SE504772C2 - En fiberoptisk sensor i form av en Fabry-Pérot-interferometer med det ena eller båda strålreflekterande elementen utförda som ett Bragg-gitter - Google Patents

Description

504 772 10 15 20 25 30 35 gitterlinjer som bidragit till reflexionen. Detta är inte bara en definition utan även en fysisk följd av att det reflekterade ljuset samtidigt uppfyller reflexionsvillkoret.

En teknik som ofta beskrivits för att öka gittrets bandbredd är att ändra gitter- konstanten längs med gittrets längd och då få en så kallad "chirped gratlng" dvs ett stigande gitter. Då skulle ljus av ett bredare spektrum kunna reflekteras i samma gitter vilket då naturligtvis skulle få större bandbredd i karakteristiken. Ljusets olika våglängder skulle dock inte reflekteras från samma område i gittret, något som utnyttjats av Kersey and Davis, 1994, för att mäta töjningar med fiberoptiska Michelson-interferometrar. Michelson-interferometem är en konstruktion där man mäter skillnadema i optisk väglångd mellan tvâ av varandra oberoende armar, en mätarm och en referensarm. Ljuset leds uti de två armama, reflekteras, för att sedan interferera när de möts igen. För att utnyttja funktionen hos ett stigande (chirpat) Bragg-gitter i interferometern används det som reflektor i mätarmen och ljuset som används är monokromatiskt och koherent. När mätarmen och gittret töjs flyttas inte bara gittret i sin helhet utan även reflexionens tyngdpunkt inuti gittret vilket medför en ytterligare ökad optisk vägskillnad. Stigningen (chirpningen) i gittret fungerar med andra ord som en mekanisk signalförstärkning av mätstorheten.

Från den mekaniskt signalförstärkta Michelson-interferometem kan det diskuteras hur långt steget är till en mekaniskt signalförstärkt Fabry-Pérot-interferometer. I figur 1 ses en Fabry-Pérot-interferometer med reflektorer av stigande (chirpade) Bragg-gitter BG. Positionen av reflexionens tyngdpunkt inom ett stigande (chirpat) Bragg-gitter kallas xr_ Fabry-Pérot-interferometern är en interferometer där både den modulerade ljusstrålen och referensstrålen går samma väg eller i samma fiber.

Strålarna delas genom en halvgenomskinlig spegel där det reflekterade ljuset utgör referensstrålen och det transmitterade ljuset får passera mätområdet L för att sedan reflekterasi en andra spegel och tillbaka genom den halvgenomskinliga spegeln varefter de två strålama kan interferera. Vad en dylik sensor känner av är förändringar av den optiska våglängden över mätområdet mellan speglama såsom en förskjutning e av speglarna i förhållande till varandra, vilket för en sensor kan orsakas av exempelvis en pålagd töjning. De två speglarna kan naturligtvis utgöras av Bragg-gitter istället. l en mekaniskt signalförstärkt Fabry-Pérot-interferometer skulle de två speglarna utgöras av stigande (chirpade) gitter där stigningama har varierande eller motriktad lutning. En pålagd töjnlng skulle då inte bara orsaka en förskjutning av speglarna i förhållande till varandra utan även förflytta reflexionens tyngdpunkti gittren och på så sätt få ökat utslag. 10 15 20 25 30 35 3 504 772 Föreliggande uppfinning avser inte en signalförstärkt Fabry-Pérot-interferometer i sig eftersom det kan diskuteras om en sådan skall anses närliggande i förhållande till känd teknik, utan en sensor innefattande en sådan interferometer, som görs invariant för vissa icke önskade mätstorheter genom att den innehåller minst ett gitter med speciellt utformad stignlng (chirpning). Detta sker genom att uppfin- ningen får den utformning som framgår av det självständiga patentkravet. Lämpliga utföringsformer av uppfinningen anges i det osjälvständiga patentkraven.

Uppfinningen kommeri det följande att beskrivas närmare under hänvisning till bifogade ritningar, där fig. 1 visar en Fabry-Pérot-interferometer med reflektorer av stigande (chirpade) Bragg-gitter, visar fasändringen som funktion av töjning och temperatur i en ordi- när Fabry-Pérot-interferometer med raka Bragg-gitter som reflektorer, visar ett exempel på stigningsfunktionen Ao(x) i Bragg-gittret, fig. 2 fig. 3 fig. 4 visar fasändringen som funktion av töjningar och temperatur för en temperaturkompenserad Fabry-Pérot-interferometer, visar Fasändringen som funktion av töjning och temperatur för en inbakad Fabry-Pérot-interferometer med raka gitter som reflektorer fig. s och fig. 6 visar fasändringen som funktion av töjning och temperatur för en inbakad Fabry-Pérot-interferometer med gitter med temperatur- kompenserande stignlng.

Den signal som erhålls från en interferometer representerar en optisk fasskillnad.

Hos en interferometer bestäms denna fasskillnad av skillnaden i optisk våglängd mellan två reflexioner. Denna optiska vägskillnad påverkas sedan av flera faktorer såsom: 1) temperatur 2) mekaniska töjningar i olika riktningar 3) förändringar i glasets brytningsindex orsakade av 1) och 2) 4) förändringen av läget hos centrum av det område i ett stigande (chirpat) gitter där reflexionsvillkoret uppfylls, även detta orsakat av 1) och 2) Principen som realiseras vid uppfinningen är att kontrollera 4) genom att styra stig- ningen hos bragg-gittret så att den sammanlagda förändringen av den optiska väg- 504 772 10 15 20 25 30 35 skillnaden, orsakad av en godtycklig mätstorhet av 1) eller 2) samt 3) och 4) blir noll under påverkan.

Detta är möjligt endast för att förändringama i 4) orsakade av temperatur och mekaniska töjningar inte är likfonniga mot hur dessa storheter direkt påverkar den optiska vägskillnaden i interferometem utanför gittret.

På detta sätt skulle en sensor som selektivt är invariant för vissa storheter erhållas.

Den viktigaste tillämpningen bedöms vara en temperaturinvariant töjningssensor, men även andra typer av sensorer kan baseras på samma koncept. Några är: - Töjningssensor invariant för transversella töjningar - Töjningssensor invariant för longitudinella töjningar - Temperatursensor invariant för longitudinella töjningar - Sensor för akustiska vågor invariant för globala töjningar l den följande teoridelen bevisas att ovanstående är möjligt under givna förutsätt- ningar vilka i sin tur är hämtade från litteraturen och experimentellt arbete. Vidare beskrivs i teoridelen också temperaturinvarianta töjningssensorer för två fall, ett där sensom är fri och ett där sensorn är inbakad i ett korslaminat av kolfiber/epoxi- komposit. Det finns även en beskrivning av töjningssensorer som är invarianta för både longitudinella och transversella töjningar. l samtliga dessa beskrivningar ingår hur stigningen (chirpningen) av gittret skall utformas för att nå önskad effekt. Fallet med den inbakade sensom illustrerar ett exempel på hur lösningens form anpassas för ändrade randvillkor. l en praktisk tillämpning av sensorn förväntas emellertid stigningsalgoritmen behöva justeras för att kompensera för diverse avvikelser från det teoretiska fallet. Stigningsalgoritmens form måste dock vara den som är given i lösningen.

Analysen visar att orsaken till att konceptet fungerar är den lyckliga omständig- heten att brytnings index i fiberkärnan påverkas av töjningar i högre grad inuti än utanför gittret, samt av temperatur i lägre grad inuti gittret än utanför detsamma.

Denna olikhet skulle kunna bero på strukturell ortotropi i glasets strukturi gittret.

Nya rön beträffande fysiken bakom Bragg-gitteri optiska fibrer gör gällande att exponering av fibem för UV-ljus bland annat kontraherar atomstrukturen, s. k. kompaktering, vilket följaktligen ökar densiteten och brytningsindex lokalt i glaset.

När Bragg-gitter skrivs eller tillverkas i optiska fibrer exponeras kärnan i fibem för ett interferensmönster av UV-laserljus så att brytningsindex och densiteten kommer 10 15 20 25 30 35 5 504 772 att variera periodiskt längs fibern i från någon bråkdel av en mm upp till flera tiotals mm. Perioden är typiskt ca 500 nm och radien på käman är typiskt ca 5 um. Detta inducerar då en lokal strukturell ortotropi vid tillverkningen men även inre restspän- ningar. Båda dessa resultat kan till viss del förklara den noterade skillnaden i töjnings- och temperaturberoende hos brytningsindex inuti och utanför gittret.

Teoridel I den fortsatta beskrivningen används följande beteckningar.

ACXI Temperaturutvidgningskoefficient Gitterkonstant Gittrets stigningsfunktion vid icke belastat tillstånd Liten variation Töjning Töjning ix-led orsakad av temperaturutvidgning Töjning i y-led orsakad av temperaturutvidgning Töjning i z-led orsakad av temperaturutvidgning Optisk våglängd Vågtal, för radianer och grader: Densitet Densitet vid icke belastat tillstånd Spänning Brytningsindex Brytningsindex vid icke belastat tillstånd Genomsnittligt brytningsindex inom gittret Tvärkontraktionskonstanten, Poissons tal Positionen av reflexionens tyngdpunkt inom ett stigande (chirpat) gitteri förhållande till ett nominellt centrumet av gittret Förändringen av sensormätlängden som avser att kompensera inverkan av den oönskade storheten, dvs. den sammanlagda förändringen av läget hos reflexionemas tyngdpunkter inom sensoms båda gitter, ACX = xr1 - xr2 Temperatur Sensormätlängd hos Fabry-Pérot-interferometem vid icke belastat tillstånd Optisk fas Töjningskorrektionsfaktor för variation av brytningsindex inom gittret 504 772 10 15 20 25 30 35 tg: Temperaturkorrektionsfaktor för variation av brytningsindex inom gittret Först ges nedan en generell beskrivning av tillvägagångssättet för att härleda den specifika gitterstigning som ger kompensation för en valfri oönskad mätstorhet.

Därefter följer en noggrannare genomgång av uträkningama för några exempel. lnterferometems optiska fasskillnad måste uttryckas som funktion av samtliga storheter som inverkar på signalen, såsom töjningar, temperaturen samt den sammanlagda lägesförändringen hos reflexionemas tyngdpunkter i sensorns båda gitter och kan uttryckas som A = A(e,-j AT,AC,,). För att lösa ut det samband mellan den oönskade mätstorheten och den lägesförändring hos reflexionens tyngdpunkt i gittret som ger kompensation, sätts alla andra parametrar och slutligen också fasskillnaden lika med noll. Då kvarstår endast ett uttryck innehållande den oönskade mätstorheten och lägesförändringen hos reflexionens tyngdpunkt i gittret och sambandet kan lätt lösas ut. Detta samband blir giltigti nollgenomgången för övriga parametrar men eftersom sambanden är relativt linjära blir felen små även för måttliga variationer.

Då den sammanlagda lägesförändringen hos reflexionemas tyngdpunkter i gittren ges av AC, = x" - x,2 , där x, = x,(s,-,- AT) för vardera gittret, kan naturligtvis ACX erhållas genom godtyckligt många kombinationer och vilken kombination som väljs bestäms av randvillkor och tekniska begränsningar vid tillverkningen. För att få starkare reflexer och bättre signal kan deti allmänhet förutsättas att långsammare stigning är att föredra vilket även medför att x, blir betydligt större än AC, . För enkelhets skull löses nedan den stigning hos gittret som ger ACX i lägesförändring hos ett gitter. Stigningen i funktionen kan sedan enkelt delas med en godtycklig skalningsfaktor varpå lägesförändringen av reflexionens tyngdpunkt kommer att multipliceras med samma skalningsfaktor.

Gitterperioden hos ett stigande (chirpat) gitter beror av läget, samtliga töjningar och temperaturen och kan uttryckas som A = A(x,e, ,AT). Det grundläggande reflektionsvillkoret för ett Bragg-gitter är A0 = :TW Både längden hos den fysiska 0 perioden och brytningsindex beror dock av töjningar och temperatur, så det tekniskt avgörande är att bestämma hur gittrets stigningsfunktion ska se ut. 10 15 20 25 30 , 504 772 Förutom brytningsindex variation med töjningar och temperatur inom gittret, ng = n(e,¿ AT), kommer även den fysiska längden hos varje period i gittret att ändras med töjningar och temperatur som A(e,,., AT) = = A°*(1+ e, + vas, - vasa + a,AT), allt enligt Hookes lag. Stigningsfunktionen blir då vid första påseendet en funktion av enbart x, A(x), som naturligtvis förskjuts vid töjningar och temperaturändringar och kan då skrivas som: A(x, så., AT) = = A°(x)*(1+ e, + vvez - vass + a,A'T).

För att bestämma stigningsfunktionen ställs reflektionsvillkoret med ng = n(s,-,, AT) upp förx = AC, , varvid sedan tidigare sambandet mellan AC, och den oönskade storheten är givet, och övriga (önskade) parametrar sätts lika med noll. Som ansats används A(x) = A0 + âx. Med tre ekvationer och fyra obekanta kan ett samband mellan -Ûâ och x samt därmed också A(x) och A(x, qPAT) bestämmas.

Endast tack vare korrektionsterrnerna för brytningsindex variation med töjningar och temperatur inom gittret, kan detta koncept tillämpas utan att kompensationen eliminerar beroendet för alla storheter på en gång. Samtliga samband är godtyckligt noggranna, analytiska eller empiriska, och kan anpassas för gällande randvillkor såsom fiberbeläggningar, temperaturinducerade töjningar, spänningsfält, riktningsberoende och egenskaper hos omgivande material, mm.

Brytningsindex n = n(s,T) För att kunna beräkna fasförändringar som funktion av töjningar och temperatur- ändringar måste naturligtvis ett samband för brytningsindex variation med töjningar och temperaturändringar fastställas. Ofta antages att brytningsindex är proportio- nellt mot densiteten men eftersom töjningsberoendet är olika i ljusets polarisations- riktning och övriga riktningar används vanligtvis de fotoelastiska konstantema P1, och P12 för töjningsberoendet samt å; för temperaturberoendet. För måttliga variationer kan brytningsindex antagas ha följande beteende: 3 a n(@,AT)=n,,-”%[P,,- iiafifagiwfšåtxr (1) 504 772 10 15 20 25 30 35 Experimentellt bestämda korrektionsfaktorer Det ovanstående uttrycket för hur brytningsindex varierar med töjning och tempera- tur kan inte fullt ut förklara Bragg-gittrets respons på dessa mätstorheter. vågläng- den hos det reflekterade ljuset från ett Bragg-gitter överensstämmer nämligen inte med vad som förutses. Orsaken till denna oregelbundenhet är troligtvis lokal ortotropi i glasets struktur och lokalt restspänningstillstånd orsakade av tillverk- ningsproceduren för Bragg-gitter. Detta skulle kunna förklara avvikelsema. För att hantera problemet införs exempelvis korrektionsfaktoreri de konventionella ut- trycken så att variationen av brytningsindex med töjning och temperaturi gittret kan beräknas. I uttrycket för variationen av brytningsindex inom gittret med töjning och temperatur används följaktligen en korrektionsfaktor för vardera storheten: 3 a now/tr) = no - fg ”åpaz - tia, +P12)]g+ig š-ç-AT (z) där fg och tg är korrektionsfaktorer för vardera töjning och temperatur. För att förkla- ra töjnings och temperatur beroende hos Bragg-gittret såsom rapporterats i littera- turen skall värdena fg=1.19 och tg=0.47 användas.

Fasändringen Ad>=Ad>(e, AT, ACX) Fasändringen orsakat av töjning och temperatur hos en Fabry-Pérot-interferometer med vanliga raka Bragg-gitter reflektorer har simulerats över området 11% och -50° - +100°C i figur 3 och där fasen uttrycks i grader.

Fasändringen hos en godtycklig interferometer med minst ett Bragg-gitter som reflektor som funktion av töjningen, e, temperaturändringen, AT, och den samman- lagda förflyttningen av reflexionernas tyngdpunkter i gittren, ACX . kan uttryckas som: Aa>(@,AT,Ac,)=k[(/_O(1+e+a Arjwqjíno - ëilqz- ÅI=11+P12)]@+%ATJ-I1OLO} (3) Om högre ordningens termer utelämnas och a och Arv sätts till 0 kan det samband mellan AT och ACX som resulterar i en temperaturinvariant sensor fastställas: 10 15 20 25 9 504 772 ACxz-LOA a+L~altl OAT-z--J-L (4) no Lo a+lfl no âT Det relativa felet av att utelämna högre ordningens termer är mindre än 1%° vid maximalt temperaturomfång.

För det fallet att två Bragg-gitter används i exempelvis en Fabry-Pérot-interfero- meter är naturligtvis ACX = x,1 - xfg, dvs skillnaden i förflyttning av reflexionens tyngdpunkt mellan de två gittren. För att realisera små förändringar ACX måste den differentiella effekten användas, eftersom glttrets stigning annars skulle behöva vara för brant och då ge mycket svaga reflexioner. För att erhålla rätt stignings- funktioner på de två gittren ska ekvation. (6) lösas för förflyttningarna x,1 respek- tive x,2 insatta istället för ACX.

Gittrets stigningsfunktion;A=/1(x, a, AT) Gitterkonstanten i ett Bragg-gitter som skall reflektera våglängden lo, ges av förhål- i. landet A0 = 2 ° . Brytningsindex varierar naturligtvis med töjning och temperatur no g och det gör även gitterkonstanten. I ett stigande gitter varierar däremot gitter- konstanten även med x-koordinaten inom gittret. Om funktionen för brytningsindex inom gittret används tillsammans med uttrycket för förlängningen av gitterkonstan- ten orsakat av töjning och temperaturutvidgning kan ett reflexionskriterium för x = x, ställas upp: 'lo zng (an) (s) A(ß,AT,x,) = Ac,(x,)(1+@+a AT)= Om e = O insätts i ekvation 5, tillsammans med önskad förflyttning av reflexionens tyngdpunkt, ACX kan stigningsfunktionen A0 = A°(x) härledas. Se även figur 4. Ä. ÛÅ AEÄX) = 5r::+ïXX I) 3 10 3 2ng(@= o,AT)(1+ a AT) 504 772 10 15 20 25 30 10 Ä (noaflg-:ï-çqx =>A°(x)= ° 1+ (e) 2n° Lfl n owfí-n -t -â-Qx ° ar gar Högre ordningens tenner har utelämnats vilket resulterar i ett relativfel på 14-10-6 vid fullt temperaturomfång, 1-75°C.

Läget av reflexionens tyngdpunkt xf = x,{a, AT) Den önskade förflyttningen av reflexionens tyngdpunkt, AC, , som kompenserar för temperaturvariationer har härletts men förflyttningen beror även på töjningen. För att beräkna effekten på töjningssignalen av gitterstigningen krävs full kunskap om skiftningsfunktionen x, = x, (s, AT) , där x, är x-koordinaten för reflexionens tyngdpunkt från gittrets nominella centrum. Om x löses ut ur ekvation 6 och med insättning av ekvation 5 fås a» lfldATLo (7) 1ân a'|"--_ n: í H0 ÖT] z -1- f-°-P - P P ---:- Xr í 2 [ 12 V( 11+ tån no a.,- i-ißfiit* noíf Även här har högre ordningens termer utelämnats vilket resulterar i ett relativfel på 0.696» vid fullt töjnings- och temperatur-omfång, :1% och :75°C.

Den resulterande fasändringen De samlade resultaten från ekvationerna 3 - 7 ger upphov till en fasändringen A ning på Bragg-gitter reflektorema. Fasändringen orsakat av töjning och temperatur har simulerats över området 11% och -50°-+100°C i figur 5, där fasen också ut- trycks i grader. Uppenbarligen har töjningssignalen helt inverterats jämfört med det tidigare icke-kompenserade fallet, en positiv töjning resulterar i en negativ fas- respons. Töjningssignalen är uppenbarligen överkompenserad och följaktligen skulle det också vara möjligt att göra en dylik sensor invariant för longitudinella eller transversella töjningar med andra stigningar. 10 15 20 25 30 504 772 11 Formler för inbakad sensor För en inbakad sensor tillkommer en rad andra belastningar som kan vara svåra att överblicka. Framförallt kommer skillnaden i temperaturutvidgning mellan det omgi- vande materialet och sensormaterialet att yttra sig som mekaniska töjningar och om materialet är anisotropt kommer påverkan att variera med riktningen.

Variationen av brytningsindex med töjningar och temperaturändringar sker på lik- nande sätt som för den fria sensorn förutom att det tillkommer ytterligare ett tempe- raturberoende. För att göra exakta beräkningar för ett ortotropt material måste polarisationsbevarande fiber användas som dessutom har en kontrollerad oriente- ring i laminatet. En approximation för singelmodfibrer där fibems orientering i lami- natet inte gör någon skillnad, kan göras om man bortser från inverkan på brytnings- index av temperaturgenererade töjningar och använder ett medelvärde för tvärkon- traktionen. Felet som uppstår understiger 0.1%° för fullt töjnings- och temperatur- omfång.

Det resulterande approximativa uttrycket blir: 3 a n(@,AT)=n° fåpaz - vaVeg(i°,1+/=12)]8+-ó,-;AT (a) Denna förändring av brytningsindex medför att de tidigare uttrycken för ACX(A7) , x, (s, AT) och Ad> (a, AT, ACX ) alla får nya former. Fasändringen blir: A<1>(@,AT,ACx) = ' 9 kí(l_o(1+s+(a+s,T)AT)+ACX)[nO -g-s-[Pu - vavelPn +P12 )]s+%ATJ-HÛLÛJ ( ) resulterande i att reflexionens tyngdpunkt för den inbakade sensorn med tempera- turkompensation blir: (om: ßífl ,, 2 [fb xr år 1 å Xrz " "fg_g_'[F,12'Vave.(P11+/312H ____"____5L0' (“+exT)+j-,__rl ATLO (10) n0(a+e T)+t -â-q] O âT X gar Antaganden, förenklingar och utelämnande av högre ordningens termer har tilläm- _ pats som i tidigare fall. 504 772 12 Analys av ett exempel på inbakad sensor För att utvärdera inverkan av det omgivande materialet på en inbakad fiberoptisk 5 sensor och en eventuell temperaturkompensering analyserades resultaten från en FEM-modell av en dylik fiberoptisk sensor inbakad i ett korslaminat med avseende på töjningar orsakade av belastning och temperatur. Det framgår klart att hänsyn måste tas till det tredimensionella töjningsfältet samt temperaturinducerade töj- ningar. Resultaten visas i figurerna 6 och 7. 10 lnvarians för andra storheter Genom att utnyttja sambanden ovan kan villkoren för invarians uppfyllas även för andra storheter. Några av dessa är: 15 Stigningsgenererad optisk vägskillnad för longitudinell töjningsinvarians hos fri senson n 2 AC: z "Lo¿{ *åpan " ”(81 + (11) 20 Stigningsfunktion för longitudinell töjningsinvarians hos fri sensor: 3 [no -fg ”ål/az - »tel +Pl2lÛ~ top-ip -ttP +P )Ûn +f ïlP -trp +P )]x (12) 2 12 11 12 0 g 2 12 11 12 25 Stlgningsgenererad optisk vägskillnad för temperatunnvarians hos inbakad sensor (approximation): 1 än AC, ~ -L°A7{(a+ ef) + n-o-â-ï) (13) 30 Stigningsfunktion för temperaturinvarians hos inbakad sensor: 10 15 20 25 504 772 13 no a +t ü x 1,0 g â T ^° (X) = 1 + (14) 200 ö' n â n Lo Û0(a+$X1-)+ñ "tg EX Stigningsgenererad optisk vägskillnad för Iongitudinell töjningsinvarians hos inbakad sensor: n 2 ACx z -LO 1- _ VaVeUDH + Stigningsfunktion för Iongitudinell töjningsinvarians hos inbakad sensor: 3 Ä ïnü -fg _ Vave.(P11+ Aoixhfi 1+ n, ns (16) 0 Löí 'åípfi _ Vave (P11 +P12)ÛnD +fg - Vsve.(R11+ P12 HX Stigningsgenererad optisk vägskillnad för transversell töjningsinvarians hos inbakad sensor: 2 ACX z vyx +nïo[p12 _ vave.(P11 'k/Dfiflx] Stigningsfunktion för transversell töjningsinvarians hos inbakad sensor: 3 ”O _ fg _ Vava.(Rl1 44:12)] X 10 2 ^o(x)= 1” 2 2 3 (18) not Vyx +n*å'[p1z ' VavaÛon + FÉÛÛÛIJ “fg n%[p1z ' V;vei(P11 *Pnux Sammanfattning Uppfinningen avser tekniken för att utnyttja det inre restspänningstillståndet i ett fiberoptiskt Bragg-gitter för att skilja på temperatur- och olika töjningssignaler. Detta åstadkoms genom att man styr stigningen (chirpningen) hos ett Bragg-gitter så att en fiberoptisk interferometer där minst en reflektor utgörs av ett stigande (chirpat) Bragg-gitter görs invariant för en godtycklig mätstorhet av endera temperatur- ändring eller mekaniska töjningari någon riktning. Detta uppnås genom att stig- 504 772 10 15 20 25 30 35 14 ningsfunktionen hos gittret år balanserad mot en icke önskad mätstorhet så att för- flyttningen av reflexionens tyngdpunkt som är ett resultat av den icke önskade mätstorhetens variation exakt kompenserar den optiska vägskillnaden som denna mätstorhet genererar i interferometern. Följaktligen kommer den sammanlagda förändringen av den optiska vägskillnaden i en interferometer blir noll, när påverkan sker av en godtycklig mätstorhet av endera temperaturändringar eller mekaniska töjningar i någon riktning, förändringar i glasets brytningsindex orsakade av denna godtyckliga mätstorhet samt förändringen av läget hos centrum av det reflekterande området i ett stigande (chirpat) gitter orsakat av den godtyckliga mätstorheten.

Speciellt kan detta ske genom att gitterkonstanten hos gittret approximativt följer en stigningsfunktion (chirpningsfunktion) på formen Å A °(X) = '2T°°{l+ där A, B och C är konstanter som kan bestämmas analytiskt eller experimentellt.

Konstanterna bestäms för varje olika fall av önskad invarians.

De fall man närmast tänker på när det gäller att skapa invarians mot oönskad påverkan gäller invarians för temperaturändringarför en fri fiberoptisk interfero- meter där den använda formeln är ekvation (6) ovan, invarians för Iongitudinella töjningar för en fn' fiberoptisk interferometer där den använda formeln är ekvation (12), invarians för temperaturändringar för en inbakad fiberoptisk interferometer där den använda formeln är ekvation (14), invanans för Iongitudinella töjningar för en inbakad fiberoptisk interferometer där den använda formeln är ekvation (16) och invarians för transversella töjningarför en inbakad fiberoptisk interferometer där den använda formeln är ekvation (18).

I samtliga exempel ovan är det underförstått att flera materialparametrar som i allmänhet är experimentellt bestämda kan variera från fall till fall med följd att den erforderliga stigningsalgoritmen kan komma att ändras för att uppnå den efter- strävade effekten för varierande fall. Algoritmens konstanter kan bestämmas experimentellt och detta kan betraktas som en kalibrering av stigningen. Algorit- mens huvudsakliga beteende kommer dock att vara detsamma. Vidare är högre ordningens termer utelämnade från de analytiska uttrycken. 504 772 15 Det går även att härieda snarlika algoritm genom att utgå från andra uttryck för variationen av brytningsindex med töjning och temperatur. Detta måste dock anses vara ett specialfall av samma algoritm.

Claims (8)

10 15 20 25 30 504 772 16 Patentkrav:

1. En fiberoptisk sensor i form av en Fabry-Pérot-interferometer med det ena eller båda strålreflekterande elementen utförda som ett Bragg-gitter (BG), k ä n n e - te c k n a d av att minst ett Bragg-gitter är ett stigande, chirpat, Bragg-gitter, vars stigningsfunktion är balanserad mot en icke önskad mätstorhet, så att den sammanlagda förflyttningen av reflexionens tyngdpunkt (xr1,x',2) som är ett resultat av den icke önskade mätstorhetens variation exakt kompenserar den optiska vägskillnaden som denna mätstorhet genererar i lnterferometern.

2. En fiberoptisk sensor enligt patentkravet 1, k ä n n e t e c k n a d av att stig- ningsfunktionen Aär beräknad utgående från att stigningsfunktionen kan uttryckas som en funktion av läget i gittret, töjnlngar och temperatur A = A(x,e,j,AT), vilket, enligt Hooks lag kan skrivas A0(x)*(1+ e, + vnez - vasa + a,AT), där Ao(x) är i, och att interferometerns optiska fasskillnad kan 0 reflexionsvillkoret Ao = uttryckas som en funktion av töjningar, temperatur samt lägesförändringen hos reflexionens tyngdpunkt i gittret, Ad) = A<1>(e,¿, AT, AC,), att det senare uttrycket sätts lika med noll, när alla parametrar är noll utom den specifika mätstorhet, för vilken skall kompenseras, och lägesförändringen hos reflexionens tyngdpunkt i gittret, vilket ger ett samband mellan AC, och nämnda mätstorhet, att AC, ersätts med x i uttrycket för Ad), eftersom AC, = x är vilkoret för denönskade kompensa- tionen, vilket ger ett samband mellan x och nämnda mätstorhet, och att detta sam- band sätts in i uttrycket för A, som därmed blir en funktion av x.

3. En fiberoptisk sensor enligt patentkravet 2, k ä n n e t e c k n a d av att Mlxhåï där A, B och C är konstanter som bestäms analytiskt eller experimentellt för varje stigningsfunktionen har formen olika fall av önskad invarians.

4. En fiberoptisk sensor enligt patentkravet 3, k ä n n e t e c k n a d av att den är en fn' fiberoptisk interferometer som är invariant för temperaturändríngar, varvid stigningsfunktionen har formen 10 15 20 504 772 17 ån ínoa+tg š?)X â å ' LOÛiOaWLÛTÜ-rgïçx

5. En fiberoptisk sensor enligt patentkravet 3, k ä n n e te c k n a d av att den är en fn' fiberoptisk interferometer som är invariant för longitudinella töjníngar, varvid stigningsfunktionen har formen a [no _ 7:1 Qât [az _ V(P11+ RJÛX 1+ = n 2 n 3 0 Lo(1_ ipan _ V(R1+P12)Ûno *Jgåpan _ ”Ugn +P12)]X 2

6. En fiberoptisk sensor enligt patentkravet 3, k ä n n e t e c k n a d av att den är en inbakad fiberoptisk interferometer som är invariant för temperaturändfingar, varvid stigningsfunktionen har formen Åo än ífloa+tg 'âïfïx A0(x)= 1+ 2 f» n° L°(n0(a+e,,)+0_n)-tg -â-Qx

7. En fiberoptisk sensor enligt patentkravet 3, k ä n n e t e c k n a d av att den är en inbakad fiberoptisk interferometer som är invariant för longitudineI/a töjningar, varvid stigningsfunktionen har formen n 3 no _ ä; i P12 _ Vave.(P11+'D12)] X A ( ) Ä° 1 2 2” n 2 n a 0 _ ÉZLUDn _ Vaveílon +P12)Ûno _ fg _2Q_[P12 _ Vave.(P11+P12)]X

8. En fiberoptisk sensor enligt patentkravet 3, k ä n n e t e c k n a d av att den är en inbakad fiberoptisk interferometer som är invariant för transversella töjningar, varvid stigningsfunktionen har formen 3 j [no _ fg nïåßaz _ Val/show _ RJÛX ^o(X)=2;o 1_ nz na LOívyx + 'åípfi _ Vave(R1+ RQXÛÛO -fg _ vaveUDfl + P12)]X_