DE69718745T2

DE69718745T2 - Optischer Faserkreisel mit mehreren Betriebsarten

Info

Publication number: DE69718745T2
Application number: DE69718745T
Authority: DE
Inventors: Jean-Thierry Audren; Philippe Delaye; Geerald Roosen
Original assignee: Sagem SA
Current assignee: Sagem SA
Priority date: 1996-10-21
Filing date: 1997-10-20
Publication date: 2003-06-12
Anticipated expiration: 2017-10-21
Also published as: US5898497A; CA2218803A1; EP0837302B1; FR2754893A1; CA2218803C; EP0837302A1; DE69718745D1; FR2754893B1

Description

Die vorliegende Erfindung bezieht sich auf faseroptische Gyroskope.
Faseroptische Gyroskope sind bereits bekannt.
Sie umfassen im allgemeinen, wie schematisch in Fig. 1 dargestellt ist, ein Laser-Emissionsmodul 1 und ein Detektionmodul 2, die über einen Koppler 7 und ein Y-förmiges Verbindungsglied 8 mit einer Schleife aus optischer Faser 3 verbunden sind, sowie Modulationsmittel 4, die auf Höhe der Eingangs- und Ausgangsenden der Schleife angeordnet sind, in der Nähe des in Fig. 1 durch A bezeichneten Punkts, an dem sich die Enden der Schleife 3 zusammenfügen. Diese Mittel 4 werden durch ein Behandlungsmittel 5 gesteuert, zu dem die Ausgangssignale von Modul 2 gesendet werden.
Solche Gyroskope nutzen den Sagnac-Effekt, der innerhalb der Schleife auftritt, sobald diese einer Rotation um ihre Achse unterworfen wird.
Die Welle, die in Rotationsrichtung läuft, erfährt eine Phasenverschiebung φ&sub1; von:
mit:
K = Wellenzahl = 2π/λ
R = Radius der Spule
L = Länge der optischen Wegstrecke in der Faser
Ω = Winkelgeschwindigkeit
λ = Wellenlänge
C = Lichtgeschwindigkeit
während die Welle, die in Gegenrichtung läuft, eine Phasenverschiebung φ&sub2; erfährt, von:
Das Detektionsmodul 2 und die Behandlungseinheit 5 erlauben theoretisch im Ausgangssignal die Phasenverschiebung:
zu messen. Dieses Ausgangssignal entspricht der Interferenz der beiden sich am Punkt A wiedertreffenden Wellen, nachdem sie durch die gesamte Spule gelaufen sind.
In Realität ist allerdings der Term KL deutlich größer als das Verhältnis
das Werte von 1015 erreichen kann.
Folglich versteht man, daß eine gute Funktionsweise der faseroptischen Gyroskope eine genaue Gegengleichheit der beiden gegensinnigen optischen Strecken voraussetzt. Das bedeutet, daß der Term KL in der Gleichung für φ&sub1; exakt gleich dem Term KL in der Gleichung für φ&sub2; sein muß.
Aus diesem Grund arbeiten faseroptische Gyroskope normalerweise ausschließlich mit polarisationserhaltenden Mono-Mode- Fasern. Im Fall von Multi-Mode-Fasern wären die Resultate für einen Aufbau, wie er in Fig. 1 dargestellt ist, gestört durch die Mischungen und Interferenzen zwischen den verschiedenen Moden, die jeweils einem unterschiedlichen Wert von L entsprechen.
Polarisationserhaltende Mono-Mode-Fasern sind jedoch in der Herstellung sehr viel teuerer als Multi-Mode-Fasern.
Ein Ziel der Erfindung ist deshalb, ein Multi-Mode-Faser- Gyroskop vorzuschlagen, bei dem die verschiedenen Moden korrekt rekombiniert werden, ohne daß deren Wellen untereinander interferieren.
Um dieses Problem zu lösen wurde bereits vorgeschlagen, phasenkonjugierende Multi-Mode-Faser-Gyroskope zu realisieren.
Es sei daran erinnert, daß phasenkonjugierende Materialien (mißbräuchlich auch phasenkonjugierende "Spiegel" genannt) nicht-lineare Materialien sind, beispielsweise photorefraktive Kristalle, in denen die Interferenz zwischen einer einfallenden Welle und einer Pumpwelle Indexgitter erzeugen. Die konjugierte Welle, die am Ausgang eines solchen Kristalls erhalten wird, ist das Resultat der Beugung der Pumpwelle an diesem Indexgitter.
Nun ist aber der Aufbau der Indexgitter sehr langsam gegenüber der Zeit, die das Licht braucht, um diese Indexgitter in den photorefraktiven Materialien zu durchqueren, so daß sich eine schnelle Veränderung der Parameter der einfallenden Welle nicht in der konjugierten Welle wiederfindet, während sich die schnellen Veränderungen der Parameter der Pumpwelle in der konjugierten Welle wiederfinden.
Aus diesen Gründen weisen die bislang vorgeschlagenen phasenkonjugierenden Gyroskope lange Reaktionszeiten auf.
Beispielsweise zeigt man mit den Aufbauten phasenkonjugierender Gyroskope, wie sie vorgeschlagen sind in:
[1] FR 2 503 862 - "Dispositifoptique interferometrique avec miroir(s) à conjugaison de phase, en particulier gyrométre lase" - C. Bordé - CNRS;
[2] Applied Optics, Vol. 25, Nr. 7, 1. April 1986, "Phase conjugate fiber optic gyro",
daß sich in der Schleife des Gyroskops eine Phasenverschiebung Δφ, die sich in einer Zeitspanne ausbildet, die kleiner ist als die Reaktionszeit des phasenkonjugierenden Kristalls, je nachdem ob diese Phasenverschiebung reziprok ist oder nicht, durch eine Phasenverschiebung von Δφ oder von -Δφ im detektierten Ausgangssignal äußert, während für eine Phasenverschiebung, die sich in einer Zeitspanne ausbildet, die größer ist als die Reaktionszeit des Kristalls, die Phasenverschiebung des detektierten Ausgangssignals 2 Δφ ist.
[3] EP 79268 - Michelson-Typ Interferometer mit photorefraktivem Spiegel.
In den Aufbauten selbstgepumpter Gyroskope mit phasenkonjugierenden Spiegeln, wie sie vorgeschlagen werden in:
[4] Optics Letters, Vol. 11, Nr. 10, Oktober 1986, "Self pumped phase conjugate fiber optic gyro",
[5] Optics letters, Vol. 12, Nr. 12, Dezember 1987. "Phase conjugate multimode fiber gyro", C*W. H. Chen, P. J. Wang,
[6] SPIE, Vol. 838, Fiber optic and laser sensors, 1987, "Phase conjugate fiber optic gyroscope with multimode fibers",
[7] Yasuo Tamita, IEEE Journal of quantum electronics, Vol. 25, Nr. 3, März 1989, "Polarization and spatial recovery by modal dispersal and phase conjugaison-: properties and applications",
äußert sich ebenso eine Phasenverschiebung Δφ in der Schleife des Gyroskops, die sich in einer Zeitspanne ausbildet, die kleiner ist als die Reaktionszeit des phasenkonjugierenden Kristalls, je nachdem ob diese Phasenverschiebung reziprok ist oder nicht, durch eine Phasenverschiebung von 2 Δφ oder von 0 im detektierten Ausgangssignal, während für eine Phasenverschiebung, die sich in einer Zeitspanne ausbildet, die größer ist als die Reaktionszeit des Kristalls, die Phasenverschiebung des detektierten Ausgangssignals 2 Δφ ist.
Folglich ist es mit Gyroskopen und phasenkonjugierenden Gyroskopen herkömmlicher Art nicht möglich, mit Signalen zu arbeiten, deren Frequenz größer ist als die Frequenz, die der Reaktionszeit des phasenkonjugierenden Kristalls des entsprechenden Gyroskops entspricht.
Insbesondere verhindern diese langen Reaktionszeiten eine Benutzung dieser phasenkonjugierenden Gyroskope mit Modulationen der Phasenverschiebung, wie sie durch die Behandlungseinheit 5 und die Modulationsmittel 4 aus dem Aufbau in Fig. 1 realisiert sind. Diese Modulationen der Phasenverschiebung erfordern schnelle Reaktionszeiten.
Nun haben sich aber die Behandlungen zur Phasenverschiebung, die es erlauben sich der starken Nichtlinearität im Verhältnis der Detektorleistung als Funktion der Phase zu entledigen, als wesentlich für eine gute Funktionsweise der aktuellen Gyroskope erwiesen.
Die Erfindung schlägt nun ihrerseits ein phasenkonjugierendes Multimode-Faser-Gyroskop vor, das diese Nachteile nicht aufweist.
Die Lösung gemäß der Erfindung besteht darin, eine Vorrichtung zu benutzen, die einen doppelt-phasenkonjugierenden "Spiegel" bildet, der auf solche Weise in der Schleife angeordnet ist, daß das Licht an dieser Vorrichtung beiderseits der Vorrichtung ankommt, und die Phasenkonjugation auf der einen Seite und der anderen Seite der Vorrichtung durch die Welle gepumpt wird, die an deren Seite ankommt, die der Seite gegenüberliegt, von der die konjugierte Welle austritt.
Weitere Eigenschaften und Vorteile der Erfindung gehen aus der folgenden Beschreibung hervor. Diese Beschreibung ist rein beispielhaft und nicht einschränkend. Sie sollte unter Bezug auf die beigefügten Figuren gelesen werden, von denen:
Fig. 1, die schon analysiert wurde, eine schematische Darstellung eines herkömmlichen faseroptischen Gyroskops ist;
Fig. 2 eine schematische Darstellung eines Gyroskops ist, entsprechend eines Ausführungsbeispiels der Erfindung;
Fig. 3 schließlich eine schematische Darstellung eines Details der Fig. 2 ist.
Das in Fig. 2 dargestellte faseroptische Gyroskop umfaßt, auf gleiche Weise wie das Gyroskop aus Fig. 1, eine Emissionseinheit 11 und eine Detektionseinheit 12, die durch einen Koppler und ein Y-förmiges Verbindungsglied 18 mit einer optischen Spule 13 verbunden sind, die Modulationsmittel 14 aufweist.
Ebenso umfaßt es eine Behandlungseinheit 15, die diese Modulationsmittel 14 steuert und zu der die Ausgangssignale von Modul 12 gesendet werden.
Die optische Schleife 13 ist eine Schleife aus Multi-Mode- Faser, in die eine Vorrichtung 16 integriert ist, die einen doppelt-phasenkonjugierenden "Spiegel" darstellt. Für eine allgemeine Darstellung des doppelt-phasenkonjugierenden Spiegels sei vorzugsweise verwiesen auf:
[8] CRONIN GOLOMB - Applied physics letters 47,1131 - 1985.
[9] WEISS STERNKLAR FISHER - Optics letters, Vol. 12 - Nr. 2, Seite 114, 115-1987.
Die beiden Zweige der Schleife 13 beiderseits des Spiegels 16 sind durch L1 und L2 bezeichnet.
Die Phasenkonjugation auf der einen und der anderen Seite des "Spiegels" 16 wird durch die Welle gepumpt, die an der Seite ankommt, die der Seite gegenüberliegt, aus det die konjugierte Welle austritt.
Dieser Aspekt ist in Fig. 3 darstellt, in der die gepunkteten Linien das Phänomen der Phasenkonjugation darstellen, während die gestrichpunktete Linie das Phänomen der Beugung darstellt.
Die Funktionsweise dieses Aufbaus kann auf zwei verschiedene Weisen verstanden werden, je nachdem ob sich die Phasenvariationen der im Verhältnis zu "Spiegel" 16 einfallenden Wellen im Vergleich zur Reaktionszeit des "Spiegels" schnell oder langsam ausbilden.
Im Fall schneller Phasenverschiebungen kann das Gyroskop als klassisches Gyroskop betrachtet werden, in dem Sinn, daß der optische Strahl, der auf der Vorrichtung 16 über den Zweig L1 (bzw. L2) ankommt, diese Vorrichtung 16 durchquert und dabei gebeugt wird und sich danach in Zweig L2 (bzw. L1) ausbreitet, bevor er in Punkt A der Verbindung der Zweige L1 und L2 rekombiniert wird.
In anderen Worten, schnelle Phasenverschiebungen der Pumpwelle finden sich auf den Wellen wieder, die am Punkt A ankommen, nachdem sie die Schleife 13 in beiden Richtungen durchlaufen haben.
Folglich übersetzt sich eine reziproke Phasenverschiebung Δφ in der Schleife 13 in eine Phasenverschiebung Null des am Punkt A rekombinierten Signals, während sich eine nichtreziproke Phasenverschiebung Δφ in eine Phasenverschiebung 2 Δφ des rekombinierten Ausgangssignals übersetzt.
Den Fall langsamer Phasenverschiebungen kann man so betrachten, daß die Vorrichtung 16 ihre Rolle als phasenkonjugierender "Spiegel" spielt.
Das Licht, das auf dem Kristall 16 über den Zweig L1 (bzw. L2) ankommt, wird in diesem Zweig unter Phasenkonjugation "reflektiert" und wird über den Zweig L1 (bzw. L2) wieder ausgesandt, bevor es in Punkt A rekombiniert wird.
Selbstverständlich übersetzt sich eine reziproke Phasenverschiebung in der Schleife 13 für jeden der Zweige L1 und L2 in eine Phasenverschiebung Null im Hin- und Rück-Signal, das im Punkt A ankommt, um dort rekombiniert zu werden.
Eine nichtreziproke Phasenverschiebung Δφ in der Schleife 13 übersetzt sich in eine Phasenverschiebung von 2 Δφ im rekombinierten Signal.
Folglich ist die Empfindlichkeit des Gyroskops für schnelle und langsame Phasenverschiebungen gleich groß. In beiden Fällen ist die Phasenverschiebung der rekombinierten Welle aufgrund des Sagnac-Effekts von der Größe
Folglich verfügt man über ein phasenkonjugierendes Multi- Mode-Faser-Gyroskop, das eine gleichförmige Empfindlichkeit an den Eingängen aufweist.
Eine der Konsequenzen ist, daß es mit solch einem Aufbau aus Multi-Mode-Faser möglich ist, über die Mittel 14 und die Einheit 15 eine Modulation der Eingangssignale der Schleife 13 zu realisieren. Diese Modulationen des rekombinierten Signals und deren Behandlungen können beispielsweise des Typs sein, wie sie in EP 0 359 66 oder EP 0 455 530 beschrieben sind, auf die hier vorzugsweise verwiesen sei.
Der phasenkonjugierende "Spiegel" 16 besteht vorzugsweise aus einem photorefraktivem Kristall, der einen Betrieb auch bei schwacher Leistung der Pumpwelle erlaubt, beispielsweise ein Kristall aus Bismutoxid und Silizium (BSO oder Bil2 SiO20) oder aus Bariumtitanat (TiO3 Ba).
Jedenfalls empfiehlt es sich darauf hinzuweisen, daß die Phasenkonjugation in den photorefraktiven Materialien im Allgemeinen für eine einzelne Polarisation des Lichts stattfindet.
Um diese Schwierigkeit zu umgehen, sind mehrere Lösungen in Betracht zu ziehen.
Eine der Lösungen besteht darin, zwischen die Module 11 und 12 und die Schleife 13 einen Mono-Mode-Raumfilter zu setten, der zum Beispiel aus einem Stück Mono-Mode-Faser realisiert ist, das möglicherweise die Polarisation zwischen dem Koppler 17 und dem Strahlteiler 18 erhält - sowie möglicherweise einen Polarisator 19 (Fig. 2).
Am Ausgang des Strahlteilers 18 wird das Licht in die Multi-Mode-Faser der Schleife 13 eingekoppelt.
Es wird sich daraufhin in dieser Schleife 13 ausbreiten entsprechend der Vielzahl an Moden, die eine große Vielfalt an Polarisationen beim Eintreffen auf dem phasenkonjugierenden "Spiegel" 16 erzeugen. Die Teile der einfallenden Welle, die gemäß der aktiven Achse des Kristalls polarisiert sind, werden das Phänomen der doppelten Phasenkonjugation erzeugen, gemäß der gleichen Propagationsmoden bis zum Strahlteiler 18 zurücklaufen und schließlich in den Mono-Mode-Leiter des Strahlteilers eintreten können.
Die beiden orthogonal zur aktiven Achse des Kristalls polarisierten Anteile werden zufällig an dem für die andere Polarisation konstruierten Gitter gebeugt werden und werden zum Strahlteiler für die Moden ohne Beziehung zu den hinlaufenden Moden zurücklaufen. Die Kopplung mit dem Mono-Mode-Strahlteiler 18 wird deshalb sehr schwach sein und das Licht wird dort nur sehr schwach eindringen können.
Eine Verbesserung dieser Lösung ist dadurch gegeben, daß man für den doppelt-phasenkonjugierenden Spiegel einen doppelbrechenden Kristall wählt, der die Polarisationen räumlich trennt um diejenige der beiden zu eliminieren, die nicht konjugiert und gebeugt werden wird. Dies läuft darauf hinaus, einen Polarisator auf jede Seite des Kristalls zu setzen.
Eine weitere Lösung besteht darin, für die Realisation des phasenkonjugierenden "Spiegels" 16 einen Kristall zu wählen, der fähig ist, beide Polarisationen zu konjugieren, beispielsweise der BSO.
Der BSO besitzt nämlich zusätzlich zu seiner photorefraktiven Eigenschaft, die für die Phasenkonjugation genutzt wird, eine optische Aktivität. Aufgrund dieser Eigenschaft dreht sich die Polarisation des Lichts im Laufe der Propagation durch den Kristall. Entsprechend der verwendeten Wellenlänge kann sie eine komplette Umrundung innerhalb weniger Millimeter erfahren. Desweiteren ist die Phasenkonjugation für jede Polarisation in unterschiedlichen Abschnitten des Kristalls rechtwinklig zur mittleren Ausbreitungsrichtung realisiert. Eine Voraussetzung für die Funktionsweise ist, daß das Licht, das von jeder Seite in den Kristall eintritt, mehrere Polarisationen aufweist, damit Interferenzen notwendigerweise für jede der Polarisation stattfinden. Das erreicht man, indem man sicherstellt, daß eine Vielzahl verschiedener Moden bei der Ausbreitung in der Faser benutzt werden, wobei die Verschiedenartigkeit der Moden die Verschiedenartigkeit der Polarisationen erzeugt.
Andere Lösungen als die beiden oben dargestellten Lösungen sind natürlich auch möglich.
Insbesondere könnte man gleichermaßen Vorrichtungen vorsehen, für Strahlteilung, Drehung und Rekombination, des Typs, wie sie beispielsweise in der oben zitierten Referenz [3] beschrieben sind.
Desweiteren wählt man vorzugsweise die beiden Zweige L1 und L2 der Schleife 13 ungefähr gleich lang, was es erlaubt, die Empfindlichkeit des Gyroskops bezüglich der ständigen Adaption des Kristalls an die Fortplanzungen der Wellenfront zu minimieren.
Bemerkenswert ist, daß wenn man sich in die Mitte der Spule der Schleife 13 setzt, der Sagnac-Effekt in den Zweigen L1 und L2 gegenläufige Wellen erzeugt, deren Phasenverschiebungen gleich und von umgekehrten Vorzeichen sind. Da ihre Ausbreitungsrichtungen entgegengesetzt sind, bleiben die beiden Wellen in Phase (die eine Welle läuft vorwärts, während die andere rückläufig ist), was genau das Phänomen ist, das man im allgemeinen mit den dazwischenliegenden Phasenmodulationsmitteln 14 zu realisieren versucht, die gewöhnlich mit gleichen Amplituden und umgekehrter Phase benutzt werden. Infolgedessen erscheint die Positionierung des phasenkonjugierenden "Spiegels" 16 in der Mitte der Schleife als besonders interessant.
Gleichermaßen wird das Y-förmige Verbindungsglied 17 genau symmetrisch gewählt derart, daß die Lichtleistungen, die auf den beiden Seiten des Kristalls ankommen, so weit als möglich gleich groß sind und die Funktion des Kristalls dadurch optimal ist.
Es sei darauf verwiesen, daß der "Spiegel" 16 gegenüber dieser Position leicht verschoben ist. Er erfährt - neben der leichten Phasenverschiebung aufgrund der Unsymmetrie des Sagnac-Effekts - Verschiebungsspitzen, bei denen die Interferenzen gegenphasig sind und dazu tendieren, ein weiteres, unerwünschtes Gitter einzuschreiben. Diese Verschiebung ist akzeptabel; solange das Verhältnis 2d/L klein bleibt - wobei d die Verschiebung des "Spiegels" 16 gegenüber der Mitte der Schleife 13 ist und L die Länge der Faser ist. Beispielsweise ist für eine Länge der Schleife von 1 km, eine Verschiebung von 5 cm ohne weiteres tolerierbar (2d/L = 10-4).
Im Übigen ist es vorzuziehen, daß die einfallende Welle und die Pumpwelle keine genaue zeitliche Kohärenz aufweisen, was parasitäre Effekte im Kristall bewirken würde. Die Interferenzen müßten jedoch im Kristall räumlich kohärent bleiben, was erforderlich macht, daß die Koherenzlänge Lc der Quelle 11 größer ist als die Dicke e, die in der Vorrichtung 16 durchquert wird.
Um diese beiden Bedingungen zu erfüllen, reicht es aus, die beiden Ungleichungen
2d > LC > e
zu erfüllen, wobei die Ungleichung 2d > Lc über die Unsymmetrie des Pfades die erste Bedingung der temporären Inkohärenz bewirkt.

Claims

1. Gyroskop, vom Typ umfassend eine Schleife (13) aus Multi-Mode-Lichtfaserkabel, in dem das Licht in einer Richtung und einer anderen propagiert, bevor es rekombiniert wird, sowie eine Vorrichtung (16), die einen phasenkonjugierenden "Spiegel" bildet, dadurch gekennzeichnet, daß diese Vorrichtung (16) ein doppelt-phasenkonjugierender "Spiegel" ist und auf solche Weise in der Schleife (13) angeordnet ist, daß das Licht auf dieser Vorrichtung von deren einen und deren anderen Seite ankommt, und besagte Vorrichtung so angepaßt ist, daß das einfallende Licht auf jeder Seite der Vorrichtung als Pumpwelle für die Phasenkonjugation der auf der anderen Seite der Vorrichtung einfallenden Welle dient.

2. Gyroskop nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß es zwischen einerseits den Mitteln zur Emission (11) des Lichtstrahls und den Mitteln zum Nachweis (12) des rekombinierten Signals und andererseits der Verbindung (A-18) der Enden der Schleife (13) Mittel zur Mono-Mode-Filterung umfaßt.

3. Gyroskop nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß es außerdem Polarisationsmittel (19) zwischen einerseits den Mitteln zur Emission (11) des Lichtstrahls und den Mitteln zum Nachweis (12) des rekombinierten Signals und andererseits der Verbindung (A-18) der Enden der Schleife (13) umfaßt.

4. Gyroskop nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß die Vorrichtung (16), die einen doppelt-phasenkonjugierenden "Spiegel" bildet, ein photorefraktiver Kristall ist.

5. Gyroskop nach den kombinierten Ansprüchen 3 und 4, dadurch gekennzeichnet, daß der Kristall (16) doppelbrechend ist.

6. Gyroskop nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß der Kristall (16) derart ist, daß er beide Polarisationen konjugieren kann, beispielsweise ein BSO-Kristall.

7. Gyroskop nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß die beiden Zweige (L1, L2) der Schleife beiderseits dieser Vorrichtung (16), die einen doppeltphasenkonjugierenden "Spiegel" bildet, im wesentlichen von gleicher Länge sind.

8. Gyroskop nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß das optische Element (18), das die Verbindung zwischen den beiden Enden der Schleife (13) bildet, symmetrisch ist.

9. Gyroskop nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß seine Emissionsquelle (11) eine Kohärenzlänge Lc liefert, so daß gilt

2d > Lc > e,

wobei e die Dicke der Vorrichtung (16) ist, die einen doppeltphasenkonjugierenden "Spiegel" bildet, und d die Versetzung dieser Vorrichtung (16) gegenüber der Mitte der Schleife (13) ist.

10. Gyroskop nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß es Mittel zum Phasenmodulieren (14, 15) der Signale am Eingang der Schleife (13) umfaßt.