DE3779928T2

DE3779928T2 - Selbstoszillierender, optischer resonanz sensor.

Info

Publication number: DE3779928T2
Application number: DE8787906485T
Authority: DE
Inventors: C Gilby
Original assignee: Foxboro Co
Current assignee: Schneider Electric Systems USA Inc
Priority date: 1986-07-21
Filing date: 1987-07-22
Publication date: 1993-01-14
Anticipated expiration: 2007-07-23
Also published as: EP0331671B1; DE3779928D1; US4733561A; CN87105179A; CA1334053C; CN1010346B; WO1989000677A1; EP0331671A1

Description

Die Erfindung betrifft das Gebiet von auf optischen Fasern basierenden Kommunikations- und Meßvorrichtungen und genauer eine lichtangeregte schwingende Resonanzelementvorrichtung und Verfahren zum Gebrauchen unmodulierten Lichtes, das entlang einer optischen Faser als Niedrigniveauenergiequelle übertragen wird. Eine einzelne optische Faser trägt Lichtenergie zu einem Umwandler, wo ein Meßwert einem Resonanzelement zugeführt wird, wobei das Resonanzelement durch interferometische Verfahren in Verbindung mit dem photokinetischen Effekt angeregt und angetrieben wird.
Nachdem die Vorteile von auf optischen Fasern basierender Kommunikation und Steuerung industrieller Verfahren immer mehr bekannt werden, wird gesteigerte Bedeutung auf verschiedene Verfahren einfacher, billiger und zuverlässiger Kommunikation mit niedrigem optischen Energieniveau über optische Fasern zu einer Sensorseite zur Ausführung einer gewünschten Messung und zur Rückführung der Meßinformation über die optischen Faserleitungen zur Kontroll- und Meßstation gelegt. Unter den vielen Problemen, die sich für die Hersteller solcher Steuerverfahren stellen, ist die Notwendigkeit für wenige, gering lichtbedürftige optische Leitungen und für Verfahren für eine genaue und zuverlässige Ausführung von Messungen in einer solchen Leitung, so daß die abgeleitete Meßwertinformation genau durch optische Fasersignale übertragen werden kann. Bei der Anwendung von Resonanzelementsensoren ist es besonders wichtig, daß wenig energiebedürftige, hocheffiziente Sensoren zur Modulierung des verfügbaren Lichtes entwickelt werden. Ein Problem liegt im Erreichen von hohen optisch-mechanischen Schleifenausbeuten, um die für den Antrieb des Resonators auf vernünftige Niveaus erforderliche optische Energieschwelle zu reduzieren.
Es sind Einrichtungen bekannt, bei denen die Resonanzfrequenz eines einer Kraft unterzogenen Resonanzelementes eine Funktion der auf den Resonator angewandten Zug- oder Druckspannung ist. Es ist herausgefunden worden, daß ein Kraftmeßinstrument auf diese Beziehung durch Virbrierenlassen des Resonators aufgebaut werden kann, während eine Zug- oder Druckspannungskraft darauf angewendet wird und die Vibrationsfrequenz gemessen wird. Eine Anwendung dieses Prinzips für Vibrationsdrahtresonatoren ist aus US-4,329,775 bekannt.
Für Zwecke dieser begrenzten Beschreibung schließt der Begriff "Steuerverfahren" sowohl individuelle variable Verfahren als auch komplexe multivariable Verfahren ein, die eine große Anzahl von gesteuerten Verfahrensbedingungen beinhalten, die charakterisierbar sind durch physikalische Parameter oder Meßwerte, wie Fluidbeschleunigung, Durchfluß, Durchflußraten, Temperatur, Druck, Differentialdruck, Niveau und Äquivalente und Ableitungen davon. "Resonanzmechanische Struktur", "Resonator" und "Resonanzelement" werden hier nachfolgend bezogen auf Bündel (hohle Bündel, freitragende Bündel, freitragende hohle Bündel und Doppel- oder Multibündelelemente), und Bänder, Drähte oder andere Herstellungsartikel und ihre Äquivalente, wobei alle von ihnen bei besonderen Schwingungsfrequenzen zur Resonanz erregbar sind. Insbesondere eingeschlossen sind Stimmgabelaufbauten von einzel- oder doppelendigen Ausbildungen sowie Zinkenstimmungabelstrukturen.
"Optische Fasern" und "optische Energiewege" und äquivalente Ausdrücke beziehen sich auf einzelne oder mehrere optische Faserverbindungsleitungen.
Der Ausdruck "optische Energie", Licht oder Lichtfluß, bezieht sich hier auf elektromagnetische Strahlung mit Wellenlängen zwischen 0,1 und 100 um und umfaßt insbesondere Infrarot, Ultraviolett und sichtbare elektromagnetische Wellenenergie. Der Einfachheit halber werden solche elektromagnetischen Energien nachfolgend im allgemeinen und ohne Beschränkungen als "Licht", optischer Fluß oder optische Energie bezeichnet. Solche optische Energie wird auch als "stetig" oder "kontinuierlich" oder "unmoduliert" beschrieben, um diese zu unterscheiden von optischen Energiesignalen, die zum Tragen von Informationen modifiziert werden. Der Ausdruck "optische Energie" beinhaltet insbesondere koherente oder inkoherente Lichtenergie.
"Modulation" wird im weitesten Sinne gebraucht und es ist beabsichtigt, damit auszudrücken, einige Charakteristiken eines Lichtbündels so zu modifizieren, daß es nacheinander mit gegenwärtigen Werten eines anderen Signales variiert, und insbesondere werden darunter Amplitudenmodulationen und Frequenzmodulationen verstanden. "Unmodulierte optische Energie" bedeutet demnach hier optische Energie, das in diesem Sinne nicht moduliert wird.
"Monochromatisch" bezieht sich auf optische Energie, die aus einer einzigen Wellenlänge besteht. "Gerichtetes Licht" bezieht sich auf optische Energie, die in einer bestimmten Richtung im wesentlichen parallele Strahlen aufweist. "Fluid" schließt Gase und/oder Flüssigkeiten ein. Der Ausdruck "Kraft" wird gebraucht, um irgendeinen physikalischen Parameter oder ein Phänomen zu beschreiben, das fähig ist, einen Körper zu bewegen oder seine Bewegung zu verändern und insbesondere schließt er flächenbezogene Kraft (Druck) und irgendwelche Parameter oder Phänomene ein, die zu einer Umwandlung in Druck fähig sind. "Photothermischer Effekt" und "photokinetischer Effekt" beziehen sich auf das Phänomen, bei welchen Photonen, die auf eine geeignete Oberfläche oder Oberflächenbeschichtung treffen, eine lokalisierte Erhitzung bewirken, wobei diese Erhitzung dazu ausreicht, eine lokale Expansion der Beschichtung oder des Substrats zu bewirken und damit eine Bewegung zu produzieren.
Erfindungsgemäß ist eine Vorrichtung zum Antreiben eines mechanischen Resonators aus einer optischen Energiequelle mit Resonatormitteln zur Modulation der optischen Energie, mit Mitteln zur Zusammenführung der optischen Energie mit dem mechanischen Resonator und mit Mitteln zum Anwenden der optischen Energie zum mechanischen Antrieb des Resonators gekennzeichnet durch optische interferometrische Mittel zur Umwandlung der optischen Energie in eine vibrierende Bewegung des Resonators, wobei die Umwandlung im wesentlichen durch interferometrische Effekte erreicht wird, wenn ein Energieschwellwert für die ungedämpfte Schwingung des Resonators erreicht oder überschritten wird, wie in Patentanspruch 1 und in dem entsprechenden Verfahrensanspruch 16 definiert.
Die Erfindung bezieht sich deshalb auf einen selbstschwingenden, optisch gespeisten Resonanzsensor, der in der Verfahrensumgebung angeordnet ist und konfiguriert ist, um einen Meßwert, wie Druck, Differentialdruck, Kraft, Beschleunigung oder Temperatur zu erfassen. Eine Quelle unmodulierter optischer Energie führt optische Energie zur Sensorseite, bevorzugt über eine optische Faser. Die optische Energiequelle kann entfernt an geeigneter Stelle angeordnet sein, wie in einem Steuerraum, mit Erkennungsmitteln zum Empfangen von zurückreflektierter modulierter optischer Energie durch die Faser und einem Faserspalter. Dies bedeutet, daß modulierte Energie, in welcher sich die Modulation auf den Meßwert bezieht, entlang derselben optischen Faser zur entfernten Stelle zurückreflektiert wird.
Ein selbstschwingender Resonanzumwandler kann zum Gebrauch einer interferometrischen Technik bereitgestellt werden, in welcher die Bewegung einer vibrierenden mechanischen Resonanzstruktur wirksam einen Bereich der empfangenen optischen Energie moduliert und vorteilhafterweise einen Teil des modulierten Lichtes in mechanischer Energie mit Resonatorvibration umwandelt. Dies kann in solcher Weise ausgeführt werden, daß durch lokale Rückkopplung die Resonanzbewegung des vibrierenden Resonanzelementes vergrößert wird und dadurch die Schwingung aufrechterhält. Diese Funktionen der selbstschwingenden, das Resonanzelement enthaltenen Struktur können in einer Anzahl von praktischen Designs kombiniert werden. Diese Beschreibung schließt zwei spezielle Ausführungen ein. Die erste bevorzugte Ausführung macht Gebrauch vom Fabry-Perot-optischen Hohlraum Interferometerprinzip als integraler Teil eines selbstschwingenden Resonators. In einer zweiten bevorzugten Ausführung wird eine Michelson-interferometrische Technik gebraucht, um eine für einen selbstschwingenden Resonanzsensor erforderliche empfindliche Lichtmodulation zu erreichen. Es ist ein wesentlicher Vorteil der Erfindung, daß der positive Rückkopplungs-Schleifenverschluß, benötigt zur Aufrechterhaltung der Schwingungsbewegung, vollständig auf derselben Sensorseite angeordnet werden kann. Veränderungen dieser Ausführungen werden ebenfalls beschrieben.
Zahlreiche Ausführungsformen der hier beschriebenen Erfindung werden nach Studium der unterschiedlichen Zeichnungsfiguren offensichtlich werden.
Durchgezogene Linienpfeile werden gebraucht, um eine stetige Lichtrichtung anzuzeigen, während unterbrochene Linienpfeile gebraucht werden, um pulsierende oder modulierte Lichtrichtungen anzuzeigen. Gerichtetes Licht ist konventionell dargestellt, z.B. divergierend von einer Quelle, wobei das Licht an einer Linse ankommt, wo es in im wesentlichen parallele Richtungen konvergiert wird. In allen Figuren werden für dieselben Teile dieselben Bezugszeichen verwendet:
Fig. 1 ist ein vereinfachtes Blockdiagramm der Erfindung;
Fig. 2 zeigt die Grundprinzipien der Fabry-Perot-Interferometrie, angewendet auf ein einzelnes Bündel von parallelem monochromatischen Licht, das in einen transparenten Hohlraum einfällt;
Fig. 3 zeigt graphisch die Punkte, wenn sich eine hohe Modulationswirksamkeit gemäß der Erfindung ereignet;
Fig. 4 zeigt den photokinetischen Mechanismus der ersten bevorzugten Ausführungsform der Erfindung;
Fig. 5 zeigt die zeitliche Veränderung verschiedener Werte bezogen auf die Arbeitsweise der Vorrichtung nach Fig. 4;
Fig. 6 zeigt einen Doppelstimmgabelresonanzumwandler;
Fig. 7 zeigt einen Schnitt gemäß der Linie A-A in Fig. 6;
Fig. 8 zeigt geeignete Ruhewerte der Hohlraumbreite, welche eine positive Rückkopplung für die Ausführungsformen nach Fig. 6 und 7 bereitstellt;
Fig. 9 zeigt eine Ausführungsform der Erfindung, wobei das modulierte, transmittierte Lichtbündel aus der äußeren Oberfläche eines Stimmgabelzinkens zum Antrieb eines Resonators über eine Fotozelle heraustritt;
Fig. 10 zeigt eine alternative Ausführungsform, wobei eine oder beide der internen Hohlraumoberflächen der Doppelstimmgabel eine fotothermisch aktive Beschichtung einschließen;
Fig. 11 zeigt graphisch eine geeignete Ruhehohlraumbreite für die Ausführungsform nach Fig. 10;
Fig. 12 zeigt ein einfaches konventionelles Michelson- Interferometer;
Fig. 13 zeigt die Modulation eines transmittierten Lichtflusses, gezeigt für den Fall monochromatischen parallelen Lichtes, während der Zielspiegel in Fig. 12 sich bewegt;
Fig. 14 zeigt eine Verbesserung des Basis-Michelson- Interferometers zum Gebrauch mit einem Mikroresonator;
Fig. 15 zeigt die Veränderung im transmittierten Lichtfluß, während der Zielspiegel der Fig. 14 sich bewegt;
Fig. 16 zeigt eine Ansicht eines Michelson- Interferometers, in welcher ein Resonanzumwandler den bewegenden Spiegel des Michelson- Interferometers nach Fig. 14 ersetzt;
Fig. 17 zeigt eine vergrößerte Ansicht der Vorrichtung nach Fig. 16;
Fig. 18 bis 21 sind verschiedene Ansichten eines prismatischen Bündelspalters und Resonators, geeignet zum Gebrauch mit der Ausführungsform eines Michelson-Interferometers nach der Erfindung;
Fig. 22 ist eine andere Ansicht des prismatischen Bündelspalters; und
Fig. 23 zeigt ein alternatives Michelson-Antriebsschema mit einer Vierfachanschlußkupplung.
Im Blockdiagramm nach Fig. 1 ist das selbstschwingende Resonanzsensorsystem 10 dargestellt, welches einen mit optischer Energie versorgten Resonanzsensor 20, eine Lichtquelle 22, eine optische Faserleitung 24, einen Faserspalter 25 und Erkennungsmittel 26 aufweist und Ausgangsmittel 28 zur Produktion eines Ausgangssignals 30 einschließt.
Der selbstschwingende, mit optischer Energie versorgte Resonanzelementsensor 20 ist in der Verfahrensumgebung angeordnet und konfiguriert, um einen Meßwert von Interesse, wie Druck, Differentialdruck, Kraft, Beschleunigung oder Temperatur zu messen. Er ist verbunden mit der Lichtquelle 22 unmodulierter optischer Energie, vorzugsweise durch die optische Faser 24. Die optische Energiequelle kann entfernt an einem geeigneten Ort angeordnet sein, wie in einem Steuerraum, mit den Erkennungsmitteln 26 zum Empfang modulierter und zurückreflektierter optischer Energie über die Faser 24 und den Faserspalter 25. Die konventionellen Erkennungsmittel 26 und Ausgangsmittel 28 können verwendet werden, um die Lichtmodulationsfrequenz zu empfangen und diese umzuwandeln in den Wert des Meßwertes, um ein Ausgangssignal 30 zu erstellen.
Der selbstschwingende, mit optischer Energie versorgte Resonanzsensor 20, abgesehen davon, daß er den Meßwert mißt und ein optisches Frequenzsignal zurückgibt, kombiniert verschiedene neue Funktionen. Beim Gebrauch einer interferometrischen Technik moduliert die Bewegung der vibrierenden Struktur wirksam einen Bereich der empfangenen optischen Energie durch Reflektion. In einer zweiten Stufe wird ein Teil des modulierten Lichtes umgewandelt in mechanische Resonatorenergie zur Verfaserung durch den vorbeschriebenen fotothermischen Effekt. Dies wird in einer solchen Weise begleitet, daß durch positive Rückkopplung die Resonanzbewegung verstärkt wird. Die Schwingungsschleife wird an der Meßseite geschlossen.
Es ist bekannt, daß um als mit optischer Energie versorgter mechanischer Resonator zu funktionieren, die optisch-mechanische Schleife (gezeigt in Fig. 1) eine Schleifenausbeute haben muß, die gleich oder größer als 1 ist (siehe hierzu Gleichung I im Anhang).
Es sollte beachtet werden, daß der optisch mechanische Antrieb eine korrekte Phasenbeziehung zu dem modulierten Licht haben muß, um ein positive Rückkopplung zu geben.
Es gibt einen Grenzwert für die Quelle des unmodulierten Lichtflusses oder der Energie (I&sub0;), der überschritten werden muß, um eine Gesamtausbeute (G) größer als eins zu erreichen. Die erfindungsgemäße Vorrichtung sollte vorzugsweise ausreichende Werte an unmodulierten zu modulierten Lichtausbeuten (G&sub1;) und moduliertem Licht zu mechanischen Bewegungsausbeuten (G&sub2;) haben, so daß der Fluß (I&sub0;) auf wenige Mikrowatt reduziert werden kann. Dies sollte vorzugsweise konsistent mit einer preisgünstigen Lichtquelle und preisgünstigen optischen Faserleitungen sein.
Sobald die Energieversorgung der optischen Energiequelle gespeist wird, entwickeln sich koherente resonante Vibrationen im Sensor ausgehend von kleinen zufälligen Umgebungsgeräuschbewegungen, bis die Amplitude auf einen Wert angewachsen ist, wo die gesamte Schleifenausbeute auf 1 fällt. Vibrationen werden nicht undefinierbar groß werden, aufgrund der hohen Verluste bei hohen Amplituden und der inherenten, selbstbegrenzenden Natur von interferometrischen Modulationsschemas, wie nachfolgend näher beschrieben wird.
Die Art, in welcher diese Funktionen von Resonanzstrukturen mit einer Anzahl von praktischen Anordnungen kombiniert werden können, ist nachfolgend im Detail beschrieben, selbstverständlich nur zu erläuternden Zwecken. Die Erfindung schließt diese Beispiele und ihre Äquivalente ein. Die erste bevorzugte Ausführungsform macht Gebrauch von einem Fabry-Perot-optischen Hohlraum als integraler Teil eines selbst schwingenden Resonators.
In Fig. 2 ist ein einfallendes unmoduliertes Lichtbündel 40 gezeigt, welches Bündel einen Fluß (I&sub0;), einen teilweise reflektierenden Grenzbereich 42, einen einen optischen Fabry-Perot-Hohlraum 43 bildenden Hohlraum, einen teilweise reflektierenden Grenzbereich 44 und benachbarte transmittierte Strahlen 46,48 einschließt, die einen Teil des transmittierten Lichtflusses ((It)) bilden.
Fig. 2 zeigt schematisch das Bündel 40 unmodulierten Lichtflusses (I&sub0;), das auf den bereichsweise reflektierenden Grenzbereich 42 einfällt. Das Bündel wird geteilt in transmittierte Strahlen (It) und reflektierte Strahlen (Ir).
Die Fig. 2 und 3 zeigen wohlbekannte Prinzipien von Fabry- Perot-Interferometern, welche z.B. genauer beschrieben sind in Hecht, E. und Zajak, A., "Optics" (Addison-Wesley; Reading, MA. 1979, Seiten 306 bis 311). Ein Bündel von im wesentlichen parallelem und im wesentlichen monochromatischem Licht fällt auf den transparenten Hohlraum 43 der Figur 2 ein, der durch zwei bereichsweise reflektierende Grenzbereiche 42 und 44 begrenzt wird. Vielfache Reflektion und Transmission ereignet sich, unter Ausbildung einer reflektierten Bündelkomponente (Ir) und einer transmittierten Bündelkomponente (It). Die optische Wegdifferenz (OPT) zwischen zwei benachbarten Strahlen, wie 46 und 48, ist in der Gleichung II im Anhang dargestellt.
Weil die Hohlraumbreite anwächst, interferieren die individuellen reflektierten und transmittierten Wellen Ir und It, so daß die optische Energie in der reflektierten Bündelkomponente und in der transmittierten Bündelkomponente variiert, wie in Fig. 3 dargestellt. Die transmittierte Energie wird durch eine AIRY-Funktion gegeben, Gleichung III, siehe Fig. 6. Die AIRY-Funktion ist in "Optics", zuvor erwähnt, beschrieben.
Fig. 3 zeigt, wie die transmittierte und reflektierte optische Energie mit der Phasendifferenz zwischen benachbarten Strahlen, wie den Strahlen 46 und 48 in Fig. 2, variiert. Punkte P&sub1;, P&sub2;, usw. in Fig. 3 zeigen Werte von Phasenverschiebungen delta, wo It oder Ir sich sehr schnell bei kleinen Änderungen in der Größe delta verändern, dabei entsprechen sie gewünschten Arbeitswerten einer Phasendifferenz zur Maximierung der Lichtmodulation.
Die Differentialgleichung III (siehe Anhang) gibt diese delta-Werte an, wo die Modulationseffizienz ihr Maximum hat, oder deltamax ansteigend. Die entsprechenden gewünschten Werte der Hohlraumbreite x können dann aus Gleichung IV (siehe Anhang) erhalten werden. It fällt mit delta am Punkt P&sub1;, aber steigt mit delta am Punkt P&sub2;. Diese Wahl des Vorzeichens der Lichtmodulation in Bezug auf die Hohlraumbreite x wird gebraucht, um eine positive Rückkopplung in der selbstschwingenden Resonanzschleife sicherzustellen, wie nachfolgend beschrieben.
Der vorstehende kurze Überblick über Fabry-Perot-Interferenz kann ausgedehnt werden, um einfallendes Licht einzuschließen, welches nicht vollständig parallel oder nicht monochromatisch ist. Der Hohlraum kann interne Beschichtungen aufweisen, um die Reflektionsfähigkeit und dadurch ein Anwachsen des Kontrastes oder der "Finesse" von Interferenzgrenzen zu vergrößern. Absorptive Materialien können für diese interne Hohlraumbeschichtung verwendet werden, in welchem Falle eine Ausdehnung der zur Ableitung der Gleichung III, siehe Anhang, gebrauchten Standarttheorie zeigt, daß absorbiertes Licht mit einer Veränderung der Hohlraumbreite x variiert. Auf diese zusätzlichen Eigenschaften wird an geeigneten Stellen in der nachfolgenden Diskussion Bezug genommen. Es ist bevorzugt, daß die internen Hohlraumflächen optisch flach und parallel sind, bevorzugt innerhalb einer Fraktion einer Wellenlänge des eingesetzten Lichtes.
Der bevorzugte optisch-mechanische Antriebsmechanismus für den selbstschwingenden Resonator basiert auf dem photokinetischen Effekt, beschrieben in der US-Patentanmeldung 06/745,646, Seiten 4 und 5, nachfolgend beschrieben.
In Fig. 4a ist ein Metallfilm 55 auf der Oberfläche eines festen Bündelresonatorsubstrates 52 gezeigt, gesichert zwischen Endstützen 54.
Der photokinetische Effekt ist ein nicht vollständig verstandenes, komplexes Phänomen. Die nachfolgende Beschreibung erklärt die Haupteigenschaften dieses Effektes. Moduliertes Licht (Imod), das beispielsweise von einen geeignet auf dem Resonatorsubstrat 52 angeordneten Metallfilm 50 absorbiert wird, verursacht eine Expandierung des Filmes und resultiert in einer Verbiegung oder einer Scherkraft auf das darunterliegende Substrat durch differentielle Expansion. Dies ist der Spannungsmechanismus, der die Vibration antreibt. Der Resonator ist hier als festendiges Bündelresonatorsubstrat 52 gezeigt, welches fest zwischen Stützen 54 gehalten ist. Wenn die Frequenz und Phase des modulierten Lichtes mit der natürlichen Frequenz (Eigenfrequenz) der Resonanzstruktur übereinstimmt, wird der Resonator die Energie absorbieren und speichern als eine wachsende Bewegungsenergie. Mit anderen Worten vibriert das Bündel.
Die Phasenbeziehung zwischen dem modulierten Licht, das auf den Metallfilm 50 einfällt und der bei Resonanz induzierten Resonatorbewegung ist ein Faktor, um eine positive Rückkopplung in der optisch-mechanischen Schwingungsschleife zu erreichen. Z.B. ist es bevorzugt, wenn diese Phasenbeziehung so ist, daß das Bündel an seinem unteren Maximalwert ist und sich die Beschichtung (der Metallfilm) 15 unter maximaler Druckspannung befindet, wenn der Lichtfluß sich bei seinem Maximalwert befindet.
Diese empfehlenswerte Phasenbeziehung kann entstehen, wie folgend in Fig. 5 dargestellt. Der Temperaturanstieg (gezeigt als Temperaturänderung Delta T) im Metallfilm ist das Integral des Lichtflusses und liegt 90º hinter diesem. Der Film dehnt sich aus und verbindet sich in der Phase mit den lichtinduzierten Temperaturänderungen und resultiert in einer Bewegung des Bündels. Das Amplitudenmaximum des Bündels wird 90º hinter dem Spannungsmaximum hinterherlaufen. So, siehe Fig. 4, ist das Bündel bei seiner Minimalwertamplitude, wenn der auf den Metallfilm 50 einfallende Lichtfluß bei seinem Maximalwert ist.
In diesem Beispiel ist die Phasenbeziehung zwischen der Lichtintensität und der Bewegung so, daß die Resonatoramplitudenmaxima mit dem Lichtflußmaxima übereinstimmen. Die interferometrischen Modulationstechniken, die Lichtflußmaxima bei den Resonatorbewegungsmaxima produzieren, geben zusätzlich bedeutsam die Flexibilität, den Arbeitspunkt auf jeder Seite eines Interferenzrandes zu wählen, wie notwendig, um positive Rückkopplungen zu maximalisieren.
Das Vorhergehende umfaßt die Basis für die Implementation des physikalischen Phänomens, genannt photothermischer oder photokinetischer Effekt, der der vorliegenden Erfindung zugrundeliegt. Andere Implementationen mögen existieren. Z.B., abhängig vom Material des Resonators, mag ein Metallfilm nicht notwendig sein für die Licht - Hitze - kinetische Energieumwandlung.
Mit Bezug auf eine Beschreibung einer selbstschwingenden Resonanzstruktur, bei der diese Funktionen integriert werden, zeigen Fig. 6 bis 14 einen Resonanzumwandler 61 des Typs, bekannt unter der Bezeichnung Doppelstimmgabel (DTF). EerNisse US-Patent Nr. 4,372,173 ist ein Beispiel für eine solche Vorrichtung. Ein DTF ist gut bekannt als ausgewogene mechanische Struktur mit einem hohen Q (Q ist hier als Maß für die Schärfe der Resonanz oder Frequenzselektivität des Resonators). Bei Resonanz in der Grundart bewegen sich die Zinken hinein und heraus in Gegenphase mit einer Maximalamplitude im Zentrum. Wenn eine axiale Spannungskraft F in longitudinaler Richtung auf das DTF angewendet wird, steigt die Frequenz.
In Fig. 6 sind ein bereichsweise reflektierender Grenzbereich 42, welcher die Innenseitenoberfläche eines ersten Gabelzinkens 62 ist, ein Hohlraum 43, ein teilweise reflektierender Grenzbereich 44, welcher die Innenseitenoberfläche eines zweiten Gabelzinkens 64 ist, ein Metallfilm 50, Endstützen 54 (wenigstens einer von diesen ist normalerweise bewegbar in Antwort auf den Meßwert, welcher eine angewendete Kraft oder dessen Äquivalent sein kann, welcher die Druck- oder Zugspannung auf den Resonator 60 ändert), ein Doppelstimmgabelresonator 60, ein Resonanzelement 61, die äußere Oberfläche 66 des Zinken 62 und die äußere Oberfläche 68 des Zinkens 64 gezeigt.
In Fig. 7 sind ein Hohlraum 43, ein Metallfilm 50, ein erster Gabelzinken 62 und ein zweiter Gabelzinken 64 gezeigt.
Das in den Fig. 6 bis 14 gezeigte Design zeigt ein DTF, wo die Bündel ein kleines Weiten(w)-Dicken(t)-Verhältnis aufweisen, welches die Steifheit in der Richtung der Verbiegung reduziert. Dies zusammen mit einem hohen Q erleichtert relativ große Ausflüge des Bündels für einen gegebenen Betrag von absorbierter mechanischer Energie.
Der DTF-Resonator 60 nach der Erfindung ist mit Zinken 62, 64 ausgebildet, die optisch transparent sind. Die Innenoberflächen (teilweise reflektierende Grenzbereiche 42 und 44) des Raumes zwischen den Zinken 62, 64 formen einen Fabry-Perot-optischen Hohlraum 43, wie gezeigt und beschrieben in Fig. 2. Die Hohlraumbreite ("x") mag gewählt werden nahe an x(max ansteigend), wo die Lichtmodulation für kleine Schwingungen in x am größten ist, siehe Gleichung IV im Anhang und die Fabry-Perot-Interferometerdiskussion weiter oben.
In Fig. 6 und 7 ist ein Metallfilm 50 auf der äußeren Oberfläche 68 des Zinkens 64 angeordnet. Eine Anti-Reflektionsbeschichtung (nicht dargestellt) mag vorteilhafterweise auf der äußeren Oberfläche 66 des Zinkens 62 angeordnet sein. Der Metallfilm 50 absorbiert ein moduliertes Lichtbündel (It), transmittiert durch den Hohlraum 43, und sorgt für eine optisch-mechanische Energieumwandlung, wie vorher beschrieben in Verbindung mit Figuren 4 und 5. Der unmodulierte Lichtfluß I&sub0; und die reflektierten Strahlen Ir sind ebenfalls dargestellt.
Fig. 11 zeigt den Abstand x des Resthohlraums 43 in Übereinstimmung mit xmax anwachsend (das ist der Punkt des anwachsenden Maximums von It/I&sub0; gegen x), welcher für eine positive Rückkopplung sorgt, wie vorhergehend beschrieben.
In Fig. 9 sind ein Hohlraum 43, Endstützen 54, ein Doppelstimmgabelresonator 60, ein Resonanzumwandler 61, ein erster Gabelzinken 62, ein zweiter Gabelzinken 64, eine äußere Oberfläche 68 des Zinkens 64, ein Fotodetektor 70 und ein Umwandler 67 dargestellt.
Fig. 9 zeigt eine alternative Ausführungsform der Erfindung, in welcher das modulierte transmittierte Lichtbündel (It) aus der äußeren Oberfläche 68 des Zinkens 64 heraustritt und durch einen Fotodetektor 70 absorbiert wird oder einen Umwandler für Licht in elektrische Energie, wie eine Fotozelle. Die Oberflächen 66 und 68 sind vorteilhafterweise anti-reflektiv beschichtet. Die durch den Fotodetektor 70 produzierte elektrische Energie mag verwendet werden, um den Resonator 60 über den Impedanzumformer 67 anzutreiben. Dies mag durch konventionelle Mittel verwirklicht werden, so wie durch den piezoelektrischen Effekt, wenn der Resonator 60 aus piezoelektrischem Material, wie Kristallquarz oder seine Äquivalente, gebildet ist, oder durch einen daran angeordneten piezoelektrischen Film (nicht dargestellt), wie Zinkoxid (ZnO) für Substratmaterialien, die nicht piezoelektrisch aktiv sind. Letzteres ist in der US-Patentanmeldung 06/726,455 beschrieben.
Der Fotodetektor 70 mag direkt auf der unteren Oberfläche 68 des Zinkens 64 integriert sein. Dies ist insbesondere wahr, wenn das Substratmaterial Silikon oder ein Äquivalent ist, was allerdings nur ein Beispiel und keine Beschränkung darstellt.
Es gibt selbstverständlich andere elektromechanische Antriebsmechanismen, die dem hier einschlägigen Fachmann geläufig sind als Stand der Technik.
In Fig. 10 sind ein bereichsweise reflektierender Grenzbereich 42, der die Innenoberfläche eines Zinkens 62 bildet, ein Hohlraum 43, ein bereichsweise reflektierender Grenzbereich 44, der die Innenoberfläche eines Zinkens 64 bildet, Endstützen 54, bereichsweise reflektierende Beschichtungen oder Filme 53, 55, ein Resonator 60 und ein Resonanzumwandler 61 gezeigt.
In der alternativen Ausführungsform nach Fig. 10 ist eine oder sind beide internen Hohlraumzinkenoberflächen (teilweise reflektierende Grenzbereiche) 42 und 44 beschichtet mit einem bereichsweise reflektierenden Film 53, 55, von denen wenigstens einer aus bereichsweise absorbierenden oder photothermisch aktivem Material besteht. Ein Beispiel für ein geeignetes Material ist Molybden. Solch eine Molybdenschicht kann beispielsweise, aber nicht beschränkend zwischen 1 und 1000 nm dick sein.
Als Beispiel geben Schichten 53, 55 einer 10 nm dicken Molybdenschicht auf jeder Hohlraumoberfläche der bereichsweise reflektierenden Grenzbereiche 42 und 44 eines geschmolzenen Quarzresonatorzinkens 60 eine starke Veränderung von im Film absorbierten Licht, wenn die Breite x des Hohlraumes 43 variiert. Der Temperaturanstieg in Molybdenfilmen wird in einen photothermischen Antrieb für den Resonator resultieren.
Aus der vorhergehenden Beschreibung in Verbindung mit den Fig. 4 und 5 ist es offensichtlich, daß die Ruhehohlraumbreite 43 in solchen Fällen ausgewählt sein sollte, um eine positive Rückkopplung zu erhalten. Fig. 8 zeigt graphisch solche Stellen, wo x(max anwachsend) am größten ist.
Um zu verstehen, wie Selbstschwingungen mit sehr geringem optischen Energieniveau induziert werden können, ist eine Anzeige der Größe der Ausbeutefaktoren G&sub1; und G&sub2; für die vorhergehend mit Bezug zu den Figuren 6 bis 11 beschriebenen Strukturen in Ordnung. Als erstes Beispiel, nicht beschränkend für den Schutzumfang der Erfindung, mag eine Doppelstimmungabel (DTF) aus zwei optischen flachen Platten aus geschmolzenem Quarz gebildet sein, welche voneinander getrennt an den Enden und aneinander befestigt sind, wie in Fig. 6 und 7 dargestellt. Die Abmessungen solcher Platten oder Zinken 62,64 mögen im Bereich von w von 10&supmin;&sup6; bis 10&supmin;² m liegen, für t im Bereich von 110&supmin;&sup6; bis 10&supmin;² m und für m (wobei m die Länge des Schlitzes des DTF-Resonators 60 ist (Fig.6)) im Bereich von 10&supmin;&sup4; bis 10&supmin;¹ m liegen. Vorteilhafterweise beträgt w ungefähr 5 x 10&supmin;&sup5; m, t 5 x 10&supmin;&sup4; m und m 10&supmin;² m. Die vollständige Länge der Vorrichtung ist von einem bis viermal der Dimension m und vorzugszweise zweimal m, um eine geeignete Befestigung zu erlauben. Dieser Aufbau mag eine Grundartresonanz haben in der Größenordnung von 100 Hz bis 1 MHz. Im Falle der besonderen Dimensionen, vorstehend angegeben für einen Resonator aus geschmolzenem Quarz, ist die Grundartresonanz nahe 3 KHz, wenn die angewendete Axialkraft (F) nahe 0 ist. Wenn die Kraft (F) auf ungefähr 4,4 Newton (ungefähr ein Pfund Kraft) anwächst, welches ein Halbes des Brechungspunktes der Vorrichtung sein mag, wächst die Frequenz. In diesem speziellen Beispiel mag die Frequenz 10 KHz erreichen und einen großen dynamischen Bereich geeignet für den Gebrauch als Kraftsensor bereitstellen.
Wenn in den DTF's, gezeigt in den Figuren 6, 7 und 9, eine Viertelwellenlängenschicht oder ein Film 53, 55 eines dielektrischen Materials mit höherem Brechungsindex auf die Oberflächen (bereichsweise reflektierende Grenzbereiche) 42 und 44 vakuumbeschichtet wird, wird die Reflektivität (R) jeder Oberfläche anwachsen. Solche höheren Indexmaterialien schließen Zinksulfid (ZnS; Index über 2,30) und Titandioxid (TiO&sub2;; Index über 2,33) ein. Eine Viertelwellenlängenschicht Zinksulfid auf einem geschmolzen Quarzsubstrat resultiert in einer Reflektivität von 0,32 (R=0.32) bei 830 nm. Abwechselnde Schichten von hohen und niedrigen Indexmaterialien können auch verwendet werden. Solche niedrigen Indexmaterialien schließen Magnesiumfluorid (MgF&sub2;; Index über 1.38) und Silikondioxid (SiO&sub2;; Index über 1.45) ein. Eine Folge von Dreiviertelwellenlängenschichten, z.B. Zinksulfid, Magnesiumfluorid, Zinksulfid, beschichtet auf ein geschmolzenes Quarzsubstrat, resultiert in einer Reflektivität von 0,67 bei Lichtwellenlängen von über 830 nm.
Diese Techniken sind wohl bekannt im Stand der Technik optischer dünner Filme. In einem besonderen illustrativen Beispiel (aber nicht beschränkend) wählt man einen resultierenden Wert der Reflektivität (R) von 0.5, eine Wellenlänge von 830 nm, wobei der Hohlraum 43 entweder Luft oder Vakuum mit einem Index nc gleich 1 enthält und einen Einfallswinkel von 0. Mit Bezug auf Gleichung III zeigt eine Differentiation der Airy-Funktion in Kombination mit Gleichung IV (siehe Anhang), daß ein Wert von x(max anwachsend) gleich 0.026 plus 0.415 N um eine positive Rückkopplung geben wird. Hier ist N eine positive ganze Zahl oder 0 und liegt in der Größenordnung der Interferenz im Hohlraum.
Mit dem vorhergehenden illustrativen Wert von x(max anwachsend), ist die Ausbeute G&sub1; gleich 13.6/um für den idealen Fall monochromatischen und parallelen Lichts. Wenn N = 0 ist, kann die Modulationseffizienz sogar beim Gebrauch einer lichtemitierenden Dioden (LED)-Quelle mit einer typischen Wellenlänge ausgehend von 4 % der zentralen Wellenlänge und einer 100 um vielartigen optischen Faser erreicht werden, was in einem signifikanten Sprung im Winkel der einfallenden Strahlen auf den Hohlraum resultiert. Wenn N (die Interferenzordnung) anwächst, resultieren diese Faktoren in einer reduzierten Lichtmodulation, wenn die Ränder höherer Ordnung unscharf werden. Der Gebrauch einer Laserdiodenquelle und einer Einzelfaser mag den Rand der Breiten (x) des Hohlraumes 43 ausdehnen, was eine nützliche Lichtmodulation bewirken kann.
Selbstschwingungen können mit sehr geringen Lichtenergiewerten induziert werden. Um den Grenzwert der Selbstschwingung mit z.B. 10 uW einer optischen Energiequelle, geliefert zur vorbeschriebenen Vorrichtung, mit G&sub1; = 13.6/um zu erreichen, wird es offensichtlich sein, daß die Modulationsausbeute oder die Übertragungsfunktion (G&sub2;) wenigstens 7.4 nm/mW sein muß (Gleichung I, siehe Anhang). Die Kombination des Resonatordesigns (und des resultierenden Q), welches gespeicherte mechanische Energie in vibrierende Bewegung umwandelt, und des photokinetischen Antriebsmechanismusses, welcher modulierte optische Energie in mechanische Energie umwandelt, muß zusammen diesen Wert der Modulationsausbeute (G&sub2;) überschreiten. Dies mag mit dem zuvor beschriebenen Doppelstimmgabelresonator (DTF) erreicht werden. In der Praxis mag es für den selbstschwingenden Grenzwert bei sehr kleiner Bewegungsamplitude erforderlich sein, überschritten zu werden um einen Faktor von 2, um ein zuverlässiges Starten des Resonators aus der Ruheposition sicherzustellen. Es sollte beachtet werden, daß der Resonator Q durch eine Arbeitsweise in Vakuum gegenüber Luft verbessert wird.
Als anderes Beispiel kann Silikon (oder ein Silikonmaterial) als Resonatorsubstrat gebraucht werden. In diesem Falle mag eine Wellenlänge von ungefähr 1.3 um am geeignetsten sein. Silikon weist eine hohe Transmission für optische Energie bei Wellenlängen von 1.3 um auf. Dies ist auch eine geeignete Wellenlänge für geringverlustige optische Faserkommunikationsleitungen, was zusätzlich den Gebrauch von bereits verfügbaren, preisgünstigen optischen Faserleitungen und Komponenten ermöglicht. Die Reflektivität einer nackten, unbedeckten Silikon-Luft- oder Silikon-Vakuum-Zwischenfläche liegt ungefähr zwischen 0,3 und 1,3 um und der Umwandler in Fig. 6 wird eine optisch- mechanische Schleifenausbeute (G&sub1;) von ungefähr 4.6/um mit einer Hohlraumbreite ausgewählt nach Gleichung III und IV von x(max anwachsend) = 0.071 + 0.65 N um produzieren.
In der obigen Beschreibung des Resonanzelementes mit einem integrierten Fabry-Perot-Hohlraum wurde die Notwendigkeit eines präzise gesteuerten Hohlraumabstandes x(max anwachsend) erwähnt. Um die Herstellung zu erleichtern, mögen die beiden Zinken 62 und 64 der Figuren 6 und 10 so hergestellt werden, daß der Hohlraum 43 leicht keilförmig ist. Das bedeutet, daß die Hohlraumbreite an einem Ende etwas größer als am anderen Ende ist. Durch Justierung der Anordnung der beleuchteten optischen Faser und der Richtmittel, um eine beleuchtete Region des Hohlraumes mit der gewünschten Trennung auszuwählen, kann eine x(max anwachsend)-Kompensation für kleine Herstellungstoleranzen gemacht werden.
In der zweiten bevorzugten Ausführungsform der vorliegenden Erfindung werden die Prinzipien der Michelson-Interferometrie dargestellt, welche gebraucht werden können, um die für einen optischen selbstschwingenden Resonanzsensor erforderliche empfindliche Lichtmodulation zu erreichen.
In Fig. 12 sind eine optische Faser 24, eine erste Richtlinse 76, eine erste Ausgangslinse 78, ein Bündelspalter 80, ein erster (oder fixierter) Spiegel 82, ein zweiter (oder Ziel-)Spiegel 84 und ein transmittierter Lichtfluß 86 gezeigt.
Fig. 12 zeigt ein vereinfachtes konventionelles Michelson- Interferometer. Unmodulierte optische Energie von einer nicht dargestellten Lichtquelle wird über eine optische Faser 24 zugeführt und durch die Linse 76 gerichtet. Dieses Eingangslichtbündel, dargestellt als Lichtfluß (I&sub0;), wird durch den Bündelspalter 80 aufgespalten, welcher geeigneterweise ein konventioneller Würfelspalter sein mag. Der Lichtfluß (I&sub0;) wird geteilt in zwei gleiche Bereiche ohne Polarisationspräferenz für Zwecke dieser Ausführungsform. Die Spiegel 82 und 84 führen die Lichtenergie zum Bündelspalter zurück. Zwei Ausgangsbündel resultieren daraus. Ein Bündel wird durch die Linse 78 gerichtet, welches als transmittiertes Lichtflußbündel 86 (It) austritt. Das andere Bündel (reflektiertes Bündel Ir) wird über die optische Faserleitung 24 zurückgeführt. Man stelle sich vor (nur für Erklärungszwecke), daß der erste Spiegel 82 als fest anzusehen sei und daß der zweite Spiegel 84 eine bewegende oder vibrierende Oberfläche aufweise mit reflektierenden Charakteristiken. Für diesen Zweck werde die Vorrichtung betrachtet als Teil einer Resonanzsensoreinheit.
Der transmittierte Lichtfluß (It) ist gemäß Fig. 13 für den Fall von gerichtetem monochromatischen Licht moduliert, welches parallel durch den Interferometer ist. Spiegel und Bündelspalterverluste seien für die Erläuterungszwecke vernachlässigt. In dem Falle, wo der Bündelspalter das Licht ohne Polarisationspräferenz gleich aufteilt, wird die Veränderung von It mit der Bewegung des zweiten Spiegels 84 angegeben durch die Gleichung V (siehe Anhang). Wenn die beiden Arme des Interferometers gleich sind, resultiert eine konstruktive Interferenz und es ist das Maximum. Wenn der Spiegel 84 sich mit einem Abstand von einer Viertelwellenlänge in der jeweiligen Richtung bewegt, ist die Interferenz zerstört und es ist das Minimum. Im Idealfalle ist die Modulation des Ausgangsbündels von I&sub0; bis 0 und die reflektierte Lichtenergie (Ir) und das transmittierte Licht (It) sind komplementär.
Die konventionelle einfache Michelson-Interferometeranordnung nach Fig. 13 ist jedoch nicht ideal geeignet zur Verwendung mit einem Resonanzelement als sich bewegender Spiegel. Das System kann vorteilhafterweise zum Gebrauch in Kombination mit Resonanzelementen zum Messen eines Meßwertes, wie bei der vorliegenden Erfindung, modifiziert werden.
In Fig. 14 sind eine Lichtquelle 22, eine optische Faser 24, ein Bündelspalter 25, Erkennungsmittel 26, sowie eine erste Richtlinse 76, eine erste Ausgangslinse 78, ein Bündelspalter 80, ein erster befestigter Spiegel 82, ein Zielspiegel 84, und ein transmittierter Lichtfluß 86 gezeigt.
Nach den in Fig. 14 gezeigten Verbesserungen ist die Linse 76 lesejustiert worden, um das Lichtbündel durch den Interferometer zu einem Focus auf den beiden Spiegeln 82,84 zu focussieren. Der schmale Bündelfocus am Spiegel 84 ist nun kompatibel mit dem schmalen reflektiven Oberflächenbereich eines Resonanzumwandlers. Zusätzlich ist das Konvergenzbündel-Michelson-Interferometer viel weniger empfindlich, um eine Nichtausrichtung der Spiegel 82 und 84 zu tilgen.
In Fig. 15 ist das Interferenzbild (eines Konvergenzbündel- Michelson-Interferometers) gezeigt und ausgewählte Arbeitspunkte 100, 102, 104 und 106.
Fig. 15 zeigt die resultierende Veränderung im transmittierten Lichtfluß (It), wenn sich der zweite Zielspiegel 84 bewegt. Die hellen und dunklen Randbereiche verlieren ihren Kontrast, wenn der Spiegel 84 sich signifikant von einer Nullweglängendifferenz wegbewegt.
Bei nahezu Nullweglängendifferenz (ZPD) ist das System im wesentlichen so effizient als Lichtmodulator wie ein konventionelles Michelson-Interferometer, gezeigt in Figuren 12 und 13. Außerdem, selbst wenn eine Breitbandlichtquelle gebraucht wird, ist eine Randmodulation nahe ZPD virtuell undegradiert und Gleichung V kann wiederum angewendet werden, um die Modulationseffizienz zu berechnen. Es ist bevorzugt, daß die Arbeitsweise nahe der Region ZPD durchgeführt wird, diese Bedingung läßt sich leicht durch die gegenwärtige Erfindung erfüllen.
Eine Differentation der Gleichung V (siehe Anhang) zeigt, daß die Empfindlichkeit zur Modulation zu einer optisch-mechanischen Wellenausbeute (siehe Gleichung VI im Anhang) führt, welche vergleichbar ist mit der Modulationseffizienz eines idealen Fabry-Perot-Resonators, vorhergehend diskutiert, mit einer Reflektivität R = 0.3 bei derselben Wellenlänge. Das bedeutet, daß die hier diskutierte Version der Erfindung, basierend auf einem modifizierten Michelson- Interferometer, gleich empfindlich und lebensfähig ist, wie die vorher diskutierte Fabry-Perot-Version.
Die auf einem focussierten Bündel-Michelson-Interferometer basierende Technik ist deshalb geeignet für empfindliche Lichtmodulation in einem selbstschwingenden Resonanzelementumwandler. Im Gegensatz zu der Fabry-Perot-Hohlraumtechnik nach der ersten Ausführungsform, welche in den Resonator selbst integriert ist, mag die auf den Michelson- Interferometer basierende Technik mit einer großen Vielzahl von Resonanzstrukturen gebraucht werden, so wie Bänder, die in Torsion oder Biegung vibrieren, Stimmgabeln, DTF's-Hohlbündel, geradlinige Bündel und ihre Äquivalente.
Um die selbstschwingende Schleife zu vervollständigen, sollte das modulierte Ausgangsbündel zum Antreiben des Rensonanzelementes benutzt werden. Dies mag dadurch begleitet werden, daß das modulierte Licht zum Beispiel auf einen Metallfilm auf dem Resonator gerichtet wird, wo der Metallfilm die optische Energie mit einer Bewegung des Resonators durch den photothermischen Effekt koppeln kann. Alternativ mag der Lichtfluß auf eine Fotozelle gerichtet und von dieser absorbiert werden und umgewandelt werden in elektrische Energie. Die elektrische Energie mag dann gebraucht werden, um den Resonator elektromechanisch oder elektromagnetisch anzutreiben. Die Phase sollte so ausgewählt werden, daß eine positive Rückkopplung optimiert wird. Das resultierende komplementäre modulierte Lichtbündel, zurückgeführt zur Quelle, trägt die modulierende Frequenz und ist so bezogen auf die gemessene Meßwertinformation und zurückgeführt zu dem entfernt angeordneten Kontrollraum.
Zwei Ansichten von oben und von der Seite eines optischen selbst schwingenden Sensors 111 mit einem Konvergenzbündel- Michelson-Interferometer sind in den Fig. 16 und 17 dargestellt.
Gezeigt in Fig. 16 sind eine optische Faser 24, eine erste Richtlinse 76, ein Bündelspalter 80, ein fester Spiegel 82, eine reflektierende Oberfläche oder ein Spiegel 84 eines Resonanzelementes, ein sphärischer Spiegel 88, ein Resonanzumwandler 90, ein erster Zinken 94 und ein zweiter Zinken 96.
In Fig. 17 sind ein Zielspiegel 84, ein sphärischer Spiegel 88, ein Resonanzumwandler 90, Endbefestigungen 92, ein erster Zinken 94, ein zweiter Zinken 96 und eine photothermisch aktive Beschichtung 98 gezeigt.
Die Zinken 94 und 96 sind unterstützt zwischen Befestigungen 92, so daß eine axiale Kraft (F) bezogen auf einen Meßwert angewendet werden kann. Eine reflektierende Beschichtung, die, wenn erforderlich, metallisch sein kann und vorzugsweise als Spiegel 84 ausgebildet ist, ist auf der äußeren Kante des zweiten Zinkens 96 angeordnet. Eine photothermisch aktive Beschichtung 98, z.B. aus Molybden (und dessen Substituten und Äquivalente) auf einem Quarzsubstrat (und seinen Substituten und Äquivalenten) mag auf der Außenkante des Zinkens 96 nahe der DTF-Gabel in der dargestellten Anordnung angeordnet sein. Andere Anordnungen sind ebenfalls möglich.
Das DTF mag aus jedem geeigneten Material gebildet sein; Kristallquarze, geschmolzene Quarze oder Silikon sind nur Beispiele. Metallsubstrate können auch gebraucht werden, in welchem Falle die photothermische aktive Beschichtung 98 oder die reflektierende Spiegelbeschichtung 84 dann nicht notwendig sein mag. Die Ausgangslinse 78 der Fig. 14 ist bevorzugt ersetzt durch einen sphärischen Spiegel 88, so daß die modulierte optische Energie It auf dem Resonator an der photothermisch aktiven Stelle der Beschichtung 98 zur Bereitstellung eines photokinetischen Antriebes focussiert werden kann. Jedoch kann auch eine Ausgangslinse 78 und eine optische Faser angeordnet werden, um dieselbe Funktion zu erfüllen.
Es wird durch die Beschreibung der Figuren 4 und 5 und 12 bis 15 offensichtlich sein, daß um eine positive Rückkopplung in der optisch-mechanischen selbstschwingenden Schleife zu erreichen, das Interferometer so justiert werden sollte, daß das zu der Beschichtungsstelle 98 gelieferte Ausgangslichtbündel It nahe des Arbeitspunktes 100 der Interferenzanordnung, gezeigt in Fig. 15, ist. Z.B. mag der Resonator 90 in seiner Ruheposition ungefähr lambda/8 (eine Achtelwellenlänge) näher am Bündelspalter sein als der feste Spiegel. Anordnungen, wie der Arbeitspunkt 104 oder 106, mögen verwendet werden, aber die maximale Modulation und somit der maximale Ausbeutefaktor G&sub1; ist nahe dem Punkt 100 erreichbar.
Die erste bevorzugte Ausführungsform, vorhergehend beschrieben, gebraucht einen Fabry-Perot-optischen Resonator, integral mit einem mechanischen Resonanzumwandler. Diese Anordnung weist eine inherente Zurückweisung von gemeinsamen Artbewegungen des Resonanzumwandlers als Ganzes relativ zur Anordnungsstruktur und dem Lichtlieferungssystem auf. In der auf dem Michelson-Interferometer basierenden Technik wird jede Bewegung des Bündelspaltes 80 und des fixierten Spiegels 82 relativ zum Resonator 90 in einer ungewünschten Lichtmodulation resultieren.
Entsprechend der ersten Ausführungsform der Erfindung mag ein prismatischer Bündelspalter gebraucht werden, um die ungewünschten Effekte benachbarter Vibrationen und thermisch induzierter Dimensionswechsel zu vermeiden. Dies ist in Fig. 18 bis 21 gezeigt. Der spezielle prismatische Bündelspalter 110 ist so ausgebildet, daß beide Michelson-Interferometer-Bündel parallel eingestellt werden können, so daß sie von zwei benachbarten Stellen auf einem bewegenden Resonator reflektiert werden können, welche Stellen eine differentielle Bewegung in der gewünschten Resonanzart haben. Auf diesem Weg ist die Lichtmodulation ein Resultat der gewünschten Resonanzvibration im Unterschied zu gemeinsamer Artbewegung des Resonators im Vergleich zu dem prismatischen Bündelspalter oder der Anordnungsstruktur.
In Fig. 18 sind eine optische Faser 24, eine erste Richtlinse 76, eine Ausgangslinse 78, ein Bündelspalter 80, Endbefestigungen 92, ein Torsionsbandresonator 108, ein optischer selbstschwingender Sensor 111, eine prismatische Eintrittsfläche 112, eine erste prismatische 45º-Dachfläche 114, eine zweite prismatische 45º-Dachfläche 116, eine prismatische Ausgangsfläche 120 und ein spezieller prismatischer Bündelspalter 110 gezeigt. In Fig. 19 sind eine prismatische Eingangsfläche 112, eine erste prismatische 45º-Dachfläche 114 und eine prismatische Bodenoberfläche 118 gezeigt. Gezeigt in Figuren 20 sind eine zweite prismatische 45º-Dachfläche 116, eine prismatische Bodenoberfläche 118 und eine prismatische Ausgangsfläche 120. In Fig. 21 sind ein Torsionsbandresonator 108, eine prismatische Eingangsfläche 112, eine erste prismatische 45º-Dachfläche 114 und eine prismatische Bodenoberfläche 118 gezeigt.
Das in Fig. 18 dargestellte Resonanzelement ist ein Torsionsbandresonator 108, so daß, wenn die reflektierende Spiegeloberfläche 82 (siehe Fig. 21) sich gegen den prismatischen Bündelspalter 110 bewegt, sich die reflektierende Spiegeloberfläche 84 wegbewegt. Gemeinsame Artbewegung der reflektierenden Oberflächen der Spiegel 82 und 84 wirkt auf beide Arme der interferometrischen Anordnung gleichermaßen, so daß dies nicht zu einer Lichtmodulation führt. Die gewünschte Torsionsart hat einen Drück-Zieheffekt auf die Interferometerarme und resultiert in einer Verdopplung der Modulationsempfindlichkeit verglichen mit den Anordnungen nach Fig. 16 und 17.
Fig. 18 bis 21 zeigen unterschiedliche Projektionen des neuen prismatischen Bündelspalters. Die Lichtwege sind recht schwierig, dreidimensional darzustellen, so daß die Figuren 18 bis 21 den prismatischen Bündelspalter in ebener Ansicht, in Vorderansicht, in Seitenansicht und in Rückansicht zeigen. Ein einfallender Lichtfluß I&sub0; tritt durch eine Fläche 112 in dem prismatischen Bündelspalter 110 ein und wird durch die Halbspiegelbeschichtung 80 des Bündelspalters geteilt. Der transmittierte Bereich des Lichtflusses trifft die 45º-Dachfläche 114 und wird abwärts durch die Bodenoberfläche 118 des prismatischen Bündelspalters 110 gerichtet, um auf den Resonator 80 im Spiegelbereich 82 zu focussieren. Der Bereich des durch den Bündelspalter 80 des Prismas 110 reflektierten Lichtflusses trifft auf die 45º-Dachfläche 116 und wird in ähnlicher Weise abwärts durch die Bodenoberfläche 118 des Prismas 110 gerichtet, um auf dem Resonator 108 bei der Beschichtung 84 zu focussieren. Das modulierte Ausgangsbündel It tritt aus der Fläche 120 aus und kann gebraucht werden, um den Resonator in irgendeiner der vielen, dem Fachmann bekannten Weisen anzutreiben, einschließlich der Verfahren, die als photokinetisch und "optisch-elektrisch" und "elektrooptisch" einschließlich der Umwandlungsstufe von Licht zu Elektrizität bekannt sind.
Durch die Auswahl geeigneter Winkel für die Prismenflächen 112 und 120 können die Eingangs- (I&sub0;) und Ausgangs- (It) Wege (durch Brechung) entlang einer Achse des Resonators liegend eingestellt werden und so eine sehr kompakte optische Sensoranordnung erzeugen.
Im Falle der in den Figuren 18 bis 22 gezeigten prismatischen Bündelspaltermittel tritt Licht auf die Fläche CDH (112) ein und wird durch die Beschichtung BDH (80) in transmittierte und reflektierte Spaltbündel gespalten, die vollständig intern reflektiert werden von den Flächen ABH (114) und BCH (116) jeweils vor dem Austreten aus den Flächen ABD (118) und BCD, um jeweils auf retroreflektierende Oberflächen des Resonators zu treffen. Das resultierende, rekombinierte und modulierte transmittierte Bündel tritt aus der Fläche ADH (120) aus und das rekombinierte und modulierte reflektierte Bündel tritt aus der Fläche CDH (112) zurück zur Quelle aus.
In einer alternativen Ausführungsform kann ein Michelson- Interferometer gebildet werden, welches optische Fasern und einen Faserspalter verwendet, um die Notwendigkeit einer Vielzahl optischer Komponenten zu vermeiden. Die die Spaltbündel transportierenden optischen Fasern mögen nahe an reflektierenden Stellen auf dem Resonator enden und so eine differentielle Bewegung wahrnehmen, während sie sich gegen gemeinsame Arten ungewünschter Bewegungen unterscheiden.
In noch einer anderen Ausführungsform kann ein integrierter optischer Spalter verwendet werden.
Die Vorrichtung nach Fig. 23 arbeitet mit einer stetigen Lichtquelle 22, die ein Bündel stetigen Lichts entlang einer optischen Faserstrecke 24 zu einer Vierstellen-Kupplung 131 bei einem Eintrittspunkt t bereitstellt, in welchem die Kupplung das ankommende Licht in zwei interne Wege auftrennt, um jeweils auf Spiegel 82 und 84 über Kanäle v und w zu scheinen. Die Spiegel 82 und 84 sind Oberflächenzonen auf dem Resonator 108. Abwechselnde Torsionsschwingungen des Resonators 108 variieren das von dem Spiegel zurück in die Kanäle v und w reflektierte Licht (modulieren das Licht entsprechend der Schwingungsfrequenz des Resonators). Die Resonanzfrequenz des Resonators 108 mag in Bezug auf einen externen Wert, der gemessen werden mag, variiert werden. Ein Bereich des modulierten Lichtes ist entlang einer optischen Faserleitung 24 zurückgeführt und trägt die Frequenz des Resonators und ein anderer Bereich wird gebraucht, um den Resonator anzutreiben durch postive Rückkopplung durch die optische Faserleitung 133. Dieser letzte Bereich des modulierten Lichtes wird gebraucht, um den Resonator 108 in Resonanzschwingungen anzutreiben, wie z.B. durch den vorhergehend beschriebenen photokinetischen Effekt oder durch andere dem Fachmann bekannte Verfahren.
Die Erfindung ist nicht beschränkt auf die vorhergehend beschriebenen Ausführungsformen. Andere interferometrische Techniken können angewendet werden, um eine selbst- schwingende optisch mechanische Schwingungsschleife für die Erfindung zu bilden, wie in den Patentansprüchen beansprucht.
Andere interferometrische Techniken können eingesetzt werden, so wie diese dem Fachmann bekannt sind. Z.B. könnten zwei Bereiche eines Resonators, welche relativ zueinander biegbar sind, als Spiegel in dem klassischen Fresnel-Doppelspiegelexperiment gebraucht werden, resultierend in einer empfindlichen Lichtmodulation. Auch andere interf erometrische Modulationstechniken können angewendet werden.

Anhang

A. Die folgende Gleichung I zeigt, daß die optisch-mechanische Schleifenausbeute mindestens eins für eine aufrechterhaltene Schwingung sein muß: Wenn G&sub1; = (Imod/I&sub0;) (I Delta x) und
G&sub2; = (Delta x)/(Imod) .... Gleichung I ist,
dann gilt für selbst aufrechterhaltene Schwingungen
G = I&sub0;G&sub1;G&sub2;> 1, wobei:
G ist die Gesamtausbeute der optisch-mechanischen Schleife,
G&sub1; ist die Ausbeute oder die Transferfunktion für unmoduliertes Licht zu moduliertem Licht durch den vibrierenden Resonator,
G&sub2; ist die Ausbeute oder die Transferfunktion für moduliertes Licht zur Verursachung einer vibrierenden Bewegung des Resonators,
I&sub0; ist der unmodulierte Lichtfluß oder die einfallende optische Energie oder die Resonanzstruktur,
Imod ist die Beleuchtungsdichte des modulierten Lichtflusses,
Delta x ist die Bewegungsamplitude der Resonanzstruktur unter der Voraussetzung, daß die Lichtmodulation und die Resonatorbewegung die korrekte Phase für eine positive Rückkopplung haben.
B. Die folgende Gleichung II ist ein Ausdruck für die optische Wegdifferenz und die Phase zwischen benachbarten transmittierten Strahlen, gezeigt in Fig. 2.
Wo OPD die optische Wegedifferenz zwischen zwei benachbarten und transmittierten Strahlen (siehe auch Fig. 2; Strahlen 46 und 48) ist, ist die Wegdifferenz zwischen benachbarten transmittierten Strahlen:
Delta = (4 pi x nc/lambda) cos theta Gleichung II
OPD = 2 x nc cos theta,
wobei:
lambda ist die Wellenlänge in Vakuum,
nc ist der Brechungsindex des Mediums innerhalb des Hohlraumes;
theta ist der Winkel des Einfalls der Strahlen innerhalb des Hohlraumes,
x ist die Hohlraumbreite.
C. Der Ausdruck der Airy-Funktion A ist
wobei: F = 4R/(1-R)² ist der Genauigkeitskoeffizient;
R ist der Reflektionskoeffizient jedes Hohlraumgrenzbereiches (42 und 44) isoliert gemessen.
D. Die folgende Gleichung IV zeigt, wie die Hohlraumbreite xmax anwachsend ausgewählt werden kann, um die Modulationsempfindlichkeit zu maximalisieren:
x(max anwachsend) = lambda/4 pi . DELTA(max anwachsend) + N lambda/2 nc cos theta Gleichung IV
wobei N = 0, 1, 2 ...
E. Gleichung V beschreibt die Veränderung des transmittierten Lichtes mit der optischen Wegdifferenz für ein ideales Michelson-Interferometer, wie in Fig. 12 und 13 gezeigt:
It = I&sub0;/2 [1 + cos (4 pi x/lambda)] Gleichung V
F. Gleichung VI zeigt, daß die ausreichende optisch-mechanische Schleifenausbeute verfügbar ist für aufrechterhaltende Schwingung, wenn praktische Werte der Parameter gebraucht werden.
G&sub1; = i/lo (dlt/dx) max = ± 2 pi/lambda Gleichung VI
wenn x = ± lambda/8
für lambda = 830 nm, lambda/8 = 0.104 um und G&sub1; = 7.6/um

Claims

1. Vorrichtung zum Antreiben eines mechanischen Resonators aus einer optischen Energiequelle mit Resonatormitteln (60) zur Modulation der optischen Energie, mit Mitteln (24) zur Zusammenführung der optischen Energie mit dem mechanischen Resonator und mit Mitteln zum Anwenden der optischen Energie zum mechanischen Antrieb des Resonators, gekennzeichnet durch interferometrische Mittel (40,50,53,55,88,89) zur Umwandlung der optischen Energie in eine vibrierende Bewegung des Resonators, wobei die Umwandlung im wesentlichen durch interferometrische Effekte erreicht wird, wenn ein Energieschwellwert für die ungedämpfte Schwingung des Resonators (60) erreicht oder überschritten wird.

2. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Produkt der Ausbeute (G&sub1;) des von der Quelle modulierten Lichtes und der Ausbeute (G&sub2;) des zu mechanischer Bewegung modulierten Lichtes der Umwandlung multipliziert mit der gegenwärtigen optischen Energie (I&sub0;) wenigstens eins ist.

3. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der ungedämpfte Schwingungsschwellwert des Resonators (60) um einen Faktor größer als zwei überschritten wird.

4. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Resonator (60) in einem Vakuum angeordnet ist.

5. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der vibrierende Resonator (60) das Licht moduliert.

6. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Resonatormittel (60) ein Resonanzband (108) umfassen.

7. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Resonator (60) wenigstens ein mechanisches Bündelelement (52,62,64) umfaßt.

8. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die optischen interferometrischen Mittel einen Fabry- Perot-Hohlraum (43) umfassen.

9. Vorrichtung nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß diese außerdem dünne Filmbeschichtungen (53,55) umfaßt, die zur Verbesserung der Feinheit des optischen Fabry-Perot-Hohlraumes (43) gebraucht werden.

10. Vorrichtung nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß bereichsweise absorbierende dünne Filmbeschichtungen (53,55) in dem optischen Fabry-Perot-Hohlraum (43) gebraucht werden, um direkt durch den photothermischen Effekt die optische Energie in Bewegung des Resonators (60) umzuwandeln.

11. Vorrichtung nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der Fabry-Perot-Hohlraum (53) keilförmig ausgebildet ist.

12. Vorrichtung nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der Fabry-Perot-Hohlraum (43) annähernd von nullter oder geringer Interferenzordnung ist, so daß nicht monochromatisches Licht und verschiedenartige optische Fasern gebraucht werden können.

13. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Fabry-Perot-Hohlraum (43) integral mit dem vibrierenden Resonator (60) ausgebildet ist.

14. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die optischen interferometrischen Mittel einen Michelson-Interferometer (80,82,84) umfassen.

15. Vorrichtung nach Anspruch 14, dadurch gekennzeichnet, daß die optischen interferometrischen Mittel ein Konvergenzbündel-Michelson-Interferometer (76,80,82,84) sind.

16. Verfahren zum Messen eines physikalischen Parameters oder Meßwertes an einer Meßstelle, dadurch gekennzeichnet, daß es folgende Schritte umfaßt

a) Erzeugen eines Bündels optischer Energie;

b) Verbinden der optischen Energie mit der Meßstelle;

c) Beziehen des Meßwertes auf die Frequenz des vibrierenden Resonators, so daß die Resonanzfrequenz in Bezug auf Wechsel des Meßwertes variiert;

d) Modulieren wenigstens eines Teils der optischen Energie durch optische Interferometrie und

e) Umwandeln mittels interferometrischer Mittel des wenigstens einen Teils der modulierten optischen Energie in mechanische Energie des Resonators als darauf wirkende Vibrationsbewegung, wenn ein Energieschwellwert für ungedämpfte Schwingung des vibrierenden Resonators erreicht oder überschritten wird.

17. Verfahren nach Anspruch 16, dadurch gekennzeichnet, daß die Erzeugung einer optischen Energiequelle an einem von der Meßstelle getrennten ersten Ort abläuft und daß es außerdem den Schritt umfaßt, wenigstens einen Teil der modulierten optischen Energie zu dem ersten Ort zurückzuführen.

18. Verfahren nach Anspruch 17, dadurch gekennzeichnet, daß die optische Energiequelle mit der Meßstelle durch optische Faserverbindungsmittel verbunden ist und daß die modulierte optische Energie mit dem ersten Ort über optische Faserverbindungen verbunden ist.

19. Verfahren nach Anspruch 18, dadurch gekennzeichnet, daß die optischen Faserverbindungsmittel eine einzelne optische Faserverbindung sind.