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Ringinterferometer
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Die Erfindung betrifft ein Ringinterferometer nach dem Oberbegriff
des Anspruchs 1.
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Ringinterferometer und deren Anwendung zur absoluten Bestimmung räumlicher
Drehungen unter Ausnutzung des Sagnac-Effektes sind bekannt - siehe z. B. in der
Druckschrift: " Reviews of Modern Physics" 39, No. 2 (1967), Seiten 475 - 493, Sagnac-effect
von E.J. Post.
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Zur Messung der Drehgeschwindigkeit wird ein Lichtweg benutzt, welcher
eine Fläche einfach oder mehrfach umschließt. Die Führung des Lichts im Lichtweg
erfolgt durch Spiegel und/oder Lichtleiter. Besonders vorteilhaft ist die Realisierung
eines Lichtweges mit Hilfe von Lichtleitfasern, da hierdurch eine große Anzahl von
Umläufen des Lichts ermöglicht werden.
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Ringinterferometer sind aus der Literatur bekannt -siehe z. B. V.
Vali, R.W. Shorthill, M.F. Berg: "Fresnel-Fizeau effect in a rotating optical fiber
ring interferometer, Applied Optics 16, No. 10 (1977), Seiten 2605 - 2607. Bei den
bekannten Ausführungen von Ringinterferometern treten Störungen und dadurch bedingte
Verfälschungen der Meßergebnisse hauptsächlich durch Reflexionen im Lichtweg (z.
B. auf Grund der Rayleighstreuung) und auf Grund von Polarisationsdrehungen in der
Faser auf. Der störende Einfluß der Reflexionen wird in der Druckschrift: "Applied
Optics" 18, No. 6 (1979), Seiten 915 - 931, "Sensitivity analysis of the Sagnac-effect
optical-fiber ring interferometer" von S.-C. Lin und T.G. Giallorenzi behandelt.
Der schädliche Einfluß der Polarisationsdrehungen wird in der Druckschrift: Bptics
Letters 4 (1979), Seiten 152 - 154, "Fiber-ring interferometer: polarisation analysis"
von R. Ulrich und M. Joluison beschrieben.
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In dieser Druckschrift wurden auch Maßnahmen zur Reduktion der durch
Polarisationsdrehungen hervorgerufenen Störungen durch Einschalten von Polarisationsfiltern
beschrieben. Die volle Beseitigung der durch Polarisationsdrehungen hervorgerufenen
Störungen macht jedoch den Einsatz einer Polarisationsregeleinrichtung erforderlich.
Polarisationsregeleinrichtungen sind sowohl in der Druckschrift: "Applied Physics
Letters" 35, No. 11 (1979), Seiten 840 - 842 "Polarisation stabilisation on single-mode
fiber" von R. Ulrich beschrieben als auch in der deutschen Patentanmeldung P 29
34 794.2 ("Verfahren zur Messung absoluter Drehungen und Anordnung zur Durchführung
des Verfahrens") bereits vorgeschlagen.
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Aufgabe der Erfindung ist es, ein Ringinterferometer der beschriebenen
Art anzugeben, bei dem mit einfachen
Mitteln die störenden Einflüsse
von Reflexion und Polarisationsdrehungen unterdrückt werden.
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Die Erfindung ist im Anspruch 1 beschrieben. Die Unteransprüche beinhalten
vorteilhafte Weiterbildungen und Ausführungsformen der Erfindung.
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Die Erfindung wird im folgenden näher erläutert.
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FIG. 1 zeigt die Anordnung eines Ringinterferometers, welches in bekannter
Weise besteht aus einer Lichtquelle (Q), einer strahlenaufteilenden Anordnung T,
einem die Lichtquelle Q mit der strahl enauft eilenden Anordnung T verbindenden
Lichtweg a, einem Lichtweg L, welcher eine Fläche F ein- oder mehrfach umschließt
und welcher an beiden Enden in die strahlenaufteilende Anordnung T mündet, sowie
einem Photodetektor D und einem Lichtweg b, welcher die strahlenaufteilende Anordnung
g mit dem Photodetektor D verbindet, wobei das von Q emittierte Licht über a und
T in beide Enden von L eingekoppelt wird, L in beiden Richtungen durchläuft und
hernach über T wieder vereirigt und dadurch zur Interferenz gebracht wird und anschließend
über b zu D weitergeleitet und dort detektiert wird. Die strahlenaufteilende Anordnung
kann sowohl ein einfacher Strahlenteiler sein, als auch eine Anordnung, bestehend
aus zwei Strahlentei.ern.
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Ebenso kann U eine Anordnung mit Einseitenbanomodulatoren, wie in
der deutschen Patentanmeldung P 29 34 794.2 vorgeschlagen, sein.
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Die Störungen durch Reflexionen treten dadurch auf, daß die in L und
T reflektierten Anteile des Lichtes in g ebenfalls interferieren und zu Fehlmessungen
in D führen.
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Zur Reduktion der reflexionsbedingten Störungen wird
erfindungsgemäß
vorgeschlagen, eine Lichtquelle Q mit geringer zeitlicher Kohärenz des emittierten
Lichtes zu verwenden. Ist Rc die Kohärenzzeit der Lichtquelle Q und R die Laufzeit
des Lichtes durch den Lichtweg L, so ist die Bedingung z, « rL (a) zu erfüllen.
Dadurch sind nur Reflexions- und Streulichtanteile, deren Laufzeitdifferenz zwischen
Q und D kleiner als #o ist, interferenzfähig. Sind die Streuzentren über L etwa
gleichmäßig verteilt, so ist der Anteil des Streulichtes, welcher aus einem Ende
von L kommt, nur mit einem-Bruchteil der Größe tc/ bL des aus dem anderen Faserende
kommenden Streulichtes interferenzfähig.
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Der interferenzfähige Streulichtanteil und der dadurch verursachte
Meßfehler wird daher um #o/ tL reduziert.
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Ebenso ist das in T reflektierte und von a nach b direkt weitergeleitete
Licht mit dem über L geleiteten Licht nicht interferenzfähig und kann daher kein
Störsignal verursachen.
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Reale Monomode-Lichtleitfasern weisen eine herstellungsbedingte Abweichung
von der Zylindersymmetrie auf. Das führt dazu, daß im Nonomode-Lichtwellenleiter
die beiden Eigenwellen mit zueinander orthogonaler Polarisation unterschiedliche
Ausbreitungsgeschwindigkeiten aufweisen.
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Der Laufzeitunterschied der beiden Eigenwellen wird im folgenden mit
aZL bezeichnet. Dementsprechend hat das Licht, welches sich in der ersten Eigenwelle
1 von L ausbreitet, durch L eine Laufzeit tLl und das Licht, welches sich in der
Eigenwelle 2 ausbreitet eine Laufzeit durch L ZL2 = #L1 + ##L (2), wobei ##L klein
gegen zL1 tL2 ist (typischerweise ist
ß tL /#L # 10-6 ..... 10).
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Eine Monomode-Lichtleitfaser mit dieser Eigenschaft wird als doppelbrechend
bezeichnet. Da im allgemeinen im Lichtweg L in beiden Richtungen beide Eigenwellen
angeregt werden, ist in T eine Interferenz von Teilstrahlen, die L in der einen
Richtung in Eigenwelle 1 durchlaufen, mit Teilstrahlen, die L in der entgegengesetzten
Umlaufrichtung in Eigenwelle 2 durchlaufen möglich. Eine derartige Interferenz führt
zu Fehlmessungen. Zur Vermeidung derartig bedingter Fehlmessungen wird in einer
Weiterbildung der Erfindung eine Lichtquelle mit einer Kohärenzzeit Zc « ##L L (3)
verwendet. Das hat zur Folge, daß nur zwischen Licht.
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strahlen, die sich in beiden Richtungen in der gleichen Eigenwelle
ausbreiten, Interferenz möglich ist. Fehlmessungen auf Grund von Interferenz von
Lichtstrahlen, welche sich in unterschiedlichen Eigenwellen ausgebreitet haben,
sind dadurch ausgeschlossen. Wegen A TL bzw. tL2 ist mit der Ungleichung (3) auch
die Ungleichung (2) erfüllt. Auf die Einschaltung von Polarisationsfiltern in den
Strahlengang zur Unterdrückung einer Eigenwelle kann dabei verzichtet werden, wenngleich
diese Maßnahme auch zu einer höheren Genauigkeit führen kann.
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Die Einschaltung von Polarisationsfiltern ist dann sinnvoll, wenn
#o nicht klein genug ist, daß am Ende von L c vollständige Depolarisation erzielt
wird. Fehlmessungen werden dann durch Polarisationsfilter, die in den Lichtweg zwischen
Q und w bzw. zwischen T und D eingefügt werden, vermieden. Derartige Anordnungen
sind bereits in den deutschen Patentanmeldungen P 29 06 870, P 29 34 794.2, P 29
41 618.0 vorgeschlagen worden.
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In FIG. 1 sind zwei Polarisatoren POL1 und POL2 gestrichelt angedeutet.
Die durch kleines Tc bewirkte Depolarisation ist auch in diesem Fall sinnvoll, da
Störungen durch Schwankungen der Polarisationsdrehung in L erheblich reduziert werden.
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Die durch Ungleichung (3) formulierte Bedingung hat zur Folge, daß
das Licht nach Durchlaufen des Lichtweges L vollständig depolarisiert ist. Das bedeutet,
daß zwischen dem in beiden Eigenwellen von L geführten Licht keine Korrelation besteht
und keine Interferenz zwischen den in verschiedenen Eigenwellen geführten Lichtstrahlen
möglich ist. Den Mechanismus der Depolarisation des Lichtes während des Durchlaufs
durch L veranschaulicht man sich in einfacher Weise mit Hilfe der in FIG. 2 dargestellten
Põincare-Kugel. Die Darstellung von Polarisationszuständen mit Hilfe der Poincare-Kugel
wird z. B.
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in der Druckschrift: "Optics Letters" 1, No. 3 (1977), Seiten 109
- 111, "Representation of codirectional coupled waves" von R. Ulrich beschrieben.
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In FIG. 2 sind folgende Polarisationszustände als Punkte auf der Kugeloberfläche
hervorgehoben: G1 : horizontal polarisierte Welle, G2 : vertikal polarisierte Welle,
H1, H2 : +450 polarisierte Wellen, F1, F2 : entgegengesetzt zirkular polarisierte
Wellen.
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Ist die als Lichtweg L verwendete Monomode-Lichtleitfaser z. -B. linear
doppelbrechend mit den beiden horizontal und vertikal polarisierten Eigenwellen,
so erfolgt während der Fortpflanzung des Lichtes durch L eine Rotation des auf der
Oberfläche der PoincarB-Kugel dargestellten Polarisationszustandes um die x-Achse
der Poincare-Kugel.
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Ein Zustand P der Poincaré-Kugel wird in FIG. 2 um einen Winkel #
um die x-Achse in einen Zustand P' der Poincare-Kugel gedreht. Ist die Laufzeitdifferenz
der beiden Eigenwellen A rL, so gilt = 2# f0 A ZL (4), wobei f0 die mittlere Frequenz
des von der Lichtquelle Q emittierten Lichtes ist. Hat die Lichtquelle Q eine endliche
Kohärenzzeit tc so entspricht dem die endliche spektrale Breite Af = 1 (5), o Z,
c wobei Gleichung (5) bis auf einen definitionsabhängigen Faktor von der Größenordnung
1 gilt. Da der Drehwinkel # von der Lichtfrequenz abhängt, variiert die Polarisationsdrehung
in einem Winkelbereich A +, gegeben durch
Setzt man Gleichung (5) in Gleichung (6) ein, so gilt mit der Ungleichung (3)
Das heißt, für Zc # OZL variiert die Drehung des Polarisationszustandes innerhalb
des Spektralbereiches #fo um einen Betrag groß gegen 2#. Liegt der Polarisationszustand
des in L eingekoppelten Lichtes auf dem in der y-z-Ebene der Poincaré-Kugel liegenden
Großkreis, so wird das Licht vollständig depolarisiert. Allgemein gilt: Wird der
Polarisationszustand in der Poincaré-Kugel um irgendeine Achse gedreht, ist die
Variation des Drehwinkels innerhalb des Spektralbereichs des Lichtes groß gegen
2# und liegt der ursprüngliche Polarisationszustand auf einem Großkreis der Poincaré-Kugel,
welcher in
der Ebene normal zur Drehachse liegt, so tritt vollständige
Depolarisation ein.
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In einer vorteilhaften Ausführung der Erfindung wird daher als Lichtweg
L eine doppelbrechende Monomode-Lichtleitfaser verwendet und das aus Q stammende
vollständig oder teilweise polarisierte Licht in L in der Weise eingekoppelt, daß
sich der Polarisationszustand des in L eingekoppelten Lichtes auf einem Großkreis
der Poincare-Kugel befindet, welcher in einer Fläche normal zur Drehachse liegt,
die gebildet wird durch die Verbindungslinie zwischen den beiden Eigenzuständen
von L (d. h. die Polarisationszustände der Eigenwellen von L).
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In einer speziellen Ausführungsform wird als Lichtweg L eine linear
doppelbrechende Monomode-Lichtleitfaser mit den beiden horizontal und vertikal polarisierten
Eigenwellen verwendet und das in L eingekoppelte Licht ist zirkular polarisiert
oder unter +450 oder unter -4-50 linear polarisiert oder mit unter +45° geneigter
Hauptachse elliptisch polarisiert.
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Zur Realisierung einer linearen doppelbrechenden Faser wird vorteilhafterweise
eine Monomode-Lichtleitfaser mit elliptischem Kern verwendet. Derartige Lichtleitfasern
sind aus der Literatur bekannt und z. B. in der Druckschrift:"Electronics Letters"
15, No. 13 (1979), Seiten 380 - 382 "Preservation of polarisation in optical-fibre
waveguides with elliptical cores" von R.B. Dyott, J.R.
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Cozeus und D.G. Morris beschrieben. Die in dieser Arbeit beschriebene
Monomode-Lichtleitfaser hat eine Laufzeitdifferenz von AtL = 5.10 ZLl. Hat L eine
Länge von etwa 200 m, so ist tL1 10-6s und AZ L = 5x?o 10 Daraus folgt, daß die
spektrale Breite Afo der Lichtquelle Q in diesem Beispiel groß gegen 2 GHz sein
muß.
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Zur Realisierung linear doppelbrechender Fasern sind noch weitere
Vorschläge bekannt, z. B. aus der Druckschrift: "Appl. Phys. Bett." 33, No. 8 (1978),
Seiten 699 - 701 "Linear polarisation in birefringent singlemode fibers" von R.H.
Stolen, V. Ramasway, P. Kaiser und W. Pleibel und aus den deutschen Patentanmeldungen
P 29 30 781.1, P 29 30 791.3, P 29 30 704.8 und P 29 34 794.2.
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In einer weiteren Ausführungsform wird vorgeschlagen, als Lichtweg
L eine zirkular doppelbrechende Monomode-Lichtleitfaser zu verwenden und in den
Lichtweg L vollständig oder teilweise linear polarisiertes Licht einzukoppeln.
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Die Realisierung einer zirkular doppelbrechenden Monomode-Lichtleitfaser
erfolgt z. B. in bekannter Weise durch Verdrillen einer Monomode-Lichtleitfaser.
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In einer Weiterbildung der Erfindung wird vorgeschlagen,-den Lichtweg
L in der Weise auszubilden, daß er aus zwei oder mehreren jeweils doppelbrechenden
Abschnitten besteht, wobei jeder dieser Abschnitte die Polarisation um eine andere
Achse der Poincaré-Eugel dreht. In den einzelnen Abschnitten des Lichtweges L wird
der Polarisationszustand um verschiedene Achsen der Poincaré-Kugel gedreht.
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Für eine bestimmte Lichtfrequenz wird der Polarisationszustand P nach
Durchlaufen von L in den Zustand P' gedreht, wobei die Winkelkoordinaten 20 und
2 wien 2§' und 24)' übergeführt werden, vgl. FIG. 3. Bei einer endlichen spektralen
Breite sind sowohl ' als auch 0' frequenzabhängig. Die Doppelbrechung der einzelnen
Faserabschnitte hat zur Folge, daß bei einem bestimmten Afo unabhängig vom Polarisationszustand
des in L eingekoppelten Lichtes, das Licht am Ausgang von L vollständig depolarisiert
ist.
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Eine notwendige Bedingung dafür ist
P' soll als Funktion von fO bei Variation von fO auf der Poincaré-Kugel eine Kurve
beschreiben, welche die Poincaré-Kugel möglichst symmetrisch zum Koordinatenursprung
überdeckt. Zusätzlich zur Bedingung (8a), (8b) wird daher geordert, daß P' auf der
Poincaré-Kugel keine geschlossene Kurve beschreibt. Das ist z. B. dadurch zu erreichen,
daß die Größen von
stark unterschiedlich gewählt werden. Die Bedingung der Uberdeckung der Poincaré-Kugel
sgmmetrisch zum Ursprung läßt sich mathematisch durch
ausüben, wobei 1(f0) die spektrale Leistungsdichte von Q ist und P(fO) ) der vom
Koordinatenursprung zum Punkt P'(fO) der Poincaré-Kugel gerichtete Vektor. Die Forderung
der nullpunkt symmetrischen tiberdeckung ist schwächer als die der gleichmäßigen
Uberdeckung.
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FIG. 4 zeigt die schematische Darstellung einer Anordnung eines Ringinterferometers
mit verschiedenen Abschnitten von L. Der Lichtweg L besteht aus zwei Abschnitten
L1 und L2, wobei einer der beiden Abschnitte aus einer linear doppelbrechenden Monomode-Lichtleitfaser
und der andere der beiden Abschnitte aus einer zirkular doppelbrechenden Faser besteht.
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Die unterschiedlichen Werte von
werden durch unterschiedliche Längen von L1 und L2 erreicht. Zur praktischen Realisierung
wird z. B. von einer linear doppelbrechenden Monomode-Lichtleitfaser ausgegangen
und diese in einem der beiden Abschnitte verdrillt, so daß die Lichtleitfaser in
diesem Abschnitt zirkular doppelbrechend wird.
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Zur Erläuterung der Anordnung nach FIG. 4 gehen wir davon aus, daß
der Abschnitt L1 wesentlich kürzer ist als L2, daß L1 zirkular doppelbrechend ist
und linear doppelbrechend ist. Im Abschnitt L1 erfolgt eine Drehung des Polarisationszustandes
um die z-Achse der Poincare-Kugel, wobei {' von o abhängt. Im Abschnitt L2 erfolgt
eine Drehung um eine Achse in der x-y-Ebene der Poincard-Kugel, wobei ' von fO abhängt.
Da L2 wesentlich länger als L1 vorausgesetzt ist, gilt
Der Polarisationszustand P des in L1 am Ende 1 von L eingekoppelten Lichtes wird
in Abhängigkeit von f0 in den Zustand P am Ende 2 von L übergeführt (FIG. 4).
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FIG. 5 zeigt die Kurve, die P' in Abhängigkeit von f0 auf der Poincaré-Kugel
beschreibt. Durch Rotation um z in L1 wird zunächst P in Zustände auf der Kurve
C1 übergeführt. Jeder auf C1 liegende Zustand wird anschließend um die Drehachse
f von L2 gedreht. Wegen der Ungleichung (10) entsprechen einem Umlauf um z in L1
viele Umläufe um f in L2 so daß die Kurve C2 resultiert.
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FIG. 6 zeigt eine weitere Anordnung mit verschiedenen Abschnitten
von L.
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Der Lichtweg L besteht aus einer Anzahl N von Abschnitten L1 . LN,
wobei jeder der Abschnitte doppelbrechend ist und in den einzelnen Abschnitten Drehungen
um unterschiedliche Achsen der Poincaré-Kugel erfolgen. Es ist dabei vorteilhaft,
wenn in zwei aufeinanderfolgenden Abschnitten LK, LK+1 mit K = 1 ... N-1 eine Drehung
um zueinander orthogonale Achsen erfolgt. Die Realisierung des Lichtweges L erfolgt
erfindungsgemäß z. B. durch eine linear doppelbrechende Faser, die in gewissen Abständen
um jeweils 450 verdreht (achsenparallel tordiert) wird. Die einzelnen Abschnitte
drehen um Polarisationsachsen in der x-y-Ebene der Poincare-Kugel, wobei die achsenparallele
Verdrehung der Faser um 450 an der Grenze zweier Abschnitte die Polarisationsachse
in der Poincare-Kugel in der x-y-Ebene der PoincarO-Kugel um 900 verdreht. Als weitere
Ausführungsform der Anordnung nach FIG. 6 wird vorgeschlagen,Lichtwege L in aufeinanderfolgenden
Abschnitten abwechselnd linear und zirkular doppelbrechend auszubilden. Dadurch
erfolgt in den linear doppelbrechenden Abschnitten eine Drehung um eine Polarisationsachse
in der x-y-Ebene der Poincare-Kugel und in den zirkular doppelbrechenden Abschnitten
eine Drehung um die z-Achse der Poincaré-Eugel. Die zirkular doppelbrechenden Abschnitte
werden z. B. in bekannter Weise durch Verdrillen der Monomode-Lichtleitfaser realisiert,
so daß L aus einer einzigen Monomode-Lichtleitfaser besteht, die in jedem zweiten
Abschnitt verdrillt wird.
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In vorteilhafter Weiterbildung der Erfindung wird vorgeschlagen, den
Lichtweg L so auszubilden, daß L auf seiner ganzen Länge doppelbrechend ist, die
Polarisationsdrehachse der Poincaré-Kugel aber über die ganze Länge von L kontinuierlich
variiert, wobei die Variation der
Polarisationsdrehachse eine regelmäßige
oder zufällige Funktion der Faserlänge sein kann. Die Herstellung eines derartigen
Lichtweges L erfolgt z. B. durch systematisches oder regelloses Verdrehen und/oder
Verdrillen eines Monomode-Lichtwellenleiters über seine ganze Länge.
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Wegen der geforderten kleinen Kohärenzzeit tc sind als Lichtquelle
Q vorteilhaft Halbleiter-Inåektionslaser oder zeitlich inkohärente Lichtquellen
zu verwenden. Werden Halbleiterlaser als Quelle Q verwendet, so ist vorteilhafterweise
die notwendige Inkohärenz für äede einzelne Laserschwingung zu erfüllen, wobei dieses
auch mit Hilfe einer Modulation erreicht werden kann.
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Bei zeitlich inkohärenten Lichtquellen ist nur bei kleiner lichtemittierender
Fläche ein befriedigender Einkoppelwirkungsgrad in den Lichtweg L erzielbar.
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Vorteilhaft ist hier die Verwendung sogenannter superlumineszenter
Edge-Emitter-Lumineszenzdioden. Eine derartige Lumineszenzdiode wird z. B. in der
Druckschrift: "NTG-Bachberichte" Band 59 (1977), Seiten 148 - 150, "Superluminescent
Diode as Light Source in Optical Fibre Systems" von M.-C. Amann und W. Harth beschrieben.
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Der Linienbreite von 10 nm bei einer Emissionswellenlänge von 800
nm entsprechen die Werte f0 = 3.75 x 1614 dz Afo = 4,7 x 10 Hz und etc = 2 x 10
Ds, so daß die Ungleichungen (1), (3), (7), (8a), (8b), (10) in allen Fällen ohne
Schwierigkeiten erfüllt werden können, ohne daß eine stark doppelbrechende Monomode-Lichtleitfaser
verwendet werden muß. Wegen der kleinen etc eignen sich Ringinterferometeranordnungen,
bei denen auf das Interferenzmaximum nullter Ordnung abgeglichen wird besonders
gut im Zusammenhang mit den hier beschriebenen Verfahren.
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Ringinterferometer mit Abgleich auf Interferenzmaximum nullter Ordnung
sind z. B. in den deutschen
Patentanmeldungen P 29 06 870, P 29
34 794.2 und P 29 41 618.0 vorgeschlagen.
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Ist Tc nicht ausreichend klein zur Erfüllung der Bedingungen (Gl.
(1), (3), (7), (8a), (8b), (10)), so ist die Einschaltung äe eines Polarisators
in a und b oder in T vorteilhaft (wie in P 29 06 870). Eine andere Möglichkeit besteht
in der Verwendung einer unpolarisierten Lichtquelle Q oder eines Depolarisators
in Lichtweg a, wenn #o nicht ausreichend klein ist.