildannet i optiske flate motvendende overflater av rektangulære grunnstykker eller blokker 53A og 53B respektivt. Blokken 53A med tråden 50A montert i sporet 52A vil bli referert til som koblerhalvdelen 51A, og blokken 53B med tråden 50B montert i sporet 52B vil bli referert til som koblerhalvdelen 51B.

De buede sporene eller spaltene 52A og 52B har en kurveradius som er svært stor sammenlignet med diameteren av fiberne 50, og har en bredde som er litt større enn fiber-diameteren for å tillate at fiberne 50, når de er montert i sporene, danner en bane definert av bunnveggene til sporene 52. Dybden av sporene 52A og 52B varierer fra et minimum ved senteret av blokkene 53A og 53B respektivt,

til et maksimum ved kantene av de respektive blokker 53A og

53B. Dette tillater på fordelaktig måte at de fiberoptiske trådene 50A og 50B når de er montert i de respektive sporene 52A og 52B konvergerer gradvis mot senteret og diver-gerer mot kantene av blokkene 53A og 53B, og derved eli-mineres eventuelle skarpe bøyninger eller brå retnings-endringer av fiberne 50, hvilket kunne forårsake energitap ved modusforstyrrelse. I den viste utførelsen er sporene 52 rektangulære tverrsnitt,men det må imidlertid forstås at andre hensiktsmessige tverrsnitt-utforminger som passer fiberne 50 kan anvendes alternativt, så som for eksempel et U-formet tverrsnitt eller et V-formet tverrsnitt.

I den viste utførelsen er ved sentrene av blokkene 53 dybden av sporene 5 2 som monterer trådene 5 0 mindre enn diameteren av trådene 50, mens ved kantene av blokkene er dybden av sporene 52 fortrinnsvis minst så stor som diameteren til trådene 50. Fiberoptisk materiale ble fjernet fra hver av trådene 50A og 50B, for eksempel ved sliping, for å danne respektive ovalformede planare overflater, som er koplanare med de motvendende overflatene til blokkene 53A og 53B. Disse ovale overflater hvor det fiberoptiske materiale er blitt fjernet, vil bli referert til her som fiberens "motvendende overflater". Således øker mengden av fiberoptisk materiale som er fjernet gradvis fra null mot kantene av blokkene 53 til et maksimum mot senteret av blokkene 53. Denne gradvise fjerning av det fiberoptiske materiale får fiberne til å konvergere og divergere gradvis, hvilket er fordelaktig for å unngå bakoverrefleksjon og overdrevet tap av lysenergi.

I den viste utførelsen er koblerhalvdelene 51A og 51B identiske og er satt sammen ved å plassere de motvendende overflatene til blokkene 53A og 53B sammen, slik at de mot-vendene overflater til trådene 50A og 50B ligger tvers overfor hverandre og mot hverandre.

En brytningstilpassende substans (ikke vist), så som en brytningstilpassende olje er anordnet mellom de motvendende overflatene til blokkene 53. Denne substansen har en brytningsindeks som er omtrent lik brytningsindeksen til kappen og fungerer også slik at den forhindrer at de optiske flate overflatene blir permanent låst sammen.

Oljen blir innført mellom blokkene 53 ved hjelp av hård-

rørs virkning.

Et vekselvirkningsområde 54 er dannet ved knutepunktet til trådene 50 i hvilket område lys blir overført mellom trådene ved flyktigfeltkobling. Det er funnet at for å sikre passende flyktigfeltkobling, må mengden av materiale som fjernes fra fiberne 50 kontrolleres omhyggelig slik at avstanden mellom kjernepartiene til trådene 50 ligger innenfor en forutbestemt "kritisk sone". Flyktigfeltene strekker seg inn i kappen og avtar hurtig ved avstanden utenfor sine respektive kjerner. Således bør tilstrekkelig materiale være fjernet for å tillate at hver kjerne er anordnet hovedsaklig innenfor flyktigfeltet til den andre. Dersom for lite materiale blir fjernet, vil ikke kjernene være tilstrekkelig nær for å tillate at flyktigfeltene forårsaker det ønskede samvirke mellom de styrte modi, og således vil utilstrekkelig kobling være resultatet. På den annen side, dersom for meget materiale blir fjernet, vil forplantningsegenskapene til fiberne bli endret og dette resulterer i tap av lysenergi på grunn av modusforstyrrelse. Når imidlertid avstanden mellom kjernene til trådene 50 ligger innenfor den kritiske sone, vil hver tråd motta en betydelig del av flyktigfelt-energien fra den andre tråden og god kobling oppnås uten vesentlig energitap. Den kritiske sonen omfatter det området i hvilket flyktigfeltene til fiberne 50A og 50B overlapper hverandre med tilstrekkelig styrke for å frembringe kobling, for eksempel er hver kjerne innenfor flyktigfeltet til den andre. Som tidligere nevnt vil imidlertid modusforstyrrelse opptre når kjernene blir bragt for nær sammen.

Det er for eksempel antatt at ved svakt styrte modi, så

som HE^ ^ modusen i enkelmodusfibre vil slik modusforstyrrelse begynne å opptre når tilstrekkelig materiale er fjernet fra fiberen 50 til å avdekke kjernene. Således er den kritiske sonen definert som det areal i hvilket flyktigfeltene overlapper hverandre med tilstrekkelig styrke til å forårsake kobling uten vesentlig energitap på grunn av modusforstyrrelse.

Utstrekningen av den kritiske sonen for en bestemt kobler

er avhengig av et antall rellaterte faktorer så som para-metrene til fiberen selv og geometrien til kobleren. For en enkel modusfiber som har en trinnindeks-profil, kan videre den kritiske sonen være ganske smal. I en enkelmodus-fiberkobler av den viste typen, er det nødvendige senter til senteravstanden mellom trådene 50 ved senteret av kobleren, Vanligvis mindre enn noen få (for eksempel 2-3) kjernediametere.

Fortrinnsvis er trådene 50A og 50B (1) identiske med hverandre; (2) de har den samme kurveradius i samvirkeområdet 54; og (3) de har en lik mengde fiberoptisk materiale fjernet fra seg for å danne sine respektive motvendende overflater. Således er fibrene 50 symmetriske over samvirkeområdet 54 i planet til sine motvendende overflater, slik at de motvendende overflatene dekker hverandre dersom de blir lagt over hverandre. Dette sikrer at de to fibrene 50A og 50B vil ha de samme forplantningsegenskapene i samvirkeområdet 54, og derved unngås koblingsdempning tilknyttet ulike forplantningsegenskaper.

Blokkene eller grunnstykkene 53 kan fremstilles av et hvilket som helst hensiktsmessig stivt materiale. I en for tiden foretrukket utførelse omfatter grunnstykkene 53 hovedsak-• lige rektangulære blokker av smeltet kvartsglass som er omtrent 1 tomme lang, 1 tomme bred og 0,4 tommer tykk.

I denne utførelse er de fiberoptiske trådene 50 festet i

sporene 52 ved hjelp av et hensiktsmessig klebemiddel så

som epoksylim. En fordel med de smeltede kvartsblokkene er at de har en termisk ekspansjonskoeffisient som er lik koeffisienten til glassfiber, og denne fordel er spesielt viktig dersom blokkene 53 og fiberne 50 blir utsatt for varmebehandlingunder fremstillingsprosessen. Et annet hensiktsmessig materiale til blokkene 53 er silisium som også har utmerkede termiske egenskaper til denne anvendelse.

Kobleren på figur 2 har fire porter merket A, B, C og D

som korresponderer til de respektive porter 1, 2, 3 og 4

til kobleren 20 på figur 1. Sett fra perspektivet på figur 2, er portene A og B som korresponderer til de respektive tråder 50A og 50B på venstre side av kobleren, mens portene C og D som korresponderer til de respektive tråder 50A og 50B, er på høyre side av kobleren. For forklaringsformål, vil det anntas at inngangslys blir påtrykt port A. Dette lys passerer gjennom kobleren og blir sendt ut ved port C og/eller port D, avhengig av mengden energi som blir koblet mellom trådene 50. I denne henseende er uttrykket "koblingskonstant" definert som forholdet mellom den koblede energien og den totale utgangsenergien. I eksemplet ovenfor vil koblingskonstanten være lik forholdet mellom energien ved port D og summen av energiutgangen ved portene C og D. Dette forhold er også referert til som "koblingseffektiviteten",

og brukt på denne måten er den vanligvis uttrykt som en prosentenhet. Når således uttrykket "koblingskonstant"

blir brukt her, må det forstås at den korresponderende kob-lingsef f ektiviteten er lik koblingskonstanten ganger 100. For eksempel er en koblingskonstant på 0,5 ekvivalent med

en koblingseffektivitet på 50%.

Kobleren kan "avstemmes" for å justere koblingskonstanten til enhver ønsket verdi mellom null og 1,0, ved å forskyve de motvendende overflatene til blokkene 53. Slik avstemming kan utføres ved å gli blokkene 53 lateralt i forhold til

hverandre.

Kobleren er høyst retningsbestemt, slik at hovedsaklig hele energien påtrykt på en side av kobleren blir levert til den andresiden av kobleren. Det vil si at hovedsaklig alt lyset som ble påtrykt inngangsport A blir levert til portene C og D uten motrettet kobling til port B. På

samme måte blir hovedsaklig alt lyset som påtrykkes port B levert til portene C og D. Videre er denne retnings-bestemtheten slik at hovedsaklig alt lyset påtrykt enten port C eller inngangsport D blir levert til portene A og B. Videre er kobleren hovedsaklig ikke diskriminerende med hensyn til polarisasjoner, og således bevares polarisasjonen til lyset. Dersom for eksempel en lysstråle som har en vertikal polarisasjon blir matet inn i port A, vil lyset som krysskobles fra port A til port D, såvel som lyset som passerer tvert igjennom fra port A til port D forbli verti-kalt polarisert.

Lys som blir krysskoblet fra en av fibrene til den andre gjennomgår en fasedreining på +tt/2, mens lys som ikke blir krysskoblet blir ikke dreid eller endret i fase under forplantningen gjennom kobleren. Dersom for eksempel lys blir matet inn i port A, vil det krysskoblede lyset "til port D være fremskyndet i fase med tt/2, mens lyset som passerer tvers igjennom til port C blir uendret i fase.

Kobleren er o-så en innretning med lavt tap og har en ettinnmatnings-eller gjennomløpstap som typisk er i størrel-sesorden på 223 prosent. Uttrykket "innmatingstap", som anvendt her, refererer til de virkelige spredningstapene til lyset som passerer gjennom kobleren fra en side til den andre. For eksempel, dersom lys blir påtrykt port A,

og 97% av det lyset når port C og D (kombinert), vil innmatingstapet være 0,03 (3%). Uttrykket "koblingstransmisjon" er definert som en minus innmatingstapet. Dersom således innmatingstapet er 0,03 (3%), vil koblingstransmisjonen

være 0,9 7 (97%).

En type polarisasjonsstyreinnretning som passer for anvendelse som polarisasjonsstyreinnretningen 40 på figur 1 er beskrevet i Electronics Letters, september 25, 1080, Vol 16, nr. 20, sidene 778 til 780.

Som vist på figur 3, omfatter styreinnretningen et grunn-stykke 70 som på hvilket en flerhet av oppstående blokker 72A til 72D er montert. Mellom tilliggende blokker 72 er spoler 74A til 74C tangensialt montert på aksler 76A til 76C respektivt. Akslene 76 er aksielt innrettet i forhold til hverandre og er roterbart montert mellom blokkene 72. Spolene 74 er generelt sylindriske og er anordnet tangen-sielt til akslene 76 med aksene til spolene 74 perpendiku-lært til akslene 76. Fiverpartiet 24 (figur 1) strekker seg gjennom aksielle hull i akslene 76 og er viklet rundt hver av spolene 74 for å danne tre spoler 78A til 78C. Radiusene til spolene 78 er slik at fiberen 14 blir strukket for å danne et dobbeltbrytende medium i hver av spolene 78. De tre spolene 78A til 78C kan roteres uavhengig av hverandre og aksene til akslene 74A til 74C respektivt for å justere dobbeltbrytningen til fiberen 14, og således styre polarisasjonen til lyset som passerer gjennom fiberen 1 4 .

Diameteren og antallet viklinger i spolene 78 er slik at

de ytre spolene 78A og C frembringer en romlig forsinkelse på en kvart bølgelengde, mens den sentrale spolen 78B frembringer en rommelig forsinkelse på en halv bølgelengde. Kvartbølgelengdespolene 78A og C styrer eliptisiteten til polarisasjonen, og halvbølgelengdespolen 78B styrer retningen på polarisasjonen. Dette sørger for en fullskala justering av polarisasjonen til lyset som forplanter seg gjennom fiberpartiet 14. Det vil forstås imidlertid at polarisasjonsstyreanordningen kan modifiseres for å frem-

bringe bare de to kvartbølgespolene 78A og 78C siden pola-risas jonsretningen (som ellers sørges for av den sentrale spolen 78B) kan styres indirekte ved hensiktsmessig justering av eliptisiteten til polarisasjonen ved hjelp av de to kvartbølgespolene 78A og 78C. Følgelig er polarisasjonsstyreinnretningen 40 vist på figur 1 med bare de to kvart-bølgespolene 78A og 78C. Siden denne utforming reduserer totalstørrelsen til styreinnretningen 40, kan den være fordelaktig ved visse anvendelser av den foreliggende oppfinnelse som involverer plassbegrensninger.

Således frembringer polarisasjonsstyreinnretningen 40 an-ordninger for å etablere, opprettholde og styre polarisasjonen til lys som forplanter seg gjennom fiberpartiet 14.

Det refereres igjen til figur 1. I drift blir lys innmatet fra kilden 20 inn i fiberpartiet 12 og forplanter seg til port 1 i kobleren 20 hvor endel av lyset blir koblet til port 4 og den gjenværende del forplanter seg til port 3. Lyset ved port 4 forplanter seg gjennom fiberpartiet 16 og ut av enden av fiberen 10. Lyset ved port 3 gjennomløper imidlertid sløyfepartiet 14 og entrer igjen kobleren ved port 2, hvor en del blir koblet til port 3, mens den gjenværende delen forplanter seg til port 4 og gjennom fiberpartiet 16. Det vil sees at sløyfen 14 og kobler 20's samvirke for å frembringe et resonanshulrom slik at lys som entrer kobleren ved port 2 intefererer med det innkommende lys fra laserkilden 22. Slik interferens er konstruktiv ved port 3, men destruktiv ved port 4, idet den forårsaker at lys bygger seg opp i resonanshulromsløyfen.

I det etterfølgende vil lyset fra kilden 22 som forplanter seg gjennom fiberpartiet 12 til port 1 bli referert til som inngangssignalbølgen , mens lys som går ut fra port 4 for videreforplantning gjennom fiberpartiet 16, vil bli referert til som utgangssignalbølgen W . Lyset som sirkulerer i sløyfepartiet 14 vil bli referert til som den sir kulerende bølgen Wc.•

Mens den sirkulerende bølgen Wcforplanter seg rundt sløyfen 14 fra punkt 3 til punkt 2, vil endel av dens energi tapes på grunn av fibertransmisjonstap. Uttrykket "fibertransmisjonstap" er definert som deltapet under forplantningen igjennom 'fiberen fra port 3 til port 2. I den viste ut-førelsen er fibertransmisjonstapet en ren funksjon av fiberdempning, slik at energien eller intensiteten til bølgen Wc ved port 2 er lik energien til bølgen Wc ved port 3 ganger enheten exp a0L^, hvor L er den optiske banelengden til sløyfen 14 for lys som sirkulerer derigjennom, idet det ses bort fra enhver faseendring til kobleren 20,

ogOq er amplitudedempningskoeffisienten til fiberen 10.

Det vil forstås at dersom en tilleggskomponent (for eksempel en fiberoptisk polarisator) er anordnet i fibersløyfen, vil fibertapene som skyldes denne komponent være omfattet i definisjonen av fibertransmisjonstap. I tillegg er uttrykket "fiber transmisjon" definert som den sirkulerende bølgeenergien ved port 2 dividert med den sirkulerende bølgeenergien ved port 3. Sagt på en annen måte er det en delmengde av energien fra port 3 som når port 2 (det vil si fibertransmisjon lik 1 minus fibertransmisjonstap).

I tillegg til å bli dempet av fibertransmisjonstap vil

den sirkulerende blgen Wcavta litt ved hver passasje gjennom kobleren 20 på grunn av koblerinnmatingstap.

Videre vil energien eller intensiteten til inngangsbølgen

bli utsatt for et tap på grunn av koblerinnmatingstap under forplantning gjennom kobleren 20. I denne henseende kan kobleren 20 betraktes som en tapsløs innretning med et tilføyet innmatingstap (^q) som er uavhengig av koblingskonstanten. Forholdet mellom koblerinnmatingstapet og de komplekse amplitudene ved hver av de fire portene til kobleren er:

hvor: E^ , E^, E^ ogE^er de komplekse elektriske felt-amplitudene ved koplerportene 1, 2, 3 og 4; og ^ er koblerinnmatingstapet (av størrelsesorden 2 til 10%).

De komplekse emplitudene ved porter 3 og 4, etter det koblede modussamvirke, er relatert til feltemplitudene ved porter 1 og 2 på følgende måte:

hvor K er intensitetskoblingskonstanten. Ikke-kobling korresponderer til K = 0, og K - 1 tilsvarer full kobling. E^og E^er videre relatert ved at: og:OQer apmlitudedekpningskoeffisienten til fiberen; L er lengden av fibersløyfepartiet 14; n er den effektive brytningsindeksen til fiberen; co er den optiske frekvens; 3 er forplantningskonstanten til fiberen 10; og c er lyshastigheten.

Med full resonans skal utgangsbølgen Wq være null, og således forholdet E4/E1 våre null. Ved å løse ligninger 2, 3 og 4 med hensyn på E4/E-1uttrykt ved , K, aQL, og BL, og sette E^/ E^ lik null får man følgelig betingelsene for resonans uttrykt sløyfelengden L og koblingskonstanten K. En av betingelsene som er nødvendig for å få resonans er at:

hvor q er et hvilket som helst heltall.

Ved full resonans, må således den totale faseforsinkelsen

(3L) rundt sløyfen 14, uten hensyn til faseendring på grunn av kobleren 20, være lik et helt antall 2tt radialer, mindre enn it/2.

Merk at fra ligninger 2 og 3 har retningskobleren 20 en fasedreining på +tt/2. Ved å addere denne fasedreining til 3L i ligning 6, kan det sees at den totale akkumulerte fase til den sirkulerende bølgen Wc, mens den gjennomløper sløyfen 14 (for eksempel fra et tilfeldig punkt på sløyfen, rundt sløyfen,og tilbake til dette tilfeldige punkt) er lik q(2Tr). Som det vil forståes av den etterfølgende for-klaring, kan sløyfelengden justeres for å tilfredsstille denne resonansbetingelse etter sammensetningen av resonatoren ved mekanisk å strekke fiberen 14 ved anvendelse av en elektrisk drevet PZT sylinder om hvilken fiberen 14 er viklet.

Resonansvilkåret definert ved ligning 6, kan forstås mer fullstendig med referanse til figur 4 som viser måten fase-dreiningen på tt/2 til kobleren 20 fortrinnsvis anvendes for å frembringekonstruktiv inteferens ved port 3, og destruktiv inteferens ved port 4. For forklaringsformål kan kobleren 20 anses som om den har punkt med effektiv kobling ved senteret av kobleren 20, og med portene 1, 2, 3 og 4 i lik avstand fra dette punkt og adskilt derifra et helt antall bølgelengder. Sløyfelengden (L) kan anses som avstanden fra koblingspunktet rundt sløyfen og tilbake til koblingspunktet, hvilken lengde ved resonans, skal være q-1/4 bølgelengde, hvor q er et helt tall.

Med hensyn til figur 4 vil inngangssignalbølgen W. bli antatt å være en referansebølge som har null fase og fasene til alle de andre bølgene (det vil si Wc og W ) er definert i relasjon til inngangsbølgen W^. Videre vil enhver bølge som forplanter seg gjennom kobleren 20 bli delt i to komponenter, nemlig en "kryss-koblet" komponent som er

merket med indeksen "c", og en "tvers gjennom" komponent,

som vil bli merket med indeksen "s". Således vil inngangs-bølgen W1 . bli delt i en krysskoblet komponent W^c, som forplanter seg fra port 1 til port 4, og en tvers gjennom komponent W. som forplanter seg fra port 1 til port 3.

På samme måte vil bølgen Wcbli delt i en krysskoblet komponent Wcc, som forplanter seg fra port 2 til port 3, og en tvers gjennom komponent W o s, som forplanter seg fra port 2 til port 4.

Antatt at kilden 22 blir skrudd på ved t = 0, inngangbølgen til da entre port 1 til kobleren 20, med null fase, for forplantning derigjennom. Den krysskoblede komponenten W^cvil gjennomgå en fasedreining på +tt/2 under forplantningen til port 4, mens tvers gjennom komponenten W^svil forbli uendret i fase under forplantningen til port 3. Således vil lysbølgen Wcved port 3 ha en fase på null. Denne bølge Wcforplanter seg så rundt sløyfen 14 mot port 2. Antatt

at sløyfelengden L er valgt i samsvar med ligning 6, og bølgen Wcvil da når den når port 2, ha en fase på -tt/2. Under forplantningen av bølgen Wcgjennom kobleren 20 gjennomgår den krysskoblede komponenten Wccen fasedreining på +tt/2, slik at når den når port 3, vil dens fase være null, og det er det samme som fasen til inngangsbølgekomponenten

W.. Således vil den sirkulerende bølgekomponenten W

IS CC

konstruktiv inteferere med inngangsbølgekomponenten W.

ved port 3 og derved øke intensiteten til den sirkulerende bølgen Wc ved port 3. Tversgjennom komponenten Wcg til den sirkulerende bølgen Wcvil på den annen side ikke endre seg i fase mens den forplanter seg fra port 2 til port 4, slik at ved port 4 vil dennes fase fremdeles vare -tt/2. Således vil denne komponent W destruktivt inteferere med

cs

den krysskoblede inngangslys-komponenten W^c som har en fase på +TT/2.

Mens bølgen Wcsirkulerer gjennom sløyfen 14, vil den følgelig konstruktivt inteferere med inngangssignalbølgen W. ved port 3, og destruktivt inteferere med denne ved port 4,

og derved gradvis (og asymtotisk) bygge opp energien (intensiteten) Pc til lys som sirkulerer i sløyfen 14 inntil en ekvilibriumsverdi Pc (eq) er nådd, som vist på figur 5. Tiden som er nødvendig for sådant lys å bygge seg opp til 63% (det vil si l-e ) av ekvilibriumsverdien er definert som hulrommets stigetid (T ), også vanligvis referert til som hulrommets svinnetid.

For å oppnå full resonans ved ekvilibriumsverdien, og således null utgangsenergi ved port 4, må en andre betingelse tilfredsstilles, nemlig at tvers gjennom sirkulasjonsbølge-komponenten ^ cs ved port 4 må ha en amplitude som er lik amplituden til den krysskoblede inngangssignal-komponenten W^cved port 4. For at dette skal skje, er koblingskonstanten K j justert til en verdi K r, som vil bli referert til i det etterfølgende som "resonans koblings konstanten". Ved å løse ligningene 2, 3 og 4 med hensyn på E^/E^, og sette E^/E^lik null (hvilket er vilkåret for resonans), kan resonenskobling^ skonstanten K rfinnes å være:

I den viste utførelsen, er koblingstransmisjonen 1 -ynog fibertransmisjonen exp (-2a ^L). Så.ledes er :

I den viste utførelsen er fiberdempningen 8.3 dB/km, sløyfen 14 er 10 meter, slik at 2aQL er lik 0.0158 ved en bølgelengde på 632.8 nm. Ved koblerinnmatingstap på 1,8% gir dette en resonanskoblingskonstant på 0,967.

Ved å anvende resonanskoblings-konstanten definert ved lig-ning 7, gir ligningene 2, 3 og 4 den følgende sirkulasjonsenergi (intensitet) og utgangsenergi (intensitet), normalisert med hensyn til inngangsenergi:

hvor<p>c(3)er energien (intensitet) til sirkulasjonsbølgen Wcved port 3; er energien (intensitet) til inngangs-signalbølgen ; og Pq er energien (intensitet) til utgangs-bølgen Wq ved port 4.

DersomBL er valgt for å tilfredsstille resonansbetingelsen definert ved ligning 6, reduseres ligning 9 til:

Denne ligningkan gjenskrives som:

Dersom ligning 6 er tilfredsstilt, er 1 - Kr lik gjennom-løpsdel-intensitettapet for den sirkulerende bølgen Wc(det vil si koblerinnmatingstap pluss fibertransmisjonstap). Således representerer den høyre siden av ligning 12 den totale energien som tapes i kobleren 20 og sløyfe 14. Følgelig kan det sees av ligning 12 at ved full resonans

er sirkulasjonsenergien Pc slik at den totale energien som tapes i sløyfen og kobleren er lik inngangsenergien

ved port 1.

Den teoretiske normaliserte sirkulasjonsenergien og utgangsenergien definert ved ligningene 9 og 10 respektiv, er vist som en funksjon av BL for to eksempler på koblings-innmatings tap, nemlig 5% og 10 % på figurene 6 og 7, respektivt. Selv om disse kurver gjelder for sløyfelengder på 3 meter (2 a^L = 0.0057), vil det forstås at lignende kurver kan utledes for en sløyfelengde på 10 meter. Som vist på figur 6, er den sirkulerende energi Pc høyst avhengig av koblerinnmatingstap, idet den er omtrent 9 ganger inngangsenergien P^for et innmatingstap på 10% og omtrent 19 ganger inngangsenergi P^for et innmatingstap på 5%. Utgangsenergien Pq derimot, faller til null ved full resonans i begge tilfellene som vist på figur 7. Det vil imidlertid ses at minimums og maksimumspunktene på figurene 6 og 7 blir skarpere ettersom innmatingstapene avtar, og dette indikerer at hulromsfinheten er høyst avhengig av kobler-innmatingstapene.

Hulromsfinheten (F) kan defineres som:

Hvor FSR er det frie spektralområdet resonanshulrommet (det vil si avstanden mellom minimumspunktene (figur 7) eller maksimumspunktene (figur 6)); og Sf er bredden til sirkulasjonsenergimaksimumet (figur 6) ved halvparten av maksimal sirkulasjonsenergi (det vil si ved en halvpart av energien ved full resonans). Det frie spektralområdet (FSR) kan defineres som:

Ved å sette ligning 9 lik en halvpart av P ,-,./P. maks,

^ r c (3) i

kan den fulle bredden ved halvparten av maksimum bli funnet som:

For K nær enheten, kan w tilnærmes som:

Denne tilnærming ligger innenfor 0,2% for K rstørre enn 0,8.

Ved å sette ligning 14 og 16 inn i ligning 13, er derfor hulromsfinheten lik:

Det vil gjenkalles fra ligning 8 at resonanskoblings-konstanten (Kr) er lik produktet av koblertransmisjonen og fibertransmisjonen, slik at mengden 1 - K er lik de totale deltapene rundt sløyfen 14. Det kan ses av ligning 17 at ettersom deltapene avtar, øker finheten. Således er finheten høyst avhengig av tapene, og kan økes ved å minske enten koblerens innmatingstap eller fibertransmisjonstapene eller begge deler. For den viste utførelsen er finheten omtrent 80 og det frie spektralområdet for 10-meter sløyfen 14 er omtrent 20.6 MHz.

Til slutt, med henvisning tilbake til figur 5, kan hulroms-stigetiden Tcbli tilnærmet på følgende måte:

For resonanseffekter, bør laserkilden 22 ha en koherenslengde større enn cTc>

Med henvisning til figur 8 kan resonanseffektene forutsagt av ligningene 9 og 10 observeres ved å anordne en detektor 80 for å måle den optiske energien (intensiteten) til ut-gangsbølgen Wq ved enden av fiberpartiet 16. Detektoren

80 sender ut et elektrisk signal på en ledning 82, hvilket signal er proporsjonalt med den optiske intensiteten til utgangsbølgen W . Denne ledning 82 er forbundet for å mate inn slike signaler på et oscilloskop 84. Et signal fra trekantbølgegeneratoren 86 blir matet til oscillo-skopet 84 på en ledning 88, og til en fase modulator 90

på en ledning 92. Som et spesielt eksempel, kan fasemodulatoren omfatte en PZT sylinder som har en diameter på 3 tommer, om hvilken et parti av fibersløyfen 14 er viklet 26 ganger. Signalet fra trekantbølgegeneratoren 86 driver PZT sylinderen 90 slik at denne utvider seg radielt og således strekker lineært fiberen 14, slik at fiberlengden (L) varieres periodisk med frekvensen til generatoren 86.

I denne utførelsen opptrer fiberresonatoren omtrent analogt med en avsøknings Fabry-Perot interferometer.

Figur 9 viser oscilloskop opptegningen av detektorstrømmen 96, som representerer den optiske utgangsenergien (P ) t og trekantbølgegeneratorsignalet 98, som representerer mengden fiberen er strukket av fasemodulatoren 90. Mengden fiber-forlengelse frembragt av signalet 98 er litt større enn en bølgelengde, slik at utgangsenergien vist på figur 9 faller til null to ganger under hver lineær utstrekning av fiberen, og på denne måten demonstreres oppførselen ved resonans. Dersom koblingskonstanten varieres noe fra resonanskoblingskonstanten K , kan ikke-null utgangsenergi oppserveres ved minimumspunktet til kurven 96.

Viktigheten av å opprettholde polariseringen av lys i fibersløyfen 14, for eksempel ved hjelp av polarisasjonsstyreinnretningen 40, er vist på figur 10, som viser resul-tatene av å rotere kvartbølgesløyfene til polarisasjonsstyreinnretningen 40 bort fra optimalposisjonen. Som vist på figuren observeres to resonansmodi som korresponderer til de to uavhengige polarisasjonsmodi. De to modi har resonans ved forskjellige avsøkte posisjoner på grunn av litt forskjellig forplantningshastighet. Hver av resonans-modiene har ikke -null utgangsenergi fordi, når et modus er i resonans så er ikke det andre det, og således observeres utgangsenergien fra et ikke-resonant modus ved resonansen til et annet modus.

Den ovenfor beskrevne resonatoren arbeider som en Brillouin ringlaser ved å justere sløyfelengden L og koplingskonstanten Kr for full resonans og øking av energien til kilden 22

over en terskalverdi. I et slikt tilfelle tjener kilden 22 som en pumpe for stimulert Brillouin oscillasjon i fibersløyfen 14. Følgelig vil inngangslysbølgen og sirkulasjonslyset Wcbli referert til som "pumpelyset"

i det etterfølgende.

Når pumpeenergien (P ) som sirkulerer gjennom resonanshulrommet dannet av sløyfen 14, når et terskalnivå, forårsaker slikt pumpelys at molekylene til glassfiberen vibrerer ved en forutbestemt akustisk frekvens. Denne akustiske frekvens er en funksjon av fibermaterialet og bølgelengden til pumpelyset. For en kvartsfiber og en pumpebølgelengde på

632,8 nm, er den akustiske frekvensen omtrent 27,6 giga Hz.

Den akustiske bølgen forplanter seg gjennom fiberen i den samme retningen som pumpelyset. Når det akustiske bølgen er tilstede, samvirker det sirkulerende pumpelyset med den akustiske bølgen og forårsaker Brillouin spredning. Brillouinsprednings-prosessen er noe analog til Bragg spredning ved at den akustiske bølgen opptrer som et diffraksjonsgitter for pumpelyset. Lys som blir spredt bakover fra den akustiske bølgen intefererer konstruktivt for å frembringe en Brillouinbølge, som motforplanter seg i relasjon til pumpelyset. Siden den akustiske bølgen beveger seg i den samme retningen som pumpelyset, mottar det bakoverspredte lyset eller Brillouinbølgen en dobbler- endring, slik at dets frekvens er mindre enn frekvensen til pumpelyset. Dersom pumpelysfrekvensen er f Pog den akustiske bølgefrekvensen er f 3., vil Brillouinbølge-frekvensen f. være:

b

I virkeligheten er pumpelyset omdannet til en Brillouin-lysbølge som er forskjøvet nedover i frekvens med hensyn til pumpebølgen med mengde lik frekvensen til den akustiske bølgen. Det vil forstås at den foregående beskrivelse av Brillouinspredning er overforenklet, og at mer fullstendig beskrivelse kan finnes i publikasjoner så som Quantum Electronics, av Amnon Yariv, 2 Ed., 1975, John Wiley and Sons, sidene 490-498.

Mens Brillouinbølgen sirkulerer gjennom resonanshulrommet, vil en delmengde av dens energi tapes under hver sirkulasjon på grunn av fibertransmisjonstap og koblerinnmatingstap. I tillegg til de ovenfor beskrevne tapene, vil en liten del (det vil si 1 - K ) av Brillouin energien i fibersløyfen 14 forlate fibersløyfen og tapes ved port 1 siden koblingskonstanten K er mindre enn 1.0. Dette tap, sammen med koblerinnmatingstapet og fibertransmisjonstapet, vil bli referert til kollektivt som de "kombinerte tapene", som er de totale deltapene for Brillouinbølgen pr- sirkulasjon rundt den lukkede sløyfen 14.

Uttrykket "Brillouin transmisjon" vil bli nyttet som referanse for del-Brillouinenergien transmittert under en gjennomløpstur (det vil si en komplett sirkulasjon) gjennom fiberhulrommet, slik at:

For at Brillouin oscillering skal opprettholdes, må forsterkingen til laseren være slik at den i det minste kom- penserer for de kombinerte tapene. Derfor er terskal-betingelsen for opprettholdelse av Brillouin oscillasjon lik:

Den stimulerte Brillouin sprednings forsterking langs en fiber med lengde L er:

hvor g er Brillouinforsterkningskoeffisienten for fiberen, Pc er sirkulasjonspumpe-energien, A det effektive kjerneareal til fiberen, og L£ffer den effektive forsterkings-lengden (det vil si lengden til en tapsløs fiber som gir den samme Brillouinforsterkningen som en fiber som har en dempnings koeffisient på aQ).

Leffkan uttrY^kes som:

Gjennomløpstransmisjonen til Brillouinbølgen (antatt ingen forsterking) er produktet av fibertransmisjon, det vil si exp(-2OgL), og nettokobler-transmisjon fra port 3 til port 2, det vil si (1 -Yq)^. Således er den stimulerte Brillouinbølgerundtur transmisjonen lik:

Det vil gjenkalles at:

Således ved å sette inn ligning 25 i ligning 24, får man:

Til slutt ved å sette ligning 22 og 26 inn i ligning 21, får man:

Ved relativt små koblingsinnmatingstap (for eksempel mindre enn 0,2), kan mengden (1~Yq) tilnærmes til exp^ . Videre, dersom lengden (L) til fibersløyfen 14 er relativt liten (for eksempel mindre enn 100 meter), kan mengden (1-2 anL)

(-2

bli tilnærmet til exp aOL), og derfor kan L tilnærmes til L. Ved å anvende disse tilnærminger, kan ligning 27 løses med hensyn på terskelen av sirkulasjonspumpe-energi

P

c

Det gjenkalles at forholdet mellom sirkulasjonspumpeenergien (P )°9inngangspumpeenergien (Pc) er definert ved:

Ved å sette ligning 29 inn i ligning 28, får man følgende terskel for inngangspumpeenergien P^:

For opprettholdelse av Brillouin oscillasjon må således den teoretiske terskel for pumpeenergien være lik eller større enn den som er definert ved ligning 30. I praksis er det funnet at den virkelige terskel for pumpeenergien er omtrent 2,6 ganger større enn denne teoretiske terskel for pumpeverdien. Det er antatt at denne uoverensstemmelse skyldes fiberdobbeltbrytning som forårsaker at pumpen og Brillouin endrede bølger, som forplanter seg i motsatte retninger, har utilpassede polarisasjoner. Således burde anvendelsen av en lavtakspolarisasjons-opprettholdende fiber i fiberen 10 (figur 1) bringe eksperimentresultatene nærmere de teoretiske verdiene.

Ved å minimalisere ligning 30 med hensyn til L, kan den optimale fiberlengden (LQp^) for minimum inngangsterskel-pumpeenergi finnes å være:

Følgelig, for å oppnå minimums inngangsterskel-pumpeenergi, bør fibersløyfelengden (L) velges slik at fibertransmisjonstap pr. sirkulasjon (2o<qL) er lik koblerinnmatingstap pr. sirkulasjon (^q)• For den viste utførelsen, er optimal fiber-lengde (L) i størrelsesorden 10 meter.

Brillouin ring laseren i henhold til den foreliggende oppfinnelsen er spesielt egnet for anvendelse som en rotasjonssensor for, for eksempel treghetsnavigasjonsformål. Som forklart detaljert nedenfor med referanse til figur 12 blir pumpeenergi innmatet i begge portene 1 og 4 til kopleren 20 for å frembringe motforplantende Brillouinbølger i sløyfen 14. Ved rotasjon av sløyfen rundt en akse perpendikulær på dens plan, blir en av Brillouinbølgene endret oppover i frekvens, mens den andre blir endret nedover, og derved frembringes en frekvensdifferanse (Åf) demimellom. Rotasjonshastigheten (oj er en funksjon av frekvensdifferansen:

hvor: f er frekvensdifferansen; c er lyshastigheten i åpent rom; n er den ekvivalente brytningsindeksen til fiberen;

r er radius til fibersløyfen; og f er frekvensen til Brillou-inbølgen .

Årsaken til frekvensendringen til Brillouinbølgene kan forstås

mer fullstendig med referanse til figurene 11a og 11b.

Figur 11a illustrerer Brillouinforsterkingskurven 100 for en typisk emisjonslinje av kvartsfiber som en funksjon av frekvens. Som vist på denne, og forklart i detalj i "Brillouin Spectrum of Single Mode Optical Fibers", Applied Physics Letters, Vol. 34, side 139 (1979), er Brillouinforsterkingslinjebretten (det vil si full bredde ved halvparten av maksimum) for kvartsfibere omtrent 100 MHz. Figur 11b er en opptegning av normalisert Brillouin sirkulasjonsenergi som en funksjon av frekvens, og med frekvenser som korresponderer til figur 11a (det vil si en opptegning av resonansfrekvenser 102 til sløyfen). Innenfor Brillouinforsterkingslinjebredden på figur 11a,

er en rekke potentielle frekvenser tilstede. Det vil imidlertid forstås at stimulert Brillouin emisjon opptrer bare ved resonansfrekvensene 102 (a)-(e) av sløyfen 14, siden bare disse frekvensene sirkulerer i sløyfen. Siden det frie spektrale området (FSR) til resonans-hulsoms-sløyfen 14 er hovedsaklig mindre (for eksempel 20.6 MHz) enn Brillouinforsterkningskurvelinjebredden (for eksempel 100 MHz), eksisterer flere resonansfrekvenser 102 (a)-(e) mellom linjebredden. Således vil en oppbygning av Brillouinlys opptre inne i sløyfen ved en av sløyfens resonansfrekvenser 102 (a)-(e) innenfor Brillouinforsterknings-linjebredden. Blandt disse resonansfrekvensene 102(a)-

(e) til sløyfen, vil videre den frekvensen 102 (c) som

har den høyeste Brillouinforsterkingen være tilstede,

idet Brillouinlaseren er en homogen type laser. Når sløyfen 14 er i hvile, vil begge Brillouinbølgene derfor ha en frekvens ved hulromsresonanspunktet (c) som korresponderer til resonansfrekvens 102(c), nærmest toppen til Brillouinforsterkingskurven.

Ved rotasjon av sløyfen 14, vil hver av de motforplantende Brillouinbølgene ha en forskjellig optisk veilengde rundt sløyfen 14 på grunn av Sagnac effekten, idet veilengden for en av bølgene øker mens veilengden for den andre bølgen avtar. Denne endring i veilengde endrer hulromsresonans-frekvensene 102(a)-(e) for hver av bølgene. For bølgen som forplanter seg i retningen med økt veilengde blir resonansfrekvensene endret nedover en mengde på ^Af, som vist (overdrevet)med strekede linjer på figur 11b. For bølgen som forplanter seg i retningen med økt veilengde, vil resonansfrekvensene endres oppover med den samme mengden. Således vil etpar nye Brillouinbølger fremkomme ved disse endrede resonansfrekvenser, mens Brillouin-bølgene ved den tidligere resonansfrekvensen samtidig avtar fordi disse ikke lenger er i resonans i hulrommet.

For eksempel vil den nedoverendrede bølgen opptre ved et hulromsresonanspunkt (c<1>) på figur 11a, som korresponderer med den endrede resonansfrekvensen 102(c'), vist med strekede linjer på figur 11b. Følgelig vil under rotasjonen av sløyfen 14, hver av Brillouinbølgene ha en forskjellig frekvens, en endret oppover fra frekvensen når sløyfen er i hvile, mens den andre blir endret nedover. Det er fremhvet at den ovenfor beskrevne prosessen finner sted svært hurtig, slik at frekvensen til Brillouinbølgene er ekstremt følsomme ovenfor rotasjon.

En bør merke seg at endringen i resonansfrekvens forårsaket av sløyferotasjon, er liten nok til å forhindre ikkeresonans i pumpelyset fra laserkilden 22.■

Ved således å detektere den frekvensdifferanse (Af), kan rotasjonshastigheten fastslås. Det vil ses at dette blir utført ved å koble små deler av de motforplantende Brillou-inbølgene ut av sløyfen 14 og kombinere bølgene slik at de interfererer for å frembringe en Brillouin utgangsbølge som varierer som en sinusfunksjon i intensitet ved en beat frekvens. Frekvensforskjellen (Af) er lik beatfrekvensen til Brillouinutgangsbølgen, og således ved å detektere utgangsbølgebeatfrekvensen, kan man få en indikasjon på rotasjonshastigheten.

Det refereres nå til figur 12. Fiberpartiene 12 og 16 som strekker seg fra portene 1 og 4 respektivt, blir ført gjennom en fiberoptisk flyktigfeltretningskobler 114. Denne kobler er identisk med kobleren 20, unntatt for

at dens koblingskonstant er satt til 0.5, slik at 50%

av lyset som forplanter seg gjennom en av fibrene 12, 16 vil bli koblet til den andre av fibrene 12, 16. Laserkilden 22 er optisk koblet for å innmate lys inn i fiberpartiet 12, mens en detektor 118 er optisk koblet til å motta lys fra enden av fiberpartiet 16. Således anvender rotasjonssensoren på figur 11 en kontinuerlig uavbrudt tråd av optisk fiber 10 mellom laserkilden 22 og detektoren 118.

Laserkilden 22 frembringer pumpelys som blir innmatet i fiberen 12. Mens dette pumpelys forplanter seg gjennom kobleren 114, blir det delt i to like deler, slik at en halvpart av pumpeenergien er i fiberpartiet 12 når lyset når kobleren 20, mens den andre halvparten av pumpeenergien er i fiberpartiet 16 når lyset når kobleren 20. Fortrinnsvis er fiberpartiene 12, 16 som strekker seg mellom koblerne 20, 114 identiske i lengde. Ved kobleren 20, vil pumpelys innmates i fibersløyfen 14 fra port 4

til port 2, som fra port 1 til port 3, for å frembringe to motforplantende pumpelysbølger WP^ og WP2>Siden sløyfen 14 danner et resonanshulrom, vil pumpelysbølgene WP.j og WP2hver bygge seg opp til en maksimal sirkulerende-energi i samsvar med ligning 9 ovenfor. Antatt at sirku-las jonspumpeenergien er over terskelverdien i.for Brillouin-oscillasjon, som forklart med referanse til ligning 30, vil en del av pumpeenergien til hver av bølgene WP^, WP2bli omdannet til motforplantende Brillouinbølger WB^ ogWB2. Således forplanter bølgen WB^seg i en retning motsatt retningen til bølgen WP^, og bølgen WB2forplanter seg i en retning motsatt til retningen til bølgen WP,,.

Det vil gjenkalles at ved full resonans, vil det sirkulerende pumpelyset ved portene 2 og 3 interferere med innkommende pumpelys ved portene 1 og 4, slik at tilsyne-latene alt pumpelyset forblir i sløyfen 14, og pumpelyset som går ut ved portene 1 og 4 er lik null. I mot-setning til dette vil de stimulerte Brillouinbølgene WB^og WB2ikke interferere vesentlig med det innkommende pumpelyset (siden det er ved en vesentlig forskjellig frekvens fra pumpelyset), og således vil en liten del av Brillouinlyset, lik 1 - K , forlate kobleren 100 mens det passerer derigjennom. For eksempel vil en delmengde av Brillouinbølgen WB^passere mellom portene 2 og 4 for forplantning gjennom fiberpartiet 16, mens en delmengde av bølgen WB2vil passere fra porten 3 til porten 1 for forplantning gjennom fiberpartiet 12. Disse bølger WB^, WB2 blir kombinert av kobleren 114 til en Brillouin-utgangsbølge WBq for forplantning til detektoren 118.

Detektoren 118 sender ut en strøm I^etpå ledningen 119, hvilken strøm er proporsjonal med intensiteten til lys påtrykt detektoren. Således vil detektorstrømmen I^e^være proporsjonal nied intensiteten In til Brillouin-utgangsbølgen WBq. Den detekterte intensiteten til Brillouinutgangsbølgen kan uttrykkes som:

Hvor : I ts .. I er intensiteten til Brillouinbølgen WB. I ; Bz er intensiteten til bølgen WB2; f^er frekvensen til bølgen WB^ , fg2er frekvensen til bølgen WB2, og f^ - fB2er beatfrekvensen til utgangsbøkgen WBq.

Ved null rotasjonshastighet (det vil si Q er lik null),

er frekvensene til de to Brillouinbølgene like, slik at interferens uttrykket (det vil si cosinusuttrykket) i ligning 33 er lik en, og således er Brillouinbølgeintensi-teten IB en konstant verdi. Ved rotasjon av sløyfen 14, for eksempel mot klokken som indikert med pilen 122, vil imidlertid Brillouinbølgen WB^ha en lenger optisk vei-

lengde rundt sløyfen 120 enn Brillouinbølgen WB2på grunn av Sagnaceffekten. Denne endring i optisk veilengde forårsaker at resonansfrekvensen for stimulert Brillouin-oscillasjon endrer seg for hver forplantningsretning rundt sløyfen. Følgelig vil bølgen WB^ komme i resonans ved en frekvens som er endret nedover, og bølgen WB2vil komme i resonans ved en frekvens som er endret oppover,

og dermed får man en frekvensdifferanse mellom bølgene.

Når bølgene blir kombinert for å danne utgangs Brillouin-bølgen WBq, vil slik frekvensdifferanse forårsake at Brillouinintensiteten endrer seg periodisk som en funksjon av kosinus til frekvensdifferansen (det vil si beatfrekvensen), hvilket kan ses av ligning 33. Deteksjons-elektronikk 126 forbundet for å motta signaler på ledningen 119, er anordnet for å detektere frekvensen til disse periodiske variasjoner i Brillouinintensiteten, for eksempel ved å detektere null-gjennomganger, og som respons sende ut et signal ^ j. Q^ i som indikerer rotasjonshastigheten til sløyfen. I virkeligheten frembringer elektro-nikken 126 et båndpassfilter som slipper gjennom beatfrekvensen til de interfererende Brillouinbølgene, mens det blokkerer lavfrekvensdrift og konstante komponenter i detektorstrømmen. Slike detekteringssystemer er velkjent og istand til å detektere frekvenser fra for eksempel 1 MHz til 100 MHz eller mer.

En bør merke seg at på grunn av Sagnaceffekten, gjennomgår pumpelysbølgene ved rotasjon av sløyfen en liten Sagnac-faseendring. Lengden av sløyfen 120 er imidlertid heldigvis relativt kort (for eksempel 10 meter) sammenlignet med lengden på et Sagnacinterferometer (for eksempel adskillige tusen meter), og således vil Sagnacfaseendringen av pumpelyset være ekstremt liten, og har således liten virkning på resonansen til pumpelyset eller detektorstrømmen.

En bør også merke seg at enhver inteferens mellom pumpe lys som når detektoren 118 og Brillouinlys ikke vesentlig påvirker detekteringen av Brillouinbølgebeatfrekvensen siden beaten mellom pumpelyset og Brillouinlyset i den viste utførelsen er omtrent 30 giga Hz, hvilket er for høyt til å bli avfølt av detektoren.

I den viste utførelsen, er det anordnet en tilbakekomblings-sløyfe, som omfatter en ledning 130 som forbinder detektor-utgangsledningen 119 til stabiliseringselektronikk 132,

og en ledning 134, som forbinder stabiliseringselektronikken 132 til en PZT sylinder 136 i sløyfen 14, for å stabi-lisere lengden av sløyfen 14 for full resonans ved pumpe-frekvensen. Som et spesielt eksempel kan PZT sylinderen være omtrent 3 tommer i diameter og fiberen 14 kan være viklet om denne 26 ganger. Sylinderen 136 strekker fiberen 14 som respons på spenning på ledningen 134, slik at lengden av fibersløyfen 14 varieres dynamisk.

Dersom for eksempel temperaturendringer forårsaker at sløyfelengden (L) endrer seg fra den som er nødvendig ved resonans, vil endel av pumpeenergien bli koblet fra sløyfen sammen med Brillouinbølgen og derved øke detektorstrømmen "''det* Stabiliseringselektronikken 132, frembringer i virkeligheten et lavpassfilter som slipper gjennom lavfre-kvensdriftskomponenter i detektorstrømmen I^et»mens et blokkerer høyere frekvenskomponenter forårsaket av inteferens av Brillouinbølgene WB^ og WB,,. Elektronik-

ken 132 sender ut et signal på ledningen 134 som er proporsjonalt med økningen i detektorstrømmen for å drive PZT sylinderen 136 i en mengde som er nødvendig for å gjenopprette resonans. Dette stabiliseringssystem er vist i en artikkel med tittel "Sensitive All Single Mode Fiber Resonant Ring Interferometer" JOURNAL OF LIGHT

WEIGHT TECHNOLOGY, volum LT-1, mars 1983, sidene 110-115.

Claims (9)

1. Ringlaser, karakterisert ved at den omfatter : En lengde optisk fiber som har første og andre ende-partier og danner et sløyfeparti mellom nevnte endrepartier; en fiberoptisk kobler som optisk lukker nevnte sløyfe-parti, og lengden av nevnte sløyfeparti er valgt for å samvirke med nevnte kobler for å danne et resonanshulrom; en lyskilde for innmating av pumpelys i nevnte første endeparti for å frembringe en pumpelysbølge som forplanter seg gjennom nevnte sløyfeparti og nevnte pumpelysbølge si-kulerer gjennom nevnte resonanshulrom og øker intensiteten til et nivå (P ) som er større enn intensiteten (P^ ) til pumpelyset i nevnte første endeparti, og nevnte intensi-tetsnivå (Pc ) er tilstrekkelig til å forårsake stimulert Brillouinspredning i nevnte fibersløyfeparti for å frembringe en Brillouinbølge som sirkulerer gjennom nevnte fibersløyfe-parti i en retning motsatt retningen til nevnte pumpelys-bølge, og blir endret i frekvens i relasjon til nevnte pumpelysbølge.

2. Ringlaser, som angitt i krav 1, karakterisert ved at nevnte intensitet ( <p>c ) til nevnte sirkulerende pumpelysbølge er større enn :

hvor: A er det effektive kjernearealet til nevnte fiber; g er Brillouinforsterkningskoeffisienten til nevnte fiber; Y q er innmatingsyapet til nevnte koper; 06q er amplitudedempningskoef f isienten til nevnte fiber; og L er lengden til fibersløyfepartiet.

3. Ringlaser som angitt i enten krav 1 eller 2, karakterisert ved at nevnte intensitet (P^ ) til nevnte pumpelysbølge i nevnte første endeparti er større enn:

4. Ringlaser, som angitt i hvilket som helst av kravene 1 til 3, karakterisert ved at sløyfelengden (L) er valgt slik at fibertransmisjonstapene er lik kopler-innmatingstapene.

5. Ringlaser, som angitt i hvilket som helst av kravene 1 til 4, karakterisert ved at nevnte intensitet (Pj _) til nevnte pumpelysbølge i nevnte første endeparti er mindre enn 10mW.

6. Ringlaser, som angitt i hvilket som helst av kravene 1 til 5, karakterisert ved at den er ut-formet som en rotasjonssensor og videre omfatter: en detektor for å detektere lys fra nevnte andre endeparti; og nevnte kilde videre innmater en andre inngangspumpe-lysbølge i nevnte andre ende, nevnte pumpelysbølge forplanter seg i motsatte retninger rundt nevnte sløyfe, idet begge nevnte pumpelysbølger er ved en resonansfrekvens til nevnte sløyfe og har tilstrekkelig intensitet til å forårsake stimulert Brillouinspredning i nevnte sløyfe, for å frembringe nevnte Brillouinbølge og andre Brillouinbølge, idet nevnte Brillouinbølger motforplanter seg i relasjon til nevnte pumpelysbølge og nevnte andre pumpelysbølge respektivt, og går i resonans i nevnte sløyfe ved en frekvens som er lavere enn nevnte pumpelysbølge, idet frekvensen ved hvilken hver av nevnte Brillouinbølger er i resonans endrer seg som respons på rotasjon av nevnte sløyfeparti for å frembringe en fre kvensdifferanse dem imellom som indikerer rotasjonshastigheten til nevnte sløyfeparti; nevnte fiberoptiske kobler kobler del av hver av nevnte Brillouinbølger fra nevnte sløyfe for å danne en Brillouin-utgangsbølge, og nevnte Brillouinutgangsbølge har en beatfrekvens som er lik frekvensdifferansen mellom nevnte Brillouinbølger; og nevnte andre endeparti styrer nevnte Brillouinutgangsbølge til nevnte detektor, idet nevnte detektor detekterer nevnte beatfrekvens.

7. Fremgangsmåte for å frembringe stimulert Brillouin-oscillasjon i en optisk fiber, karakterisert ved at det dannes en sløyfe av nevnte fiber; nevnte sløyfe lukkes optisk ved hjelp av en fiberoptisk retningskobler; nevnte sløyfe pumpes med lys ved en resonansfrekvens til nevnte sløyfe med tilstrekkelig intensitet til å forårsake Brillouinspredning.

8. Fremgangsmåte for å frembringe stimulert Brillouin-oscillasjon i en optisk fiber, som angitt i krav 6, karakterisert ved at den videre omfatter; lengden av nevnte sløyfe velges slik at fibertransmisjonstap er lik koblerinnmatingstap.

9. Fremgangsmåte for å frembringe stimulert Brillouin-oscillasjon, som angitt i hvilket som helst av krav 7-8, forå avføle rotasjon, karakterisert ved at nevnte pumpetrinn videre omfatter å innmate første og andre inngangs-pumpelysbølger inn i nevnte fiber for forplantning i motsatte retninger rundt nevnte sløyfe, idet nevnte pumpelysbølger er ved en resonansfrekvens til nevnte sløyfe, og har tilstrekkelig intensitet til å forårsake stimulert Brillouinspredning i nevnte sløyfe for å frembringe første og andre Brillouinbølger som motforplanter seg i relasjon til nevnte første og andre pumpelysbølger respektivt, og som vil gå i resonans i nevnte sløyfe, og fremgangsmåten omfatter i tillegg; rotering av nevnte sløyfe for å frembringe en frekvensdifferanse mellom nevnte Brillouinbølger; kobling av endel av nevnte første og andre Brillouinbølger fra nevnte sløyfe; kombinering av nevnte Brillouinbølger for å danne en Brillouinutgangsbølge, idet nevnte Brillouinutgangsbølge har en beatfrekvens som er lik frekvensdifferansen mellom nevnte Brillouinbølger; og detektering av nevnte beatfrekvens.