NO874794L - Verktoey for avisolering av en elektrisk kabel. - Google Patents

Verktoey for avisolering av en elektrisk kabel.

Info

Publication number
NO874794L
NO874794L NO874794A NO874794A NO874794L NO 874794 L NO874794 L NO 874794L NO 874794 A NO874794 A NO 874794A NO 874794 A NO874794 A NO 874794A NO 874794 L NO874794 L NO 874794L
Authority
NO
Norway
Prior art keywords
fiber
waveguides
light
fiber optic
acoustic wave
Prior art date
Application number
NO874794A
Other languages
English (en)
Other versions
NO874794D0 (no
Inventor
Robert Roux
Original Assignee
Robert Roux
Priority date (The priority date is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the date listed.)
Filing date
Publication date
Application filed by Robert Roux filed Critical Robert Roux
Publication of NO874794D0 publication Critical patent/NO874794D0/no
Publication of NO874794L publication Critical patent/NO874794L/no

Links

Classifications

    • HELECTRICITY
    • H02GENERATION; CONVERSION OR DISTRIBUTION OF ELECTRIC POWER
    • H02GINSTALLATION OF ELECTRIC CABLES OR LINES, OR OF COMBINED OPTICAL AND ELECTRIC CABLES OR LINES
    • H02G1/00Methods or apparatus specially adapted for installing, maintaining, repairing or dismantling electric cables or lines
    • H02G1/12Methods or apparatus specially adapted for installing, maintaining, repairing or dismantling electric cables or lines for removing insulation or armouring from cables, e.g. from the end thereof
    • H02G1/1202Methods or apparatus specially adapted for installing, maintaining, repairing or dismantling electric cables or lines for removing insulation or armouring from cables, e.g. from the end thereof by cutting and withdrawing insulation
    • H02G1/1204Hand-held tools
    • H02G1/1221Hand-held tools the cutting element rotating about the wire or cable
    • H02G1/1226Hand-held tools the cutting element rotating about the wire or cable making a helical cut

Landscapes

  • Removal Of Insulation Or Armoring From Wires Or Cables (AREA)
  • Organic Insulating Materials (AREA)
  • Medicinal Preparation (AREA)
  • Communication Cables (AREA)
  • Harvester Elements (AREA)
  • Processing Of Terminals (AREA)
  • Processing Of Stones Or Stones Resemblance Materials (AREA)

Description

Oppfinnelsen angår området fiberoptiske sensorer og raodu-latorer. Mer spesielt angår oppfinnelsen frekvensskiftere for fiberoptiske systemer.
Det har lenge vært kjent at lys fra en kilde som beveger seg vil endre frekvens på grunn av Doppler-effekten. Frekvensendringen eller bølgelengden er en funksjon av den relative hastigheten til kilden og en observatør. Bølge-lengden vil bli kortere og frekvensen høy når kilden beveger seg mot observatøren og omvendt.
Det har også vært kjent at bølgelengden til lys vil endre seg ved refleksjon fra et speil som beveger seg. Speilet som beveger seg legger til energiinnholdet til det påtrykte foton og derved økes frekvensen til lyset. Dette fenomen er forklart av Meyer-Arendt i "Introduction to Clas-sical and Modern Optics", Prentice Hall (1972) på sidene 539-540.
Doppler-effektprinsippet og heterodyneffekter har vært brukt i optisk utstyr for å sørge for frekvensendringer i lysbølger som blir reflektert fra bølgefronter av akustiske bølger som forplanter seg gjennom optisk transparente media. Arealene som blir komprimert og fortynnet på grunn av den akustiske bølgen som forplanter seg forandrer brytningsindeksen i mediet slik at det innkommende lys som påtrykkes på skrå på bølgefrontene blir delvis reflektert og delvis brudt. Bevegelsen til bølgefrontene forårsaker et Doppler-skifte i det reflekterte og brudte lyset på samme som virkningen av et speil som beveger seg.
En enkelt sidebåndmodulator for å frembringe fase eller frekvensskifte i integrerte optiske bølgeledere ble vist av Heisman & Ulrich i "Integrated Optical Single Sideband Modulator and Phase Shifter", IEEE Journal of Quantum Electronics, Vol. QE-18, nr. 4, april 1982, pp. 767-771. Et oppsett av adskilte vektede koplingspunkter mellom to bølgeledermodi ble matematisk foreslått, og en fysisk for-klaring ble gitt for en masseoptisk stripebølgeleder som var dif fundert inn i en X-skåret LiNbC>3 bølgeleder. Koplingen mellom to modi i dette dobbeltbrytende krystall ble utført ved "hjelp av par av interdigitale elektroder adskilt en 1/4 av støtlengden. Hver elektrode hadde en bredde på 1/4 støtlengde eller et helt multippel av dette. De elektriske feltene under kantene av elektrodene forårsaket kopling av den elektrooptiske effekten i krystallene. Elektrodene ble drevet av drivspenninger som var 90° ute av fase for å simulere en forplantende bølge utenfor dia-gonal polarisabilitet. Frekvensendringen ble forårsaket av lysspredning ved den bevegelige forstyrrelse, og kan sam-menlignes med Bragg-refleks jon ved en forplantende akustisk bølge.
Den integrerte optiske innretningen som er beskrevet ovenfor har fordelen at frekvensendringen bare er begrenset av den øvre frekvensen til drivsignalene. Den har imidlertid den ekstreme ulempen at den ikke kan anvendes på enkel måte i fiberoptiske systemer på grunn av vanskelighetene med å innrette og kople den integrerte optiske bølgelede-ren til fiberen i systemet. Slike vanskeligheter gjør innretningen uønsket til anvendelse i fiberoptiske systemer hvor inngående innretninger fremstilt på fiberen til systemet forbyr behovet for kompliserte koplingsapparater som det er vanskelig å installere og innrette riktig.
Videre har integrerte optiske innretninger store tap på grunn av sin konstruksjon. Integrerte optiske bølgeledere blir laget ved å diffundere urenheter så som titan i en enkel krystallstruktur for å danne en stripe. Disse diffunderte bølgeledere har tap av flere grunner. For det første forårsaker tilstedeværelsen av urenheter absorpsjon og spredningstap. Disse tap er i størrelsesorden desibel pr. cm. Videre er integrerte optiske bølgeledere utsatt for en endring i brytningsindeksen, et fenomen kalt den "photorefractive effect". Denne effekt skyldes det faktum at når en stor mengde optisk energi blir konsentrert i et lite område på et krystall, så blir det optiske elektromagnetiske feltet så sterkt at det forskyver elektroner i krystallstrukturen bort fra bølgelederområdet. Dette forårsaker at brytningsindeksen til bølgelederen varierer slik at bølgelederen ikke lenger er monomodus og derved blir innretningen ikke-operativ.
En ytterligere ulempe med integrerte optiske bølgeledere er at de er vanskelige å lage. Monomodusbølgeledere har kjerner med diameter i størrelsesorden 10 ja eller mindre. Siden det er nødvendig å diffundere urenheter inn i et krystall og geometrien er svært liten, må det anvendes komplisert integrert kretsteknikk. Først må det lages en maske og så må det anvendes komplisert og kostbart utstyr for å legge sjikt av fotoresist og å diffundere urenhetene inn i krystallet. Videre må det opprettholdes nøyaktig oversikt over masken for å sikre korrekt innretting av elektrodefingrene og den diffunderte bølgelederen. Disse tilleggskomplikasjonene gjør integrerte optiske innretninger uønskede for anvendelse i fiberoptiske systemer.
En "in-line" akusto-optisk frekvensskifter ble vist av Nosu, et al i "Acousto-Optic Frequency Shifter For Single Mode Fibers", først publisert ved den 47nde International Conference on Integrated Optics and Optical Fiber Communi-cations Conference i Tokyo, 27-30. juni 1983. En dobbeltbrytende monomodusfiber var montert i to oljefylte PZT-sylindere med sine respektive ledende kanter adskilt 3/4 av en støtlengde. PZT, som er vel kjent for fagkyndige, endrer sine dimensjoner når et elektrisk felt blir koplet til det. Fiberen ble plassert i et kapillærrør fylt med mineralolje og kapillærrøret var plassert i PZT-sylinderen i en posisjon utenfor aksen. PZT-sylinderen ble fylt med mineralolje. En stående trykkbølge i hver sylinder var resultatet når PZT-sylinderne ble eksitert med sinuseksi- tas jonssignaler som var 90° ute av fase og forårsaket elastooptisk kopling. Denne elastooptiske kopling mellom polarisasjonsmodiene til fiberen i et hulrom forårsaket sidebånd over og under den optiske bærebølgen. Det andre hulrommet genererte et sidebånd som var i fase og et som var ute av fase med sidebåndene dannet av det første hulrommet slik at et sidebånd ble styrket og det andre ble kansellert.
Frekvensskiftet i Nosu-innretningen nevnt ovenfor ble forårsaket av eksitasjonen av bevegende akustiske bølger i fiberen av PZT-sylinderne. Hver sylinder dannet to akustiske bølger som forplantet seg i motsatte retninger. De motsatte forplantningsretningene forårsaket at de øvre og nedre sidebånd opptrådte.
Siden de PZT-oljefylte kamrene var mekanisk svakt koplet til fiberen, ble ikke mye energi overført mellom modiene av de to sylindrene. Videre var sylindrene store og dette gjorde innretningen for stor til at den på effektiv måte kunne anvendes i mange praktiske fiberoptiske innretninger. Dersom mange nok av disse sylinderne ble brukt slik at en stor energimengde ble overført mellom de to modiene, ville den resulterende innretningen bli ganske uhåndterlig og generelt upraktisk for anvendelse i et fiberoptisk system.
Følgelig har det oppstått et behov for en fiberoptisk frekvensskifter som er kompakt og som kan fremstilles på fiberen i et monomodus fiberoptisk system. Systemet bør være i stand til å kople fra 0-100% av inngangsenergien fra en modus til en annen modus ved et frekvensskifte som er nøyaktig lik modulasjonssignalet med så få harmoniske som mulig.
Oppfinnelsen er en anordning og fremgangsmåte for å skifte lys ved en bærefrekvens som forplanter seg i en fiberoptisk bølgeleder inn i en annen forplantningsmodus med en ny frekvens, idet frekvensendringen fra bærefrekvensen tilsvarer frekvensen til et modulasjonssignal. Anordningen består av første og andre fiberoptiske bølgeledere for å lede lys. Bølgelederne har forskjellige effektive brytningsindekser slik at lys som forplanter seg i den ene av bølgelederne har en forplatningshastighet som er forskjellig fra forplantningshastigheten til lys som forplanter seg i den andre bølgelederen. De fiberoptiske bølgelederne kan være to ortogonale polarisasjonsmodi til en dobbeltbrytende monomodusoptisk fiber, ulike og like modi til en ikke-dobbeltbrytende monomodusfiber som drives med lys som har en bølgelengde lavere enn avbruddsbølgelengden slik at fiberen forplanter lys i både ulike og like modi, to modi av en multimodusfiber eller bølgelederne kan være to optiske fibere som har forskjellige brytningsindekser hvilke fiber er anordnet slik at de ligger mot hverandre med sine lengder for å danne et samvirkeområde.
I visse utførelser er en akustisk bølgegenerator for å generere en akustisk bølge som forplanter seg akustisk koplet til bølgelederne for å påtrykke en forplantende akustisk bølge som har bølgefronter mot bølgelederne. Den akustiske bølgen forårsaker en tidsvarierende mekanisk påkjenning langs bølgelederne for å forårsake frekvensskifte i lyset som blir koplet fra en bølgeleder til den andre. Avstanden langs bølgelederaksene mellom tilliggende bølge-fronter fra den akustiske bølgen er omtrent lik et heltallsmultippel av støtlengden til de to bølgelederne.
Den akustiske bølgegeneratoren omfatter i en utførelse en andre fiber som er optisk koplet med en første fiber som inneholder første og andre bølgeledere for derved å kople en akustisk bølge som forplanter seg i den andre fiberen til den første fiberen. Andre utførelser av den akustiske bølgegeneratoren omfatter et akustisk medium i kontakt med bølgelederne og en transduser for å innmate den akustiske bølgen i det akustiske mediet. I en utførelse er det akustiske mediet sylindrisk og omgir bølgelederne og transduseren innmater en torsjonsmodus akustisk bølge i det akustiske mediet. I en annen utførelse har det akustiske mediet en overflate som støter mot bølgelederne og transduseren frembringer en akustisk bølge med ensrettet overflate på denne overflate. I en annen utførelse er de to bølgelederne to optiske fibere som har forskjellige brytningsindekser som er lagt sideveis sammen for å danne et samvirkeområde.
Fremgangsmåten med å skifte frekvensen til lys omfatter innmating av lys med en bærefrekvens i to optiske bølge-ledere som hver har forskjellig brytningsindeks slik at lys som forplanter seg i en bølgelengde har en forplatningshastighet som er forskjellig fra lys som forplanter seg i den andre bølgelederen. En forplantende akustisk bølge blir påtrykt i det minste en av bølgelederne for å danne periodisk tidsvarierende mekaniske påkjenninger i bølgelederne for derved å forårsake at lys som koples fra en bølgeleder til den andre bølgelederen blir endret i frekvens. Avstanden langs aksene til bølgelederne mellom tilliggende bølgefronter til den akustiske bølgen er omtrent lik et helt multippel av støtlengden til bølgeleder-ne .
I andre utførelser omfatter frekvensskiftanordningen i henhold til oppfinnelsen også en fiber som har første og andre fiberoptiske bølgeledere for å styre lys. Bølgele-derne har forskjellige effektive brytningsindekser slik at lys som forplanter seg i en av bølgelederne har en forplantningshastighet som er forskjellig fra lys som forplanter seg i den andre bølgelederen. Anordningen omfatter videre en periodisk påkjenningsgenerator som har stive overflatedeler i kontakt med fiberen, og en signalkilde for å mate signaler til de stive overflatedelene for periodisk å klemme fiberen mellom de stive overflatedelene for å forårsake periodisk tidsvarierende mekanisk stress på valgte intervaller langs fiberen for å simulere en akustisk bølge som forplanter seg ned fiberen og forårsaker frekvensskifte i lyset som koples fra en av bølgele-derne til den andre.
I en utførelse omfatter de stive overflatedelene til den periodiske påkjennings- eller påvirkningsgenerator en støtteoverflate inntil en side av fiberen og flere koplingselementer inntil en annen side av fiberen. Signalkilden mater mekaniske eller elektriske tidsvarierende drivsignaler til de stive kopleelementene for å forårsake at de stive elementene blir presset mot fiberen for å klemme fiberen mellom støtteoverflaten og kopleelementene. Hver av kopleelementene er fortrinnsvis "hovedsakelig et ulikt multippel av en halv støtlengde langs fiberen og kopleelementene er adskilt omtrent 1/4 støtlengde langs fiberen. Signalkilden mater fortrinnsvis sinusdrivsignaler til kopleelementene og drivsignalet som mates til et av koplingselementene og drivsignalet til et tilliggende koplingselement har en faseforskjell på tt/2.
I en alternativ utførelse omfatter den periodiske påvirkningsgeneratoren en enkelt kontinuerlig lengde av piezoelektrisk materiale som strekker seg langs flere støt-lengder av fiberen. Flere signalelektroder er forbundet med signalkilden og er adskilt langs den enkel kontinuerlige lengden av piezoelektrisk materiale. Grunnelektroden er adskilt fra signalelektrodene med mellomliggende piezoelektrisk materiale. Elektrodene er orientert i forhold til fiberen slik at tidsvarierende elektriske signaler fra signalkilden til signalelektrodene forårsaker at det piezoelektriske materialet blir strukket og utøver kraft på de stive overflatedelene for derved å forårsake at de stive overflatedelene presser seg mot fiberen og periodisk klemmer fiberen. I en foretrukket utførelse er det piezoelektriske materialet en piezoelektrisk kappe som omgir fiberen og signalelektrodene er anordnet enten på den indre overflaten eller den ytre overflaten til den piezoelektriske kappen. I en annen foretrukket utførelse omfatter den periodiske påvirkningsgeneratoren en støtteflate som vender mot en side av fiberen og den enkle kontinuerlige lengden av piezoelektrisk materiale vender mot en annen side av fiberen slik at et tidsvarierende signal som mates fra signalkilden til signalelektroden forårsaker at det piezoelektriske materialet blir strukket og dette forårsaker at fiberen blir presset mot overflaten.
I det minste en av elektrodene kan danne kontakt mot fiberen for å danne i det minste en av de stive overflatedelene slik at når tidsvarierende elektriske signaler blir matet til signalelektrodene for å forårsake at det piezoelektriske materialet blir strukket eller deformert, så blir elektrodene som er i kontakt med fiberen presset mot fiberen for periodisk å klemme fiberen.
Lengden til hver av signalelektrodene langs fiberaksen er fortrinnsvis omtrent et ulikt multippel av en halv støt-lengde. Videre er de ledende kantene til to tilliggende signalelektroder adskilt en distanse d langs fiberen og signalkilden mater sine elektriske sinussignaler til signalelektrodene og de elektriske signalene som mates til en av signalelektrodene og det elektriske signalet som mates til en tilliggende elektrode har en faseforskjell på 2dir/L hvor L er fiberens støtlengde.
Oppfinnelsen er nærmere definert i de etterfølgende patentkrav.
Oppfinnelsen skal nå beskrives under henvisning til teg-ningene, hvor: Fig. 1 viser i adskilt perspektiv en smalbånd retningskopler. Fig. 2 er et tverrsnitt tatt etter linjen 2-2 på fig. 1
og viser formen til åsene.
Fig. 3(a)-3(g) viser skjematisk de påkjente områdene i fiberen og mengden av energi i de forskjellige polarisasjonsmodi ved forskjellige punkter langs fiberen. Fig. 4 viser virkningen på polarisasjonsaksene i en dobbeltbrytende fiber når mekanisk påkjenning blir påtrykt. Fig. 5 viser skjematisk et system som anvender kopleren. Fig. 6 er en kurve over den eksperimentelt bestemte kopling som funksjon av bølgelengdefunksjonen sammenlignet med det teoretisk beregnede resultat. Fig. 7 viser oppbygningen til en utførelse av en fiberoptisk struktur som anvender en modifisert versjon av kopleren på fig. 1 som en frekvensskifter . Fig. 8 viser skjematisk den mekaniske påkjenning forårsaket av en akustisk bølge som forplanter seg gjennom en fiber. Fig. 9(a)-9(d) representerer forskjellige koplingsfunksjoner for å simulere en akustisk bølge som forplanter seg langs en fiber og deres resulterende lysutgangsspektre. Fig. 10 er en utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender en forplantende akustisk bølge. Fig. 11 viser nok en utførelse for å skifte frekvensen til lys som forplanter seg i en fiberoptisk bølgeleder under anvendelse av en akustisk bøl-ge. Fig. 12 viser nok en utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender en forplantende akustisk overflatebølge. Fig. 13 viser følgene av å bevege eller tilsynelatende
bevege koplingsområder i en fiber.
Fig. 14 viser nok en utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender en piezoelektrisk kappe som omgir fiberen. Fig. 15 viser den tilsynelatende bevegelse av påkjen-ningsområder forårsaket av å mekanisk påvirke fiberen ved to forskjellige steder av sinusfunk-sjoner som er ute av fase med hverandre. Fig. 16 viser i snitt en annen utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender interdigitale elektroder montert på.en piezoelektrisk plate. Fig. 17 viser i snitt den fullstendige fiberoptiske frekvensskifter tatt etter linjen 17-17 på fig. 16. Fig. 18 viser en alternativ elektrodeutførelse for innretningen på fig. 17 og 18. Fig. 19 illustrerer hvordan en virkelig akustisk bølge kan sendes under visse omstendigheter av elek-trodearrangementet på fig. 17 og 18. Fig. 20 er en oppbygning av en transduser for å eksitere torsjonsmodus akustiske bølger i det akustiske mediet på fig. 11. Fig. 21 viser den rommelige fordeling av ulike og like
modi i en tomodusfiber.
Fig. 22 viser hvordan kopling mellom den like og ulike modus av en tomodifiber kan finne sted i et påkjent område. Fig. 23 viser mekanismen for energien i et ikke-påkjent område til en lik modus oppdelt i det påkjente områdets ulike og like modi. Fig. 24 viser et endesnitt av utførelsen på fig. 14 for en fiberoptisk frekvensskifter med anvendelse av en belagt PZT-fiber. Fig. 25 viser en annen utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender en piezoelektrisk sylinder som omgir fiberen. Fig. 26 viser den foretrukne generelle utforming av en
fiberoptisk frekvensskifter.
Fig. 27 viser en annen utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender en piezoelektrisk kappe og parallellforskjøvede elektroder. Fig. 28 viser en utførelse av en fiberoptisk bryter og frekvensskifter som anvender to halvkoplere. Fig. 29 viser skjematisk koplingen i kopleren på fig. 28.
Fig. 1 viser anordningen av en smalbånd polarisasjonskopler i hvilken en flat overflate 10 er maskinert på en metall- eller plastblokk 11. Overflaten 10 bør være jevn og flat med ujevnhetstoleranse i størrelsesorden få ju. Overflaten 10 tjener som den første av to overflater som en optisk fiberbølgeleder skal klemmes mellom.
Den andre overflate er et multippelåsområde 12 tildannet på den undre overflaten til en andre blokk 14. Som det vil bli forklart i det etterfølgende, frembringer åsene 12 koplingselementer som når de presses mot fiberen utsetter denne for mekanisk påkjenning slik at lys blir koplet mellom modiene. På fig. 2 er det vist et tverrsnitt av ås-området 12 i hvilket det er tildannet flere åser 16. Åsene 16 er dannet ved å bearbeide blokken 14 slik at det dannes adskilte parallelle utsparinger eller spor 17, slik at det er dannet flere polerte åsoverflater 18 som har en bredde W og en adskillelse S mellom kantene til tilliggende åser. For å oppnå maksimal kopling for en gitt kraft påført fiberen, bør bredden W mellom kantene til hver ås være en halvpart av støtlengden for fiberen for lys ved den bestemte frekvensen som blir anvendt.
Støtlengden L knytter seg til det faktum at i optiske fibere vil lys som forplanter seg ved forskjellige hastigheter i forskjellige polarisasjonsmodi gi en optisk vei-lengdedifferanse mellom modiene. Dette forårsaker at fasen til lys i en modus skifter kontinuerlig i forhold til fasen til lys som forplanter seg i den andre modusen. Således vil de to komponentene til en lysbølge som starter i fase, men som forplanter seg i forskjellige polarisasjonsmodi i monomodus dobbeltbrytende fiber sakte adskilles i fase. "Støtlengden" til fiberen er distansen som er nød-vendig for lyskomponenten i en modus å skille seg i fase i forhold til lyskomponenten i den andre modusen med 360° ved hvilket tidspunkt de to komponentene igjen vil være i fase. Således vil man ha passert en støtlengde når de to komponentene er faseforskjøvet 360°.Etter å ha forplantet seg en halv støtlengde vil de to komponentene være adskilt 180° eller tt/2 radianer.
I den foretrukne utførelse er skilleavstanden S mellom åsene lik åsbredden W som vist på fig. 2, men ethvert ulikt multippel av en halv støtlengde kan også anvendes for dimensjonene W og S. Det vil si at hver ås kan være et hvilket som helst ulikt multippel av en halv støtlengde og hver skilleavstand kan være ethvert ulikt multippel av en halv støtlengde. Tverrsnittet av utsparingene 17 er rek-tangulære siden dette er den formen som er lettest å til-danne. Denne formen er imidlertid ikke kristisk idet enhver form som gir en flat overflate 18 på åsene 16 med en bredde W på et ulikt multippel av en halv støtlengde og kantskiller på et ulikt multippel av halv støtlengde vil være tilfredsstillende forutsatt at høyden H til utsparin-gen 17 er tilstrekkelig til å opprettholde en mekanisk påkjenning når materialet til åsen 16 blir deformert ved på-føringen av kraft på en fiber.
Blokken 14 er laget av et hardt plastmateriale, f.eks. deltrin. Dette plastmaterialet deformerer seg før glass således at når åsene blir presset mot en glassfiber så vil åsene deformere seg litt. For den nødvendige mengde trykk for å forårsake fullstendig energioverføring er det å foretrekke at åsene ikke deformerer seg så mye at de ut-flater blokken 14 slik at trykket blir likt påført langs hele fiberen.
Det er kritisk at det opprettholdes periodiske områder med påkjenning og ikke-påkjenning i fiberen. Hvert av disse områder bør være et nøyaktig ulikt multippel av en halv støtlengde i bredde for at man skal oppnå maksimal effek- tivitet i koplingen. Ufullstendig energiovergang vil være resultatet dersom denne geometri ikke er tilstede, men noe kopling kan fremdeles finne sted avhengig av den nøyaktige geometrien og påført kraft.
Det er blitt funnet at en deformerbar plast er å foretrekke fremfor metall i åsene 16, siden en metallås ikke vil deformere seg så mye når trykk blir påført og derved vil det skapes fare for å bryte av fiberen. Deformerbarheten til åsen minsker denne fare.
Som det fremgår av fig. 1 har blokken 14 flere hull 20 som er adskilt i et mønster for å motta et sett med pinner 22 som strekker seg fra den flate overflaten 10 i et tilpasset mønster. Blokken 14 kan gli mot og bort fra den flate overflaten 10 langs pinnene 22. Pinnene er således innrettet at kantene til åsene 16 ligger på tvers av den langsgående aksen til en fiber 24 som blir holdt på den flate overflate 10 av et par fiberholdende flater 26. Således er de langsgående aksene til åsene 16, illustrert med henvis-ningstall 27 på fig. 2, på tvers av den langsgående akse til fiberen 24. Pinnene 22 tjener også til å forhindre bevegelse av blokken 14 for å hindre ulikt trykk å bli påført fiberen 24.
De fiberholdende platene 26 er roterbare i forhold til den flate overflaten 10 ved at de er montert i et par sirku-lære åpninger dannet i et par endeplater 28. Holdeplatene er roterbare for å tillate at fiberen kan roteres slik at en av hovedaksene med dobbeltbrytning i fiberen kan orien-teres i en vinkel, fortrinnsvis 45°, i forhold til ret nin-gen til den påførte kraften som utøves av åsene 16. Dette vil bli forklart mer detaljert nedenfor. Vinkelen 45° er foretrukket siden maksimal skifting av dobbeltbrytningsaksene for en gitt kraft oppnås ved denne vinkel. Ende-platene 28 er montert på blokken 11 på endene av denne slik at platene 28 er perpendikulære på den flate over-
flate 10.
Med henvisning til fig. 3(a)-3(g) er det vist et skjema over de mekanisk påkjente områdene eller stressområdene i fiberen 24 når blokken 14 blir presset ned med en total kraft F, slik at fiberen 24 blir klemt mellom overflatene 18 av åsene og overflaten 10 til den nedre blokken. Det er også vist på fig. 3(b)-3(g) vektordiagrammer over mengden av optisk energi på hver av dobbeltbrytningsaksene, dvs. polarisasjonsmodi ved forskjellige punkter langs fiberen. Det refereres også til fig. 4 hvor det er vist skjematisk hvordan dobbeltbrytningsaksene til fiberen 24 blir endret ved påføring av stress. Fagkynndige på området vil forstå at en enkelmodus dobbeltbrytende fiber, så som fiberen 24, har to ortogonale polarisasjonsakser som korresponderer til de to ortogonale polarisasjonsmodi til en enkelmodus-fiber.
Fig. 3(a) viser tre områder med vekslende stress og ikke-stress forårsaket av to av åsene 16. Hver av de påkjente områdene 30 og 32 er en halv støtlengde lang i denne ut-førelse. Det samme gjelder for det ikke-påkjente området 34. Fiberen 24 kan betraktes som en fireportinnretning analog med en retningskopler som kopler ulike bølgeledere. F.eks. er de to ortogonale X- og Y-polarisasjonsmodiene til fiberen 24, vist skjematisk ved 36, analoge med de to inngangsportene til en slik retningskopler. På lignende måte er de ortogonale X- og Y-polarisas jonsmodi, vist skjematisk ved 38, analoge med utgangsportene til en slik retningskopler.
Når mekanisk påkjenning eller stress blir påført fiberen 24, som representert med kraften F på fig. 4 som skyver overflaten 18 mot den dobbeltbrytende fiberen 24, ble det funnet at de ortogonale polarisasjonsaksene X og Y (som korresponderer til polarisasjonsmodiene X og Y) brått skiftet over en vinkel e til de ortogonale polarisasjons aksene X' og Y' . Dette brå skiftet var ganske uventet siden det var antatt at stress som ble påført av overflatene 18 ville deformere fiberen 24 slik at polarisasjonsaksene ble forstyrret over et lengre område enn bredden W til overflaten 18 som påfører påkjenningen. Dette ville medføre et gradvis skifte i orienteringen av polarisasjonsaksene over et relativt langt grenseområde snarere enn et brått skifte ved kantene av overflatene 18 til åsene 16. En slik gradvis rotasjon av polarisasjonsaksene over en relativt lang avstand ville ikke forårsake tydelig energiovergang, dvs. kopling mellom polarisasjonsmodiene, siden resultantpolarisasjonsvektoren bare ville følge den gradvise skifting i polarisasjonsaksene og i hovedsak opprettholde sin posisjon i forhold til denne uten å bli oppdelt i komponenter på nye akser.
Det er viktig for driften av innretningen at brå endringer i orienteringen av polarisasjonsmodusaksene forårsakes slik at slike endringer i orienteringen finner sted over et svært kort grenseområde. I den viste utførelsen er disse grenser, representert med de strekede linjene 40, 42, 44, 46 på fig. 3(a), dannet av kantene til åsområdene 16, og de er således periodisk adskilt en halv støtlengde. I andre utførelser kan grensene være adskilt ulike multipler av støtlengden. Siden disse grenser fungerer slik at de kopler lys mellom fiberens modi vil de bli referert til her som "koplingssteder" eller "koplingspunkter".
Fig. 3(b)-3(g) viser hvordan disse brå grenser 40, 42, 44 og 46 i fiberen 24 forårsaker energioverføring. Den elektriske feltvektoren for X-polarisasjonsmodusen (som korresponderer til X-polarisasjonsaksen i en dobbeltbrytende fiber) er merket X i det ikke-stressede området 34 og X' i de påkjente områdene 30 og 32. På samme måte er den elektriske feltvektoren for Y-polarisasjonsmodusen (som korresponderer til Y-aksepolarisasjonen) merket Y i det ikke-stressede området 34 og Y' i de påkjente områdene 30 og 32. Det vil forstås at X- og X'-vektorene (fig. 3(b)-(g)) korresponderer til polarisasjonsaksene X og X' (fig. 4) respektivt, og Y- og Y'-vektorene (fig. 3(b)-(g)) korresponderer til polarisasjonsaksene Y og Y' respektivt (fig. 4).
På fig. 3(b) er inngangslyset representert ved vektoren 48 mens det entrer fiberen 24 med alle energien i X-polarisasjonsmodusen. Denne polarisasjon blir opprettholdt ettersom lyset forplanter seg opptil grensen 40 ved begynnelsen av det første stressede området 30.
Fig. 3(c) viser energikomponentene etterat lyset har forplantet seg litt forbi grensen 40 inn i det stressede området 30. Ved grensen 40 skifter polarisasjonsaksene X og Y brått over en vinkel e (fig. 4) til en ny orientering X' og Y', som forklart ovenfor med referanse til fig. 4. Disse nye polarisasjonsmodusakser X' og Y' representerer orienteringene til de elektriske feltvektorene for de elektromagnetiske lysbølgene som forplanter seg i disse polarisasjonsmodi. Som i X- og Y-orienteringstilfellet, vil lys i X'-modusen forplante seg med en hastighet som er forskjellig fra hastigheten til lys i Y'-modusen siden dette er grunnleggende ved dobbeltbrytning. Total polarisasjonen av lys er så resultantvektoren basert på energikomponentene i X' og Y' eller X- og Y-aksene.
Det er å merke at i det påkjente området 30 opptrer det først ved grensen 40 en energikomponent i Y'-polarisasjonsmodusen hvor det før grensen 40 ikke var noen energi i Y-modusen. Grunnen til dette skyldes Maxwells ligninger som er vel kjente matematiske forhold som forklarer opp-førselen til elektriske felt ved grenser. Et grunnprinsipp er at ved en brå grenseovergang som et elektromagnetisk felt, så vil orienteringen og størrelsen på feltvektoren i forhold til en fast observatør måtte være den samme på begge sider av grensen. I dette tilfellet er resultantpo larisasjonen, dvs. orienteringen av den elektriske feltvektoren til venstre for grensen 40, som vist med vektoren 48 på fig. 3(h). Til "høyre for grensen 40 blir polarisasjonsaksene X' og Y' skiftet på en slik måte at for å opprettholde resultantpolarisasjonen for vektoren 48 må det være en liten Y'-komponent siden X' blir skiftet fra sin orientering i X-modusen. Således blir noe energi overført fra X-modusen til Y'-modusen ved grensen 40.
Ettersom de to Y'- og X'-komponentene forplanter seg gjennom det påkjente området 30 skifter de i relativ fase 180° på grunn av at det påkjente området er en halv støtlengde langt. Den relative fase til X'- og Y'-komponentene til venstre for grensen 42 er som vist på fig. 3(d). Faseskiftet 180° er angitt ved å reversere retningen til Y'-komponenten. Det samme resultatet ville blitt oppnådd dersom faseskiftet på 180° ble vist ved å reversere retningen til X- eller X'-vektoren og etterlate Y- eller Y'-vektoren uendret. Som en konsekvens av dette faseskifte på 180°, blir resultantpolarisasjonsvektoren 50 skiftet fra orienteringen til vektoren 48.
Ved grensen 42 skifter orienteringen av polarisasjonsaksene X' og Y' brått tilbake til den opprinnelige orienteringen til X og Y tilsynelatende på grunn av fjerningen av den mekaniske påkjenningen. Ettersom lyset forplanter seg over grensen 42 må polarisasjonen representert av vektoren 50 opprettholdes. Situasjonen til høyre for grensen 42, ved begynnelsen av området 34, er vist på fig. 3(e). Siden imidlertid skiftingen av polarisasjonsaksene forårsaker et medfølgende skifte i retningen til komponentvektorene som representerer energi i X- og Y-modiene, må størrelsen til X- og Y-komponentene endres for å opprettholde vinkelen og størrelsen til den totale elektriske feltvektoren 50. Ved å sammenligne fig. 3(b) og 3(e), vil det sees at områdene 30 og 34 har forårsaket vesentlig økning i størrelsen på energiens Y-komponent.
Fig. 3(f) representerer energikomponentene like til venstre for grensen 44 som avslutter det ikke-påkjente området 34. Det ikke-påkjente området 34 er også en halv støtleng-de langt og således vil det finne sted nok et faseskifte på 180° mellom X- og Y-komponentene ettersom de forplanter seg gjennom området 34. Dette faseskiftet er igjen vist ved å reversere retningen til Y-komponenten ved grensen 44 som vist på fig. 3(f). Ved å gå videre på bakgrunn av forklaringen ovenfor er det åpenbart at polarisasjonsaksene vil skifte brått igjen ved grensen 44, fra X- og Y-orienteringen tilbake til X'- og Y'-orienteringen (fig. 4). Dette forårsaker at mer energi blir overført til Y'-polarisas jonsmodusen og det kan sees av fig. 3(g) som viser situasjonen like til høyre for grensen 44, at for å opprettholde størrelsen og vinkelen til det elektriske felts resultantvektor 52 over grensen 44, så må størrrel-sen til Y'-komponenten på fig. 3(g) økes på grunn av skiftet i vinklene til X- og Y-aksene til X' og Y'. Det sees således at hver grense ved et ulikt multippel av en halv støtlengde forårsaker at en viss mengde energi blir koplet fra en modus til den andre. Den koplede energien ved grensene 40, 42, 44 og 46 er additiv, slik at den totale mengden koplet energi fra en ende av fiberen 24 til den andre er kumulativ. Dersom grensene var annerledes enn ved nøyaktige ulike multipler av en halv støtlengde, kunne den kumulative koplede energien fremdeles være ikke null, men enhver annen grense enn et ulikt multippel kan forårsake at energi blir koplet inn i den andre modusen som har en komponent som er ute av fase med energien som allerede er koplet inn i den andre modusen. Denne ute av fase koplede energien ville kansellere noe av energien som allerede var koplet. Hvorvidt den netto koplede energien ble ikke null ville avhenge av de nøyaktige plasseringer av grensene og hvor meget kraft som ble påtrykt i hvert påkjent område. Generelt kan imidlertid feil i størrelsesorden 5-10% i lokaliseringen av grenene tolereres uten at dette har noen vesentlig motvirkende effekt på driften av innretningen.
Systemet kan beskrives matematisk på følgende måte. Det er vanlig ved høydobbeltbrytende fiber at lys som forplanter seg ned en av aksene ikke vil koples vesentlig til den andre aksen. Det er blitt vist at en tilleggsdobbeltbry-tning kan innføres ved å påføre trykk på fiberen. Denne dobbeltbrytning er gitt ved: hvor a er en konstant lik 1,58 for rund fiber, n er den midlere brytningsindeks for fiberen, C er en piezooptisk koeffesient, f er kraften pr. lengdeenhet påtrykt fiberen og d er fiberkappdiameteren. Ved beregninger ble verdier n = 1,46, C =-5 x IO<-12>(MKS) og d = 65 um brukt. Ved små krefter kan tilleggsdobbeltbrytningen behandles som en perturbasjon av fiberens normale dobbeltbrytning. For ana-lyseformål blir det antatt at den anvendte kraften påtrykkes i en vinkel på 45° i forhold til fiberens dobbeltbryt-ningsakser. Ved å påtrykke kraften i en vinkel på 45° i forhold til en dobbeltbrytningsakse forårsakes maksimal skifte i orienteringen av dobbeltbrytningsaksene pr. kraftenhet. Vinkelen er imidlertid ikke kritisk og avvik fra 45° kan justeres for ved å øke den påtrykte kraften. Det første ordens resultat av perturbasjonen av dobbeltbrytning er rotasjon av fiberens originale dobbeltbrytningsakse en liten vinkel. Dette lille skifte i dobbeltbrytning endrer ikke vesentlig størrelsen på den totale fiberdobbeltbrytningen An. Vinkelen 0 er gitt ved:
Den totale dobbeltbrytningen, A n, er antatt å være konstant med bølgelengden: den kan måles ved direkte å obser-vere støtlengden L = x / (An) til fiberen ved en kjent vakuumbølgelengde X. Fiberen som ble brukt i den foretrukne utførelsen hadde en målt An = 7,4 x 10<->^.
Lys som opprinnelige var polarisert langs X-aksen vil de-komponeres i komponenter som er polarisert langs aksene X' og Y' når den enterer et sammenklemt område. Den relative fasen til lyset i de to polarisasjonene vil endre seg med
* radianer på en halv støtlengde. Dersom kraften på fiberen ved denne distanse blir fjernet, vil lyset dekompone-res tilbake til komponenter langs de opprinnelige aksene med en mengde cos 2 (2ø ) i X-polarisasjonen og sin 2(2ø ) i Y-polarisasjonen. Etter å ha forplantet seg nok en avstand L/2, dvs. en halv støtlengde, vil det riktige faseforhold i de to aksene være etablert slik at et andre påkjent område vil forårsake ytterligere energioverføring. For en enkel L/2 lengde av påkjent område og L/2 ikke-påkjent område, kan en Jones-matrise T brukes for å beskrive ampli-tudepolarisasjons-transformasjonen til denne struktur:
Gjentagelse av en slik struktur N ganger gir den totale polarisas jons-transformas jonsmatrisen:
Derfor kan det oppnås fullstendig kopling fra en polarisasjon til den andre ved å påtrykke en kraft f på de N åsene slik at 2N 0 = tt / 2. For det store N(>5) er denne optimale kraft gitt ved:
Dersom f. eks. N = 10 og L = 32 mils, vil en ved å bruke tallene gitt ovenfor finne at en kraft på 177 pond vil være nødvendig for fullstendig kopling.
I innretningen som er vist på fig. 1 ble fiberkappen fjernet fra fiberen 24 for å blottlegge fiberen direkte over-for åsene. Dette behøver ikke å være nødvendig i alle tilfeller .
Fig. 5 viser et system som anvender polarisasjonskopleren beskrevet ovenfor med referanse til fig. 1-4, merket med henvisningstallet 54. En frekvensavstembar fargestofflaser 56 ble brukt for å generere kildelyset. Dette lys som var polarisert av en standardpolarisator ble sendt inn i en lengde av en dobbeltbrytende fiber 24 med elliptisk kjerne ved hjelp av en en linse 60 som fokuserer det polariserte lyset inn i kjernen til fiberen. Polarisatoren 58 er innrettet for å sende lys bare inn i den ene av de to ortogonale polarisasjonsmodiene til fiberen 24. Lyset forplanter seg inn i fiberen 24, gjennom polarisasjonskopleren 54 og noe eller hele dets energi blir koplet inn i den andre ortogonale polarisasjonsmodusen ved eksitering av fiberen 24 ved fibersegmentet 64. En linse 62 kollimerer lys som slipper ut av utgangsfibersegmentet 64 og forårsaker at en stråle 65 som er dannet på denne måte faller på en stråle-splitter 66. Strålesplitteren 66 forårsaker at en del av strålen 65 blir rettet mot en standardfotodetektor 68 og den gjenværende delen av strålen 65 blir sendt gjennom en polarisator 70. Polarisatoren 70 sender bare gjennom lys ved den samme polarisasjonen som polarisasjonen etablert av polarisatoren 58. Lyset som ble sendt gjennom polarisatoren 70 blir påtrykt en standardfotodetektor 72. Utgangssignalene fra detektorene 72 og 78 blir innmatet, ved hjelp av respektive ledninger 76 og 78, til et standard-forholdsmeter som indikerer den relative energien i den ortogonale polarisasjonen sammenlignet med den totale ut-gangsenergien. Med polarisatoren 70 på utgangen ble det målt et slukkeforhold mellom fiberpolarisasjonene på mellom 19 og 32 dB. Slukkef orholdet er logaritmen med grunntall 10 (brigske logaritme) til forholdet mellom den optiske energien i den vertikale polarisasjonsmodusen og den optiske energien i den horisontale polarisasjonsmodusen. Et slukkef orhold på i det minste 19 dB ble oppnådd uten hensyn til bølgelengden når bølgelengden ble endret. Det antas at denne grense er bestemt av spredningstap i fiberen (>150 dB/km) siden noe av det spredte lyset forblir ledet. Ved visse bølgelengder ble forholdet bedret opptil 32 dB, sannsynligvis på grunn destruktiv interferens av det spredte lyset. Når den stive blokken 14 ble plassert på fiberen og trykk ble påført, ble det oppnådd et koplingsf orhold større enn 32 dB, vanligvis med en kraft på omtrent 220 pond. Koplingsforholdet er den brigske logaritme til forholdet mellom den optiske energien som ikke ble koplet til den ortogonale polarisasjonsmodusen og energien som blir koplet inn i den ortogonale modusen. Dette forhold ble observert med 10 åser ved 633 nm og med 30 og 60 åser ved omtrent 608 nm lysbølgelengde.
Åsene til kopleren i henhold til den foreliggende oppfin-nelse må utføres for en bestemt bølgelengde siden støt-lengden til fiberen ikke er konstant som en funksjon av bølgelengden. Når innretningen blir brukt ved en forskjellig bølgelengde, endrer faseskiftet A $ seg over en åsleng-de fra ir radianer til tt +26radianer. Følgelig kan ikke fullstendig energioverføring lenger finne sted. Forutsatt at en riktig kraft blir påtrykt av hver ås slik at 2NØ=tt/2 blir overføringsmatrisen over en enkelt ås og gapperiode:
Dersom lyset opprinnelig bare er sendt ut i en polarisasjon, vil etter N åser energien som blir koplet inn i den andre polarisasjonen være gitt ved i<|<2>, hvor:
hvor: b = sin 2 © -cos 20 cos2 S
Elementene i overføringsmatrisen som ligger utenfor diagonalen representerer mengden av amplitudekopling som vil finne sted mellom polarisasjonsmodiene. Denne amplitudekopling<er verdien av hver av matriseelementene til T som ligger utenfor diagonalen.
Avhengigheten mellom kopling og bølgelengde ble undersøkt eksperimentelt ved å anvende en farvestofflaser som var avstembar mellom 569 nm og 614 nm. Innretningen som ble brukt var en 60 åsers kopler hvis senterbølgelengde var 609 nm og som det ble påtrykt likt optisk trykk. Den eksperimentelle oppstillingen var den samme som vist på fig.
5. Lyset som ble etterlatt i den opprinnelige polarisasjonen, dvs. ikke-koplet, er det detekterte signalet. For-holdsmeteret 74 ble brukt for å kompansere for laserener-givariasjonene ettersom bølgelengden ble endret. Resulta-tene er opptegnet på fig. 6 som viser eksperimentelle resultater som prikker og de teoretisk beregnede resulta-tene basert på brå skift i dobbeltbrytningsmodellen forutsatt for systemet, som en heltrukket linje. Den gode overensstemmelse mellom de to kurvene understøtter konklu- sjonen at endringene i dobbeltbrytning ved grensene til de påkjente områdene virkelig er brå. En full bredde ved halve maksimum er teoretisk likt trykket til åsene på fiberen. Dette ulike trykk ble sannsynligvis forårsaket av variasjoner i fiberdiameteren og åshøyden i størrelsesor-
den angstrøm, og kan tas hensyn til ved å utforme individuelt vektede åser. Bredden til sentertoppen indikerer potensialet til denne polarisasjonskopler for anvendelse som en multiplekser eller skårfilter.
Polarisasjonskopleren beskrevet med referanse til fig. 1-6 ovenfor kan anvendes som en amplitudemodulator. Ved å variere kraften F på fig. 3(a) i samsvar med modulasjonssignalet, kan en varierende mengde energi bli koplet fra X-polarisasjonsmodusen til Y-polarisasjonsmodusen hvor koplingsmengden er proporsjonal med størrelsen på kraften F. Dvs. at hvis en konvensjonell transduser 80 på fig. 5 varierer kraften F påtrykt den stive blokken 14 av polarisas jonskopleren 54, så vil den optiske energien i Y-polarisas jonsmodusen til fiberen 24 være direkte proporsjonal med størrelsen til kraften F hvor inngangsenergien blir sendt til å begynne med med all energien i polarisasjonsmodusen X. Det kan sees av ligning 1 hvor det fremgår at tilleggsdobbeltbrytningen som innføres av den mekaniske påkjenning er direkte proporsjonal med kraften påtrykt pr. lengdeenhet. Når kraften varierer, vil vinkelen som aksene til polarisasjonsmodiene endre seg og være gitt av ligning 2. Dette endrer mengden av energi som skiftes mellom polarisas jonsmodiene ved å endre mengden av energi som dekom-poneres i hver av de nye aksene ved hver grense hvilket vil være åpenbart på bakgrunn av fig. 3(b)-3(g).
En fiberoptisk frekvensskifter kan fremstilles ved å endre strukturen på fig. 3(a) slik at åsene 16 kan presses uavhengig mot fiberen 24 i en forutbestemt sekvens.
Med henvisning til fig. 7 er det vist en utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender kopleren på fig. 1-3 i en modifisert form. Modifikasjonen involverer adskillelse av åsene 16 slik at overflatene 18 på bunnen til hver ås kan flyttes opp og ned uavhengige av hverandre. Av hensiktsmessige grunner under forklaringen vil åsene bli gjennummerert som 84 og 86 på fig. 7. Adskillelse av åsene fra hverandre slik at de kan beveges uavhengig kan utføres på enhver hensiktsmessig måte hvilket vil være åpenbart for fagkyndige.
De adskilte åsene blir drevet individuelt av en konvensjonell drivkrets 82. Denne drivkrets kan være en kamak-sel, individuelle solenoider, piezoelektriske transdusere eller andre innretninger som er i stand til å bevege åsene uavhengig i en forutbestemt sekvens. Drivkretsen 82 er forbundet til åsene 84 og 86 ved symbolske ledd 88 og 90. Utførelsen av disse ledd 88 og 90 kan være enhver egnet type av forbindelsesinnretninger som kan anvendes ved den bestemte drivkretsen 82. Formålet med drivkretsen 82 er å påtrykke uavhengige drivkrefter F-^ og F2på åsene 84 og 86 i et faseforhold for å simulere en bølge som forplanter seg ned fiberen 24, dvs. en ensrettet forplantende akustisk bølge. Den simulerte eller tilstedeværende akustiske bølge blir dannet ved periodisk å øke og minske den mekaniske påkjenning eller de stressede områder i fiberen. Påkjenningen på områdene er faset for å frembringe tilsynelatende bevegelse av påkjenning eller stress ned fiberen 24. Disse stressområder eller koplingsområder er adskilt på en forutbestemt måte fra hverandre og de forårsaker kopling av energi fra en polarisasjonsmodus til den andre polarisasjonsmodusen i fiberen 24.
Koplingen ved grensene 40, 42, 44 og 46 ved kantene til åsene 84 og 86 er tidligere blitt beskrevet. Denne kopling finner sted i frekvensskiftere på fig. 7 på samme måte som tidligere beskrevet med referanse til kopleren på fig. 1-
3. Dvs. at kopling uttrykt ved påkjenningen som er sideveis plassert på fiberen finner sted på samme måte som beskrevet tidligere. I frekvensskifteren på fig. 7 blir imidlertid åsene 84 og 86 drevet i et forutbestemt faset forhold for å generere eller simulere en forplantende bøl-ge av stress eller påkjenninger som forplanter seg ned fiberen 24. Det er viktig for å drive frekvensskiftere riktig at slikt faseforhold blir valgt slik at det gir en akustisk bølge som har en bølgelengde lik støtlengden til fiberen ved den bestemte bølgelengden til inngangslyset. Således:
hvor x er bølgelengden til den akustiske bølgen og L er støtlengden til fiberen.
Det forutbestemte faseforhold<j>mellom drivkreftene P og F2bør fortrinnsvis være:
hvor de er avstanden (dvs. skillelengde) mellom åsene 84 og 86; eller mer generelt, det er avstanden mellom tilliggende tidsvarierende koplingssteder så som de tilliggende grensene 42 og 44; og L er støtlengden til fiberen. Fortrinnsvis blir alle åsene 84 og 86 drevet etter en sinusfunksjon med den samme frekvensen som også vil være frekvensen til den forplantende simulerte akustiske bølge.
For optimal kopling bør i tillegg bredden på åsene 84 og 86 fortrinnsvis være en halv støtlengde eller multipler av denne.
Hensikten med en ideell fiberoptisk frekvensskifter er å oppnå en liten effektiv frekvensskifter som kan fremstilles på eller rundt en fiberoptisk bølgeleder og som kan overføre fra 0 til 100% av inngangslyset som entrer fiberen i en forplantningsmodus til en annen utgangsforplant-ningsmodus samtidig som utgangssignalfrekvensen skiftes en kjent verdi nøyaktig lik frekvensen til modulasjonssignalet (dvs. frekvensen til den akustiske bølgen). For en ren sinusformet modulasjonsbølge vil i det ideelle tilfellet det optiske utgangssignalet bli frekvensskiftet med grunnfrekvensen til modulasjonsfrekvensen og det vil ikke være noen harmoniske komponenter i utgangslyset (dvs. komponenter som er skiftet oppover og nedover i frekvens med multipler av grunnfrekvensen).
Virkningen av en akustisk bølge på fiberen 24 kan bedre forstås med referanse til fig. 8 som representerer stress-mønsteret til en virkelig forplantende akustisk bølge av stress som forplanter seg ned en fiber 24. Den virkelige bølge på fig. 8 påtrykker stresskrefter på fiberen 24 i en langsgående retning i motsetning til apparatet på fig. 7 som påtrykker stress eller påkjenningskrefter i en retning normalt på fiberen 24 for å simulere en akustisk bølge. Linjene som passerer i X-retningen gjennom kjernen og kappen til fiberen 24 representerer de relative påkjen-ningsmengder i fiberen ved et bestemt sted langs Z-aksen til fiberen et bestemt tidsøyeblikk. Dvs. at der linjene ligger tett sammen så er påkjenningen større enn hvor linjene ligger fra hverandre. Således representerer linjene områder med kompresjon og fortynning av fibermaterialet ettersom påkjennings- eller stressbølgen forplanter seg gjennom fibermaterialet. Situasjonen er lik en lydbølge som passerer gjennom luft eller vann hvor "toppene" til bølgen representerer områder hvor luftmolekylene er presset tettere sammen. "Dalene" til bølgen representerer områder hvor luftmolekylene er mer uttynnet enn normalt atmosfærisk trykk, dvs. de er adskilt mer.
Følgelig representerer områdene 92, 94 og 96 "topp"-områder av kompresjon av fibermaterialet, mens områdene 93, 95 og 97 representerer "dal"-områder av fortynning av fibermaterialet. Brytningsindeksen til fibermaterialet blir endret når molekylene til fiberen får forskjellig avstand enn det de hadde i den ikke-påkjente tilstanden. Dette endrer orienteringen til modiene og forårsaker tidsvarierende kopling av lys mellom forplantningsmodiene i fiberen. Dvs. at ettersom tiden går vil disse områder med kompresjon og fortynning forflytte seg langs Z-aksen, mens bølgen forplanter seg nedover fiberen og kontinuerlig endrer brytningsindeksen ved hvert punkt i fiberen.
Disse topper og daler til stressbølgen kunne være representert av en sinuskurve med positive topper med maksimal kompresjon ved områdene 92, 94 og 96 og negative topper med maksimal fortynning ved områdene 93, 95 og 97. Disse områder med kompresjon og fortynning av fibermaterialet endrer dobbeltbrytningen til fiberen i samsvar med mengden av kompresjon eller fortynningskraft som påvirker fibermaterialet og orienteringen av påkjenningen i forhold til hovedaksen til polarisasjonsmodiene.
Det er vel kjent at transparente materialer midlertidig blir dobbeltbrytende når de blir utsatt for mekanisk påkjenning. Dette skyldes at adskillelsen mellom naboatom-strukturenheter blir forskjellige i forskjellige retninger. Dvs. at materialet blir en anisotropisk struktur i motsetning til en isotropisk struktur hvor skillet mellom naboatomer og bindingen til naboatomene er den samme i alle retninger. Bare anisotropiske materialer er dobbeltbrytende. Anvendt på optiske fibere resulterer dobbeltbrytning i to hovedortogonale polarisasjonsmodi for hvilke hastigheten er forskjellig. Forskjellen mellom hastighe-tene, dvs. forskjellen mellom brytningsindeksene, er et mål på dobbeltbrytningen. For materialer som allerede er dobbeltbrytende forårsaker tilleggspåkjenning tilleggs- brytning eller en endring i den eksisterende dobbeltbrytning. Visse krystaller så som kalkspat, kvarts og topas er naturlig dobbeltbrytende mens andre krystaller så som diamant ikke er dobbeltbrytende. Optiske fibere er vanligvis dannet av materialer som er naturlig dobbeltbrytende.
Det er kjent at i dobbeltbrytende krystaller kan den per-manente dobbeltbrytning ved et punkt beskrives ved hjelp a en indeksellipsoide som er en tredimensjonal ellipse som er mer eller mindre eggformet. Hovedhalvaksene X, Y og Z til denne ellipsoide er proporsjonale med hovedbrytnings-indeksene. Det er kjent at stresset eller mekanisk påkjent transparent, isotropiske materialer innehar midlertidige optiske egenskaper som er identiske med egenskapene som er funnet i permanent dobbeltbrytende krystaller. Stresset kan oversettes til hovedkomponenter langs hver av de tre hovedaksene til indeksellipsoiden. Videre kan disse stresskomponenter relateres matematisk til de ikke-påkjente brytningsindeksene og de påkjente brytningsindeksene lang hver av de tre aksene ved en velkjent ligning.
Således kan det sees at selv om påkjenningene på fig. 8 er i en forskjellig retning enn påkjenningene i fig. 7, så vil disse påkjenninger fra den forplantende bølgen ikke desto mindre forårsake tidsvarierende endringer i dobbeltbrytningen ved alle punkter på fiberen. Dersom fiberen er dobbeltbrytende i fraværet av den forplantende stressbøl-gen, så vil tilleggspåkjenning endre dobbeltbrytningen slik at polarisasjonsaksemodiene endres. Den akustisk påkjente fiberen på fig. 8 kan betraktes som om den har et uendelig antall "koplingssteder" som er analoge med koplingsstedene representert av grensene 40, 42, 44 og 46. Uttrykket "koplingssted" som brukt her betyr et forstyr-relsespunkt i fiberen hvor polarisasjonsaksemodiene blir skiftet og derved forårsakes at innfallende lys som er polarisert i en retning brytes opp i to komponenter ved forstyrrelsespunktet. Hver komponent er innrettet med de to skiftede aksene for polarisasjonsmodiene. Den akustisk påkjente fiberen på fig. 8 kan også betraktes som om den har bevegelige punkter av påtvunget stress som forplanter seg gjennom fiberen med den samme hastigheten som den akustiske bølgen.
Dersom frekvensen og forplantningshastigheten til den akustiske stressbølgen i fiberen er kjent, vil det være mulig å fastslå bølgelengden for stressbølgen, dvs. skillet mellom toppene 92 og 94. Dersom frekvensen til den akustiske bølgen blir styrt slik at dens bølgelengde er tilpasset støtlengden til fiberen ved en gitt bølgelengde for inngangslyset, så vil kumulativ kopling fra en polarisasjonsmodus til den andre finne sted ettersom den akustiske bølgen forplanter seg gjennom fiberen på en måte som er beskrevet med referanse til fig. 1-3 ovenfor. Imidlertid vil ikke bare inngangslyset i en polarisasjonsmodus bli koplet inn i den ortogonale polarisasjonsmodusen, men også utgangslyset i f.eks. modus z vil bli frekvensskiftet sammenlignet med inngangslyset i f.eks. modus 1. Frekvensskiftet vil være lik frekvensen til den akustiske stress-bølgen som forplanter seg i fiberen og vil være forårsaket av overlagring og den optiske Doppler-effekten. Hvert koplingspunkt eller sted kan visualiseres som en blander eller en firkantmodulator hvori den akustiske bølgen og inngangslysbølgen blir multiplisert og deres sum- og differansefrekvenser blir sendt ut i modus 2. Mer spesielt forårsaker den akustiske bølgen kopling ved hvert koplingssted for å variere i samsvar med en tidsvarierende funksjon som her er referert til som en koplingsfunksjon. Det optiske signalet i modus 1 blir multiplisert med denne tidsvarierende koplingsfunksjon og det resulterende matematiske uttrykket for produktet gir et lyssignal i modus 2 som er frekvensskiftet fra lyset i modus 1. Det matematiske uttrykket for produktet av to sinuskurver med forskjellige frekvenser inneholder uttrykket for både summen og differansen av frekvensene hvilket er vel kjent på om rådet. Således innbefatter lyset i modus 2 et sidebånd som har en frekvens som er lik sum- eller differansefrekvensen mellom inngangslyset og det modulerende (f.eks. akustiske) signalet. Hvilke av disse to sidebånd som blir frembrakt avhenger av den relative retningen til den akustiske bøl-gen og lysbølgen.
Som indikert ovenfor vil på grunn av det fasede forhold mellom drivfunksjonene for hvert koplingspunkt 40, 42, 44 og 46 på fig. 7 en tilsynelatende stressbølge bli frembrakt med en tilsynelatende fasehastighet som forplanter seg ned fiberen. Matematisk er frekvensskiftet som er resultatet av multiplikasjonen av inngangslys med denne stressbølgen det samme som Doppler-frekvensskiftet som også ville bli frembrakt av en virkelig stressbølge som forplanter seg ned fiberen ved en virkelig hastighet lik den tilsynelatende fasehastigheten frembrakt av faseforholdet til drivsignalene for koplingspunktene.
Siden det er et uendelig antall prøver eller koplingspunkter langs fiberen 24 på grunn av den virkelige akustiske bølgen på fig. 8, vil bare en bølgefrekvens passe til koplings- eller prøvefunksjonen frembrakt av denne bølge. Dette betyr at utgangslyset vil være frekvensskiftet bare i en retning, dvs. at det bare vil bli generert et sidebånd. Videre vil det ikke være noen sidebåndkompo-nenter ved harmoniske av den akustiske frekvensen siden bare en sinuskurve som har den ene frekvensen kan passe til den koplingsfunksjon med et uendelig antall koplingspunkter eller steder. Dersom det var færre prøvepunkter eller koplingssteder, ville flere akustiske bølgefrekven-ser "passe til" denne koplingsfunksjonen samtidig. Dette betyr at flere uønskede sidebånd ved harmoniske til det ønskede frekvensskiftet ville bli generert.
Forklaringen ovenfor vil muligens bli bedre forstått med henvisning til fig. 9(a)-9(d). Fig. 9(a)-9(d) representerer forskjellige koplingsfunksjoner ved deres resulterende lysutgangsspektra. Fig. 9(a) representerer en koplingsfunksjon med mange prøve- eller koplingspunkter langs Z-aksen som er den langsgående aksen til fiberen langs hvilken lyset forplanter seg. Hver vertikale linje representerer koplingspunkt på fiberen hvor en del av lysener-gien som er proporsjonal med amplituden eller høyden til sinuskurven blir koplet fra en modus til den andre. Fig. 9(a) viser amplitudene til koplingsfunksjonene ved et bestemt tidspunkt. Et øyeblikk senere vil stressbølgen ha forplantet seg videre langs Z-aksen, som vist med strekede linjer, og amplitudene til koplingsfunksjonen ved alle koplingspunktene vil ha endret seg. Således vil hvert koplingselement, dvs. hver vertikal linje på fig. 9 (a), oscillere amplituden etter en sinusfunksjon og represen-tere en tidsvarierende koplingsfunksjon ved det bestemte punktet langs fiberen som, dersom det blir opptegnet som en funksjon av tiden, ville gi en sinuskurve. Hver vertikal linje representerer en enkelt sinuskurve som varierer koplingsf unks jonen som er litt ute av fase med sine nabolinjer på begge sider. Dvs. at dersom hver vertikale linje er 5° fra hver av sine nabolinjer målt på stressbølge-sinuskurven, så ville sinuskurvekoplingsfunksjonen representert av hver linje være enten foran eller etter sin nabosinuskoplingsfunksjon med 5°.
Det kan sees av fig. 9(a) at på grunn av det store antall koplingspunkter, kan en stressbølge med bare en bølgeleng-de passe til punktene gitt av endene til hver vertikal linje i ethvert tidspunkt. Siden amplitudene til disse linjene varierer etter en sinuskurve og siden hvert koplingspunkt ligger litt ute av fase med sine nabopunkter på en forutbestemt måte, vil videre stressbølgen se ut til å bevege seg. Det vil si at fig. 9 (a) kan representerer enten situasjonen med en virkelig stressbølge som forplan ter seg i fiberen eller en situasjon hvor en stressbølge tilsynelatende forplanter seg ned fiberen. I situasjonen hvor en virkelig stressbølge forplanter seg ned fiberen, representerer høyden til de vertikale linjene mengden av lys som blir koplet fra en modus til den andre ved lokaliseringen av hver linje. I situasjonen hvor stressbølgen ikke bare tilsynelatende forplanter seg ned fiberen, representerer hver vertikale linje en sinuskurve som varierer mengden av stress eller påkjenning påtrykt fiberen ved stedet for hver vertikale linje. Sinuskurvene som representerer påkjenningen på hvert sted forårsaker en tilsynelatende bevegende stressbølge som kan forårsake et frekvensskifte i lys som passerer gjennom den tilsynelatende bølgen, hvilket skifte er det samme som det som ville blitt forårsaket av en virkelig stressbølge med denne frekvens som forplanter seg gjennom fiberen. Fig. 9(b) representerer utgangsspekteret for koplingsfunksjonen på fig. 9(a). Siden bare en frekvenssinuskurve "passer til" alle punktene på fig. 9(a), vil utgangslys-intensitetsspekteret i modus 2 bare vise en topp ved side-båndsfrekvensen som er lik bærefrekvensen til inngangslyset i modus 1 pluss frekvensen til den akustiske eller stressbølgen som passer til alle punktene. Fig. 9(c) viser en koplingsfunksjon med færre koplingssteder eller prøvepunkter. Koplingsstedene er representert med de vertikale linjene 100 og 102. Som på fig. 9 (a), representerer disse linjer koplingspunkter langs fiberen som kopler sinusvarierende mengder av energi fra en modus til den andre. Koplingsstedene er sinusvarierende påkjen-ningspunkter som er ute av fase med hverandre en mengde som er lik skillet i grader på den akustiske bølgen som de skal tilsvare.
Disse punkter 100 og 102 er skilt lenger fra hverandre enn koplingspunktene til koplingsfunksjonen på fig. 9(a). Således vil flere sinuskurver med forskjellige frekvenser og bølgelengder kunne tilfredsstille koplingsfunksjonen gitt ved linjene 100 og 102, dvs. en grunnsinuskurve kan passe inn i punktene likså godt som dennes harmoniske. Dersom således en bølge med frekvens w m tilfredsstiller de to punktene 100 og 102, så vil også mange av dens harmoniske tilfredsstille disse. Lysintensiteten i utgangsmodus 2 til en innretning som har en koplingsfunksjon som vist på fig. 9(c) vil ha en fordeling som vist på fig. 9(d) med topper for alle de harmoniske som tilfredsstiller punktene på koplingsfunks jonen.
For anvendelser hvor det ønskes et "rent" utgangssignal med bare ett sidebånd, vil derfor flere koplingspunkter være ønskelig. Dvs. at de ekstra harmoniske på fig. 9(c) kan reduseres eller elimineres ved å føye til flere koplingspunkter så som koplingspunktet 104 på fig. 9(c). Den harmoniske 106 vil ikke passe inn i koplingsfunksjonen til alle tre koplingspunktene 100, 102 og 104, men modulasjonssignalet 108, som er ved grunnfrekvensen, vil passe til alle tre. Således blir den harmoniske 106 eliminert som en av de mulige bølgeformer som kan passe til koplingsf unks jonene som styrer mengden av lys som blir koplet ved ethvert bestemt tidspunkt av et koplingspunkt fra modus 1 til modus 2. Dette vil ha virkningen at den harmoniske representert ved toppen 110 på fig. 9(d) i lysut-gangssignalet i modus 2 vil bli eliminert.
Med henvisning til fig. 7 vil drivkretsen 82 bli mer fullstendig beskrevet. Drivkretsen kan være enhver konvensjonell mekanisk eller elektrisk krets som er i stand til å drive blokkene eller åsene 84 og 86 i et faset forhold for å simulere en bevegende stressbølge med den ønskede frekvens og fasehastighet. Således kan drivkretsen 82 og drivleddene 88 og 90 være en konvensjonell mekanisk kam- aksel som nevnt ovenfor. Alternativt kan en konvensjonell elektronisk signalgenerator med riktig fasede utgangssig-naler koplet til leddene 88 og 90 bli brukt i drivkretsen 82 og drivleddene 88 og 90 kunne være enhver konvensjonell elektromekanisk transduser som har den riktige båndbredde-egenskap eller den ønskede modulasjonsfrekvens. I den viste utførelse er åsene 84 og 86 et ulikt multippel av en halv støtlengde lange og drives for å svinge etter en sinusfunksjon. Avstanden mellom åsene er et ulikt multippel av en videre støtlengde, forutsatt en faseforskjell mellom drivsignalene på 90°. Generelt bør avstanden mellom åsene være lik faseforskjellen mellom drivsignalene (i radianer) ganger støtlengden dividert med 2 tt radianer for å sikre at bare en ensrettet tilsynelatende akustisk bølge blir utsendt.
På fig. 10 er det vist en utførelse av en fiberoptisk frekvensmodulator som anvender en optisk forplantende akustisk bølge. I denne utførelse sender en lyskilde 112 lys inn i en optisk fiber 114 som har i det minste to forplantningsmodi som hver har en forskjellig brytningsindeks. Monomodus, høydobbeltbrytende fiber er foretrukket hvor de to modi er polarisas jonsmodiene. I den foretrukne utførelse er fiberen valgt slik at en mekanisk påkjenning forårsaker kopling mellom modiene. I tilfellet med en monomodusfiber blir lys sendt inn i en av polarisasjonsmodiene ved anvendelse av en polarisator av konvensjonell utførelse. Polarisatoren sender lys med bare en polarisasjon inn i fiberen slik at alt lyset i fiberen 114 entrer en kopler 118 i en polarisasjonsmodus.
En annen optisk fiber 120 for å føre en vandrende akustisk bølge entrer også kopleren 118. Kopleren 118 kan være av enhver egnet oppbygning for å holde de to fibrene 114 og 120 tett sammen slik at de akustiske vibrasjonene som vandrer i fiberen 120 blir overført til fiberen 114. Kopleren 118 kan være et område hvor de to fibrene 114 og 120 blir holdt sammen ved hjelp av epoksy eller en klemmelig-nende innretning. F.eks. kunne to spor med bredder som passer til den ytre diameteren til fibrene 114 og 120 være utskåret i to blokker av et materiale så som kvarts, plast eller metall. Dybden på sporene bør være slik at når de to halvdelene blir festet sammen så som ved hjelp av lim eller gjengede innretninger, vil fibrene 114 og 120 i sine respektive spor bli klemt sammen. Formålet er at de akustiske bølgene i fiberen 120 blir overført til fiberen 114. Fibrene kan bli limt fast i sporene og utformingen eller banene til sporene bør være fint buet slik at fibrene ikke blir tvunget inn i brå bøyninger siden slike brå bøyninger kan forårsake strålingstap.
En akustisk transduser 122 er mekanisk koplet til fiberen 120 og blir drevet elektrisk av et par ledninger 124 koplet til utgangen til en signalgenerator 126. Signal-generatoren 126 mater et modulasjonssignal med en frekvens com. Frekvensen wmbør være i frekvensområdet slik at frekvensen og fasehastigheten til den akustiske bølgen som forplanter seg i fiberen 120 kombineres for å gi stress-"topper" og -"daler" i fiberen 114 som er adskilt med støtlengden til fiberen 114. Dvs. at hver stresstopp forårsaket av den akustiske bølgen skal være adskilt fra sin nabostresstomt på begge sider 114 i en avstand som omtrent er lik støtlengden til fiberen 114.
En konvensjonell utgangspolarisator er justert slik at den bare slipper gjennom lys i polarisasjonsmodusen ortogonal til modusen som slippes gjennom av polarisatoren 116 blir brukt til å blokkere alt utgangslys unntatt utgangslyset i modus 2. Dette utgangslys i modus 2 vil være frekvens-forskjøvet fra bærefrekvensen til lyskilden 112 med frekvensen w m til den modulerende akustiske bølgen i fiberen 120. En detektor 130 av konvensjonell utførelse kan anvendes for å omdanne lyset i modus 2 til et elektrisk signal med den samme frekvensen som utgangslyset i modus 2.
På fig. 11 er det vist en annen utførelse for å skifte frekvensen til lys som forplanter seg i en fiberoptisk bølgeleder ved å eksitere en vandrende akustisk bølge i fiberen. På fig. 11 er en fiberoptisk bølgeleder 132 ned-gravd eller innleiret i en sylindrisk blokk av akustisk mediummateriale 134 som har den egenskap at det kan sende akustiske bølger. Det er ønskelig at den fysiske størrel-sen på materialet 134 er vesentlig større enn fiberen siden de akustiske bølgene forplanter seg ved forskjellige hastigheter i mediet 134 og materialet til en fiberoptisk bølgeleder. Det er ønskelig å være i stand til å ignorere hastigheten til akustiske bølger i fiberen og dette kan gjøres hvor massen til det akustiske mediet i stor grad overskrider massen til fiberen som er innleiret i dette. Materialet for det akustiske medium kan være ethvert materiale som lydbølger forplanter seg gjennom. Dette innbefatter litiumniobat og PZT-materiale. Fiberen 132 kan limes inn i et hull som er utboret langsgående gjennom det akustiske medium ved hjelp av et egnet klebemiddel som vil tillate at akustiske påkjenninger i mediet 134 blir over-ført til fiberen 132. Fiberen er fortrinnsvis en dobbeltbrytende monomodusfiber, men enhver fiber som har mer enn en modus og som endrer sine optiske egenskaper under mekanisk påkjenning slik at lyset i en modus vil bli koplet til en annen modus, vil tjene formålet.
En akustisk transduser 136 er festet til enden av det akustiske mediet. Transduseren er festet på et sted og på en slik måte at en torsjonsakustisk bølge 133 kan genere-res i mediet 134 og forplante seg ned mediet 134 i en retning parallelt med retningen til fiberen 132 gjennom mediet. Det er tre modi av akustiske bølger som vil forplante seg i et akustisk medium. For det første er det en radiell modus som betyr at materialet til mediet utvider og trekker seg sammen radielt, dvs. på en radius for et medium med sylindrisk tverrsnitt. For det andre er det en langsgående modus hvor den akustiske bølgen forplanter seg lengdevis ned mediet i den samme retningen som fiberen. I denne modus vil materialet til mediet utvide seg og trekke seg sammen langs en linje som er parallell med den langsgående aksen til fiberen på fig. 11. Den tredje modus er en torsjonsmodus hvori den akustiske bølgen består av tor-sjonssvingning av mediematerialet langs omkretsen av sirk-ler som er konsentriske med den langsgående aksen til fiberen 132 på fig. 11. Denne bevegelse er symbolisert med pilene 139 og 141 på fig. 11.
Bare den akustiske bølges torsjonsmodus vil forårsake kopling mellom modiene i fiberen 132. Følgelig bør en transduser 136 bli valgt slik at den eksiterer forplant-ningens torsjonsmodus. Oppbygningen av slike transdusere er vel kjent på området.
Transduseren må være av en slik størrelse at dens reson-nansefrekvens er slik at toppstressområdene til torsjons-bølgen som forplanter seg langs lengden av fiberen har en avstand fra hverandre på en støtlengde. Lokaliseringen av transduseren kan være sentrert rundt punktet hvor fiberen 132 entrer mediet 134 eller den kan være et annet sted på endeoverflaten 138 til mediet 134. Fortrinnsvis passerer fiberen 132 gjennom senteret til sylinderen av mediet 134.
Transduseren 136 kan være enhver konvensjonell transduser som kan omdanne elektriske drivsignaler på et par ledninger 140 til mekaniske vibrasjoner som blir koplet til mediet 134. Piezoelektriske krystaller har vist seg å være tilfredsstillende for slike innretninger. Ledningene 140 er koplet til utgangen fra en signalgenerator 142 som genererer modulasjonssignalet med en frekvens u)m. Som i tilfellet med utførelsen på fig. 10, er igjen w m og forplantningshastigheten til den akustiske bølgen 133 slik at avstanden mellom stresstopper forårsaket av den akustiske bølgen er omtrent lik støtlengden L.
I begge utførelser på fig. 10 og 11 er stresstoppene slik som toppen 137 på fig. 11 analoge med den fremre kanten til åsen 84 på fig. 7 og åsene 16 på fig. 2. På samme måte er stresstoppene så som toppen 137 når den blir sendt inn i fiberen 132 analoge med grensene 40 og 44 mellom de påkjente og ikke-påkjente områdene i fiberen 24.
På fig. 12 er det vist en annen utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender en bevegende overflate-bølge. I denne utførelse er en fiber 144 plassert på en flat optisk polert overflate 146 av en nedre blokk 148 av et egnet materiale. En øvre blokk 150 som har en optisk flat polert overflate 152 har en konvensjonell overflateakustisk bølgetransduser 154 festet på seg. Denne transduser er forbundet med en modulasjonssignalgenerator (ikke vist) som mater et modulasjonssignal med en frekvens u . Transduseren 154 forårsaker at en overflateakustisk bølge forplanter seg ned overflaten 152 hvor den blir absorbert av et leirelignende absorpsjonsmateriale 153 på enden av den øvre blokken 150. Absorpsjonsmaterialet forhindrer refleksjon som kunne omdanne vandrebølgen til en stående bølge. Denne overflateakustiske bølge er vist på fig. 12 hvor den forårsaker rippel i overflaten 152. Denne rippel eller støy har en bølgelengde mellom topper på omtrent støtlengden til fiberen 144. Siden overflaten 146 er flat og overflaten 152 undulerer med en vandrende akustisk bølge, blir fiberen 144 periodisk klemt mellom disse to overflater av en periodisk stressbølge. Denne stressbølge forplanter seg ned fiberen med periodisitet etablert av frekvensen w m og forplantningshastigheten til overflate-bølgen. Denne bevegende periodiske stressbølge forårsaker energioverføring mellom polarisasjonsmodi på en måte som er beskrevet ovenfor med henvisning til fig. 1-3.
Den virkelige eller tilsynelatende bevegelse av stresset eller den mekaniske påkjenning langs fiberen forårsaker en Doppler-effekt eller heterodyn frekvensskifte. Denne be vegende påkjenning er vist på fig. 13. En fiber 156 har to forplantningsmodi som hver har forskjellig brytningsindeks. Fiberen har en støtlengde L. Områdene 157-159 i fiberen representerer steder hvor det er en relativt brå endring i de optiske egenskapene til fiberen hvilket forårsaker kopling av energi fra en modus til den andre. I hvert koplingssted 157-159 blir en del av energien i modus 1 koplet inn i modus 2. Påkjenningen ved koplingsstedene 157-159 kan enten være virkelig bevegelse langs fiberen som i tilfellet med den virkelige akustiske bølgen på fig. 10-12, eller tilsynelatende bevegelse så som når åsene 84 og 86 på fig. 7 ble drevet i et faset forhold til hverandre for å frembringe en simulert eller tilsynelatende akustisk bølge. Bredden av koplingsstedene 157-159 må være kortere enn støtlengden og det må være en viss bråhet i skiftet i optiske egenskaper som kan karakteriseres på følgende måte:
hvor 1 er lik bredden til hvert koplingsområde 157-159 og L er lik støtlengden og N er lik antallet koplingssteder. På fig. 7 og 3, representerer 1 bredden til overgangs-grenseområdene 40, 42, 44 og 46 under kantene til åsene 16, 84 og 86. Koplingen av en del av energien i modus 1 til modus 2 i disse koplingsstedene er representert med de strekede linjene som går fra modus 1 til modus 2 i hver av koplingsområdene 157-159.
En annen utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter er vist på fig. 14. En dobbeltbrytende monomodus fiber eller en enkel krystallfiber 160 er omgitt av en metallelektrode 161 som selv er omgitt av et konsentrisk piezoelektrisk kappemateriale 162. Metallelektroden 161 kan være dannet på fiberen ved hjelp av konvensjonell påsprutningsteknikk. Fiberen og metallelektroden kan være plassert i kappen 162 ved at det er skåret spor langs den langsgående senterlinjen av to halvdeler av en sylinder av et piezoelektrisk materiale så som PZT eller herdet PVF2, idet fiberen er fesstet i sporet på en egnet måte ved hjelp av f. eks. et klebestoff. De to halvdelene til sylinderen kan så være koplet til den fiberoptiske bølgelederen 160 som er anordnet mellom halvdelene. Alternativt kan fiberen og metallelektroden være trukket gjennom en smelte av PVF2• Metal-lisk elektrode 163-166 kan så være dannet på eller festet til den piezoelektriske kappen 162 på en kjent måte. Elektrodene 163-166 kan fortrinnsvis være dannet på den piezoelektriske kappen 162 ved anvendelse av kjente integrerte kretsteknikker så som vakuumpådampning ved varme eller elektronbombardement-pådampere. Disse prosesser er vel kjent på området. Fotoresist og etseteknikker kan anvendes for å definere elektrodene.
Som er vel kjent blir piezoelektriske materialer deformert, dvs. at de utøver kraft i et forsøk på eller virkelig å endre sine dimensjoner, når det blir utsatt for elektriske felt. Den piezoelektriske deformasjonen er direkte proporsjonal med feltet og reverserer retning når polariteten til feltet blir reversert. De grunnleggende piezoelektriske materialer er krystallinsk kvarts, PZT og rochellsalt, men bariumtitan og visse plaster så som PVF2blir mer og mer populære.
Elektrodene 163-166 kan være anordnet direkte på overflaten til den piezoelektriske kappen 162 eller de kan være montert eksternt tett inntil kvartselementet. De bør strekke seg så meget over omkretsen at de danner et elektrisk felt i den piezoelektriske kappen 162 som er tilstrekkelig til å utøve nok påkjenning eller stress på fiberen 160 slik at det dannes den ønskede endring i orienteringen av aksene til polarisasjonsmodiene. Elektrodene 163-166 bør ha en lengde på L/2 (dvs. en halv støt-lengde) i sin langsgående retning (eller et ulikt multip pel av denne lengde), for å sikre effektiv energioverfø-ring mellom modiene. Det er å foretrekke at de skilles slik at så mange prøvepunkter som mulig kan anordnes på en støtlengde. F.eks. er det vist en adskillelse på L/4 på
fig. 14 slik at tre koplingspunkter for koplingsfunksjonen er anordnet innenfor hver støtlengde. Det er også mulig å omgi hele innretningen i et lufttomt kammer for å bedre finheten Q til den piezoelektriske "kretsen" og for å redusere drift på grunn av aldring. Dersom det er nødven-
dig å ha høyere energihåndteringsmuligheter, kan det piezoelektriske materialet være omgitt av en intert gass så som nitrogen eller helium.
En modulasjonssignalgenerator 168 har to fasede utganger
og gir drivsignaler som er forskjøvet med en forutbestemt faseforskjell avhengig av anvendelsen. For en avstand på L/4 mellom elektrodeparet 163/164 og paret 165/166, er faseforskjellen mellom det første utgangssignalet på en ledning 169 og signalet på den andre utgangsledningen 171 fortrinnsvis 90° eller ti /2 radianer. Andre avstander mellom elektrodene kan anvendes, men i et slikt tilfelle må imidlertid fasef orsk jellen mellom drivsignalene fortrinnsvis være justert til en verdi som er lik avstanden ganger z- n dividert med støtlengden slik at den akustiske bølgelengden vil være lik støtlengden til fiberen. Utgangsledningen 169 er koplet til elektrodeparet 163/164. Utgangsledningen 171 er koplet til elektrodeparet 165/166.
En jordleder 173 er koplet til midtelektroden 161.
Orienteringen av dipolene til den piezoelektriske kappen
er radiell. For PVF2kapper 162 kan dipolene være innret-
tet etter størkningen ved hjelp av konvensjonelle teknik-
ker så som å påføre en høy spenning mellom elektrodene 163-166 og midtelektroden 161. I utførelsen på fig. 14 er den piezoelektriske kappen 162 skåret eller orientert slik at det elektriske feltet mellom elektrodene 163 og 164 forårsaker at det piezoelektriske materialet mellom elek-
trodene deformeres for å klemme fiberen 160 radielt. Denne deformasjon er sådan for å klemme fiberen 160 i området mellom de ytre ekstremiteter til elektrodene 163 og 164. Det samme er tilfellet for elektrodene 165 og 166. Resultatet er påkjente og ikke-påkjente områder i fiberen på samme måte som områdene forårsaket av åsene 16 på fig. 3. Dersom elektrodeparene 163/164 og 165/166 er et ulikt multippel av en halv støtlengde lange og er adskilt en kvart støtlengde, vil en vandrende akustisk bølge bli eksitert eller simulert dersom elektrodeparene blir drevet med respektive sinus- og kosinusfunksjoner, dvs. 90° ute av fase med hverandre. Dette betyr at de påkjente områdene i fiberen 160 i virkeligheten eller tilsynelatende vil bevege seg fra venstre til høyre med en fasehastighet innstilt av frekvensen wmtil drivsinussignalet fra modula-sjonssignalgeneratoren 168. Dvs. at mengden påkjenning i området 170 til fiberen 160 vil variere etter en sinusfunksjon med en frekvens w m mens påkjenningen i området 172 til fiberen 160 også vil variere etter en sinusfunksjon med frekvensen u . De to drivsinusf unks jonene som forårsaker påkjenningen er imidlertid 90° ute av fase med hverandre slik at påkjenningen i fiberen opptrer som den beveger seg fra venstre til høyre.
Denne bevegelse er vist på fig. 15. Fig. 15(a) viser deler 186, 188 av en fiber som blir påkjent av stresselementer så som åsene til en blokk utformet med åser eller det piezoelektriske materialet til en kappe eller piezoelektrisk blokk. Den påkjente delen eller området til venstre blir drevet som sinus (o)mt) og den påkjente delen til høyre blir drevet som cosinus (wmt). Fig. 15(b) viser påkjenningen som utøves på fiberen i de to påkjente delene ved et tidspunkt t-^når sinuskurven er på sitt maksimum og cosinuskurven er null. De strekede vertikale linjene ved kanten av de påkjente delene representerer grenseområdene analogt til områdene 40, 42, 44 og 46 på fig. 7. Vektorene 175 og 177 på fig. 15 (a) representerer koplingen som finner sted ved grenseområdene mellom de påkjente og ikke-påk jente områdene til fiberen. Lengden av vektoren 175 representerer mengden av energi som blir koplet mellom modi i fiberen, og retningen til vektorene representerer retningen til skiftet av dobbeltbrytningsaksene, dvs. retningen til orienteringsendring av de ortogonale polarisas jonsmodiene . Vektoren 175 representerer en del av energi som blir koplet fra modus 1 til modus 2 ved dekomponeringen illustrert ved grensen 40 på fig. 3, hvor dobbeltbrytningsaksene skifter fra X og Y til X' og Y'. Vektoren 177 representerer den samme delen av energi koplet fra modus 1 til modus 2 ved dekomponeringen av vektoren 50 på fig. 3(d) tilbake til X- og Y-aksene fra X'- og Y'-aksene ved grensen eller koplingsområdet analogt til grensen 42 på fig. 3(a). Av fig. 3 vil det sees at siden grensen 42 er en halv støtlengde fra grensen 40, vil begge koplingssteder 40 og 42 kople energi fra modus 1 til modus 2, dvs. fra X-polarisasjonen til Y-polarisasjonen. Slik kopling ved begge grenser 40 og 42 skyldes faseend-ringen på 180° mellom lyset i de to modi som finner sted under forplantningen den halve støtlengde mellom grensene 40 og 42, og fra de motsatte retningene til skiftene når det gjelder orienteringen av polarisasjonsmodusaksene ved grensene 40 og 42.
Punktene 174 og 176 på fig. 15(b) representerer mangelen på kopling ved disse steder siden cosinus er null ved tidspunktet t^og ingen påkjenning blir påtrykt fiberen.
Fig. 15(c) representerer situasjonen ved tidspunktet t2når sinusdrivfunksjonen er ved null og cosinusdrivfunk-sjonen er ved sitt maksimum. Punktene 178 og 180 representerer mangelen på kopling ved disse punkter på fiberen. På samme måte representerer vektoren 182 og 184 koplingen ved disse steder som et resultat av påkjenningen på fiberen forårsaket av cosinusfunksjonen. Av fig. 15(b) og 15(c) kan det sees at koplingsområdene tilsynelatende
beveger seg fra venstre mot høyre.
Fig. 15(d) representerer situasjonen ved tidspunktet t3når sinusfunksjonen er ved et minimum (maksimalt negativt) og cosinus er null.
Det sees av fig. 15(a) at de påkjente områdene 186 og 188 har stressnivåer som svinger etter en sinusfunksjon og disse sinuskurver er 90° ute av fase med hverandre. Videre er grenseområdene 190 og 192 adskilt 90° fra hverandre uttrykt ved faseforskjellen som eksiterer mellom lys som forplanter seg i modus 1 i forhold til lys som forplanter seg i modus 2, mens de forplanter seg mellom grensene 190 og 192. Dette resulterer i en simulering av en akustisk bølge som beveger seg fra venstre mot høyre og ingen bølge som beveger seg fra høyre mot venstre. Således vil riktig tilpasning av faseforholdet til drivsignalene med skillet av påkjenningsområdene resultere i en kansellering av et av sidebåndene som ble generert av de åpenbart bevegende påkjenninger slik at innretningen blir en enkelt sidebånd-frekvensskifter.
På fig. 16 er det vist i snitt en fiberoptisk frekvensskifter som anvender interdigitale elektroder og piezoelektrisk materiale hvor det piezoelektriske materialet er fjernet for å avdekke elektrodene. Fig. 17 viser et snitt av den fullstendige fiberoptiske frekvensskifter sett fra delelinjen 17-17 på fig. 16.
På fig. 16 har de interdigitale elektrodene 194 og 196 interfolierte fingerlignende projeksjoner 197-200 og 201-204 respektivt. Fingrene 197-204 har hver en bredde som er lik et ulikt multippel av en halv støtlengde til en fiberoptisk bølgeleder 205. Fortrinnsvis har elektrodene en bredde på en halv støtlengde. Bølgelederen 205 er fortrinnsvis enkelmodus og høydobbeltbrytende selv om den kan være multimodus eller en enkelkrystall-anisotropisk fiber. Som et eksempel kan fingerparene så som parene 197/201, 198/202, 199/203 og 200/204 ha en avstand mellom de to fingrene til hvert par som er lik en fjerdedel av støt-lengden som vist, men andre avstander kan anvendes, som det vil bli beskrevet nedenfor. Antallet par avhenger av den ønskede båndbredde og maksimal mengde energioverføring som er ønsket. Båndbredden blir smalere med et økende antall par og blir bredere med økende bølgelengde. Avstanden mellom de tilliggende fingerpar kan som et eksempel være 3/4 av en støtlengde.
På fig. 17 er drivsignalelektrodefingrene 197-204 festet til eller nær undersiden 207 av en blokk 206 av piezoelektrisk materiale. En jordelektrode 208 er festet til eller nær den motsatte siden 209 av det piezoelektriske materialet 206. Elektrodefingrene 197-200 kan være forbundet med en modulasjonsfrekvenssignalgenerator 210 på fig. 16, og dette er vist symbolsk med ledningen 212. Selv om denne ledning 212 på fig. 17 løper gjennom det piezoelektriske krystallet 206, er dette bare for å forenkle representa-sjonen og dette behøver ikke å være virkeligheten. Det samme gjelder for en ledning 213 som representerer kopling av fingrene 201-204 til en annen utgang fra modulasjons-signalgeneratoren 210 som fører et signal som er 90° ute av fase med signalet på fingrene 197-200. Elektroden 208 er anordnet for tilkopling til jordterminalen til signal-generatoren 210.
Fiberen 205 er plassert mellom elektrodefingrene 197-204 og en optisk flat overflate 216 av en støtteblokke 218. Elektrodefingrene 197-204 bør ha en dimensjon og stivhet som er lik åsene 16 på fig. 2. Mykere metaller er foretrukket for elektrodene 197-204 for å minske risikoen for å bryte fiberen.
Driften av innretningen på fig. 16 og 17 bygger på endrin-gen i dimensjonene til det piezoelektriske materialet 206 som frembringes når et elektrisk signal blir påtrykt mellom elektrodefingrene 197-204 og jordelektrodene 208. Elektroden 194 blir drevet som en sinusfunksjon og elektroden 196 blir drevet som en cosinusfunksjon. Siden det er ønskelig å få frem så mange prøvepunkter på en støt-lengde som det er mulig for å oppnå smal båndbredde og få sidebånd, og siden elektrodene er et ulikt multippel av en halv støtlengde brede, blir den andre elektrodefingeren i hvert par flyttet over mot sin partner i paret. Dette resulterer i tre koplingssteder innenfor en støtlengde eller tre prøvebunter på den akustiske bølgen som skal simuleres. Det tredje punktet eliminerer mange harmoniske frekvenser fra den akustiske bølgen som ellers ville ha passet til de to andre punktene som beskrevet i forbindelse med fig. 9(c).
Siden det i noen anvendelser er ønskelig å simulere en akustisk bølge som forplanter seg fra venstre til høyre i fiberen 205 med påkjenningsgrenser så som 190 og 192 på fig. 15(b) som er fysisk adskilt 90° på bølgen, bør de to drivpunktene drives 90° ute av fase med avstand på L/4 mellom elektrodene i paret. Avstanden til elektrodene i hvert par og den relative fase til drivsignalene som påtrykkes dem vil bestemme hvorvidt en akustisk bølge i virkeligheten blir utsendt på overflaten 207. Dersom den relative fase og frekvensen til drivsignalene er tilpasset til den fysiske adskillelse av elektrodene, vil det bli etablert en resonanstilstand og en virkelig akustisk bølge vil bli eksitert på fig. 17, hvilken bølge bare vil forplante seg i en retning 207. Slik resonans vil finne sted ved den følgende frekvensen:
hvor fr er resonansfrekvensen for drivsignalene, VQ er hastigheten til en akustisk bølge i mediet (f.eks. PZT-materialet 206), ogXaer bølgelengden til den akustiske bølgen som skal være lik en støtlengde i samsvar med ligning (8). Dersom frekvensen til drivsignalet ikke passer til resonansfrekvensen etablert av den fysiske adskillelse, støtlengden og forplantningshastigheten til over-flatebølgen, vil ikke elektrodene 197-204 eksitere en virkelig akustisk overflatebølge. I et slikt tilfelle vil elektrodene 197-204 presse opp og ned på fiberen 218 for å simulere påkjenningen i fiberen som ville bli generert dersom en akustisk bølge virkelig forplantet seg gjennom fiberen. Dette ville på effektiv måte etablere prøvepunk-ter som definerte alle de akustiske bølgene med forskjellige bølgelengder som kunne passe på disse prøvepunkter. Dette fenomen er det samme som er forklart med henvisning til fig. 9(a)-9(d). Utgangssidebåndene ville så avhenge av hvor mange forskjellige akustiske frekvensbølger som kunne passe til prøvepunktene. Dette kan sees på fig. 15 (b)-15(d).
Eksempelet på 90° faseforhold mellom drivsignalene og adskillelsen på n/4 mellom elektrodeparene som beskrevet ovenfor er ikke kritisk. F.eks. kan mange andre fysiske adskillelser mellom parene arbeide like så godt så lenge som elektrodene eller åsene som frembringer påkjenningsområdene blir drevet av funksjoner som er ute av fase en verdi som er tilpasset den fysiske adskillelse i grader på den akustiske bølgen som skal sendes. Anta at drivfrekvensen blir opprettholdt ved resonansfrekvensen gitt ved ligning (11), så vil resonanskriteriene nevnt ovenfor fremdeles være tilfredsstilt i et av de følgende to alter-native tilfeller. For det første dersom adskillelsen blir endret til enhver tilfeldig verdi og fasen til drivsignalet blir tilpasset på riktig måte til adskillelsen, i samsvar med ligning (9), så vil resonans bli opprettholdt. For det andre dersom fasen til drivsignalene ikke blir endret, kan adskillelsen bli økt til full støtlengdeøknin-ger mens det fremdeles opprettholdes resonans. Dvs. at enhver adkillelse vil arbeide for å sende ut en akustisk bølge så lenge som faseforskjellen til drivfunksjonen er riktig fasetilpasset til adskillelsen av elektrodene og drivfrekvensen er ved resonansfrekvensen fr. Dersom således en adskillelse på L/3 er valgt, eller 120° på den akustiske bølgen, så vil drivfunksjonene for elektroden eller åsparene innenfor hver støtlengde være 120° ute av fase med hverandre.
Virkningen av å tilpasse avstanden til elektrodene eller åsene til faseforskjellen mellom drivfunksjonene er å eliminere et av sidebåndene. Dvs. at dersom avstanden til elektrodene ikke er tilpasset faseforskjellen til deres drivsignaler, så kan en bakovervandrende bølge og en for-overvandrende bølge hver tilfredsstille prøvepunktene. Bare den ene av disse bølger er ønskelig og den andre må kanselleres slik at bare et enkelt sidebånd med skiftet bærefrekvenslys slipper ut fra modus 2. Dersom den andre akustiske bølgen ikke blir kansellert, vil både et øvre og nedre sidebånd bli generert. Riktig faseinnstilling av drivfunksjonene i forhold til avstanden kansellerer den ene av bølgene.
Det piezoelektriske materialet 206 er skåret slik at polene til det piezoelektriske krystallet er parallelle med den ønskede bevegelsesretning til det piezoelektriske krystallet. I innretningen på fig. 16 og 17 er den ønskede utvidelses- og sammentrekningsretning til det piezoelektriske materialet mot og bort fra overflaten 216 slik at elektrodefingerparene vil bli presset ned på fiberen 205 i samsvar med størrelsen på drivsignalet.
Avstanden på 2L mellom den fremre kanten til hvert elektrodepar og den fremre kanten til det neste elektrodeparet er valgt slik at den neste periodiske strukturen, som be står av et elektrodepar, starter ved et punkt på fiberen hvor lyset i de to modi igjen er i fase hvilket finner sted ved hver støtlengde.
Utvidelsen og sammentrekningen av det piezoelektriske mediet 204 finner sted bare hvor det er et elektrisk felt. Således finner deformeringen generelt bare sted under elektrodene siden det elektriske feltet bare eksisterer mellom jordelektroden 208 og elektrodene 197-204. Deformasjonen er proporsjonal med størrelsen av det elektriske feltet. Derfor varierer mengden av kraft som utøves på fibersegmentene under hver elektrode etter en sinusfunksjon med størrelsen på modulasjonssignalet på hver elektrode .
Den piezoelektriske platen 206 bør være skåret slik at tykkelsen T forårsaker en akustisk resonans i det piezoelektriske materialet i retningen til dimensjonen T. Dette er fordi T er tilpasset på riktig måte til modulasjonsfrekvensen^. Dette øker effektiviteten til frekvensskif-teeffekten. Det er uønsket å ha en resonans i en for-plantningsretning til fiberen, siden dette vil forårsake glidning av elektrodene 197-204 langs fiberen.
Fig. 18 viser en annen av de mange forskjellige variasjoner av elektrodestrukturen på fig. 16 som vil fungere for å skifte frekvens. I denne utførelse er hver annen elektrode 220 og tredje elektrode 224 skiftet til venstre mens den første elektroden 220 og den fjerde elektroden 226 er plassert med sine ledende kanter 228 og 230 hhv. ved startpunktene til den første og den fjerde støtlengde. Nå blir elektrodene 220, 222 og 224 drevet 120° ute av fase og elektrodene 224 og 226 blir drevet med en fasereferanse lik 3L - (3/2 L + 2/3 L) = 0,83 L eller 300° ute av fase. Denne prosess med å omordne elektrodene kan varieres slik at et stort antall mulige elektrodearrangementer er til-gjengelig. Så lenge riktig fasede modulasjonssignaler blir brukt til å drive dem, vil alle slike arrangementer oppnå det samme sluttresultatet. Noen arrangementer vil imidlertid være bedre enn andre. Med kriteriet for en ideell innretning at man oppnår 100% energioverføring mellom modi og bare et sidebånd uten harmoniske og at frekvensskiftet nøyaktig er tilpasset frekvensen til modulasjonssignalet, vil arrangementer som maksimaliserer antallet koplingspunkter pr. støtlengde og som påtrykker en tilstrekkelig mengde kraft for å forårsake godt skifte i dobbeltbrytningsaksene arbeide best.
Resonanstilfellet for utsendelse av en akustisk bølge med strukturen vist på fig. 16 og 17 er vist på fig. 19. Elektrodene er dimensjonert og adskilt som vist på fig. 16 og 17 og blir brukt til å eksitere en akustisk overflatebølge i det piezoelektriske materialet 206 ved å tilpasse frekvensen til det akustiske bølgemodulasjonssignalet til resonansfrekvensen innstilt ved adskillelsen av elektrodene og den akustiske bølgeforplantningshastigheten. Den første elektroden 197 sender ut en akustisk overflatebølge som har en bølgelengde som fortrinnsvis er lik støtleng-den. Dette blir oppnådd ved å drive elektroden 197 med en modulasjonsfrekvens som er lik forplantningshastigheten til overflatebølgen dividert med støtlengden.
Retningsegenskapene til den akustiske overflatebølgen oppnås ved riktig fasing av drivsignalene til tilliggende elektroder slik at bølgene som forplanter seg i den ikke-valgte retning kansellerer hverandre. Fig. 19 viser en piezoelektrisk flate 230 med en sinusdrevet elektrode 232 som er L/2 bred og som er adskilt L/4 fra en cosinusdreven elektrode 234 som er L/2 bred. Fig. 19 (b) viser den akustiske overflatebølge (SAW) generert på overflaten til PZT-blokken 230 forårsaket av den sinusdrevne elektroden 232 hvilken bølge starter ved stedet 235 og forplanter seg i begge retninger ved et starttidspunkt t-^ . Fig. 19 (c) viser SAW generert av den cosinusdrevne elektroden 234 og som starter fra stedet 236 ved tidspunktet t-^og forplanter seg i begge retninger.
Det er åpenbart at toppene til sinusbølgen 237 faller sammen i tid og rom med dalene til cosinusbølgen 239 ved alle punkter til venstre for stedet 236. Dalene til sinus-bølgen 237 sammenfaller også med toppene til cosinusbølgen 239 til venstre for stedet 236. Derfor finner det sted en kansellering av SAW dobbeltbølgen til venstre for punkt 236. Til høyre for punkt 236 faller imidlertid toppene til begge bølgene 237 og 239 sammen og det gjør også dalene slik at bølgene forsterker hverandre. Således vil toppene til overflatebølgen på PZT-overflaten 207 forårsake at elektrodene eller overflaten til selve PZT-stykket utøver kraft på fiberen ved punkter til høyre for punktet 236.
På fig. 20 er det vist en transduser for å eksitere en torsjonsmodus akustisk bølge i utførelsen på fig. 11. Transduseren er en blokk 240 av litiumniobat med en tyk-kelse T ir som bestemmer resonansfrekvensen til krystallet. Modulasjonsfrekvensen w m er bestemt ut fra støtlengden. Således er Tp valgt for resonans ved w m. To metalliske kontakter 242 og 244 er plassert på overflaten av blokken 240 slik at modulasjonsdrivsignalet kan påtrykkes mellom elektrodene. Oscillasjonsmønsteret for det elektriske feltet og utskjæringen av det piezoelektriske krystallet er valgt slik at tidsvarierende torsjonskrefter blir på-ført som representert med pilene 246, 248, 250 og 252. Disse torsjonskrefter er koplet til materialet til det akustiske medium 134 ved å feste blokken 240 til mediet 134. Transduseren på fig. 20 kan også være festet til fiberen 120 på fig. 10 for å forårsake en akustisk tor-sjonsbølge å forplante seg til kopleren 118 og til å over-føre den akustiske torsjonsbølgen til den lysbærende fiberen 114.
I system som anvender frekvensskiftere beskrevet her vil en lyskilde vanligvis være koplet til fiberen for å kople lys inn i bare en modus av fiberen. I dobbeltbrytende fibere blir dette gjort ved å anvende en polarisator for å stenge ute alt lys unntatt en polarisasjon som så blir koplet inn i en av polarisasjonsmodiene. Disse teknikker er vel kjent for fagkyndige. Det koplede og frekvensskiftede lyset går så ut fra den andre modusen. Det er ønskelig å filtrere ut ethvert lys som går ut fra utgangen fra en av frekvensskifterne beskrevet her i en annen modus enn modusen som bærer det frekvensskiftede lyset. Med monomo-dusdobbeltbrytende fiber kan dette gjøres med en polarisator på utgangen. Med tomodusfibre kan dette gjøres med en modusstripper som bøyer fiberen tilstrekkelig til at den ene av modiene ikke kan forplante seg forbi bøyningen, hvilket er vel kjent på området.
Ikke-dobbeltbrytende fiber kan også bli brukt i frekvensskifterne beskrevet her. Disse utførelser anvender monomodusfiber som blir drevet med bærelys ved en frekvens som forårsaker at fiberen mater to modi. På fig. 21 er det vist en rommelig fordeling av de like og ulike modi til en monomodusfiber når den blir drevet i tomodusområdet. Fig. 21 (a) viser den like modus som har en klokkeformet inten-sitetsfordelingskurve som er symmetrisk om kjernesenteret. Fig. 21(b) viser den ulike modus hvor det er intensitets-topper av motsatt polarisert lys på hver side av kjernesenteret og null intensitet i midten. Fig. 21(c) viser formen til lysstrålen som går ut fra den like modus, og fig. 21 (d) viser formen til strålene som går ut fra den ulike modusen. Fig. 21(c) viser resultantstråleformen når de to modusstrålene blir kombinert.
På fig. 22 er det vist en tegning som illustrerer hvordan kopling mellom de like og ulike modi til en tomodusfiber kan finne sted i et påkjent område. En ås 254 med bredde L/2 utøver fordelt mekanisk stress over et område 266 på en fiber og deformerer fiberen noe og forskyver kjernens fibersenterlinje ved stedet 256. Ved punkter til venstre for stedet 256 er det radiell symmetri i fiberen rundt senterlinjen slik at enhver energi som koples mellom de like og ulike modi i en del av fiberen blir kansellert av energien med motsatt polaritet koplet fra den motsatte siden av fiberen. Dvs. at energi som er blitt koplet mellom de ulike og like modi på siden av områdene 258 og 260 vil være balansert og kansellert av energi koplet mellom de like og ulike modi på siden av områdene 262 og 264. Med andre ord vil når de to funksjonene blir multiplisert med hverandre og produktet blir integrert over kjerneområdet den totale koplede energien i det ikke-påkjente området være null på grunn av den radielle sym-metrien.
I det påkjente området 266 er situasjonen som vist på fig. 22 til høyre for perturbasjonen ved stedet 256 og som vist på fig. 23. Fig. 23 illustrerer mekanismen for oppbrytning av den like modus ikk-påkjente energifordeling i to komponenter i den ulike modus og like modi i det påkjente området. Den ulike modus i det ikke-påkjente området 268 er vist bare for illustras jonsf ormål siden det ikke er noen energi i denne dersom åsen 254 frembringer det første påkjente området som påvirker lyset. Dislokasjonen ved grensen 256 har virkningen at den skifter midtpunktet til modiene i det påkjente området til venstre. Det påkjente områdets ulike modus er representert av kurven 272 og det påkjente områdets like modus er representert ved kurven 274.
Ved grensen 256 må energi og polarisasjon bevares etter Maxwells ligninger. Derfor blir all energien som blir sendt inn i den ikke-påk jente like modus 276 til venstre for grensen 256 også være tilstede på den andre påkjente siden av grensen (dvs. i de påkjente like og ulike modi) slik at den totale energien forblir den samme minus strå lingstap. Videre må totalpolarisasjonsvektoren på begge sider av grensen 256 være den samme. Siden fiberen ikke lenger er radielt symmetrisk i det påkjente området 266 må det imidlertid skje noen energioverføring eller kopling fra de ikke-påkjente like modus 276 til den påkjente ulike modus 272 for å tilfredsstille vilkårene ovenfor. I det påkjente området 276 vil det således være optisk energi både i den like modus 274 og den ulike modus 272. Kopling mellom to modi er en funksjon av overlapping av de elektriske feltvektorene i samsvar med Maxwells ligninger. Siden de to like modi 276 og 274 på begge sider av grensen 256 ikke fullstendig overlapper hverandre vil resultatet være ufullstendig kopling mellom de to like modi. Den ikke-koplede energien må gå et eller annet sted etter loven om bevaring av energi. Ved å ta produktet av like-funksjonen 276 ganger det påkjente områdets like og ulike funksjoner 274 og 272 respektivt og integrere over kjerne-overflaten vil det sees at mesteparten av den gjenværende energien må koples inn i den påkjente regionens ulike modi for å bevare energien over grensen og bevare den elektriske feltvektoren på begge sider. Under slik kopling kan noe energi tapes som utstrålt energi. Lyset forplantet seg så gjennom det påkjente området 266 i både den like og ulike modus i en halv støtlengde ved de respektive hastigheter for den like og ulike modus.
Når grensen 278 mellom det påkjente og ikke-påkjente området nås vil senterlinjen skifte tilbake til radiell symmetri og mer energi blir overført i den ulike modus for igjen å tilfredsstille grensevilkårene. Et frekvensskifte kan oppnås ved å føye til flere åser som åsen 254 og skille disse som tidligere beskrevet samt å drive dem med individuelle drivsignaler som er faset som tidligere beskrevet .
Fig. 24 viser et tverrsnitt av utførelsen av en frekvensskifter som anvender en piezoelektrisk belagt fiber. Ut-førelsen på fig. 24 er lik utførelsen på fig. 14 unntatt ved at den anvender enkeltkrystall-monomodusfiber eller multimonomodusfiber. Fiberkjernen 280 er omgitt av en kappe 282. Fiberkappen er så belagt med et metallsjikt 284 ved hjelp av standard elektrodeavsetnings-påsprøytnings-teknikker. Den metallbelagte fiberen blir så trukket gjennom en smelte av piezoelektrisk materiale så som PVF2for å danne en PVF2kappe 286. Dipolene til kappen 286 blir rettet opp radielt som det er symbolisert med pilene i den radielle retningen under anvendelse av teknikker som er vel kjent på området. To elektroder 288 og 290 blir så dannet på kappen 286 ved hjelp av velkjent påsprøytning og etseteknikk eller annen egnet teknikk. Elektrodene 288 og 290 kan så bli drevet med et sinusmodulasjonssignal med hensyn til metallsjiktet 284 for å klemme kjernen og kappen. Drivsignalene bør være like i størrelse for å deformere fiberen asymmetrisk slik at fiberens senterlinje skiftes. Elektrodestrukturen 288 og 290 bør være periodisk som tidligere forklart i forbindelse med fig. 14 og modu-las jonssignalene for hvert par bør være passende faset som tidligere beskrevet for å simulere eller sende ut en vandrende akustisk bølge. Fortrinnsvis vil det bli brukt et piezoelektrisk materiale i kappen 286 som er hardt nok og som utøver nok påkjenning på fiberen til å forårsake vesentlige skifter i de optiske egenskapene til fiberen ved hver grense. Fig. 25 viser en modifisert versjon av utførelsen på fig. 24. En PZT-sylinder 290 med en hul kjerne er dannet. PZT-sylinderen er utformet slik at polene til PZT-materialet er radielt innrettet. Den hule kjernen er fylt med et materiale 292, så som epoksy, som herder slik at det blir like hardt eller hardere enn fibermaterialet. En periodisk struktur av elektroder så som elektrodene 294 og 296 blir så dannet på utsiden av PZT-sylinderen med dimensjoner og avstand som tidligere beskrevet. Disse elektroder forårsaker at PZT-sylinderen klemmer den dobbeltbrytende fiberen i områdene like under elektrodene slik at senterlinjen eller dobbeltbrytningsaksene til fiberen skifter. Denne utførelse tillater anvendelsen av PZT som har en kornstør-relse som er nesten lik stor som fiberen selv. Denne korn-størrelse gjør PZT ubrukbar for anvendelse i utførelsen på fig. 24 på grunn av den ulike stresspåføringen som disse kornene ville frembringe. Fiberen må være metallbelagt eller innsiden av PZT-sylinderen må ha et metallskjørt for å gi jord for elektrodene 294 til 296.
På fig. 26 er det vist den generelt foretrukne utførelsen av en fiberoptisk frekvensskifter. Denne utførelse omfatter to ulike bølgeledere 298 og 300 som har forskjellige brytningsindekser. Disse to bølgeledere 298, 300 kan bestå av enhver struktur som frembringer to respektive optiske baner; f.eks. kan bølgelengdene omfatte to separate mono-modusfibre som har forskjellige brytningsindekser eller to ortogonale polarisasjonsmodi innenfor en enkelt konvensjonell fiber. Videre kan de være to modi av en multimodusfiber eller de to modiene til en monomodusfiber som arbeider i tomodusområdet. En flerhet av fordelte koplingselementer 301 til 304 kopler den første bølgelederen 298 til den andre bølgelederen ved forutbestemte koplingspunkter eller steder langs bølgelederne. Koplingselementene 301-304 er ikke-lineære innretninger som styrer koplingen mellom de optiske banene 298 og 300 i samsvar med forutbestemte ikke-lineære overførings- eller koplingsfunksjoner, som fortrinnsvis er sinusformet. Således tjener elementene 301-304 som blandetrinn som multiplekser to inngangssignaler, nemlig et modulasjonssignal som blir innmatet på en av ledningene 305-308 og lysbæresignalet som blir innmatet på en av bølgelederne 309-312. Koplerne 313-316 tjener til å styre og gi bane 1 for lysenergi til blanderne 301-304 for multiplikasjon med modulasjonssignalet. Utgangssignalene fra blanderne 301-304 på bølge- lederne 317-320 blir koplet inn i den andre bølgelederen eller bane 2 ved hjelp av flere kopiere 321-324. Disse kopiere kan være fiberoptiske retningskoplere eller polarisas jonskoplere som har grenser mellom påkjente og ikke-påk jente områder i fiberne som tidligere beskrevet. Det vil sees at multiplikasjonen av modulasjonssignalet ganger inngangslyset i bane 1 frembringer et utgangssignal på bølgelederne 317-320 som inneholder et antall elementer heri innbefattet et øvre og nedre sidebånd. Vanligvis er det ønskelig å frembringe bare et sidebånd som er frekvensskiftet en mengde som er lik modulasjonsfrekvensen. Eliminasjon av det uønskede andre sidebånd blir utført ved å fase drivsignalene på riktig måte slik at utgangssignalene på bølgelederne 317-320 adderes konstruktivt i den andre bølgelederen bare ved den ønskede sidebåndfrekvensen og adderer destruktivt ved den uønskede sidebåndfrekvensen.
Koplerne 313-316 kan være fiberoptiske retningskoplere av typen som er beskrevet i en artikkel av R.A. Bergh, G. Kotler og H.J. Shaw med tittel "Single Mode Fiber Optic Directional Coupler" publisert i Electronics Letters, 27. mars, 1980, vol. 16, nr. 7, side 260-61, og to europeiske patentsøknader med tittel "Fiber Optic Directional Coupler", den ene publisert 21. oktober 1981 som publikasjonsnummer 0038023, og den andre publisert 23. mars 1983, som publikasjonsnummer 0074789, som herved er innføyd som referanse.
Blanderne 301-304 kan være enhver ikke-lineær innretning eller område i en enkelfiberutførelse. F.eks. kan blanderne være litiumniobatkrystaller med modulasjonssignalene på ledningene 305-308 påtrykt ved hjelp av elektrodene på krystallet for etter sinusform å variere dobbeltbrytningen i blanderen 301-304. Denne skifting av dobbeltbrytningsaksene i blanderne 301-304 forårsaker kopling mellom to modi i krystallet av den elektrooptiske effekt. Ved å sende inn lyset fra bølgelederne 309-312 i en modus i krystallet og sende ut lyset til bølgelederne 317-320 respektivt fra den andre modusen til krystallet, kan energioverføringen fra bølgelederne 309-312 til bølgele-derne 317 og 320 respektivt, bli kontrollert. Således fungerer blanderne 301-304 for å styre kopling mellom banene 1 og 2 til bølgelederne 298 og 300 respektivt i samsvar med en forutbestemt koplingsfunksjon representert ved modulasjonssignalene.
Alternativt kan blanderne 301-304 være grenser eller koplingsområder mellom påkjente og ikke-påkjente områder i dobbeltbrytende monomodusfiber eller to modus ikke-dobbeltbrytende fibre som tidligere forklart i beskrivel-sen.
Blanderne 301-304 kan også være enkeltsidebåndmodulatorer av massetypen. Slik en utførelse vil ikke være så fordel-aktig som andre utførelser forklart her på grunn av inn-føringen av massebølgekomponenter i et på alle andre måter fibersystem.
Blanderne 301-304 bør hver ha en evne til å reagerer på drivsignaler for å styre både oscillasjonsfrekvensen til koplingen mellom de optiske banene så vel som deres positive og negative grenser. Dvs. at blanderne 301-304 bør være i stand til å reagerer på drivsignal av formen ksin((om t +4)). Reaksjonen bør være koplingen av en sinusvarierende mengde energi mellom bølgelederne 309-312 og 317-320 respektivt, idet koplingsfunksjonen varierer med frekvensen u>m. På denne måte kan koeffesienten k for hver blander varieres for å innstille maksimum eller minimum av sinuskoplingsfunksjonen og faseforskjellen $ mellom hvert drivsignal kan varieres for å simulere en akustisk bølge som forplanter seg.
Fig. 27(a) viser nok en utførelse av en fiberoptisk frekvensskifter som anvender en piezoelektrisk kappe. En fiber 326 er omgitt av et metallsjikt 327 og en sylindrisk piezoelektrisk kappe 328 som har sine dipoler innrettet radielt slik at et elektrisk felt som påtrykkes diagonalt over den piezoelektriske kappen vil forårsake radiell ut-videlse og sammentrekning av fiberen. Metallsjiktet 327 og kappen 328 kan være tildannet ved fremgangsmåte forklart ovenfor.
Den piezoelektriske kappen 328 kan være ethvert piezoelektrisk materiale, men PVF2er foretrukket siden dette er lettere å anvende. PVF2kan anvendes ved å trekke fiberen gjennom en smelte av PV^-blanding. Innrettingen av dipolene til PVF2kan gjøres ved å danne kappen 328 rundt senterelektroden 327 og så forme en solid metallelektrode rundt den ytre omkrets av kappen 328 og påtrykke en høy spenning mellom de to elektrodene. Svak oppvarming av det størknede PVF2under påtrykningen av spenningen forbedrer resultatet.
Fiberen 326 kan være en dobbeltbrytende, enkeltmodusfiber, en multimodusfiber, en monomodus, ikke-dobbeltbrytende fiber som drives i tomodiområdet eller enhver annen fiber hvor fysisk påkjenning vil forårsake kopling av energi mellom de to modi med forskjellig brytningsindeks.
Den piezoelektriske kappe 328 har flere stripeelektroder 331-333 dannet på den ytre overflaten 330 av sylinderen. Hver elektrode er laget av et hvilket som helst ledende materiale og er ulikt multippel av en halv støtlengde lang. Selv om bare tre elektroder er vist på fig. 27 (a) kan mange flere elektroder være dannet på overflaten til den piezoelektriske sylinderen 328. I virkeligheten er det å foretrekke å danne så mange elektroder som mulig på overflaten av den piezoelektriske sylinderen.
Elektrodene 331-333 er parallellforskjøvet rundt overflaten 330 av den piezoelektriske kappen slik at hver elektrode starter en avstand d lenger ned den langsgående eller z-aksene til kappen 328. Avstanden d kan være innstilt til enhver tilfeldig verdi. Hver elektrode 331-333 har sin diagonalt motsatte motpart (ikke vist) dannet på den motsatte siden av kappen 328. Elektrodene 331-333 kan være dannet ved enhver egnet konvensjonell teknikk så som ved å belegge hele overflaten av kappen med metall og etse bort overskuddsmaterialet for å definere de individuelle elektrodene. Dette kan gjøres ved å markere fotoresistom-råder på det faste metallsjiktet og dyppe fiberen og kappen i en syre for å utføre selektiv etsing.
Med henvisning til fig. 27(b) vil driftmåten for innretningen vist på fig. 27(a) bli forklart. Hver elektrode som er dannet på den piezoelektriske kappen 328 er et ulikt multippel av en halv støtlengde lang, og starter en avstand d fra sin neste kommende nabo. Dersom respektive sinusformede drivsignaler blir påtrykt elektrodene 331-333 slik at det er en fasef orsk jell lik d2Tr/L, mellom drivsignalene på tilliggende elektroder (f.eks. mellom elektrodene 331-332 og mellom elektrodene 332-333, vil en ensrettet sinusvarierende vandrende akustisk bølge bli utsendt i fiberen. Andre faseforhold vil simulere andre vandrende akustiske bølger i begge retninger.
Pilene 334 og 336 representerer amplitude og fortegnet til koplingen forårsaket av elektrodene 331 og dens motstående motpart (ikke vist) ved et tidspunkt t-^ i områdene Z-^og Z2«Pilene 338 og 340 representerer amplituden og fortegnet til koplingen ved stedene Z3og Z4ved tidspunkter t-^forårsaket av elektroden 332, idet drivsignalet er faset som beskrevet ovenfor i forhold til drivsignalet for elektroden 331. I et tidspunkt t2senere vil den simulerte eller virkelige akustiske bølge 342 ha forflyttet seg til høyre og størrelsen på koplingen ved hvert sted vil skifte
på samme måte.
Fordelen med utførelsen på fig. 27(a) er at en koplingsfunksjon som "har mange koplingselementer anordnet innenfor en støtlengde kan utføres. I virkeligheten er det mulig med så mange prøvings- eller koplingspunkter som plassen tillater. Dette resulterer i færre harmoniske i utgangssignalet og en mer smal båndbredde som er ønskelig ved noen anvendelser.
De ovenfor beskrevne utførelser som anvender elektroder og piezoelektriske kapper kunne også oppnå et frekvensskifte ved anvendelse av enkle krystallfibre. I disse utførelser kan elektrodene være plassert direkte på fiberen og elektrooptiske effekter i krystallstrukturer under hver elektrode kan brukes for å forårsake kopling mellom modiene i fiberen. Størrelsen og avstanden til elektrodene er den samme som beskrevet i hver utførelse og faseforholdet mellom drivsignalene for elektrodene er som beskrevet for hver utførelse.
En annen utførelse av den fiberoptiske frekvensskifter er vist på fig. 28. Denne innretning omfatter en kopler av typen beskrevet i Berg et al., artikkel og patentsøknad med tittel "Fiber Optic Directional Coupler," som ble innlemmet som referanse ovenfor. Kopleren omfatter to fibre 346 og 348 som er montert i respektive blokker 342 og 348. En del av kappen er fjernet fra en side av hver av fibrene for å danne respektive ovale overflater som blir satt sammen for å danne et samvirkeområde 350. I den viste utførelse har fiberne 346 og 348 forskjellig brytningsindeks hhv. N-^og N2. Brytningsindeksene N-^og N2og lengden av det effektive samvirkeområdet er valgt slik at den effektive samvirkelengden er lik en støtlengde til lyset som forplanter seg i to ulike bølgeledere 346 og 348 (eller et integrert multippel av denne). Slik tilpassing av støtlengden til den effektive samvirkelengden resulte rer i ingen kopling mellom fiberne 346 og 348 i fraværet av en akustisk bølge. Dersom lys blir innmatet i fiberen 346 vil således alt lyset gå ut av fiberen 346 uten at noe lys blir koplet til fiberen 348. Dersom en akustisk bølge blir utsendt for å forplante seg longitudinalt langs fiberen over samvirkeområdet vil imidlertid denne akustiske bølgen forårsake kopling av lys fra en fiber, f.eks. fiberen 346 til den andre fiberen f.eks. fiberen 348. Videre vil slikt koplet lys bli frekvensskiftet til en verdi lik den akustiske frekvensen ifølge heterodyneffekten forklart tidligere. Som ved de tidligere forklarte utførelsene vil bølgelengden til den akustiske bølgen være lik støtlengden mellom lyset i fiberne for å oppnå optimale resultater. Den akustiske bølgen kan f.eks. bli utsendt som en masse-bølge ved hjelp av en transduser 352 montert på en av koplerblokkene 342, 344. Alternativt kan den akustiske bølgen bli sendt inn i en av fibrene, f.eks. fiberen 348, for forplantning gjennom samvirkeområdet 350.
Det foregående kan forstås bedre med referanse til fig. 29 som viser skjematisk kopleren på fig. 28. For forklarings-formål vil det bli antatt til å begynne med at lys blir innmatet til den venstre enden av fiberen 346 og at ingen akustisk bølge er tilstede. Under gjennomløp av den første halve støtlengden til den effektive samvirkelengden av inngangslyset, vil en del av den optiske energien, representert ved pilen 360, bli koplet fra fiberen 346 til fiberen 348. På lignende måte vil en del av den optiske energien, representert ved pilen 362, bli koplet fra fiberen 346 til fiberen 348 under den andre halve støtlengden. Som er vel kjent, vil det koplede lyset under en slik kopling fra en fiber til den andre vinnen 90° i fase. Antatt således at fiberen 348 har en høyere forplantningshastighet enn fiberen 346, så vil lys koplet under den første halve støtlengden akkumulere en fase på 270° i forhold til lyset i fiberen 346 ved tidspunktet når det når senteret av samvirkeområdet 350. Lys koplet fra fiberen 346 til fiberen 348 under den andre halve støtlengden vil på destruktiv måte interferere med lyset koplet under den første halve støtlengden, hvilket resulterer i en overfø-ring av optisk energi fra fiberen 348 til fiberen 346. Dette skjer fordi, ved det tidspunktet lyset som ble koplet under den første halve støtlengden forplanter seg til enden av samvirkeområdet 350, vil den totale akkumu-lerte fasen være 350°, mens lyset som ble koplet under den andre halve støtlengden vil ha en total akkumulert fase på 270° ved enden av samvirkeområdet 350, hvilket gir en fasedifferanse på 180°. Slike fasedifferanse resulterer i total destruktiv interferens og forårsaker at lyset over-føres fra fiberen 348 tilbake til fiberen 346 i henhold til loven om bevaring av energi. Så lenge den effektive samvirkelengden til området 350 er lik en støtlengde (eller et integrert multippel av denne), vil således ikke noe lys bli overført fra fiberen 246 til fiberen 248.
Den akustiske bølgen som ble sendt ut av transduseren 352, representert på fig. 29 med pilen 364, forårsaket en endring i brytningsindeksen som endrer fibermodiene noe, hvilket resulterer i en forskjellig grad av flyktigfelt-overlapping og feltstyrke i fiberen 348 av inngangslyset fra fiberen 346. Dette endrer koplingen i de to halve støtlengdene og forstyrrer den tidligere beskrevne balan-sen hvilket resulterer i en netto energioverføring mellom de to fibre. Som beskrevet tidligere, vil den overførte energien bli skiftet i frekvens en mengde som er lik den akustiske frekvensen under forutsetning av at bølgelengden til den akustiske bølgen er riktig tilpasset til å utgjøre en støtlengde.
Fagkyndige vil forstå at utførelsen på fig. 29, så vel som de andre utførelsene som tidligere er beskrevet også kan anvendes som en fiberoptisk bryter.
Alle innretningene som er beskrevet her har en båndbredde rundt den optimale optiske koplingsfrekvens. Den optimale frekvensen vil være den frekvens til inngangslys som har en støtlengde som er tilpasset bølgelengden til den akustiske modulasjonsbølge eller den tilsynelatende akustiske bølge. Ved optiske frekvenser som er forskjellig fra denne optimale frekvens og ved modulasjonsfrekvenser som er forskjellig fra de ovenfor nevnte tilpasningskriterier vil ytelsen falle. Båndbredden vil også være omvendt proporsjonal med antallet prøvepunkter som blir brukt.
Antallet harmoniske som vil bli generert vil variere i av-hengighet av hvor mange prøvepunkter det er i koplingsfunksjonen innenfor en gitt støtlengde. Flere prøvepunkter gir færre harmoniske.

Claims (19)

1. Fiberoptisk frekvensskifter, karakterisert ved: første og andre fiberoptiske bølgeledere for å lede lys, idet nevnte fiberoptiske bølgeledere har forskjellige effektive brytningsindekser slik at lys som forplanter seg i den ene av nevnte bølgelengder har en forplatningshastighet som er forskjellig fra forplantningshastigheten til lys som forplanter seg i den andre av nevnte bølgeledere; og en akustisk bølgegenerator for å generere en vandrende virkelig akustisk bølge som har bølgefronter, idet nevnte generator er akustisk koplet til nevnte bølgele-dere for å påtrykke nevnte vandrende akustiske bølge på nevnte bølgeledere, idet nevnte akustiske bølge forårsaker en tidsvarierende mekanisk påkjenning langs nevnte bølgeledere for å forårsake frekvensskifte av lys koplet fra en av nevnte bølgeledere til den andre av nevnte bølgeledere.
2. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 1, karakterisert ved at nevnte bølgeleder er to ortogonale polarisasjonsmodi til en monomodus dobbeltbrytende optisk fiber.
3. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 1, karakterisert ved at nevnte bølgeledere er ulike og like modi til en ikke-dobbeltbrytende monomodus optisk fiber og lyset som forplanter seg gjennom nevnte bølgeledere har en bølgelengde som er mindre enn avbrudds-bølgelengden slik at nevnte fiber forplanter lys i både ulike og like modi.
4. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til et hvilket som helst av kravene 1-3, karakterisert ved at nevnte akustiske bølgegenerator innbefatter en andre fiber som er akustisk koplet til en første fiber som inneholder nevnte første og andre bølgeledere for å kople en akustisk bølge som forplanter seg i nevnte andre fiber til nevnte første fiber.
5. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til et hvilket som helst av kravene 1-3, karakterisert ved at nevnte akustiske bølgegenerator videre innbefatter et akustisk medium i kontakt med nevnte bølgeleder og en transduser for å innføre nevnte akustiske bølge i nevnte akustiske medium.
6. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 5, karakterisert ved at nevnte akustiske medium er sylindrisk og omgir nevnte bølgeledere, og nevnte transduser innfører en akustisk torsjonsmodusbølge i nevnte akustiske medium.
7. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 5, karakterisert ved at nevnte akustiske medium har en overflate som ligger mot nevnte bølgeledere og nevnte transduser frembringer en ensrettet akustisk over-flatebølge på nevnte overflate.
8. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 5, karakterisert ved at nevnte bølgeledere er to optiske fibere som har forskjellige brytningsindekser og som er anordnet sammen lengdevis for å danne et samvirkeområde.
9. Frekvensskifter i henhold til et hvilket som helst av kravene 1-8, karakterisert ved at avstanden langs aksen til nevnte bølgeledere mellom tilliggende bølgefronter av nevnte akustiske bølger er omtrent lik et heltallsmultippel av støtlengden til nevnte to bøl-geledere .
10. Fremgangsmåte for å endre frekvensen til lys, k a r a k terisert ved: innmating av lys i to optiske bølgeledere idet hver av nevnte bølgeledere har en forskjellig effektiv brytningsindeks slik at lys som forplanter seg i den ene av nevnte bølgeledere har en forplantningshastighet som er forskjellig fra forplantningshastigheten til lys som forplanter seg i den andre av nevnte bølgeledere; og påtrykning av en vandrende virkelig akustisk bølge som har bølgefronter på den ene av nevnte bølgeledere for å danne periodisk tidsvarierende mekaniske påkjenninger i nevnte bølgeledere for å forårsake frekvensskifte i lys koplet fra en av nevnte bølgeledere til den andre av nevnte bølgeledere, hvor avstanden langs aksene til nevnte bølgeledere mellom tilliggende bølgefronter av nevnte vandrende akustiske bølge er hovedsakelig lik et heltallsmultippel av støtlengden til nevnte to bølgele-dere .
11. Fiberoptisk frekvensskifter, karakterisert ved: en fiber som har første og andre fiberoptiske bølgelede-re for å lede lys, idet nevnte bølgeledere har forskjellige effektive brytningsindekser slik at lys som forplanter seg i den ene av nevnte bølgeledere har en forplantningshastighet som er forskjellig fra forplantningshastigheten til lys som forplanter seg i den andre av nevnte bølgeledere; og en periodisk påkjennings- eller stressgenerator som har stive overflatedeler i kontakt med nevnte fiber, og en signalkilde for å mate signalet til nevnte stive overflatedeler for periodisk å klemme nevnte fiber mellom nevnte stive overflatedeler for å forårsake periodiske tidsvarierende påkjenninger ved valgte intervaller langs nevnte fiber for å simulere en akustisk bølge som forplanter seg ned nevnte fiber og forårsaker frekvensskifte i lys koplet fra den ene av nevnte bølgeledere til den andre av nevnte bølgeledere.
12. Fiberoptisk frekvensskifter som angitt i krav 11, karakterisert ved at nevnte stive overflate-partier til nevnte periodiske stressgenerator innbefatter en støttende overflate inntil en side av nevnte fiber, og flere stive koplingselementer inntil en annen side av nevnte fiber, og hvor nevnte signalkilde mater tidsvarierende drivsignaler til nevnte stive koplingselementer for å forårsake at nevnte koplingselementer blir presset mot nevnte fiber for å klemme nevnte fiber mellom nevnte støtteoverflate og nevnte koplingselementer.
13. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 12, karakterisert ved at hver av nevnte koplingselementer i hovedsak er et ulikt multippel av en halv støtlengde langs nevnte fiber og nevnte koplingselementer er adskilt omtrent en kvart støtlengde langs nevnte fiber, og hvor nevnte signalkilde mater sinusformede drivsignaler til nevnte koplingselementer, og hvor drivsignalet som mates til den ene av nevnte koplingselementer og drivsignalet som mates til et tilliggende koplingselement har en faseforskjell på */2.
14. Fiberoptisk frekvensskifter i "henhold til krav 11, karakterisert ved at nevnte periodiske stressgenerator innbefatter: en enkel kontinuerlig lengde av piezoelektrisk materiale som strekker seg langs flere støtlengder til nevnte fiber; flere signalelektroder forbundet med nevnte signalkilde og adskilt langs nevnte enkle kontinuerlig lengde av piezoelektrisk materiale: og en jordelektrode adskilt fra nevnte signalelektroder med nevnte piezoelektriske materiale mellom nevnte signalelektroder og jordelektroden, idet nevnte elektroder er orientert i forhold til nevnte fiber slik at tidsvarierende elektriske signaler fra nevnte signalkilde til nevnte signalelektroder forårsaker at nevnte piezoelektriske materiale blir deformert og utøver kraft på nevnte stive overflatedeler for å forårsake at nevnte stive overflatedeler presser mot nevnte fiber og periodisk klemmer nevnte fiber.
15. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 14, karakterisert ved at nevnte piezoelektriske materiale er en piezoelektrisk kappe som omgir nevnte fiber og nevnte signalelektroder er på begge sider av den indre overflate eller den ytre overflate til nevnte piezoelektriske kappe.
16. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 14, karakterisert ved at nevnte periodiske stressgenerator innbefatter en støtteflate som vender mot en side av nevnte fiber og nevnte enkle kontinuerlige lengde av piezoelektrisk materiale vender mot en annen side av nevnte fiber slik at et tidsvarierende elektrisk signal matet fra nevnte signalkilde til nevnte signalelektroder forårsaker at nevnte piezoelektriske materiale blir deformert og forårsaker at nevnte fiber blir presset mot nevnte støtteoverflate.
17. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til et hvilket som helst av kravene 14-16, karakterisert ved at i det minste en av nevnte elektroder kontakter nevnte fiber for å danne i det minste en av nevnte stive overflatedeler slik at når tidsvarierende elektriske signaler blir matet til nevnte signalelektroder for å forårsake at nevnte piezoelektriske materiale blir deformert, så vil nevnte elektrode som er i kontakt med nevnte fiber bli presset mot nevnte fiber for periodisk å klemme nevnte fiber.
18. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til et hvilket som helst av kravene 14-17, karakterisert ved at lengden til hver av nevnte signalelektroder langs fiberaksen er omtrent et ulikt multippel av en halv støt-lengde .
19. Fiberoptisk frekvensskifter i henhold til krav 18, karakterisert ved at de ledende kantene til to tilliggende signalelektroder er adskilt en distanse d langs nevnte fiber; og nevnte signalkilde mater sinusformede elektriske signaler til nevnte signalelektroder idet det elektriske signalet som mates til den ene av nevnte signalelektroder og det elektriske signalet som mates til en tilliggende signalelektrode har en faseforskjell lik 2dn/L, hvor L er fiberens støtlengde.
NO874794A 1986-11-27 1987-11-18 Verktoey for avisolering av en elektrisk kabel. NO874794L (no)

Applications Claiming Priority (1)

Application Number Priority Date Filing Date Title
FR8616569A FR2607636B1 (fr) 1986-11-27 1986-11-27 Outil pour appreter un cable electrique

Publications (2)

Publication Number Publication Date
NO874794D0 NO874794D0 (no) 1987-11-18
NO874794L true NO874794L (no) 1988-05-30

Family

ID=9341288

Family Applications (1)

Application Number Title Priority Date Filing Date
NO874794A NO874794L (no) 1986-11-27 1987-11-18 Verktoey for avisolering av en elektrisk kabel.

Country Status (9)

Country Link
US (1) US4811485A (no)
EP (1) EP0273781B1 (no)
AT (1) ATE87137T1 (no)
CA (1) CA1294116C (no)
DE (1) DE3784892T2 (no)
ES (1) ES2038683T3 (no)
FR (1) FR2607636B1 (no)
NO (1) NO874794L (no)
PT (1) PT86080B (no)

Families Citing this family (5)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
FR2727576B1 (fr) * 1994-11-29 1997-01-10 Alroc Roux Outil de denudage de cable electrique
FR2739503B1 (fr) * 1995-09-29 1997-12-05 Alroc Roux Outil pour appreter un cable electrique
DE102009008588A1 (de) * 2008-03-17 2009-09-24 Anton Wermelinger Schäl- und Abisoliervorrichtung
ES2335737B2 (es) * 2009-12-23 2010-08-05 Jersalas S.L. Peladora de cables.
CN116867608A (zh) * 2020-10-19 2023-10-10 哈勃动力系统股份有限公司 用于电缆护套件的切割工具

Family Cites Families (5)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
US2752676A (en) * 1955-11-18 1956-07-03 Dittmore Freimuth Corp Universal protective covering cutter for coaxial and other cables
DE1190071B (de) * 1960-10-27 1965-04-01 Kadus Werk Ludwig Kegel K G Durch Pressluftkolben angetriebenes Kabelentmantelungsgeraet
FR2121431B1 (no) * 1971-01-13 1974-10-31 Pinchon Raymond
JPS5936095Y2 (ja) * 1974-07-24 1984-10-05 カブシキガイシヤ イズミセイキセイサクシヨ 電線の被覆剥離工具
DE3214479C2 (de) * 1981-07-22 1986-05-15 Siemens AG, 1000 Berlin und 8000 München Handgerät zum Abschälen der äußeren Mantelschicht elektrischer Leitungen und elektrischer Kabel

Also Published As

Publication number Publication date
US4811485A (en) 1989-03-14
EP0273781A1 (fr) 1988-07-06
DE3784892T2 (de) 1993-10-07
EP0273781B1 (fr) 1993-03-17
ES2038683T3 (es) 1993-08-01
FR2607636B1 (fr) 1993-01-08
PT86080A (pt) 1988-12-15
FR2607636A1 (fr) 1988-06-03
NO874794D0 (no) 1987-11-18
DE3784892D1 (de) 1993-04-22
PT86080B (pt) 1994-01-31
ATE87137T1 (de) 1993-04-15
CA1294116C (en) 1992-01-14

Similar Documents

Publication Publication Date Title
EP0144190B1 (en) Single mode fiber optic single sideband modulator
US11243352B2 (en) Polarization independent processing in integrated photonics
KR100265865B1 (ko) 광섬유가변형파장필터
US4991923A (en) Acousto-optic modulator for optical fibers using Hertzian contact with a grooved transducer substrate
US5002349A (en) Integrated acousto-optic filters and switches
US4792207A (en) Single mode fiber optic single sideband modulator and method of frequency shifting using same
KR900006405B1 (ko) 차 주파수 전달식 폐쇄 루우프 광학 섬유 자이로스코우프
US6266462B1 (en) Acousto-optic filter
US4781425A (en) Fiber optic apparatus and method for spectrum analysis and filtering
US4793676A (en) Optical fiber acousto-optic amplitude modulator
KR960039480A (ko) 파장 선택용 음향 도파관 소자
US6640027B2 (en) Gain flattening tunable filter
CA2134715C (en) Optical external modulator for optical telecommunications
US4801189A (en) Birefringent fiber narrowband polarization coupler and method of coupling using same
US6016216A (en) Polarization-independent acousto-optic tunable filter
US6891674B2 (en) Methods and apparatus for frequency shifting polarization mode dispersion spectra
US10690850B2 (en) Integrated vector modulator
US4027946A (en) Acousto-optic guided-light beam device
NO860433L (no) Akusto-optisk frekvensforskyver.
NO874794L (no) Verktoey for avisolering av en elektrisk kabel.
EP0843198B1 (en) Wavelength conversion device employing Bessel beams with parallel polarization
US5734494A (en) Wavelength conversion device and wavelength conversion method
KR960002380B1 (ko) 표면 음파의 주기적 접촉을 사용하는 음향-광학 광섬유 주파수 전이기 및 전이 방법
Youngquist et al. All-fibre components using periodic coupling
EP0183420A2 (en) Optical fiber acousto-optic amplitude modulator