NO840262L - Interferometer med kerr-effekt kompensasjon. - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse angår fiberoptiske interferometeret, og spesielt fiberoptiske ringinterferometere for rotasjons-avføling.

Fiberoptiske ringinterferometere innbefatter i alminnelighet

en fiberoptisk materialsløyfe, hvilken lysbølger koplet

for utbredelse rundt sløyfen i motsatte retninger. Etter utbredelsen i sløyfen ble de seg motsatt utbredende bølger kombinert slik at de konstruktivt eller destruktivt interfererer for å danne et optisk utgangssignal. Intensiteten for dette optiske utgangssignalet varierer som en funksjon av typen og størrelsen på interferensen, som igjen er avhengig av de relative fasene for seg motsatt utbredende bølger.

Ringinterferometeret har vist seg å være spesielt nyttige

for rotasjonsavføling. Sløyfens rotasjon skaper en relativ faseforskjell mellom seg motsatt utbredende bølger i samsvar med den velkjente "Sagnac"-effekten med fasedifferanse-størrelser som korresponderer med rotasjonshastigheten.

Det optiske utgangssignalet frembragt av interferensen

til de seg motsatt utbredende bølger, når rekombinert,

varierer i intensitet som en funksjon av rotasjonshastigheten for sløyfen. Rotasjonsavfølingen blir fullført ved detektering av dette optiske utgangssignalet.

Mens matematiske beregninger angir at ringinterferometeret skulle kunne tilveiebringe rotasjonsavfølingsnøyaktigheter hovedsakelig bedre enn det er nødvendig for treghetsnavigasjon (f.eks. 001 grader pr. time eller mindre), har resultater tilveiebragt i praksis generelt ikke passet med den teoretiske forventningen. Noen av grunnene for ulikheten mellom teoretisk og virkelig resultat har blitt identifisert som innbefattende uekte bølger bevirket av Rayleigh-tilbakespredning og ikke-rotasjonsmessig induserte faseforskjeller bevirket ved restfiberdobbeltbrytninger.

I den senere tid har det blitt oppdaget at rotasjonsavfølings-nøyaktigheten også er begrenset av A.C. Kerr-effekten.

A.C. Kerr-effekten er en velkjent optisk effekt ved hvilken brytningsindeksen til en substans endres når substansen blir anbragt i et varierende elektrisk felt. Ved optiske fibere kan de elektriske feltene til lysbølgeutbredningen gjennom dem i seg selv endre brytningsindeksen for fiberen i samsvar med Kerr-effekten. Størrelsen på endringen er proporsjonal med kvadratet av det elektriske feltet eller lysintensiteten. Siden utbredelseskonstanten for fiberen, f.eks. for bølgene, er en funksjon av brytningsindeksen manifesterer Kerr-effekten seg selv som intensitet avhengig av forstyrrelser i utbredelseskonstantene. Med mindre slike forstyrrelser viser seg å være nøyaktig de samme for hver av de seg motsatt utbredende bølger, vil A.C.

eller optisk Kerr-effekt bevirke at bølgene utbreder seg med forskjellige hastigheter som medfører en ikke-rotasjonsmessig indusert faseforskjell mellom bølgene og derved frembringer et uekte eller uønsket signal, som ikke kan skilles fra et rotasjonsmessig indusert signal. Dette uønskede Kerr-induserte signalet er en hovedkilde for langtidsdrift ved fiberoptisk rotasjonsavfølingsinterferometere som for tiden er kjent. Der finnes således et behov for å redusere eller eliminere denKerr-induserte faseforskjellen i fiberoptisk interferometere, spesielt ved de som krever høy avfølingsnøyaktig, slik som ved treghetsnavigerings-

grad, rotasjonssensorer.

Foreliggende oppfinnelse innbefatter et rotasjonsavfølings-interf erometer ved hvilket feil bevirket av Kerr-effekten blir redusert eller eliminert ved intensitetsmodulering av hver av de seg motsatt utbredende bølger i samsvar med en spesifikk bølgeform. Den anvendte modulasjonsbølgeformen skulle være slik at gjennomsnittsverdien for kvadratet av bølgeformen er lik en konstant, henvist til her som "bølgeformfaktoren" ganger gjennomsnittsverdien for den kvadrerte bølgeformen. Dette forholdet er uttrykt matematisk senere som ligning 16. Dersom seg motsatt utbredende bølger er modulert i samsvar 'med slik bølgeform, vil det ikke-resiproke, intensitetsveide gjennomsnittet av den Kerr- induserte fasen akkumulert av hver bølge i løpet av utbredelsen for interferometersløyfen være lik slik at de Kerr-induserte feil vil være null som således frembringer perfekteKerr-effekt kompensasjon.

Ved kompensering forKerr-effekten ifølge foreliggende oppfinnelse blir en hovedkilde for avfølingsfeil eliminert. Det er antatt at dette er et hovedgjennombrudd for utvik-lingen av treghetsnavigasjon fiberoptiske graderotasjons-sensorer for anvendelse ved gyroskop.

Disse og andre fordeler ved foreliggende oppfinnelse skal beskrives nærmere under henvisning til tegningene, hvor: Fig. 1 viser en skjematisk tegning av rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse å være fiberoptiske komponenter anbragt langs en kontinuerlig uavbrutt streng med fiberoptisk materiale og viser videre signalgeneratoren, fotodetektoren, synkroniseringsforsterkeren og fremvisningsanordning forbundet med detekteringssystemet. Fig. 2 viser et snitt av en utførelsesform av en fiberoptisk retningskopler for anvendelse ved rotasjonsavfølings-interferometeret på fig. 1. Fig. 3 viser et snitt av en utførelsesform av fiberoptisk polarisator for anvendelse ved rotasjonssensoren på fig. 1.

Fig. 4 viser et perspektivriss av en utførelsesform av

en fiberoptisk polarisasjonsstyrer for anvendelse ved rotasjonssensoren på fig. 1.

Fig. 5 viser et skjematisk diagram av rotasjonssensoren

på fig. 1 med polarisator, polarisasjonsstyrere og fasemodulatoren fjernet fra denne. Fig. 6 viser en kurve over intensiteten for det optiske utgangssignalet, da målt av fotodetektoren som en funksjon over den rotasjonsmessige induserte Sagnac-faseforskjellen, som viser virkningen av de dobbelt-brytningsinduserte faseforskjellene og dobbeltbrytnings-induserte amplitudefluktasjonene.

Fig. 7 viser en kurve over faseforskjellen som en funksjon

av tiden hvor det er vist fasemodulasjonen til hver av de seg motsatt utbredende bølger og faseforskjellen mellom de seg motsatt utbredende bølger. Fig. 8 viser en skjematisk tegning over virkningen av fasemodulasjonen på intensiteten til det optiske utgangssignalet, da målt av detektoren når sløyfen er i ro.

Fig. 9 viser en skjematisk tegning som viser virkningen

av fasemodulasjonen på intensiteten til det optiske utgangssignalet, da målt av detektoren, når sløyfen er i rotasjon.

Fig. 10 viser en kurve over forsterkerutgangssignalet som

en funksjon av den rotasjonsmessig induserte Sagnac-faseforskjellen, som viser et operasjonsområde for rotasjonssensoren på fig. 1.

Fig. 11 viser en forenklet skjematisk tegning over et par firkantbølger, intensitetsmodulerte lysbølger,

seg motsatt utbredende gjennom sløyfen med fiberoptisk materiale og som har hovedsakelig ulik toppintensitet for å vise intensitetsavhengig Kerr-effekt kompensasjon ifølge foreliggende oppfinnelse.

I tillegg til Kerr-effekt kompensasjonsinnretningen innbefatter den foretrukne utførelsesformen av foreliggende oppfinnelse også et synkront detekteringssystem for å detektere intensiteten for det optiske utgangssignalet for å angi rotasjonshastigheten og et polarisasjonsstyresystem for å opprettholde polarisasjonen av lyset i fibersløyfen. Disse systemene er beskrevet og krevet beskyttet i samtidig inngitte patent-søknader med serienummeret 249.714, inngitt 31.3.1981, serienummeret 307.095, inngitt 30.9.1981 (en "continuation-in-part" av søknaden 249.714) og serienummeret 319.311,

inngitt 9.11.1981 (en "continuation-in-part" av søknaden 307.095). Polarisasjonsstyrings- og synkronisasjonsdetek-teringssystemene beskrevet i disse søknadene er egnet for anvendelse med Kerr-effekt kompensasjonen ifølge forelig-

gende oppfinnelse og bidrar til en total utførelse av rotasjons-

avfølingsinterferometerne beskrevet her. Denne foretrukne utførelsesformen vil først bli beskrevet med henvisning til disse systemene og i det påfølgende vil bli gitt en detaljert beskrivelse spesielt rettet motKerr-effekt kompensasjonen. Det skal allerede til å begynne med bemerkes at Kerr-effekt kompensasjonen ifølge foreliggende oppfinnelse har generelle anvendelser og kan bli anvendt ved ringinterferometeret av andre typer enn den beskrevet med henvisning til den foretrukne utførelsesformen.

Som vist på fig. 1, innbefatter rotasjonsavfølingsinterfero-meteret ifølge den foretrukne utførelsesformen en laser 10 og amplitudemodulatoren 11 for innføring av amplitudemodu-lert lys i en kontinuerlig lengde eller en streng med optisk fiber 12, en del av hvilken er viklet i en avfølingssløyfe 14. Henvisningstallet 12 betegner generelt hele den kontinuerlige strengen med optisk fiber, mens henvisningstallet 12 med indeksene (A, B, C, etc.) betegner deler av den optiske fiberen 12.

Ved den viste utførelsesformen innbefatter laseren 10 en Helium Neon (HeNe)-laser som oscillerer i en enkel modus

og frembringer lys som har en bølgelengde i størrelsesorden av 0,633 um. Ved hjelp av et bestemt eksempel, kan laseren 10 innbefatte en modell 100 HeNe-laser, kommersielt tilgjengelig fra Coherent, Tropel Division, Fairport, New York.

Lyset fra laseren 10, som har f.eks. en toppeffekt på

100 mikrowatt går gjennom amplitudemodulatoren 11, som er en elektrooptisk modulator som innbefatter etLiTaO^-krystall og en polarisator forspent for et på-av-forhold mellom 10 og 20 dB og drevet av en 1,1 MHz firkantbølge med en 80 nsek. stigetid. Det modulerte lyset fra kilden 16 vil bli henvist til her som I o(t).

De fiberoptiske strengene, slik som strengen 12, kan innbefatte enkelmodusfibere som har f.eks. en ytre diameter på 80 um og en kjernediameter på 4 um. Sløyfen 14 innbefatter flere viklinger av fiberen 12 viklet om et spolelegeme eller annen egnet bærer (ikke vist). Ved hjelp av et spesielt eksempel kan sløyfen 14 ha tilnærmet 1000 fiberviklinger viklet på en form som har en diameter på 14 cm.

Sløyfen 14 er fortrinnsvis viklet symmetrisk, startende

fra midten slik at de symmetriske punktene i sløyfen 14

er i nærhet. Fibrene er nærmere bestemt viklet rundt spolelegemet slik at viklingene til den sentrale delen av sløyfen 14 er anbragt innerst tilliggende spolelegemet og viklingene mot enden av sløyfene er anbragt ytterst bort fra spolelegemet slik at begge endedelene til fibersløyfen 14 er anordnet symmetrisk om de sentrale viklingene og er fritt tilgjengelig ved utsiden av sløyfen 14. Det er antatt at dette reduserer omgivelsesfølsomheten for rotasjonssensoren siden slik symmetri bevirker tidsvarierende temperatur og trykkgradi-enter til å ha lik virkning på begge av de seg motsatt utbredende bølger.

Modulert lys for laseren 10 og modulatoren 11 er optisk koplet til en ende av fiberen 12 ved hjelp av en linse 15. Laseren 10, modulatoren 11 og linsen 15 vil bli henvist til kollektivt som lyskilden 16. Forskjellige komponenter for leding og behandling av lyset er anbragt eller dannet ved forskjellige steder langs den kontinuerlige strengen 12'. For beskrivelsen sin del vil de relative stedene for disse komponentene, den kontinuerlige fiberen 12 bli beskrevet som delt i syv deler merket henholdsvis 12A til 12G med delene 12A til 12E som er på siden av sløyfen 14 koplet til kilden 16. og delene 12F og 12G som er på motsatt side av sløyfen 14.

Tilliggende lyskilden 16 mellom fiberdelene 12A og 12B

er en polarisasjonsstyrer 24. En egnet polarisasjonsstyrer for anvendelse som styreren 24 er beskrevet i det samtidig inngitte US patentsøknad serienr. 183.975, inngitt 4.9.1980. En beskrivelse av polarisasjonsstyreren 24 vil bli gitt

i det påfølgende, det skal imidlertid bemerkes at denne styreren 24 tillater justering av både tilstand og retningen av polarisasjonen til det tilførte lyset.

Fiberen 12 går så gjennom porter merket A og B til en retningskopler 26 anordnet mellom fiberdelene 12B og 12C for kopling av optisk effekt til en andre streng med optisk fiber 28

som går gjennom porter merket C og D til kopleren 26, idet porten C er på samme side av kopleren som porten A og porten D er på samme side av kopleren som porten B. Enden av

fiberen 28 som strekker seg fra porten D avsluttes ikke reflekterende ved punktet merket "NC" (for ikke forbundet), mens enden til fiberen 28 som strekker seg fra porten C

er valgfritt forbundet med en fotodetektor 30. Ved hjelp av et bestemt eksempel kan fotodetektoren 3 0 innbefatte en standard, revers forspent, silisiumfotodiode. En kopler egnet for anvendelse ved foreliggende oppfinnelse beskrevet nærmere i samtidig US patentsøknad nr. 300.955, inngitt 10.9.1981.

Etter passering gjennom polarisatoren 32 går fiberen 12 gjennom porten merket A og B til en retningskopler 34 anordnet mellom fiberdelene 12D og 12E. Denne kopleren 34 er fortrinnsvis av samme type som beskrevet ovenfor med henvisning til kopleren 26. Fiberen 12 blir så viklet til sløyfen 14 med en polarisasjonsstyrer 36 anordnet mellom sløyfen 14 og fiberdelen 12F. Denne polarisasjonsstyreren 36 kan være av den typen beskrevet med henvisning til styreren 24 og blir anvendt for å justere polarisasjonen til bølgene som utbreder seg motsatt gjennom sløyfen 14 slik at det optiske utgangssignalet dannet ved overlagring av disse bølgene har en polarisasjon som vil bli effektivt sluppet gjennom med minimal optiske effekttap ved hjelp av polarisatoren 32. Ved anvendelse av begge polarisasjonsstyrerne 24,36 kan således polarisasjonen av lyset som utbreder seg gjennom fiberen 12 bli justert for maksimal optisk effekt.

En fasemodulator 38 dreven av en vekselstrømgenerator 40

og forbundet med denne ved hjelp av en ledning 41 er montert på fiberen 12 mellom sløyfen 14 og fiberdelen 12F. Denne modulatoren 38 innbefatter en PZT-sylinder, rundt hvilken

fiberen 12 er viklet. Fiberen 12 er festet til sylinderen slik at når den ekspanderer radialt som følge av modulasjons-signalet fra generatoren 40 strekker den fiberen 12. En alternativ fasemodulator (ikke vist) egnet for anvendelse ved foreliggende oppfinnelse innbefatter enPZT-sylinder som strekker i lengderetningen fire segmenter av fiberen 12 bundet til kortere lengder med kapillære rør ved endene av sylinderen. Fagmannen på området vil se at denne alterna-tive modulatortypen kan gi en mindre grad av polarisasjonsmodulasjon til det seg utbredende optiske signal enn modulatoren 38, men det skal bemerkes at fasemodulatoren 38 kan bli drevet ved en frekvens som eliminerer uønskede virkninger av fasemodulator-indusert polarisasjonsmodulasjon. Begge fasemodulatortypene er således egnet for anvendelse ved foreliggende oppfinnelse.

En andre fasemodulator 39 lignende modulatoren 38, men

som drives ved en annen frekvens, er montert ved senteret av sløyfen 14. Denne modulatoren 39 blir anvendt for å redusere virkningen av tilbakespredt lys, som beskrevet senere.

Fiberen 12 føres så gjennom porter merket C og D til kopleren 34 med fiberdelen 12F forløpende fra porten D og fiberdelen 12G forløpende fra porten C. Fiberdelen 12G avsluttes ikke-reflekterende ved et punkt merket "NC" (for ikke-forbundet). Utgangssignalet fra vekselstrømgeneratoren 40 blir tilført på en linje 40 til en synkroniserings-forsterker 46, som også.er forbundet for å motta utgangssignalet til fotodetektoren 30 ved hjelp av en linje 48.

Dette signalet til forsterkeren 46 tilveiebringer et referanse-signal for klargjøring av forsterkeren 46 for synkront å detektere detektorutgangssignalet ved modulasjonsfrekvensen. Forsterkeren 46 tilveiebringer således effektivt et båndpass-filter med grunnfrekvensen (dvs. første harmoniske) for fasemodulatoren 38 som blokkerer alle andre harmoniske for denne frekvensen. Det detekterte signalet blir integrert over en tidsperiode, typisk i størrelsesorden av et sekund til en time, for å utjevne uregelmessig støy.Nedenfor vil det fremgå at størrelsen på denne første harmoniske komponenten for detektorutgangssignalet er proporsjonalt, gjennom et operasjonsområde, med rotasjonsstørrelsen for sløyfen 14. Forsterkeren 36 sender ut et signal, som er proporsjonalt med den første harmoniske komponenten, og tilveiebringer således en direkte indikasjon på rotasjons-størrelsen som kan bli visuelt fremvist på et fremvisnings-panel 47 ved å tilføre forsterkeren utgangssignalet til fremvisningsanordningen 47 på en linje 49.

En foretrukket fiberoptisk retningskopler for bruk som kopiere 26 og 34 ved rotasjonssensoren eller gyroskopet ifølge foreliggende oppfinnelse blir vist på fig. 2. Kopleren innbefatter to strenger 50A og 50B til et fiberoptisk materiale med enkel modus montert i langsgående bueformede spor, henholdsvis 52A og 52B dannet i optisk flate mot hverandre vendte overflater i rektangulære basisdeler eller blokker, henholdsvis 53A og 53B. Blokken 53A med strengen 50A montert i sporet 52A vil bli henvist til som koplingshalv-delen 51A og blokken 53B med strengen 50B montert i sporet 52B vil bli henvist til som koplerhalvdelen 51B.

De bueformede sporene 52A og 52B har en kurveradius som

er svært stor sammenlignet med diameteren til fiberen 50

og har en bredde litt større enn fiberdiameteren for å tillate at fibrene 50, når montert deri, passer med en bane definert av bunnveggene til sporene 52. Dypden på sporene 52A og 52B varierer fra et minimum ved midten av blokkene 53A og 53B henholdsvis, til et maksimum ved kantene til henholdsvis blokkene 53A og 53B. Dette tillater de fiberoptiske strengene 50A og 50B, når montert i henholdsvis sporene 52A og 52B på fordelaktig måte gradvis å konvergere mot midten og divergere mot kantene av blokkene 53A og 53B som derved eliminerer enhver skarp bøy eller plutselig endring i fiberens 50 retning, som kan bevirke effekttap gjennom modusforstyrrelser. Ved den viste utførelsesformen er sporene 52 rektangulære i tverrsnitt, men det skal bemerkes

at andre egnede tverrsnittskonturer som vil passe med fibrene 50 kan bli alternativt anvendt, slik som et U-formet tverrsnitt eller et V-formet tverrsnitt.

Ved blokkenes 53 senter, ved den viste utførelsesformen,

er dypden på sporene 52 som opptar strengene 50 mindre enn diameteren på strengene 50, mens dypden på sporene 52 ved kantene av blokkene 53 er fortrinnsvis i det minste så store som diameteren til strengene 50. Fiberoptisk materiale blir fjernet fra hver av strengene 50A og 50B, f.eks. ved pussing for å danne respektive ovalformede plane overflater, som er kopiane med mot hverandre vendte overflater for blokkene 53A, 53B. Disse ovale overflatene,

hvor fiberoptisk materiale har blitt fjernet, vil bli henvist til her som fiber "mot hverandre vendte overflater". Mengden av fjernet fiberoptisk materiale øker gradvis fra null mot kanten av blokkene 53 til et maksimum mot midten av blokkene 53. Denne avtagende fjerningen av fiberoptisk materiale muliggjør en gradvis konvergering og divergering av fibrene, som er fordelaktig for å unngå bakoverrettet refleksjon og for stort tap av lysenergi.

Ved den viste utførelsesformen er koplerhalvdelene 51A

og 51B identiske og de er satt sammen ved å anbringe mot hverandre vendte overflater av blokkene 53A og 53B slik at mot hverandre vendte overflater av disse strengene 50A

og 50B er i et mot hverandre vendt forhold.

En indeks tilpasset substans (ikke vist), slik som indekstil-pasningsolje, er anordnet mellom mot hverandre vendte overflater for blokkene 53. Denne substansen har en brytnings-indeks tilnærmet lik brytningsindeksen for den optiske kappen og har til formål å forhindre at optiske flate overflater blir permanent låst sammen. Oljen er innført mellom blokkene 53 ved hjelp av kapillær virkning.

Et samvirkende område 54 er dannet ved strengenes 50 forbin-delsessted, ved hvilket lyset blir overført mellom strengene

ved flyktig feltkopling. Det har blitt funnet at for å

sikre riktig flyktig feltkopling, må mengden av materiale fjernet fra fibrene 50 bli nøyaktig styrt slik at mellomrommet mellom kjernedelene til strengene 50 er innenfor en forutbestemt "kritisk sone". De flyktige feltene strekker seg inn i den optiske kappen og reduseres hurtig med avstanden utenfor deres respektive kjerner. Tilstrekkelig materiale skulle således bli fjernet for å tillate at hver kjerne blir anbragt hovedsakelig innenfor det flyktige feltet til den andre. Dersom for lite materiale er fjernet, vil kjernene ikke ligge tilstrekkelig tett for å tillate flyktige felt å bevirke ønsket samvirkning av de ledede modusene og utilstrekkelig kopling vil således oppstå.

Dersom for mye materiale blir fjernet, vil derimot utbredelses-karakteristikken til fibrene bli endret som medfører tap for lysenergien på grunn av modusforstyrrelser. Da mellom-rommene mellom kjernene til strengene 50 er innenfor den kritiske sonen, mottar imidlertid hver streng en betydelig del av den flyktige feltenergien fra den andre strengen og god kopling blir tilveiebragt uten betydelig energitap.

Den kritiske sonen innbefatter det området ved hvilket flyktige felt for fibrene 50A og 50B overlapper med tilstrekkelig styrke for å tilveiebringe kopling, dvs. hver kjerne'

er innenfor det flyktige feltet til den andre. Som tidligere nevnt forekommer modusforstyrrelser imidlertid når kjernene er bragt for tett sammen. Det er antatt at f.eks. svake ledede moduser, slik somHE^-modus ved enkelmodusfibrer begynner slik modusforstyrrelse og forekommer når tilstrekkelig materiale er fjernet fra fibrene 50 for å frilegge deres kjerner. Den kritiske sonen er således definert som det området ved hvilket flyktige felt overlappes med tilstrekkelig styrke for å bevirke kopling uten vesentlig modusforstyrreIsesinduserte effekttap.

Graden av den kritiske sonen for en spesiell kopler er avhengig av et antall av hverandre avhengige faktorer slik som parametrer for selve fiberen og koplerens geometri.

For en enkelmodusfiber som har en trinnindeks profil kan dessuten de,n kritiske sonen være heller smal. Ved en enkel-modusf iberkopler av denne viste typen er det nødvendige senter-til-senter mellomrommet mellom strengene 50 ved senteret og kopleren i alminnelighet mindre enn et par (f.eks. 2-3) kjernediametrer. Strengene 50A og 50B (1)

er fortrinnsvis identiske med hverandre, (2) har samme kurveradius ved samvirkningsområdet 54 og (3) har en lik mengde fjernet fiberoptisk materiale for å danne deres respektive mot hverandre vendte overflater. Fibrene 50

er således symmetriske gjennom det samvirkende området 54 i planet for deres mot hverandre vendte overflater slik at deres mot hverandre vendte overflater strekker seg sammen dersom overlagret. Dette sikrer at de to fibrene 50A og 50B vil ha samme utbredelseskarakteristikk ved det samvirkende området 54 og derved unngås koplingsdempning forbundet med ulike utbredelseskarakteristikker.

Blokkene eller basisen 53 kan være fremstilt av ethvert

egnet stivt materiale. Ved en nå foretrukket utførelsesform innbefatter basisen 53 generelt rektangulære blokker av smeltet kvartsglass tilnærmet 25,4 mm langt, 25,4 mm bredt og 10 mm tykt. Ved denne utførelsesformen blir de fiberoptiske strengene 50 fastgjort i spalter 52 med egnet sement, slik som epoksylim. En fordel med smeltet kvartsblokker 53

er at de har en termisk utvidelseskoeffisient lik den til glassfibrene og denne fordelen er spesielt viktig dersom blokkene 53 og fibrene 50 er underlagt en form for varmebehand-ling i løpet av fremstillingsprosessen. Et annet egnet materiale for blokken 53 er silisium, som også har utmerkede termiske egenskaper for denne anvendelsen.

Kopleren innbefatter fire porter merket A, B, C og D på

fig. 2. Når betraktet ut fra perspektivet på fig. 2, er portene A og C, som korresponderer med henholdsvis strengene 50A og 50B på den venstre siden av kopleren, mens portene B og D, som korresponderer med henholdsvis strengene 50A

og 50B på den høyre siden av kopleren. For denne nærmere beskrivelsen vil det bli antatt at inngangslyset blir tilført porten A. Dette lyset passerer gjennom kopleren og dens

utgang ved porten B og/eller porten D som avhenger av mengden av effekt som blir koplet mellom strengene 50. I dette henseende blir uttrykket "normalisert koplet effekt" definert som forholdet mellom koplet effekt og total utgangseffekt. Ved eksemplet ovenfor vil den normaliserte koplede effekten være lik forholdet for effekten ved porten D og summen av effekten ut ved portene B og D. Dette forholdet er også henvist til som "koplingsvirkningsgraden" og når så anvendt er de i alminnelighet uttrykt som en prosent.

Når uttrykket "normalisert koplet effekt" blir anvendt

her, skal det således bli foreslått at tilsvarende koplingsvirkningsgrad er lik normalisert koplet effekt ganger 100. I dette henseende har prøver vist at kopleren av den type

som vist på fig. 2 har en koplingsvirkningsgrad på opptil 100%. Kopleren kan imidlertid være "avstemt" for å justere koplingsvirkningsgraden til enhver ønsket verdi mellom null og maksimum, ved forskyvning av de mot hverandre vendte overflater til blokkene 53. Slik avstemning er fortrinnsvis tilveiebragt ved å gli blokkene 53 siderettet i forhold til hverandre.

Kopleren er i sterk grad retningsmessig med hovedsakelig

all effekten tilført ved ene siden av kopleren, levert den andre siden av kopleren. Dvs. hovedsakelig alt lyset tilført inngangsporten A blir levert til utgangsporten B og D uten motsatt retningskopling til porten C. Hovedsakelig alt lys tilført inngangsporten C blir likeledes levert til utgangsportene B og D. Denne retningsevnen er dessuten symmetrisk. Lyset tilført til enten inngangsporten B eller inngangsporten D blir således levert til utgangsportene A og C. Kopleren er dessuten hovedsakelig ikke dikriminerende med hensyn til polarisasjonen og bevarer således polarisasjonen av det koplede lyset. Dersom en lysstråle som f.eks. har en vertikal polarisasjon således blir ført til porten A, vil lyset koplet fra porten A til porten D, så vel som lyset som passerer rett gjennom fra porten A til porten B forbli vertikalt polarisert.

Ut fra ovennevnte skal det bemerkes at kopleren kan virke

som en strålespalter for å dele det tilførte lyset i to seg motsatt utbredende bølgerWl,W2 (fig. 1). Kopleren kan dessuten virke som rekombinering av seg motsatt utbredende bølger etter at de har utbredt seg i sløyfen 14 (fig. 1).

Ved den viste utførelsesformen har hver av koplerne 26,34

en koplingsvirkningsgrad på 50%, da dette valget av koplingsvirkningsgrad tilveiebringer maksimal optisk effekt ved fotodetektoren 30 (fig. 1). Som anvendt her, er uttrykket "koplingsvirkningsgrad" definert som effektforholdet for den koplede effekten i forhold til den totale utgangs-effekten uttrykt i prosent. Med henvisning til fig. 2, dersom f.eks. lys blir tilført porten A, ville koplingsvirkningsgraden være lik forholdet mellom effekten ved porten D og summen av effekten ført ut ved portene B og D. Uttrykket "koplingsforhold" eller "spalteforholdet" er definert som koplingsvirkningsgraden delt med 100. En koplingsvirkningsgrad på 50% kunne således være ekvivalent med koplingsforhold eller et spalteforhold på 0,5.

En foretrukket polarisator for anvendelse ved rotasjonssensoren på fig. 1 er vist på fig. 3. Denne polarisatoren innbefatter et dobbeltbrytningskrystall 60, anbragt i det flyktige feltet for lyset sendt av fiberen 12. Fiberen 12 er montert i en spalte 62 som vender mot den øvre flaten

63 til en generelt rektangulær kvartsblokk 64. Spalten

62 har en bueformet kurvet bunnvegg og fibrene er montert i spalten 62 slik at den følger konturen til denne bunnveggen. Den øvre overflaten 63 for blokken 64 er polert for å fjerne en del av den optiske kappen fra fiberen 12 i et område 67. Krystallet 60 er montert på blokken 64 med den nedre overflaten 68 på krystallet som vender mot den øvre overflaten 63 på blokken 64 for å anbringe krystallet 60 i det flyktige feltet for fiberen 12.

De relative brytningsindeksene for fiberen 12 og dobbeltbryt-ningsmaterialet 60 er valgt slik at bølgehastigheten for den ønskede polarisasjonsmodusen er større ved dobbeltbrytningskrystallet 60 enn ved fiberen 12, mens bølgehastigheten til en uønsket polarisasjonsmodus er større ved fiberen 12 enn ved dobbeltbrytningskrystallet 60. Lyset av ønsket polarisasjonsmodus forblir ledet av kjernedelen til fiberen 12, mens derimot lyset til den uønskede polarisasjonsmodusen er koplet fra fiberen 12 til dobbeltbrytningskrystallet 60. Polarisatoren 32 tillater således passasje av lys i en polarisasjonsmodus, mens den forhindrer passasje av lys i den andre polarisasjonsmodus. Som tidligere angitt, kan polarisasjonsstyrerne 24,36 (fig. 1) bli anvendt for å justere polarisasjonene til tilført lys og optisk utgangssignal henholdsvis slik at det optiske effekttapet gjennom polarisatoren blir et minimum.

En type polarisasjonsstyrere egnet for anvendelse i rotasjonssensoren på fig. 1 er vist på fig. 4. Styreren innbefatter en base 70 på hvilken flere opprette blokker 72A til 72D

er montert. Mellom tilliggende av blokkene 72 er spoler 74A til 74C montert tangentialt på akslinger 76A til 76C. Akslingene 76 er aksielt innrettet med hverandre og roterbart montert mellom blokkene 72. Spolene 74 er generelt sylin-driske og er anbragt tangentialt i forhold til akslene 76 med aksen til spolene 74 perpendikulært på aksene til akslene 76. Strengen 12 strekker seg gjennom aksiale boringer i akslingen 76 og er viklet rundt hver av spolene 74 for å danne tre spoler 78A til 78C. Spolenes 78 radius er slik at fiberen blir strukket for å danne et dobbeltbrytnings-medium i hver av spolene 78. De tre spolene 78A til 78C

kan bli dreiet uavhengig av hverandre om aksen til akslingene 74A til 74C henholdsvis for å justere dobbeltbrytningen for fiberen 12 og således styre polarisasjonen for lyset passere gjennom fiberen 12.

Diameteren og antall viklinger ved spolen 78 er slik at

de ytre spolene 78A og C tilveiebringer en rommessig forsinkelse på en kvart bølgelengde, mens den sentrale spolen 78B tilveiebringer en rommessig forsinkelse på en halv

bølgelengde. Kvartbølgelengdespolene 78A og C styrer polarisasjonens ellipsitet og halvlengdebølgespolen 78B styrer polarisasjonens retning. Dette tilveiebringer et fullstendig justeringsområde for polarisasjonen til lyset som utbreder seg gjennom fiberen 12. Det skal imidlertid bemerkes at polarisasjonsstyreren kan bli modifisert for å tilveiebringe kun to kvartbølgespoler 78A og C siden polarisasjonsretningen (ellers tilveiebragt av sentralspolen 78B) kan bli styrt indirekte gjennom riktig justering av ellipsiteten til polarisasjonen ved hjelp av to kvartbølgespoler 78A og C. Polarisasjonsstyreren 24 og 36 er følgelig vist på

fig. 1 som innbefattende kun de to kvartbølgespolene 78A

og C. Siden denne sammenstillingen reduserer den totale størrelsen for styrerne 24-36, kan det være fordelaktig for visse anvendelser av foreliggende oppfinnelse å involvere rombegrensninger.

Polarisasjonsstyrerne 24,36 tilveiebringer således innretning for å etablere, opprettholde, og styre polarisasjonen for både tilført lys og seg motsatt utbredende bølger.

For å fullstendig forstå funksjonen og viktigheten av polarisatoren 32 (fig. 1) og fasemodulatoren 38, vil driften av rotasjonssensoren først bli beskrevet som om disse komponentene har blitt fjernet fra systemet. Fig. 5 viser følgelig rotasjonssensoren på fig. 1 i skjematisk blokkdiagramform med modulatoren 38, polarisatoren 32 og tilknyttede komponenter fjernet derfra.

Lyset er koplet fra kilden 16 til fiberen 12 for utbredning derigjennom. Lyset går inn i porten A til kopleren 26

hvor en del av lyset blir tapt gjennom porten D. Den øvrige delen av lyset utbreder seg fra porten B for kopleren 26

til porten A for kopleren 34, hvor det blir spaltet i to seg motsatt utbredende bølger Wl,W2. Bølgen Wl utbreder seg fra porten B i urviserretningen om sløyfen 14, mens bølgen W2 utbreder seg fra porten D i en mot urviserretningen rundt sløyfen 14. Etter at bølgene Wl,W2 har utbredt seg

gjennom sløyfen 14, blir de rekombinert av kopleren 34

for å danne et optisk utgangssignal, som utbreder seg fra koplerens 34 port A til koplerens 26 port B. En del av det optiske utgangssignalet blir koplet fra porten B til porten C for kopleren 2 6 for å utbrede seg langs fiberen 28 til fotodetektoren 30. Denne fotodetektoren 30 sender ut et elektrisk signal som er proporsjonalt med lysets intensitet påtrykt der av det optiske utgangssignalet.

Det optiske utgangssignalets intensitet vil variere i samsvar med størrelse og art (dvs. konstruktiv eller destruktiv)

for interferensen mellom bølgene Wl,W2, når de blir rekombinert eller overlagret ved kopleren 34. For øyeblikket ignoreres virkningen av fiberdobbeltbrytningen og bølgene Wl,W2 utbreder seg den samme optiske banen rundt sløyfen 14. Det antas således at sløyfen 14 er i ro, når bølgene Wl,W2 blir rekombinert ved kopleren 34 og de vil interferere konstruktivt med ingen fasedifferanse derimellom og intensiteten for det optiske utgangssignalet vil være ved maksimum. Når sløyfen 14 blir dreiet, vil imidlertid de seg motsatt utbredende bølgene Wl,W2 bli forskjøvet i fase i samsvar med Sagnac-effekten, slik at når de blir overlagret ved kopleren 34, interfererer de destruktivt for å redusere det optiske utgangssignalets intensitet. Slike Sagnac-fasedifferanser mellom bølgene Wl,W2 bevirket ved rotasjon av sløyfen 14 blir definert av følgende forhold:

Hvor A er arealet bundet av sløyfen 14 for den optiske fiberen, N er antall optiske fiberviklinger om arealet A, er vinkelhastigheten for sløyfen om en aske som er perpendikulær på planet på sløyfen, og ^ og c er frie rom-verdier for henholdsvis bølgelengden og hastigheten og for lyset tilført sløyfen.

Intensiteten for det optiske utgangssignalet (IT) er en funksjon av Sagnac-fasedifferansen (*ws) mellom bølgene ;Wl,W2 og er definert av følgende ligning: ; hvor 1^og 1^er individuelle intensiteter for henholds-;vis bølgene Wl,W2.;Ut fra ligningene (1) og (2) fremgår det at intensiteten;for det optiske utgangssignalet er en funksjon av rotasjonshastigheten (n). En indikasjon på slik rotasjonshastighet kan således bli tilveiebragt ved å måle intensiteten for det optiske utgangssignalet ved anvendelse av detektoren 30. ;Fig. 6 viser en kurve 80 som viser dette forholdet mellom intensiteten for det optiske utgangssignalet I og Sagnac-f asef orsk j ellen (<t>ws) mellom seg motsatt utbredende bølger Wl,W2. Kurven 80 har formen av en kosinus kurve og intensiteten for det optiske utgangssignalet er ved et maksimum når Sagnac-f asef orsk j ellen (<t'ws) er null. ;Dersom det blir antatt at kun kilden for faseforskjell mellom seg motsatt utbredende bølger Wl,W2 er rotasjonen for sløyfen 14, vil kurven 80 variere symmetrisk om den vertikale aksen. I praksis kan imidlertid en faseforskjell mellom seg motsatt utbredende bølger Wl,W2 bli bevirket kun av rotasjonen av sløyfen 14, men også av restdobbelt-brytningen til den optiske fiberen 12. Dobbeltbrytningsindusert faseforskjell forekommer på grunn av fiberdobbelt-brytning tenderer til å bevirke at hver av to polarisasjons-moduser for enkelmodusfiberen 12 utbreder lys ved den annen hastighet. Dette skaper en ikke-resiprok, ikke-rotasjonsmessig indusert faseforskjell mellom bølgene Wl,W2 som bevirker at bølgeneWl,W2 interfererer på en måte som øde-legger eller forskyver kurven 80 på fig. 6, f.eks. som vist ved hjelp av kurven 82 med fantomlinjer. Slike dobbelt-brytningsinduserte, ikke-resiproke faseforskjeller er ikke skillbar fra en rotasjonsmessig indusert Sagnac-faseforskjell og er avhengig av omgivelsesfaktorer som varierer fiberdobbeltbrytningen, slik som temperatur og trykk. Fiber-dobbeltbrytning kan således bevirke feil i rotasjonsavføling. ;Problemet med ikke-resiprok drift på grunn av fiberdobbelt-brytning ble løst ved hjelp av polarisatoren 32 (fig. 1) ;som, som beskrevet ovenfor, tillater anvendelsen av kun en enkel polarisasjonsmodus. Når polarisatoren 32 er innført i systemet ved punktet betegnet med henvisningstallet 84 ;på fig. 5 utbreder seg således lyset innført gjennom polarisatoren 32 i sløyfen 14 i den ønskede polarisasjonsmodusen. ;Når de seg motsatt utbredende bølger dessuten blir rekombinert for å danne det optiske utgangssignalet, blir ethvert lys som ikke er av samme polarisasjon som lyset tilført sløyfen forhindret fra å nå fotodetektoren 30 siden det optiske utgangssignalet, når det utbreder seg fra koplerens 34 port A til koplerens 26 port B, også passerer gjennom polarisatoren 32. Det optiske utgangssignalet, når det når detektoren 30, vil således ha nøyaktig samme polarisasjon som lyset tilført sløyfen. Ved føring av inngangslyset og det optiske utgangssignalet gjennom samme polarisator 32, idet kun en enkel optisk bane blir anvendt, elimineres derfor problemet med dobbeltbrytningsindusert faseforskjell. Det skal dessuten bemerkes at polarisasjonsstyrerne 24,36 ;(fig. 1) kan bli anvendt for å justere polarisasjonen for tilført lys og optisk utgangssignal henholdsvis for å redusere optisk effekttap ved polarisatoren 32 og således maksimali-sere signalintensiteten ved detektoren 30. ;Med fornyet henvisning til fig. 6 skal det bemerkes at;på grunn av at kurven 80 er kosinusfunksjon, er intensiteten for det optiske utgangssignalet ikke lineær for små faseforskjeller (<l>s) mellom bølgene Wl,W2. Den optiske utgangssignalintensiteten er dessuten relativt ufølsom for endringer i f asef orsk j ellen for små verdier for <t> ws. Slik ikke-lineæritet og ufølsomhet gjør det vanskelig å omforme den optiske intensiteten (I ) målt av detektoren 30 til et signal indikativ for rotasjonshastigheten n (ligning 1) for sløyfen 14. ;Selv om dobbeltbrytningsindusert faseforskjell mellom bølgene Wl,W2 er eliminert, som beskrevet ovenfor, ved bruk av polarisatoren 32, kan dessuten fiberdobbeltbrytningen også bevirke en reduksjon i den optiske intensiteten for det optiske utgangssignalet, siden lyset kan bli forhindret fra å nå fotodetektoren 30 ved hjelp av polarisatoren 32. Endringen i fiberdobbeltbrytningen kan således bevirke ;at amplituden for kurven 80 på fig. 6 varierer, f.eks.;som vist ved hjelp av kurven 84.;Ovenfornevnte problemer blir løst ved hjelp av et synkrondetek-teringssystem som anvender fasemodulatoren 38, signalgeneratoren 40, og synkroniserigsforsterkeren 46, vist på fig. ;1. Med henvisning til fig. 7 modulerer fasemodulatoren;38 fasen til hver av de seg utbredende bølgene Wl,W2 ved frekvensen for signalgeneratoren 40. Som det fremgår av fig. 1, er imidlertid fasemodulatoren 38 anordnet ved en ende av sløyfen 14. Modulasjonen for bølgen Wl er ikke nødvendigvis i fase med modulasjonen av bølgen W2. Det er i virkeligheten nødvendig for riktig drift av dette synkrondetekteringssystemet at modulasjonen av bølgene Wl,W2 er ute av fase. Med henvisning til fig. 7, er det å foretrekke at modulasjonen for bølgen Wl, representert av sinuskurven 90, er 180° ute av fase med modulasjonen for bølgen W2, representert av kurven 92. Bruk av en modula-sjonsfrekvens som tilveiebringer slik 180° faseforskjell mellom modulasjonen av bølgen Wl relativt i forhold til den for W2, er spesielt fordelaktig ved at den eliminerer modulatorindusert amplitudemodulasjon i det optiske utgangssignalet målt av detektoren 30. Denne modulasjonsfrekvensen (fm) kan bli beregnet ved å anvende følgende ligning: ; hvor L er differensialfiberlengden mellom kopleren 34 og modulatoren 38, for seg motsatt utbredende bølger Wl,W2 (dvs. avstanden målt langs fiberen mellom modulatoren 38 ;og et symmetrisk punkt på den andre siden av sløyfen 14), n er ekvivalentbrytningsindeksen for enkelmodusfiberen 12 og c er den frie romhastigheten for lyset tilført sløy-fen 14. ;Ved denne modulasjonsfrekvensen (fm)#er faseforskjellen (<t> ) mellom seg motsatt utbredenden bølger Wl,W2 på grunn av fasemodulasjonen til disse bølgene i samsvar med kur-vene 90 og 92, vist ved hjelp av sinuskurven 94 på fig. 7. Modulasjonen av faseforskjellen mellom bølgene Wl,W2 vil modulere intensiteten (I ) til det optiske signalet i samsvar med kurven 80 på fig. 6, siden slik fasemodula-sjon <|> ikke kan skilles fra rotasjonsmessig indusert Sagnac-f asef orsk j ell <t> s • ;Fra ovenfornevnte fremgår det med henvisning til fig. 8;og 9 som grafisk viser virkningen av (a) modulasjonen;<t>wm/ definert av kurven 94 på fig. 7 og (b) Sagnac-fasedifferansen <t> s / på intensiteten (IT) av det optiske utgangssignalet representert av kurven 80 på fig. 6. Før fortsettelsen med beskrivelsen av fig. 7 og 8, skal det ;imidlertid bemerkes at intensiteten (IT) for det modulerte optiske utgangssignalet er en funksjon av den totale faseforskjellen mellom bølgene Wl,W2. Slik total faseforskjell er dessuten innbefattet av både rotasjonsmessig indusert Sagnac-f asef orsk j ell <t>wsog tidsvarierende modulasjonsindusert f asef orsk j ell <t> m- Den totale f asef orsk j ellen $ mellom bølgene Wl,W2 kan bli uttrykt som følgende: ; ; Siden disse effektene av modulasjonsindusert faseforskjell ;<l>wm/ så vel som rotas j onsmessig indusert f asef orsk j ell <t> / vil bli betraktet med henvisning til fig. 8 og 9, har følgelig horisontalaksen for kurven 80 blitt ommerket som <)> w for å angi at den totale f asef orsk j ellen er blitt betraktet i stedet for kun den rotasjonsmessig induserte faseforskjellen som på fig. 6. ;Med henvisning nå til fig. 8, vil virkningen av fasemodulasjonen 4> (kurve 94) i avhengighet av intensiteten Im for det optiske utgangssignalet (kurve 80) bli beskrevet. ;På fig. 8 er det antatt at sløyfen 14 er i ro og således;er det optiske signalet ikke påvirket av Sagnac-effekt. Nærmere bestemt skal det bemerkes at modulasjonsindusert fasedifferansekurve 94 varierer det optiske utgangssignalet i samsvar med kurven 80 symmetrisk om dens vertikale akse slik at den målte optiske intensiteten ved hjelp av detektoren 30 varierer periodisk ved en frekvens lik den andre harmoniske for modulasjonsfrekvensen som vist ved hjelp av kurven 96. Siden, som beskrevet ovenfor, synkroniseringsforsterkeren 46 blir klargjort ved hjelp av signalgeneratoren 4 0 (fig. 1) for synkront å detektere detektorutgangssignalet ved modulasjonsfrekvensen (dvs. første harmoniske) for modulatoren 38 og siden detektorutgangssignalet er ved den andre harmoniske for modulasjonsfrekvensen, som vist ved hjelp av kurven 96, vil synkro-niseringsforsterkningssignalet være null og fremvisningsanordningen 47 vil angi en rotasjonshastighet lik null. ;Det skal bemerkes at selv om dobbeltbrytningsindusert amplitudefluktasjon forekommer i løpet av det optiske utgangssignalet, som beskrevet med henvisning til kurven 84 på ;fig. 6, vil kurven 96 på fig. 8 forbli ved en andre harmoniske frekvens. Slik dobbeltbrytningsindusert amplitudefluktasjon vil således ikke påvirke for sterkerens 46 utgangssignal. Detekteringssystemet tilveiebringer derfor et hovedsakelig stabilt operasjonspunkt som er ufølsomt mot endringer i dobbeltbrytningen, spesielt når sløyfen 14 er i ro. ;Når sløyfen 14 blir dreiet, blir seg motsatt utbredende bølger Wl,W2 forskjøvet i fase, som beskrevet ovenfor, ;i samsvar med Sagnac-effekten. Sagnac-faseforskjellen tilveiebringer en f asef orsk j ell <t> som adderes til fase- ;ws ;forskjellen $ dannet av modulatoren 38, slik at hele kurven 94 er omsett i fase fra posisjonen vist på fig. ;8, med en størrelse lik $ s> til posisjonen vist på fig.9.;Dette bevirker det optiske utgangssignalet til å variere;i symmetrisk samsvar med kurven 80, som derved harmonisk forvrenger dette signalet som vist ved hjelp av kurven 96 på fig. 9 slik at den innbefatter en komponent ved grunn-(dvs. første harmoniske) frekvensen for modulatoren 38, ;som vist med fantomlinjer ved hjelp av sinuskurven 98.;Det skal i det påfølgende bemerkes at RMS-verdien for;denne sinuskurven 98 er proporsjonal med sinus av den rotasjonsmessig induserte Sagnac-f asef orsk j ellen <t> • Siden forsterkeren 4 6 synkron detekterer signaler som har grunnfrekvensen til modulatoren 38, vil forsterkeren 46 sende ut et signal til fremvisningsanordningen 47 som er proporsjonalt med RMS-verdien for kurven 98 for å angi rotasjonshastigheten til sløyfen. ;Tegningene på fig. 9 viser intensitetsbølgeformen for det optiske utgangssignalet for en rotasjonsretning (dvs. i urviserretningen) for sløyfen 14. Det skal imidlertid bemerkes at dersom sløyfen 14 dreies i motsatt retning (dvs. mot urviseren) ved en lik hastighet, vil intensitets-bølgeformen 96 på det optiske utgangssignalet være nøyaktig det samme som vist på fig. 9 med unntak av at den vil bli oversatt slik at kurven 98 er forskjøvet 180° fra posisjonen vist på fig. 9. Synkroniseringsforsterkeren 46 detekterer den 180° faseforskjellen for kurven 98 ved å sammenligne dens fase med fasen for differansesignalet for signalgeneratoren 40 for å bestemme om rotasjonen til sløyfen er i urviserretningen eller mot urviserretningen. Avhengig av rotasjonsretningen sender forsterkeren 46 ut enten et positivt eller et negativt signal til fremvisningsanordningen 47. Uten hensyn til rotasjonsretning er imidlertid størrelsen på signalet det samme for lik rotasjonshastighet av sløyfen 14. ;Bølgeformen for forsterkerutgangssignalet er vist på fig.;10 som kurven 100. Det fremgår at denne kurven 100 er sinusformet og varierer positivt eller negativt fra null rotasjonshastigheten avhengig av om rotasjonen til sløyfen 14 er med urviseren eller mot urviseren. Kurven 100 har dessuten en hovedsakelig lineær del 102 som varierer symmetrisk om origo og tilveiebringer relativt bred opera-sjonsstørrelse for måling av rotasjonen. Stigningen av kurven 100 gir dessuten utmerket følsomhet gjennom dens lineære operasjonsområde 102. ;Ved anvendelse av det synkrone detekteringssystemet, blir således ovenfor beskrevne problemer med ikke-lineæritet, ufølsomhet og dobbeltbrytningsindusert amplitudefluktuasjon redusert eller eliminert. ;En ytterligere fordel ved dette detekteringssystemet angår det faktumet at tilstands-art-fasemodulatorene, slik som modulatoren 38, induserer amplitudemodulasjon i det optiske utgangssignalet enten direkte eller indirekte gjennom polarisasjonsmodulasjon. Det skal imidlertid vises til beskrivelsen tidligere med henvisning til ligning 3 at ved drift ved en bestemt frekvens ved hvilke faseforskjellen mellom modulasjonen til bølgene Wl og W2 er 180°, vil de ulike harmoniske frekvenskomponentene for amplitude-modulas j onen som er indusert i hver av de seg motsatt utbredende bølgene Wl,W2 ved hjelp av modulatoren 38 oppheve hverandre når bølgene blir overlagret for å danne det optiske utgangssignalet. Siden det ovenfor beskrevne detekteringssystem således detekterer kun ulike harmoniske ;(dvs. grunnfrekvensen) til det optiske utgangssignalet, blir virkningen av amplitudemodulasjonen eliminert. Ved drift ved den spesifikke frekvensen definert ved hjelp av ligningen 3 og detekteringen av kun en ulik harmonisk av det optiske utgangssignalet kan derfor rotasjonssensoren ifølge foreliggende oppfinnelse drives uavhengig av modulatorindusert amplitude og polarisasjonsmodulasjon. ;En ytterligere fordel ved driften ved den spesifikke frekvensen er at like harmoniske for fasemodulasjonen indusert av modulatoren 38 i hver av de seg motsatt utbredende faser Wl,W2 opphever når disse bølgene er overlagret for å danne det optiske utgangssignalet. Siden disse like harmoniske kan produsere uønskede oddetallede harmoniske i det optiske utgangssignalet som ellers kan bli detektert av detekteringssystemet, forbedrer deres eliminering nøyaktigheten til rotasj onsavfølingen. ;I tillegg til drift av fasemodulatoren 38 ved frekvensen definert ved hjelp av ligningen 3, er det også foretrukket å justere størrelsen på fasemodulasjonen slik at amplituden ;for den detekterte første harmoniske til det optiske utgangssignalets intensitet blir maksimalisert, siden dette tilveiebringer forbedret rotasjonsavfølingsfølsomhet og nøyaktighet. Det har blitt funnet at den første harmoniske for det optiske utgangssignalets intensitet er ved maksimum for en gitt ;rotasjonshastighet når amplituden for den modulatorinduserte faseforskjellen mellom bølgene Wl,W2 angitt av størrelsen merket z i fig. 7, 8 og 9 er 1,84 radianer. Dette skal bli nærmere beskrevet med henvisning til følgende ligninger for total intensitet (IT) for to overlagrede bølger som har individuelle intensiteter for 1^og I_ henholdsvis med en f asef orsk j ell4>mellom dem. ; hvor: og Således, ; Fourier-utvidelsen for kosin $ er: ;w ; ; te ;hvor J n (z) er den n Bessel-funksjJonen av variablene z, og z er toppamplituden for den modulatorinduserte faseforskjellen mellom bølgene Wl,W2. ;Detektering av kun den første harmoniske for i gir derfor: ; Amplituden for den første harmoniske til den optiske utgangssignalintensiteten er således avhengig av verdien for den første Bessel-funksjonen (z) . Siden J^(z) er et maksimum når z er lik 1,84 radianer, skulle amplituden for fasemodulasjonen fortrinnsvis bli valgt slik at stør-relsen på modulatorindusert faseforskjell (z) mellom bølgene Wl,W2 er 1,84 radianer. ;Som tidligere kjent er foreliggende tilstand av art optiske fibrer ikke optisk perfekte, men har uregelmessigheter som bevirker spredning av små mengder med lys. -Dette fenomenet er vanligvis henvist til som Rayleigh-spredning. Selv om slike spredninger bevirker at noe lys går tapt ;fra fiberen, er slikt tap relativt lite og derfor ikke et hovedproblem. Det prinsipielle problemet forbundet med Rayleigh-spredning angår ikke spredt lys som går tapt, ;men heller lys som blir reflektert slik at utbredelsene gjennom fiberen i en retning motsatt dens opprinnelige retning av utbredelsen. Dette er vanligvis henvist til som "tilbakespredt" lys. Siden slikt tilbakespredt lys er koherent med lyset som innbefatter seg motsatt utbredende bølger Wl,W2 kan det konstruktivt eller destruktivt interferere med slike seg motsatt utbredende bølger og derved bevirke "støy" i systemet, dvs. bevirke uønskede variasjoner i intensiteten for det optiske utgangssignalet, som målt ;av detektoren 30.;Destruktiv eller konstruktiv interferens mellom tilbakespredte bølger og seg utbredende bølger kan bli redusert ved hjelp av en ytterligere fasemodulator 39 ved sentrene av fibersløy-fen 14. Denne fasemodulatoren er dreven av en signalgenerator (ikke vist), som ikke er synkronisert med modulatoren 38. ;De seg utbredende bølger vil passere gjennom denne ytterligere fasemodulatoren 39 en ad gangen på deres utbredelse rundt sløyfen. For tilbakespredt lys som forekommer fra en seg utbredende bølge før bølgen når den ytterligere modula- ;toren, vil tilbakespredningen ikke være fasemodulert av denne ytterligere modulatoren, siden hverken dens kilde seg utbredende bølge eller selve tilbakespredningen har passert gjennom den ytterligere modulatoren. ;For tilbakespredningen som forekommer fra en seg utbredende bølge etter at bølgen passerer gjennom den ytterligere fasemodulatoren, vil på den andre siden tilbakespredningen bli effektivt fasemodulert to ganger, en gang når den seg utbredende bølge passerer gjennom den ytterligere fasemodulatoren og en gang når tilbakespredningen passerer gjennom den ytterligere modulatoren. ;Dersom den ytterligere fasemodulatoren innfører en faseforskyv-ning på <t>(t), vil den tilbakespredte bølgen som oppstår ved ethvert punkt med unntak ved senteret av sløyfen 14 ;ha en f asef orskyvning på enten null eller 2 <t>(t), som begge er tidsvarierende med hensyn til $(t) faseforskyvningen for den seg utbredende bølge. Denne tidsvarierende interferensen vil utjevne seg over tiden som effektivt eliminerer virkningen av tilbakespredt lys. ;Som tidligere angitt, henviser Kerr-effekten til et fenomen ved hvilke brytningsindeksen til en substans endres når anbragt i et varierende elektrisk felt. Ved optiske fibrer kan det elektriske feltet til lysbølger endre brytningsindeksen og derfor utbredelseskonstanten til fiberen i samsvar med AC Kerr-effekt. Størrelsen på Kerr-effekten er en funksjon ;av kvadratet på det elektriske feltet eller lysintensiteten. For treghetsnavigasjonsnøyaktig blir Kerr-effekten ved ;et interferometer, slik som beskrevet ovenfor, et problem når kombinerte intensiteter for bølger Wl,W2 er større enn omkring 1 watt/cm2 . ;For bølger som utbreder seg motsatt gjennom en fiber som;ved et ringinterferometer, er Kerr-effekten mer komplisert enn om det er kun en enkelt bølge, sidenKerr-indusert endring i seg motsatt utbredende konstant for begge bølgene ikke er en funksjon av selve bølgeintensiteten, men også intensiteten for den andre bølgen. I dette henseende vil uttrykket "selveffekten" bli anvendt til for å henvise til virkningen av en første av to seg motsatt utbredende bølger med utbredelseskonstanten for den første bølgen, ;mens uttrykket "krysseffekt" vil bli anvendt for å henvise til endringen i utbredelseskonstanten til den samme første bølge bevirket av det elektriske feltet til den andre bølgen som utbreder seg i motsatt retning. Sagt på en annen måte dersom en ser på seg selv som en observatør, som utbreder seg med en første bølge ved samme hastighet og i samme retning, vil utbredelseskonstanten for fiberen, da betraktet av den observatøren, være en funksjon av intensi-teten for den bølgen han utbreder seg med (selveffekten) og også ;en funksjon av intensiteten for bølgen som kommer mot han (krysseffekten).Kerr-indusert endring i utbredelseskonstanten på hver av de to seg motsatt utbredende bølger kan bli beskrevet som summen av selveffekten pluss krysseffekten. ;Dersom selveffekten og krysseffekten skulle influere på utbredelseskonstanten ved like størrelser, vil utbredelseskonstanten sett av hver bølge være den samme uten hensyn til relativ intensitet for de to bølgene, og således ville hver av de seg motsatt utbredende bølger gå gjennom sløyfen 14 med lik utbredelseshastigheter som medfører resiprok drift for interferometeret. Kryssvirkningen har imidlertid uheldigvis påvirkning to ganger på utbredelseskonstantene som selveffekt og derfor uten hensyn til intensiteten for bølgene er nøyaktig lik (slik at krysseffekten er lik og selveffekten er lik) vil en av de seg motsatt utbredende bølger ha en annen utbredelseskonstant enn den andre. ;Deres utbredelseshastighet vil følgelig adskille seg (utbredel-seshastigheten er en funksjon av utbredelseskonstanten) ;og en av bølgene vil utbrede seg i sløyfen 14 hurtigere enn den andre og danne en faseforskjell mellom bølgene når de blir kombinert ved kopleren 34. Denne Kerr-induserte faseforskjellen kan ikke skilles fra en rotasjonsmessig indusert (Sagnac) faseforskjell og medfører således et uønsket rotasjonssignal. ;Foreliggende oppfinnelse løser dette problemet ved modulering av intensiteten til lysbølgen tilført fiberen 12 i samsvar med en bestemt bølgeform. Ved den foretrukne utførelsesformen er denne bølgeformen firkantbølge med en arbeidssyklus på 50%. Ved intensitetsmodulasjon av det tilførte lyset med en firkantbølge, vil toppene til de seg motsatt utbredende bølger Wl,W2 se samme gjennomsnittsutbredelseskonstant, selv om den ved et bestemt punkt på sløyfen 14 kan se forskjellige utbredelseskonstanter. Sagt på en annen måte, den akkumulerte fasen, på grunn avKerr-effekten for toppen av bølgen Wl, vil være lik den akkumulerte fasen- på grunn av Kerr-effekten for toppen til bølgenW2, etter at bølgene Wl,W2 har gått gjennom sløyfen 14 og blir rekombinert ved kopleren 34. Dette eliminerer enhverKerr-indusert faseforskjell mellom bølgen Wl,W2 og tilveiebringer således automatiskKerr-effekt kompensasjon. ;Ovenfornevnte kan forklares nærmere med henvisning til;fig. 11 som skjematisk viser et par firkantbølgeintensitets-modulerte seg motsatt utbredende lysbølger som hver har en arbeidssyklus på 50%. Selv om følgende forklaring kan være noe forenklet, skulle den tilveiebringe en forståelse over hvorledes Kerr-effekt kompensasjonen blir tilveiebragt ved å anvende en firkantbølgeintensitetsmodulert lysbølge. ;Det vil bli antatt for forklaringen at bølgen Wl har en toppintensitet på 3 (i vilkårlige enheter), mens bølgen W2 har en toppintensitet på 1 (i samme vilkårlige enhet). Begge bølgene er ved deres toppintensitet for halvparten ;av deres periode og for null intensitet for dens øvrige halve periode (dvs. arbeidssyklus på 50%). Delen av firkant-bølgen som er ved toppintensitet vil bli henvist til som toppdelen, mens delen som er null intensitet blir henvist til som bunndelen. ;På grunn av Kerr-effekten, vil utbredelseskonstanten sett;av bunndelen for en gitt bølge være forskjellig fra den til utbredelseskonstanten sett av toppdelen til samme bølge. Ved dette spesielle eksemplet er intensiteten for bølgen ;ved hunndelene neglisjerbare og vil ikke bidra til rotasjonshastighetsfeil, slik at det kan bli ignorert. Ved dette eksemplet er det således kun utbredelseskonstanten sett av toppdelene som må bli undersøkt for således å bestemme intensitetsveid gjennomsnittsfaseforskyvning for bølgene. ;På grunn av Kerr-effekten vil utbredelseskonstanten for toppdelen på en av bølgene Wl,W2 endres når bølgen går gjennom suksessive topp- og hunndeler av tilkommende bølge. Dersom en innbilt observatør ved et valgtfritt referansepunkt på toppdelen av bølgen Wl, som ved punktet A på-fig. 11 følger med bølgen Wl, vil utbredelseskonstanten sett av observatøren være en første verdi når punktet A innenfor en toppdel på den innkommende bølgen W2 og vil være ved den andre verdien når punktet A er innenfor en bunndel hvor den innkommende bølge W2. Siden arbeidssyklusen for bølgen W2 er 50% og observatøren ser hunndelene og toppdelene på denne bølgen ved like tidsverdier, vil gjennomsnittsutbredelseskonstanten for bølgen Wl (dvs. sett av observatøren ved punktet A) ganske enkelt være gjennomsnittet av summen av disse første og andre verdier. Situasjonen er lignende for en observatør som følger med bølgen W2 på dens toppdel som ved referansepunktet B på fig. 11. Utbredelseskonstanten for bølgen W2 (f.eks. sett ved punkt B observatør) vil endres mellom første og andre verdi når det utbreder seg gjennom suksessive topp- og hunndeler på den innkommende bølgen Wl, dvs. utbredelseskonstanten vil være en første verdi når punktet B er innenfor toppdelen av bølgen Wl og en andre verdi når punket B er innenfor en bunndel til bølgen Wl. Siden bølgenWl også har en 50% arbeidssyklus, er gjennomsnittsutbredelseskonstanten til bølgen W2 (f.eks. punkt B observatøren) gjennomsnittet for summen av disse første og andre verdier. Det skal bemerkes at den første og andre verdien for bølgen Wl kan være forskjellig fra de for bølgen W2, men dersom det er fullstendig kompensert for Kerr-effekt, vil gjennomsnittsutbredelseskonstanten for bølgene Wl ogW2 være de samme. ;Den gjennomsnittligeKerr-induserte endringen i utbredelseskonstantene for hver av bølgene Wl,W2 vil ikke bli beregnet for eksemplet beskrevet ovenfor med henvisning til fig. ;11. For bølgen Wl er den Kerr-induserte endringen i utbredelseskonstanten (AB^) sett, f.eks. ved punktet A, når punktet A er innenfor en topp på den innkommende bølgen W2 og kan bli definert som: ; Når punktet A imidlertid er innenfor en bunn av -den innkommende bølgende W2, er den Kerr-induserte endringen i utbredelseskonstanten (8n^) sett av bølgenWl ved punktet A: ; hvor 1^ og 1^er intensitetene for bølgene Wl og W2 henholdsvis.Konstanten k er innbefattet som en porporsjonalitets-konstant. ;Fra ligningene 11 og 12 fremgår det at, som ventet, når punktet A på bølgen Wl er innenfor toppen av den innkommende bølgen W2, er både en selveffekt (på grunn av Wl) og en krysseffekt (på grunn av W2), mens når punktet A er innenfor en bunn på en kommende bølge, er det kun en selv-ef fekt . ;Settes de egnede verdiene inn ligningene 11 og 12 fremgår det at når punktet A innenfor en topp, er endringen i utbredelseskonstanten lik 5k, og når den er innenfor en dal, er endringen i brytningsindeksen 3k. Gjennomsnittsutbredelseskonstanten for bølgen Wl er således lik 4k. ;For bølgen W2 kan endringen i utbredelseskonstanten når punktet B er innenfor en topp på den innkommende bølgen Wl bli definert som: ; Når punktet B på bølgen W2 imidlertid er innenfor en bunn på den innkomende bølgen Wl, er endringen i utbredelseskonstanten: ; Innsetting av egnede intensitetsverdier i ligningen 13;og endringen i utbredelseskonstanten, når punktet B er innenfor en bunndel av den innkommende bølgen, Lik 6k. ;Ved å anvende ligningen 14, kan det likeledes bli funnet;at endringen i utbredelseskonstanten, når punktet B er innenfor en bunn på den innkommende bølgen, er lik lk. Siden arbeidssyklusen er 50A% og bølgen W2 har hver utbredelseskonstant en lik tidsverdi, er gjennomsnittspropor-sjonalitetskonstanten ganske enkelt gjennomsnittet av lk + 7k som igjen er 4k. ;Selv om de respektive intensitetene for bølgene Wl,W2 i ovenfor viste eksempel var heller forskjellige, var derfor gjennomsnittsendringen i utbredelseskonstanten for hver av bølgene den samme (f.eks. 4k) over en fullstendig periode med firkantbølgemodulasjon. Anvendelser av andre intensi teter for bølgen Wl,W2 skulle gi samme resultater. ;Foreliggende oppfinnelse er imidlertid ikke begrenset kun til denne typen ovenfor beskrevne firkantbølgemodulasjon. Andre typer bølgeformer kan bli anvendt. Bølgeformkravene er best vist matematisk, som beskrevet nedenfor. ;Den Kerr-induserte rotasjonshastighetsfeilen n^, for rotasjonssensoren til den foretrukne utførelsesformen, er en funksjon av intensitetsveide gjennomsnitt av faseforskjellen mellom bølgene. Også detekteringssystemet beskrevet ovenfor tilveiebringer et signal proporsjonalt med intensitetsveide gjennomsnitt av ikke-resiproke (Kerr-induserte) faseforskyvninger. Kerr-induserte rotasjonshastighetsfeil kan følgelig bli uttrykt matematisk som følgende: ; hvor c er lyshastigheten i vakuum, R er fiberspolens radius, n er impedansen for mediumet, n er Kerr-koeffisienten for mediumet, S er en faktor i størrelsesorden av enheten som avhenger av tverrgående fordeling av modusen, K er koplings-forholdet, Ig(t) er intensiteten for den modulerte kilde-bølgen som en funksjon av tiden, og er en konstant, henvist til her som "ideal bølgeformf aktoren", s.om har en verdi som tilveiebringer fullstendig Kerr-kompensasjon. Vinkelhakene angir et gjennomsnitt over tiden. ;Ut fra ligningen 15 fremgår det at Kerr-indusert rotasjonshastighetsfeil blir eliminert ved å anvende en bølgeform som reduserer telleren for størrelsen i vinkelhakene til null. En slik bølgeform ville tilfredsstille ligningen: ; Ved modulering av tilført laserlys i samsvar med den bølge-form som tilfredsstiller ligningen 16, kan således fullstendig Kerr-effekt kompensasjon bli tilveiebragt. Dette krever at gjennomsnittsverdien for kvadratet av bølgeform-intensiteten blir like bølgeformfaktoren ganger gjennomsnittsverdien for kvadrert bølgeformintensitet. Selv om ligningen 16 er uttrykt i modulert kildelys,<I>Q(t), skal det bemerkes at denne ligningen anvendes likt på hver av de seg motsatt utbredende bølger Wl,W2 siden spaltekopleren 34 ikke påvirker formen på bølgene, men kun spalter kilde-bølgeintensiteten for å tilveiebringe to seg motsatt utbredende bølger. ;Dersom det blir antatt at fiberen som innbefatter sløyfen 14 er tapsløs, skulle den ideelle bølgeformfaktoren Q. være lik 2,0 for fullstendig Kerr-kompensasjon. I dette henseende skal det igjen nevnes at uttrykket "ideal bølge-formfaktor" er definert som bølgeformfaktoren nødvendig for å tilveiebringe fullstendigKerr-kompensasjon. Dersom fiberen i stedet for å være tapsløs, imidlertid heller demper bølgen i en viss grad, noe som er tilfellet ved alle tilgjengelige fibrene, vil den ideelle bølgeform-faktoren avvike fra en verdi på 2,0, idet størrelsen på ;et slikt avvik er en direkte funksjon av dempningsstørrel-sen og en inverse funksjon av modulasjonsfrekvensen. ;Dempningen for en bølge som utbreder seg i sløyfen 14 fra den ene enden til den andre kan bli definert av-ligningen: ; hvor 1^ er intensiteten for bølgen ved begynnelsen av sløyfen, IQU^er intensiteten for bølgen ved slutten av sløyfen, a er amplitudedempningskoeffisienten og 1 er lengden på sløyfen. Størrelsen al angir derfor amplitudetapet for bølgen når den utbreder seg i sløyfen, mens størrelsen 2 al angir tilsvarende intensitetstap. ;Dempningen for fiberen, i verste tilfelle, vil bevirke;at den ideelle bølgeformfaktoren avviker fra 2,0 med en verdi lik 1/3 a 2 1 2. Dette "verste tilfellet" antar at ;frekvensen for firkantbølgemodulasjonsbølgeformen er slik at dens periode er lik to ganger gangtiden i sløyfen, hvor gangtiden i sløyfen er definert som tiden nødvendig for en bølge å gå gjennom sløyfen. Når perioden for modula-sjonsbølgeformen reduseres (frekvensen økes), vil generelt avviket i bølgeformfaktoren fra verdien 2,0 reduseres. ;Det er antatt at ved frekvenser over 5 MHz, blir virkningen av dempningen på bølgeformfaktoren neglisjerbar. Fra andre tapsløse fibrer kan således den ideelle bølgeformfaktoren bli definert i uttrykket av maksimalområdet som følgende: ; Det antas f.eks. at den anvendte fiberen demper bølgen med f.eks. 5 dB når de utbreder seg gjennom sløyfen, og amplitudetapet al, ville være lik: ; Innsetting av resultatet for ligningen 19 i ligning 18;vil gi at den ideelle bølgeformfaktoren for opptil et 5-dB tap vil være mellom omkring 1,9 og 2,1, idet den nøy-aktige verdien avhenger av størrelsen på slikt tapt. Det fremgår således at selv ved svært lave frekvenser og relativt høy dempning, påvirker fibertapene stort se-tt ikke den ideelle bølgeformfaktoren. I praksis er det sannsyn-lig enklest å velge en bølgeform som har en bølgeformfaktor på 2,0 og empirisk justere en bølgeformparameter slik som arbeidssyklus, frekvens eller amplitude inntil langtidsdrift av interferometeret blir minimalisert, for å kompen-sere for virkningen av fibertapene. ;Ved å modulere de seg motsatt utbredende bølger i samsvar med en bølgeform som tilfredsstiller ligningen 16, kan fullstendig Kerr-kompensasjon bli tilveiebragt. Slik Kerr-kompensasjon er uavhengig av polarisasjonen til lys-bølgene . ;Med fornyet henvisning til ligning 15, fremgår det at ikke-resiprok drift bevirket avKerr-effekt kan bli eliminert, i det minste teoretisk, ved å justere kopleren 34 slik at spalteforholdet er 0,5 og bølgene Wl,W2 er like i intensitet. For å tilveiebringe tilstrekkeligKerr-kompensasjon for treghetsnavigasjonsanvendelser, som krever en nøyaktighet på 0,001°/timer, er det imidlertid overveid at spalteforholdet til kopleren 34 ville måtte bli justert innenfor en toleranse i størrelsesorden av 0,5 ± 10 -4, ;ved antagelse av en cw-kilde. I praksis fremkommer det at dette ikke er mulig eller i det minste upraktisk selv under laboratorieforhold. Det er antatt at de beste til-veiebragte toleransene under laboratorieforhold ville ikke være mer enn omkring 0,5 t 10 , som ikke ville gi tilstrekkeligKerr-kompensasjon for mange anvendelser. Opp-rettholdelse av en slik toleranse ville dessuten være vanskelig, spesielt ved kommersiell anvendelse hvor interferometeret er underlagt vibrasjon eller andre fysiske forstyrrelser som ved flygyroskop. ;Modulasjonen av intensiteten for bølgene i samsvar med;en bølgeform som tilfredsstiller ligningen 16, bevirker derimot at Kerr-effekten blir kompensert uten hensyn til koplerens 34 spalteforhold. Prøver ble utført som anvender modulasjonsteknikken for foreliggende oppfinnelse med spalteforhold på 0,75, 0,50 og 0,25. Rotasjonshastighetsfeilen forblir hovedsakelig konstant for alle spalteforholdene, som angir at rotasjonshastighetsfeilen er uavhengig av spalteforholdet. Når modulasjonsteknikken ikke blir benyttet, var imidlertid rotasjonshastighetsfeilen hovedsakelig høyere ved spalteforholdene på 0,75 og 0,25 enn ved 0,50. Ikke desto mindre kan det i noen tilfeller (beskrevet nedenfor) være fordelaktig å justere kopleren 34 til et spalteforhold som er tett som mulig opptil 0,5, slik at noe av Kerr-kompensasjonen kan bli tilveiebragt gjennom koplerjustering, mens den øvrige blir tilveiebragt ved modulering av det tilførte lyset i samsvar med foreliggende oppfinnelse. ;Som angitt tidligere, er ved treghetsnavigasjonsanvendelser en feilhastighet på opptil 10 ^ °/time typisk aksepterbar. Ved slike anvendelser er det derfor ikke vesentlig at Kerr-kompensas j onen blir perfekt og bølgefaktoren beskrevet under henvisning til fig. 16 må således ikke være "ideal". Uttrykket "akseptabel bølgeformfaktor" (Q cl) vil her bli anvendt for å henvise til den bølgeformfaktor som tilfredsstiller en standard treghetsnavigasjonsfeilhastighet på 10 °/time. Den nødvendige toleransen for aksepterbar bølgeformfaktor avhenger naturligvis av akseptabel feilhastighet, men avhenger også på hvor tett spalteforholdet for kopleren 34 er opp mot 0,5. Det er med andre ord et forhold mellom toleransen på bølgeformfaktoren og spalteforholdet for kopleren slik at det er foretrukket å justere kopleren 34 sitt spalteforhold så tett som mulig til 0,5. Dette tillater at noe av Kerr-effekt kompensasjonen blir tilveiebragt gjennom koplerjustering, mens den øvrige kompensasjon kan bli tilveiebragt ved hjelp av modulasjonsteknikken ifølge foreliggende oppfinnelse. For å under-søke forholdet mellom disse toleransene for treghetsnavi-gas j onsnøyaktigheter (som krever en feilhastighet på mindre enn 10 ^ °/time), er det nyttig å omskrive ligningen 15 som: ; Ligningen 20 kan bli forenklet ved å sette inn følgende representative størreIsesverdier: ; Ved å anvende disse verdiene og sette inn den maksimale feilen egnet for treghetsnavigasjon for n , dvs. 10 ^ -8-1 °/time, eller omkring 10 sek , reduseres ligningen 20 til: ; Dersom spalteforholdet K for kopleren 34 blir justert slik at K = 0,5- 10 -3 , som er antatt å o være den best tilgjengelige toleransen under laboratorieforhold, reduseres ligningen 21 til: ; Fra ligningen 22 fremgår det at for treghetsnavigasjons-nøyaktigheter skulle gjennomsnittet av intensiteten kva-drat delt av kvadratet for gjennomsnittsintensiteten være lik den ideelle bølgeformfaktoren, ± 10 ^. ;Det vil si:; ; Den akseptable bølgeformfaktoren er således lik den ideelle bølgef ormf aktoren 1 IO-"*". Ligningen 23 kan bli omskrevet til følgende form, som korresponderer med ligningen 16:

Ved å sette ligningen 18 i ligningen 24 fås et område for Qa På:

For det tidligere beskrevne eksemplet hvor 1 blir antatt ikke å være mer enn 5 dB og den korresponderende "ideelle bølgeformfaktoren" går fra 1,9 til 2,1, vil den korresponderende "aksepterbare bølgeformfaktor"-området for treghets-navigas j onsnøyaktigheter være 1,8 til 2,2. Det skal bemerkes at dette bølgeformfaktorområdet, (dvs. 1,8 til 2,2)

er nødvendigvis en tilnærming basert på "størrelsesorden"-verdier for en representativ fiber og laser og at dette området kan variere lett avhengig av karakteristikken for

den spesielle anvendte fiber og laser. Basert på disse representative verdiene, er det imidlertid vurdert at uten hensyn til fibertype og lasertype skulle den akseptable bølgeformfaktoren for treghetsnavigasjonsnøyaktigheter på 10 °/time være innenfor et område på 1,6 til 2,4.

Ovenfor nevnte beskrivelse er generelt og ligningen 16 spesielt basert på antagelsen at gjennomsnittsverdien for intensiteten til den modulerte bølgen, dvs. <Ig(t)>, er lik gjennomsnittsintensiteten lg(t) over en tidsperiode lik 2t, hvor t er gangtiden for fibersløyfen 14 (dvs. tiden nødvendig for en bølge å utbrede seg i sløyfen). Dette kravet blir tilfredsstillet f.eks. hvor modulasjonsfrekvensen er slik at perioden for bølgeformen ganger et helt tall er lik gangtiden for sløyfen. For situasjoner hvor dette kravet ikke er tilfredsstillet, skulle bølgeformen bli valgt i samsvar med følgende mer generelle versjon av ligningen 16:

hvor :

T er integrasjonstiden for detekteringssystemet (f.eks.

1 time), t er gangtiden nødvendig for en bølge å- utbrede seg i sløyfen 14 (f.eks. 3 usekunder), IQ(t) er intensiteten for den intensitetsmodulerte bølge som en funksjon av tiden, Igft<1>) er intensiteten for den intensitetsmodulerte bølgen ved en vilkårlig tid f, hvor f er mellom t + T og t - T, og Q er bølgeformfaktoren (en konstant), som f.eks. kan være like enten den ideelle bølgeformfaktoren eller den aksepterbare bølgeformfaktoren Q a, avhengig av om bølge-formen er valgt for å tilveiebringe fullstendig Kerr-kompensasjon eller om bølgeformen er valgt for å tilveiebringe kompensasjon godtagbar for treghetsnavigasjonsformål. Illustrerende respektive verdier, innbefattende områder

for disse bølgeformfaktorene Qx ., Q avar tilveiebragt for beskrivelsen ovenfor.

Ligning 26 vil generelt tilveiebringe mer nøyaktige resultater enn ligningen 16. Forskjellen mellom resultatene til ligningene 16 og 26 reduseres imidlertid med økende frekvens for modulasjonen. For moderat høye frekvenser, f.eks. større enn 10 MHz, skulle f.eks. ligningen 16 tilveiebringe hovedsakelig samme resultat som ligning 26.

Det er derfor foretrukket å anvende den mer kompliserte ligningen 26 når den valgte modulasjonsfrekvensen er relativt lav (under 10 MHz) og hvor gjennomsnittsintensiteten for den modulerte bølgen (over en ubestemt eller relativ lang periode) ikke er lik gjennomsnittsintensiteten over en periode lik to ganger gangtiden i sløyfen. Modulasjonsfrekvensen i ethvert tilfelle skulle imidlertid være en annen enn den til en av fasemodulatorene 38,39.

Claims (22)

1. Fiberoptisk ringinterferometer med Kerr-effekt kompensasjon, karakterisert ved at den innbefatter en lyskilde, en sløyfe av fiberoptisk materiale, innretning for kopling av lyset til sløyfen, idet koplingsinnretningen spalter lyset fra kilden i første og andre bølger som utbreder seg motsatt gjennom sløyfen, idet det elektriske feltet til de seg motsatt utbredende bølger frembringer en Kerr-effekt i sløyfen med fiberoptisk materiale og innretning for intensitetsmodulasjon av de seg motsatt utbredende bølgene i samsvar med den bølgeform valgt for å redusere Kerr-effekten, gjennomsnittsverdien for kvadratet av bølgeformintensiteten lik en konstant ganger kvadratet av gjennomsnittsverdien for bølgeform-intensiteten, idet konstanten har en verdi mellom 1,6 og 2,4 .

2. Interferometer, ifølge krav 1, karakterisert ved at konstanten har en verdi mellom 1.8 og 2,2 .

3. Interferometer ifølge krav 1, karakterisert ved at konstanten har en verdi mellom 1.9 - 1/3 a2 l 2 og 2,1 + 1/3 a 2 1 2, hvor a er ampl-itude-dempningskoeffisienten for det fiberoptiske materialet og 1 er lengden for fibersløyfen.

4. Interferometer ifølge krav 1, karakterisert ved at bølgeformen er en firkantbølge.

5. Interferometer ifølge krav 4, karakterisert ved at arbeidssyklusen til firkant-bølgen er 50%.

6. Interferometer ifølge krav 1, karakterisert ved at den normaliserte intensiteten til en av de seg motsatt utbredende bølger er større enn den til den andre seg motsatt utbredende bølge med minst 2 x IO" <3> .

7. Interferometer ifølge krav 1, karakterisert ved at summen av maksimumsintensiteten for den seg motsatt utbredende bølge er minst 1 watt pr. cm <2> .

8. Interferometer ifølge krav 1, karakterisert ved at frekvensen for bølgeformen er minst 10 MHz.

9. Interferometer ifølge krav 1, karakterisert ved at hver av de modulerte bølgene, gjennomsnittsintensiteten over en ubegrenset tidsperiode er lik gjennomsnittsintensiteten over en tidsperiode lik to ganger gangtiden i sløyfen.

10. Interferometer medK err-effekt kompensasjon, karakterisert ved å innbefatte en lyskilde, en sløyfe av fiberoptisk materiale, innretning for å kople lyset fra kilden til sløyfen, idet koplingsinnretningen spalter lyset fra kilden i første og andre bølger som utbreder seg motsatt gjennom sløyfen, idet de elektriske feltene til de seg motsatt utbredende bøl-ger veksler brytningsindeksen for sløyfen med fiberoptisk materiale i samsvar medK err-effekten og innretning for intensitetsmodulering av kildelyset og de seg motsatt utbredende bølger i samsvar med den bølgeform valgt for å redusere forskjellen mellom intensitetsveid gjennomsnitt av utbredelseskonstantene til de seg motsatt utbredende bølger for å redusereK err-effekten.

11. Interferometer ifølge krav 10, karakterisert ved at det videre innbefatter et detekteringssystem for å detektere faseforskjellen mellom de seg motsatt utbredende bølger etter at de har gått gjennom sløyfen, og at bølgeformen tilfredsstiller lig ningen:

hvor T er integrasjonstiden for detekteringssystemet, t er gangtiden nødvendig for en bølge å gå gjennom sløyfen, Iø (t) er intensiteten for det modulerte kildelyset som en funksjon av tiden, Ig(t') er intensiteten for det modulerte lyskilden ved en vilkårlig tid f, hvor f er mellom t+i og t-x, og Q er en konstant mellom 1,6 og 2,4.

12. Interferometer ifølge krav 11, karakterisert ved at frekvensen for bølgeformen er minste enn 10 MHz.

13. Interferometer ifølge krav 10, karakterisert ved at Kerr-kompensasjonen tilveiebragt av bølgeformen er avhengig av polarisasjonen til de seg motsatt utbredende bølger.

14. Fremgangsmåte for å redusere AC Kerr-effekten i et fiberoptisk ringinterferometer, som har en lyskilde, optisk koplet for å tilføre seg motsatt utbredende lys-bølger til en sløyfe av fiberoptisk materiale, - karakterisert ved intensitetsmodulering av minst en av de seg motsatt utbredende bølger tilført sløyfen.

15. Fremgangsmåte ifølge krav 14, karakterisert ved at modulasjonen er en firkantbølge.

16. Fremgangsmåte ifølge krav 14, karakterisert ved at modulasjonen er i samsvar med en bølgeform ved hvilken gjennomsnittsverdien for kvadratet av bølgeformintensiteten er lik en konstant ganger gjennomsnittsverdien for den kvadrerte bølgeformintensiteten, idet konstanten har en verdi mellom 1,6 og 2,4.

17. Fremgangsmåte for å redusere AC Kerr-effekten ved et fiberoptisk ringinterferometer, som har en lyskilde optisk forbundet for å tilføre seg motsatt utbredende lysbølger til en sløyfe av fiberoptisk materiale, karakterisert ved valg av en bølgeform for å modulere hver av de seg motsatt utbredende bølger slik at gjennomsnittsverdien for kvadratet av den modulerte bølge-formintensiteten er lik en konstant ganger gjennomsnittsverdien for den modulerte kvadrerte bølgeformintensiteten, 2 2 idet konstanten har en verdi mellom 2 + 1/3 al og 2 2 2 - 1/3 a 1 , hvor a er amplitudedempningskoefflsienten for det fiberoptiske materialet og 1 er lengden for fiber-sløyfen.

18. Fremgangsmåte for å redusere AC Kerr-effekten i et fiberoptisk ringinterferometer som har en lyskilde optisk forbundet for å tilføre seg motsatt utbredende lys-bølger til en sløyfe av fiberoptisk materiale, karakterisert ved valg av en bølgeform for intensitetsmodulering av hver av de seg motsatt utbredende lys-bølger, idet bølgeformen er valgt slik at gjennomsnittsverdien for kvadratet av den modulerte intensiteten er lik to ganger gjennomsnittsverdien for den modulerte kvadrerte intensiteten, og modifisering av bølgeformen ved å justere dens parameter for å redusere langtidsdrift indusert av Kerr-effekten i interferometeret.

19. Fremgangsmåte for å redusere AC Kerr-effekten ved et fiberoptisk ringinterferometer, som har en lyskilde optisk forbundet for å tilføre seg motsatt utbredende lys-bølger til en sløyfe av fiberoptisk materiale, karakterisert ved intensitetsmodulering av i det minste en av de seg motsatt utbredende bølger i samsvar med en bølgeform valgt for å redusere forskjellen mellom respektive gjennomsnittsbrytningsindekser utøvd av de seg motsatt utbredende bølger som når de utbreder seg i sløyfen.

20. Fremgangsmåte ifølge krav 19, karakterisert ved at summen av maksimumsintensitetene for de seg motsatt utbredende lysbølger er større enn 1 watt pr. cm2 .

21. Fremgangsmåte ifølge krav 19, karakterisert ved at frekvensen for intensitetsmodulasjon er minst 5 MHz.

22. Fremgangsmåte ifølge krav 19, karakterisert ved at frekvensen for modulasjonen er slik at gjennomsnittsbølgeintensiteten over en ubegrenset tidsperiode er lik gjennomsnittsintensiteten over en tidsperiode lik to ganger gangtiden i sløyfen.