STAND DER TECHNIK Bei der Erdölförderung müssen Bohrlöcher hinsichtlich Druck und Temperatur überwacht werden. Im Bohrloch können die Flüssigkeitsdrücke bis zu ca. 100 MPa (1000 bar) und die Temperaturen bis zu über 200 °C betragen. Zur Druck- messung bis ca. 170 °C werden häufig elektrische Sensoren, wie z. B. Piezowiderstände, piezoelektrische Elemente, ka- pazitive Sonden oder Kristallresonatoren, oder optische Drucksensoren, wie z. B. Fabry-Perot Resonatoren oder ela- stooptische Sensoren, verwendet.

In dem U. S. Pat. No. 5,844,927 wird ein DFB Faserlaser- Sensor gemäss Oberbegriff der unabhängigen Ansprüche of- fenbart. Es wird eine laserverstärkende Faser mit einem verteilten Faser-Bragg-Gitter Resonator offenbart, in dem zwei orthogonal polarisierte Moden mit geringfügig unter- schiedlichen Wellenlängen oszillieren können. Bei einer Verwendung der laserverstärkenden Faser als Sensorfaser wird durch eine transversale Kraft eine Doppelbrechung zwischen den Polarisationsmoden induziert und als kraft- proportionale Schwebungsfrequenz gemessen. Es werden auch spektral separierte serielle und parallele Multiplexanord- nungen mehrerer Faserlaser-Sensoren angegeben. Nachteilig ist, dass ausschliesslich zwei Polarisationsmoden, nämlich der räumliche Grundmodus der Faser mit seinen beiden orthogonalen linearen Polarisationszuständen, verwendet wird und ein isotroper Druck nicht messbar ist.

In der WO 99/44023 wird ein Faserlaser-Drucksensor offen- bart, bei dem eine laserverstärkende Faser und eine Sen- sorfaser zwischen zwei Faser-Bragg-Gitter Endreflektoren angeordnet sind. Die Sensorfaser besitzt eine Asymmetrie derart, dass durch isotropen Druck eine Doppelbrechung zwischen zwei linearen Polarisationsmoden oder zwischen dem SPo1-und LPllgerade-Raummode induzierbar und als druck- proportionale Schwebungsfrequenz messbar ist. Gemaß der WO 00/39552 können in einer solchen Anordnung auch Diffe- renzdrücke mit zwei zueinander um 90° verdrehten Sensorfa- sersegmenten gemessen werden. Nachteilig an diesen Senso- ren sind der beschränkte Dynamikbereich, da induzierte op- tische Phasenverschiebungen nur bis zu einem Maximalwert von 90° eindeutig detektierbar sind, und die geringe Sta- bilität der Laseremission. Ausserdem ist die Fabrikation aufwendig, weil die Fasersegmente aufeinander abgestimmt und in separaten Druckkammern angeordnet werden müssen.

DARSTELLUNG DER ERFINDUNG Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es, einen DFB Fa- serlaser-Sensor anzugeben, der zur frequenzkodierten Mes- sung isotroper Drücke, akustischer Wellen oder chemischer Substanzen geeignet ist. Diese Aufgabe wird erfindungsge- mäss durch die Merkmale der unabhängigen Ansprüche gelöst.

In einem ersten Aspekt besteht die Erfindung in einem Fa- serlaser-Sensor, der einen DFB-Faserlaser mit einer laser- verstärkenden Faser und einem darin verteilt eingeschrie- benen Faser-Bragg-Gitter aufweist, wobei durch eine Mess- grösse eine Doppelbrechung und Schwebungsfrequenz zwischen Moden der laserverstärkenden Faser induzierbar sind und Messmittel zur Bestimmung der Schwebungsfrequenz vorhanden sind, wobei ferner die Messgrösse ein radial auf die la- serverstärkende Faser einwirkender isotroper Druck oder eine radial an die laserverstärkende Faser anlagerbare chemische Substanz ist und die laserverstärkende Faser ei- ne nicht rotationssymmetrische Struktur aufweist derart, dass durch den isotropen Druck oder die chemische Substanz die Doppelbrechung und Schwebungsfrequenz, insbesondere Änderungen der Doppelbrechung und Schwebungsfrequenz, zwi- schen einem oder mehreren Paaren von Moden der laserver- stärkenden Faser induzierbar sind. Durch die nicht rotati- onssymmetrische Struktur wird erstmals ein DFB Faserlaser- Sensor mit radial anisotroper Druckempfindlichkeit oder radial anisotroper Anlagerungsempfindlichkeit geschaffen.

Der Dynamikbereich ist gegenüber den Faserlaser- Drucksensoren mit separater Sensorfaser und diskreten Endreflektoren vergrössert. Da Laserfaser, Sensorfaser und Faser-Bragg-Gitter Resonator in einem Faserelement inte- griert sind, ist der Sensor sehr einfach herstellbar, ex- trem kompakt und einfach in einem Einkammer-Gehäuse ver- packbar. Er ist besonders zur zuverlässigen Messung isotroper Flüssigkeitsdrücke in Erdölbohrlöchern bestens geeignet. Zur Messung chemischer Substanzen ist der Sensor bezüglich Art und Konzentration der Substanzen in einer Anlagerungsschicht eichbar.

Ein Ausführungsbeispiel betrifft Typen geeigneter laser- verstärkende Fasern, nämlich solche mit einem elliptischen Kern, einer"bow-tie"-Struktur, einer"panda"-Struktur, einer"side-hole"-Struktur, einer"D-shape"-Struktur, ei- ner elliptischen Faserhülle oder einer teilweise ange- schliffenen Faserhülle. Die laserverstärkende Faser kann auch eine mikrostrukturierte Faser mit einer nicht rotati- onssymmetrischen Struktur sein.

Andere Ausführungsbeispiele betreffen die Art der Moden, die gleiche oder unterschiedliche transversale Raummoden mit zueinander orthogonaler linearer Polarisation, oder aber unterschiedliche transversale Raummoden mit gleicher linearer Polarisation sind. Insbesondere können für eine laserverstärkende Faser mit elliptischem Kern ein Emissi- onswellenlängenbereich und Parameter sowie eine Gitterpe- riode A des Faser-Bragg-Gitter Resonators so aufeinander abgestimmt sein, dass mindestens zwei, insbesondere genau zwei oder vier, unterschiedliche Raummoden im Emissions- wellenlängenbereich bei Bragg-Wellenlängen des Faser- Bragg-Gitter Resonators ausbreitungsfähig sind. Dann sind mit den transversalen Raummoden assoziierte longitudinale Lasermoden in der laserverstärkenden Faser anregbar und schwingungsfähig. Bevorzugt sind Zusatzmittel vorhanden, die zur räumlich selektiven Auskopplung und Detektion min- destens eines Interferenzmusteranteils unterschiedlicher Raummoden mit einem nichtverschwindenden Kontrast im re- sultierenden Schwebungssignal ausgestaltet sind. Dann sind Schwebungen bzw. deren Frequenzen z. B. zwischen einem fundamentalen und einem ersten höheren geraden Raummode, zwischen einem ersten höheren ungeraden und einem zweiten höheren geraden Mode und/oder zwischen gleichen, insbeson- dere fundamentalen, Raummoden mit unterschiedlicher linea- rer Polarisation messbar. Im zweiten Fall sind die Parame- ter der laserverstärkenden Faser, insbesondere Längen der Kernellipsen-Hauptachsen und ein Kern-Mantel Brechungsin- dexunterschied, bevorzugt in einem Wertebereich gewählt, in dem die Schwebungsfrequenz kleiner als 100 GHz und vor- zugsweise kleiner als 10 GHz ist und insbesondere in der Nähe eines Nulldurchgangs liegt. Durch Wahl einer relativ kleinen Schwebungsfrequenz können als Messmittel, insbe- sondere als Frequenzfilter und Frequenzzähler, Standard- komponenten eingesetzt werden.

In einem weiteren Ausführungsbeispiel sind zwei Faser- Bragg-Gitter Resonatoren übereinander, überlappend oder räumlich getrennt in die laserverstärkende Faser einge- schrieben und ist ein Verhältnis der Gitterperioden der Faser-Bragg-Gitter Resonatoren ungefähr gleich einem Ver- hältnis effektiver Brechungsindizes zweier unterschiedli- cher Raummoden, vorzugsweise des fundamentalen und ersten höheren geraden Raummodes, oder zweier gleicher Raummoden mit orthonaler linearer Polarisation gewählt. Dadurch kann die Schwebungsfrequenz ohne Druck auf einen Wert von im wesentlichen Null vorgegeben werden.

Zusätzliche Ausführungsbeispiele betreffen Mittel zur Be- stimmung einer Temperatur des Faserlaser-Sensors und zur Korrektur einer Temperaturabhängigkeit eines Signals und insbesondere Drucksignals des Faserlaser-Sensors. Zur Tem- peraturbestimmung können die Mittel z. B. ein Wellenlän- genmultiplexer mit einem geeignet wellenlängenabhängigen Auskoppelverhältnis sein, mit dem eine Emissions-oder La- serwellenlänge, d. h. eine oszillationsfähige Bragg- Wellenlänge, des Faserlaser-Sensors messbar ist. Die Mit- tel können auch zur Messung mehrerer Schwebungsfrequenzen und zur separaten Bestimmung einer Druckänderung 8p und Temperaturänderung 8T mit Hilfe bekannter Temperatur-und Druckkoeffizienten der Schwebungsfrequenzen des Faserla- ser-Sensors ausgestaltet sein. Zur inhärenten Temperatur- kompensation können auch Bragg-Wellenlängen, die einem fundamentalen Raummode und einem ersten höheren geraden Raummode zugeordnet sind, durch eine Wahl der Parameter der laserverstärkenden Faser und der Gitterperiode A des Faser-Bragg-Gitter Resonators so vorgegeben sein, dass Gruppengeschwindigkeiten dieser Raummoden bei der jeweili- gen Bragg-Wellenlänge gleich gross sind.

In einem wichtigen Ausführungsbeispiel ist die Messgrösse ein zeitlich variierender Druck p, insbesondere eine aku- stische Welle oder eine seismische Welle. Zur Verbesserung der akustischen Impedanzanpassung an ein schallübertragen- des Medium kann die laserverstärkende Faser mit einer Be- schichtung beispielsweise aus Polyurethan versehen sein.

In einem zweiten Aspekt besteht die Erfindung in einem Fa- serlaser-Sensor, der einen DFB-Faserlaser mit einer laser- verstärkenden Faser und einem darin verteilt eingeschrie- benen Faser-Bragg-Gitter Resonator umfasst, wobei durch eine Messgrösse eine Doppelbrechung und Schwebungsfrequenz zwischen Moden der laserverstärkenden Faser induzierbar sind und Messmittel zur Bestimmung der Schwebungsfrequenz vorhanden sind, wobei ferner die laserverstärkende Faser eine nicht rotationssymmetrische Struktur aufweist und ein Emissionswellenlängenbereich und Parameter der laserver- stärkenden Faser derart gewählt sind, dass der Emissions- wellenlängenbereich und ein Wellenlängenbereich, in dem mindestens zwei unterschiedliche Raummoden ausbreitungsfä- hig sind, in einem Spektralbereich überlappen und minde- stens eine Gitterperiode des Faser-Bragg-Gitter Resonators derart gewählt ist, dass den unterschiedlichen Raummoden zugeordnete Bragg-Wellenlängen in dem Spektralbereich lie- gen. Es sollen also mindestens zwei der unterschiedlichen Raummoden in dem Spektralbereich jeweils mindestens eine Bragg-Wellenlänge aufweisen, auf welcher ein dem Raummode zugeordneter longitudinaler Lasermode oszillationsfähig ist.

Weitere Ausführungen, Vorteile und Anwendungen der Erfin- dung ergeben sich aus abhängigen Ansprüchen sowie aus der nun folgenden Beschreibung und den Figuren.

KURZE BESCHREIBUNG DER ZEICHNUNG Es zeigen für einen erfindungsgemässen DFB Faserlaser- Sensor : Fig. la-ld eine zweimodige laserverstärkende Faser mit elliptischem Kern in Seitenansicht und im Querschnitt, Raummoden-Intensitätsverteilungen und zugehöriges Laser-Modenspektrum ; Fig. 2 Beispiele für nicht rotationssymmetrische Fa- sern ; Fig. 3-5 Beispiele für effektive Brechungsunterschiede und Schwebungsfrequenzen von Raummoden und Po- larisationsmoden in elliptischen Kernfasern ; Fig. 6a, 6b für eine Faser gemäss Fig. la-lb Raummoden- und Polarisationsmoden-Intensitätsverteilun- gen und zugehöriges Laser-Modenspektrum ; Fig. 7 ein Gehäuse für einen DFB Faserlaser-Druck- sensor ; Fig. 8 eine schematische Darstellung des gesamten Fa- serlaser-Sensors ; und Fig. 9 eine serielle Multiplexanordnung in Reflexion mit mehreren Faserlaser-Sensoren mit unter- schiedlichen Laserwellenlängen.

In den Figuren sind gleiche Teile mit gleichen Bezugs- zeichen versehen.

WEGE ZUR AUSFÜHRUNG DER ERFINDUNG Fig. la und 1b zeigen schematisch den Sensorteil eines er- findungsgemässen DFB Faserlaser-Sensors 1. Der Laser 1 um- fasst eine laserverstärkende Faser 2 beispielsweise mit einem elliptischen Kern 2a und einer runden Faserhülle ("cladding") 2b. Durch die lange Hauptachse a und die kur- ze Hauptache b des Kerns 2a sind lineare Polarisationsach- sen x, y vorgegeben. Der Kern 2a ist mit seltenen Erdionen dotiert. Die Ionenart richtet sich nach dem gewünschten Emissionswellenlängenbereich des Lasers 2. Vorzugsweise werden mit Erbium/Ytterbium oder Erbium dotierte laserver- stärkende Fasern 2 verwendet, deren Emission im Bereich zwischen etwa 1520 nm und 1560 nm liegt. Statt mit Erbium kann die Faser auch mit anderen seltenen Erdionen dotiert sein, z. B. Praseodymium (Emission um 1300 nm), Neodymium (Emission um 1060 nm) oder Thulium (Emission um 810 nm).

Die Wellenlänge des Pumplasers 13 (Fig. 8,9) muss ent- sprechend angepasst sein.

Der Laser-Resonator 3 wird von einem einzelnen Bragg- Gitter 3 gebildet, welches in die Faser 2 hineingeschrie- ben ist. Im Gegensatz hierzu haben gewöhnliche Laser bzw.

Faserlaser 2 zwei separate Reflektoren bzw. Gitter, die einen Fabry-Perot-Resonator bilden. Die Länge des Gitters 3 beträgt typisch einige cm. Damit das Gitter als Resona- tor 3 für typischerweise durch Pumplicht 5 angeregte La- serwellen 6, 7 wirken kann, die bei einer Bragg- Wellenlänge X des Faser-Bragg-Gitters 3 oszillieren, muss die Gitterstruktur an einer Stelle einen Phasensprung von TE (bzw. n + 2*mit mit m=ganze Zahl) aufweisen. Dies ent- spricht einem Sprung in der optischen Phase von toc/2 (bzw.

#/2 + m*# oder #/4 + m*#/2). Der Phasensprung befindet sich vorzugsweise in der Mitte 4 des Gitters 3. Ohne einen solchen Phasensprung schwingt ein DFB-Laser 2 nicht wie i. a. gewünscht auf einem einzigen longitudinalen Laser- Modus, sondern auf zwei longitudinalen Moden, die symme- trisch zur Bragg-Wellenlänge X an den beiden Rändern des sogenannten Stop-Bandes des Gitters 3 liegen. Ausserdem ist die Laserschwelle höher. Enthält das Gitter 3 einen Phasensprung von, so bildet sich innerhalb des Gitters 3 eine stehende Welle der Wellenlänge X aus. Die Amplitude des elektrischen Feldes nimmt mit zunehmender Entfernung von der Stelle der Phasenunstetigkeit exponentiell ab.

Bekanntermassen ist der z-Phasensprung im Faser-Bragg-Git- ter 3 auf verschiedene Weisen erzeugbar. Das Gitter 3 kann in der Mitte über eine Länge von etwa 1 mm mit UV-Licht (z. B. bei 240 nm) bestrahlt werden. Die UV-Bestrahlung ändert den Brechungsindex der Faser und führt so zu dem gewünschten Phasensprung in der Gitterperiode. Der Phasen- sprung kann auch nicht-permanent durch lokales Heizen des Gitters erzeugt werden. Desweiteren kann ein Moire-Gitter verwendet werden, das durch zwei überlagerte Gitter mit leicht unterschiedlichen Perioden gebildet wird, deren über die Gitterlänge kumulierter Phasenunterschied z + 2*moi beträgt. Eine weitere Methode besteht darin, das Bragg-Gitter 3 mit Hilfe einer speziellen Phasenmaske zu schreiben, welche bereits einen a-Phasensprung enthält.

Die Rotationsasymmetrie der laserverstärkenden Faser 2 be- sagt, dass es einen Drehwinkel um die Faserlängsachse gibt, unter dem die Faser 2 nicht wieder in sich selber überführt werden kann. Die rotationsasymmetrische Struktur der laserverstärkenden Faser 2 dient dazu, eine Anisotro- pie zur Umsetzung eines isotropen Drucks p in eine indu- zierte lineare Doppelbrechung zwischen orthogonalen Pola- risationsmoden X, Y und/oder unterschiedlichen Raummoden der Faser 2 zu schaffen. Typischerweise ist schon im unbe- lasteten Zustand eine inhärente lineare Doppelbrechung vorhanden, nämlich in den meisten Fasern zwischen orthogo- nalen Polarisationsmoden X, Y und in allen Fasern zwischen Raummoden. Neben den Fasern 2 mit elliptischem Kern (for- minduzierte inhärente Doppelbrechung zwischen Polarisati- onsmoden) sind auch solche mit"bow-tie"-oder"panda"- Struktur (stressinduzierte inhärente Doppelbrechung zwi- schen Polarisationsmoden) gebräuchlich. Diese Typen sind in dem Artikel von K.-H. Tsai et al.,"General Solutions for Stress-Induced Polarization in Optical Fibers", Jour- nal of Lightwave Technology Vol. 9, Nr. 1 (1991) darge- stellt. Fig. 2 zeigt als weitere Beispiele für laserver- stärkende Fasern 2 mit inhärenter und durch isotropen Druck oder isotrop anlagerbare chemische Substanzen indu- zierbarer Doppelbrechung eine Faser (A) mit elliptischem Kern 2a und angeschliffener Hülle 2b ("D-shape"Struktur), eine Faser (C) mit elliptischem Kern 2a und elliptischer Faserhülle 2b und eine Faser (D) mit rundem Kern 2a, run- der Hülle 2b und Seitenlöchern 2c ("side-hole"Struktur).

Eine Besonderheit stellt eine Faser gemäss (A) mit rundem Kern 2a und die Faser (B) mit rundem Kern 2a und teilweise angeschliffener, rotationsasymmetrischer Faserhülle 2b dar. Diese Fasern sind bezüglich Polarisationsmoden im un- belasteten Zustand inhärent doppelbrechungsfrei. Bei der Faser (B) kann die Faserhülle 2b einseitig, zweiseitig oder mehrseitig angeschliffen sein, so dass durch isotro- pen Druck die Entartung reiner Polarisationsmoden X, Y (mit identischer Raummodenstruktur) aufgehoben wird und eine druckproportionale Doppelbrechung induzierbar ist.

Weitere Beispiele sind sogenannte Mikrosturkturfasern mit einer nicht rotationssymmetrischen Struktur, wie"photonic crystal fibers"bzw."photonic bandgap fibers"oder"holey fibers", die z. B. in B. J. Eggleton, Journal of Lightwave Technologies, Vol. 18, S. 1084-1099 (2000) beschrieben sind.

Im folgenden wird auf den Fall einer elliptischen Kernfa- ser 2 genauer eingegangen. Parameter der elliptischen Kernfaser 2 sind der Unterschied #N=N1-N2 der Brechungsin- dizes N1, N2 von Faserkern 2a und Faserhülle oder-mantel 2b, das Längenverhältnis e=a/b der Hauptachsen a, b des elliptischen Faserkerns 2a sowie die absolute Länge a der grossen Hauptachse. Diese Parameter a, b, AN oder e, a, AN sind in einem Ausführungsbeispiel so gewählt, dass bei den durch die geometrische Gitterperiode A des Faser-Bragg- Gitters 3 festlegbaren Bragg-Wellenlängen #01, #11gerade die beiden räumlichen Fasermoden LP01 und LP11gerade (entsprechend HE11 und HE21 in anderer Notation) ausbreitungsfähig sind.

Andererseits müssen die Bragg-Wellenländen #LP01, #LP11gerade auch im Emissionswellenlängenbereich der laserverstärken- den Faser 2 liegen. Dann sind zwei longitudinale Lasermo- den schwingungs-oder anregungsfähig, die den beiden Raum- moden LPo1 und Lpllgerade zugeordnet sind (Fig. 1c). Zunächst sei angenommen, das Licht schwinge nur mit einer linearen Polarisation, vorzugsweise x parallel zur langen Hauptach- se a des Kerns 2a. Der Laser 2 enthält dann zwei mit den beiden räumlichen Fasermoden LPo1 und LP1lgerade assoziierte stehende Wellenfelder. Da die effektiven Brechungsindizes nLP01 und nLpllgerade der beiden Raummoden LPO, und LPl1gerade et- was unterschiedlich sind, sind auch die Bragg-Wellenlängen #LP01, #LP11gerade der beiden Moden LPoi, LP11gerade verschieden, und der Laser 2 oszilliert auf zwei verschiedenen Emissi- ons-oder Laserwellenländen #LP01 und #LP11gerade: #LP01 = 2*nLP01*# (G1) #LP11gerade = 2*nLP11gerade*# Dem Brechungsindexunterschied #n=nLP01-nLP11gerade der Raummoden LPol und LP pllgerade entspricht der Wellenlängenunterschied ##=#LP01-#LP11gerade oder der optische Frequenzunterschied oder die Schwebungsfrequenz Av = (c/#2)*##, (G3) wobei c die Lichtgeschwindigkeit und k die mittlere Wel- lenlänge bezeichnen. Als Folge des Frequenzunterschiedes Av ist die Intensität der Laseremission mit der Schwe- bungsfrequenz Avmoduliert.

Setzt man die Faser einem allseitigen Druck aus, so wird der Faserquerschnitt etwas komprimiert und die Faserlänge etwas vergrössert. Aufgrund des elasto-optischen Effekts ändern sich die Brechungsindizes N1 und N2 von Kern und Mantel. Die Differenz #n=nLP01-nLP11gerade der effektiven Bre- chungsindizes der beiden Raummoden ändert sich um 8 (An) und die Gitterperiode um 8A. Die Änderungen sind propor- tional zum Druck. Wegen ##=2*#n*# kann die Änderung des Wellenlängenunterschieds #(##) bei einer Druckänderung 8p geschrieben werden als 8 p = 2*#* [8 (#n)/#p+(#n/#) * (8A/8p)] (G4).

Die entsprechende Frequenzverschiebung pro Druckänderung 8 (Av)/8p beträgt 8 (#v) /#p = 2* (c/#2) *#* [# (#n)/#p+(#n/#)* (##/#p)] (G5).

Die relativen Änderungen des Wellenlängenunterschiedes #(##)/## und der Schwebungsfrequenz #(##)/## betragen 8(##)/## = #(##)/## = #(#n)/#n+##/# (G6).

Der druckabhängige Term A (An)/8p+ (An/A) * (8A/8p) in Glei- chung (G4), (G5) wurde für eine Zweimodenfaser mit a#4 N. m, e=2 und AN=0. 056 experimentell bestimmt : A=2, 1*10-7 MPa-1 für #=1310 nm. Daraus ergibt sich für einen 1310 nm-La- ser eine Frequenzverschiebung als Funktion des Drucks von ca. 28 MHz/MPa.

Der Brechungsindexunterschied #n=nLP01-nLP11gerade der beiden räumlichen Moden LPo1 und LP11gerade ist abhängig von den oben genannten Faserparametern a, b, AN und der Wellenlänge B.

Bei gegebener Elliptizität e=a/b des Kerns 2a ist An um so grösser, je grösser der Unterschied AN der Brechungsinde- zes von Faserkern 2a und-mantel 2b ist. Bei gegebenen Brechungsindizes N1, N2 von Kern und Mantel wächst An mit abnehmender Elliptizität e des Kerns 2a.

Fig. 3a zeigt An als Funktion der normierten Frequenz V für #N=0. 015 und zwei verschiedene Kernelliptizitäten e=2 und e=4. Die normierte Frequenz V ist umgekehrt proportio- nal zur Wellenlänge V = (2#/#) * (b/2) * (Nl-N2)/ (G7) Fig. 3b zeigt die resultierenden Schwebungsfrequenzen Avi (V) als Funktion von V gemäss der Gleichung : Av (V) = c* (#n(V)/n) * (V/b) *#-1* (N12 - N22)-1/2 (G8), wobei n=mittlerer effektiver Modenbrechungsindex. Glei- chung (G8) kann aus (G3) mit Hilfe von (G1), ##=2*#n*# und (G7) hergeleitet werden. Den Kurven in Fig. 3b ist eine Lange b der kleinen Kernachse von 4.66 um-zugrundegelegt.

Eine Wellenlänge S=1535 nm (Erbium-dotierte Faser) ent- spricht dann einer normierten Frequenz V=2.

Für Fasern mit gebräuchlichen Werten von AN und e liegen die Schwebungsfrequenzen Av1 im Bereich oberhalb 100 GHz und sind deshalb nicht auf einfache Weise messbar. Im fol- genden sind deshalb Varianten des Sensors angegeben, bei denen kleinere Schwebungsfrequenzen auftreten, die mit kommerziellen Photodetektoren 16,20 und Signalanalysato- ren 17,21 registriert werden können. Hierfür können be- stimmte höhere Raummoden und/oder überlagerte Faser-Bragg- Gitter Resonatoren 3 verwendet werden.

In einem Ausführungsbeispiel wird der DFB Faserlaser 2 mit vier räumlichen Moden betrieben. Der Unterschied der ef- fektiven Brechungsindizes An=nLpoi-nLpii zwischen dem LPo1 und dem geraden LP1l-Modus ist relativ gross. Dies führt zu re- lativ grossen Schwebungsfrequenzen Avl, die je nach Faser- parameter a, b, AN ausserhalb des Frequenzbereichs liegen können, der mit kommerziellen Messsystemen erfassbar ist.

Deutlich kleinere Schwebungsfrequenzen Av2 können erreicht werden, wenn man die Faser so dimensioniert, dass vier (oder mehr) räumliche Moden ausbreitungsfähig sind : LPol, LP, lgerade, LP, ungerade (auch HE12 genannt) sowie gerader LP21- Modus (auch HE31 genannt). So ist z. B. für eine Faser mit näherungsweise e=2 der Brechungsindexunterschied nLP11ungerade_nLP21gerade zwischen dem LP11ungerade und dem LP21gerade_ Modus klein und weist bei V=3,2 einen Nulldurchgang auf.

Die Fig. 4a und 4b zeigen für e=2 und #N=0. 015 die Diffe- renz nLP11ungerade_nLPgerade sowie die resultierende Schwebungs- frequenz Av2 als Funktion von V. Die Schwebungsfrequenzen Av2 liegen nun in einem Bereich, in dem sie mit üblichen Mitteln 16-21 messbar sind. Die Funktion Av2=Av2 (V) ist für b=7.53 pm berechnet. In diesem Fall entspricht der Null- durchgang von Av2 (V) einer Wellenlänge #=1535 nm.

In einem weiteren Ausführungsbeispiel wird der Faserlaser 2 mit zwei Raummoden in zwei überlagerten Faser-Bragg- Gitter Strukturen 3 betrieben. Die Faserparameter a, b, AN sind hier vorzugsweise so gewählt, dass die beiden råumli- chen Moden niedrigster Ordnung ausbreitungsfähig sind (LPol-und LP11gerade_Modus). Die Faser 2 enthält nun anstelle eines einzelnen Bragg-Gitters 3 zwei Gitter 3, die über- einander, überlappend oder räumlich separiert geschrieben sind und deren Gitterperioden Ai und A2 so gewählt sind, dass die den beiden räumlichen Moden LPol und Lplgerade zuge- ordneten Bragg-Wellenlängen XLPO1 und #LP11gerade ohne angeleg- ten Druck p zumindest näherungsweise gleich sind : <BR> <BR> <BR> <BR> <BR> gerade<BR> <BR> #LP01 = #LP11 Wegen #LP01=2*n1*#1 und #LP11gerade=2*n2*#2, wobei n1=nLP01 und n2=nLP11gerade, ist das Verhältnis der Gitterperioden der Faser-Bragg-Gitter 3 damit zumindest näherungsweise wie folgt zu wählen : A2/Al = nl/n2 (G10).

Die Schwebungsfrequenz Avi ohne Druck ist dann Null. Die beiden Einzelgitter 3 weisen jeweils wieder einen Phasen- sprung von n auf. Überlagerte Gitter 3 sind entsprechend auch auf andere Modenpaar-Schwebungsfrequenzen anwendbar.

Für eine Faser mit AN=0. 015 und e=2, die bei einer nor- mierten Frequenz V=2 betrieben wird, beträgt #n=nLP01-nLP11= 5, 3*10-3 (Fig. 3a). In diesem Fall müssen #1 und A2 um 1. 6 nm unterschiedlich gewählt sein und bei ca. 455 nm liegen, damit die beiden emittierten Wellenlängen XLPOI und XLPll gleich sind und ca. 1535 nm betragen. Die absolute Grosse des Kerns 2a muss dabei so gewählt werden, dass 1535 nm einer normierten Frequenz V=2 entspricht. Man er- hält aus Gleichung (G7) mit Ni=1. 475 und N2=1. 46 : b=4.65 µm und folglich a=9.3 ptm.

Neben XLPO1 und #LP11 gibt es zwei weitere Emissionswellen- längen #'LP01=2*n2*#1 und #'LP11=2*n1*#2. Ihr Unterschied ##'#4*#n*#1 ist doppelt so gross wie im Fall eines einfa- chen Gitters 3. Die resultierende Schwebungsfrequenz ist in der Regel sehr hoch und wird nicht detektiert.

In den oben angegebenen Beispielen ist angenommen,-dass die räumlichen Moden nur mit einer Polarisationsrichtung angeregt sind, nämlich parallel zur grossen oder kleinen Hauptachse a oder b des elliptischen Faserkerns 2a ; die angegebenen Kurven sind für eine Polarisation parallel zur grossen Hauptachse a berechnet. Erfolgt die Laseremission 6,7 auf beiden Polarisationsrichtungen x, y, so treten aufgrund der Doppelbrechung der Faser zusätzliche Emissi- ons-oder Laserwellenlängen und Schwebungsfrequenzen auf, die ebenfalls durch die Messmittel 15-21 erfassbar und z. B. zur Temperaturkompensation verwendbar sind.

Andere Ausführungsbeispiele betreffen einen erfindungsge- mässen polarimetrischen Faserlaser-Sensor 1. In einer er- sten Variante wird eine einfache Gitterstruktur 3 und nur der Grundmodus LPo1 betrachtet. Beide Polarisationsmoden X und Y sind angeregt. Die Laseremission 6,7 erfolgt auf den Wellenlängen #LP01,x = 2*nLPOi, x*A (Gll), #LP01, y = 2*nLP01, y*# (G12), wobei nhp0lsx und nLp0ly die effektiven Brechungsindizes für die beiden Polarisationsrichtungen x, y sind und A die geometrische Gitterperiode des Bragg-Gitters 3 ist.

Die resultierende Schwebungsfrequenz Avg ergibt sich wieder gemäss Gleichung (G3) mit ##=#LP01,x-#LP01,y. Die Fig. 5a und 5b zeigen den Brechungsindexunterschied nLpoz, x-nLpol,y und die resultierende Schwebungsfrequenz AV3 als Funktion der nor- mierten Frequenz V, wiederum für Fasern mit #N=0. 015 und e=2 sowie AN=0. 015 und e=4. Die Kurven in Fig. 5b sind für b=3.50 pm berechnet. Eine Wellenlänge X=1535 nm entspricht dann V#2. Die Schwebungsfrequenzen Av3 liegen im Bereich von wenigen GHz und sind damit leicht messbar.

Der druckabhängige Term A=8 (An)/8p+ (An/A) * (8A/8p) in den Gleichungen (G4), (G5) wurde für eine polarimetrische Sen- sorfaser (a#4 µm, e=2, #N=0. 031) experimentell bestimmt : A=0,4*10-' MPa-1 für #=1535 nm. Daraus ergibt sich eine Fre- quenzverschiebung von 5.4 MHz/MPa.

In einer zweiten Variante besteht die Bragg-Gitterstruktur 3 wie zuvor aus zwei überlagerten Gittern 3 mit räumlichen Perioden Ai und A2, die so gewählt sind, dass ohne angeleg- ten Druck p die Schwebungsfrequenz AV3 näherungsweise Null ist. Für das Verhältnis der Gitterperioden gilt hier A2/A1 = n1/n2 = nLp01, x/ nLP01, y (G13).

Jedes Einzelgitter enthält wieder einen Phasensprung von Andere Ausführungsbeispiele betreffen die Kompensation von Temperatureffekten. Der Unterschied der effektiven Bre- chungsindizes der orthogonalen Polarisationsmoden X, Y oder der räumlichen Moden LPo1 LP1lgerade usw. ist gewöhnlich temperaturabhängig. Die Schwebungsfrequenzen Av verschie- ben sich deshalb nicht nur als Funktion des Drucks p, son- dern auch in Abhängigkeit von der Temperatur T. Im folgen- den werden drei Möglichkeiten angeben, um ein von der Tem- peratur T unabhängiges Drucksignal p zu erhalten : a) Die Temperatur wird durch Messen der Laserwellenlänge X bestimmt. Die optische Gitterperiode n*Ades Bragg-Gitters 3 für den jeweiligen Brechungsindex n und folglich die emittierten Laserwellenlängen X sind temperaturabhängig.

Im Wellenlängenbereich um 1550 nm verschieben sich die Wellenlängen X um ca. 10 pm/°C. Innerhalb des Detektions- systems wird vorzugsweise mit Hilfe eines faseroptischen Kopplers 15 ein Teil des emittierten Lichts 6 oder 7 für eine Wellenlängendetektion bzw. Temperaturbestimmung abge- zweigt. Die Wellenlänge # kann z. B. mit Hilfe eines durchstimmbaren, faseroptischen Fabry-Perot-Filters oder eines Wellenlängenmultiplexers 15 gemessen werden. Beim Wellenlängenmultiplexer 15 wird ausgenutzt, dass das Ver- hältnis der Lichtintensitäten an den beiden Ausgängen des Multiplexers 15 wellenlängenabhängig ist. Mit der nun be- kannten Temperatur T kann das Drucksignal p temperaturkom- pensiert werden. b) Die Temperatur T und der Druck p werden aus mehreren Schwebungsfrequenzen Av bestimmt. Wird ein Laser 2 mit zwei räumlichen Moden auf beiden orthogonalen Polarisatio- nen x, y betrieben (Fig. 6a, 6b), treten insgesamt sechs Schwebungsfrequenzen auf, von denen z. B. vier Ava, #vb, #vc, Avd gemessen werden können, welche den effektiven Mo- den-Brechungsindexunterschieden nLP01,x-nLP11,x, nLP01,y-nLP11,y, nLP01,x-nLP01,y und nLP11, x-nLpll, y entsprechen. Die Brechungsin- dexunterschiede haben gewöhnlich unterschiedliche Tempera- turabhängigkeiten. Insbesondere unterscheiden sich die Temperaturabhängigkeiten der Brechungsindexunterschiede der räumlichen Moden LP01, LP11 (nLP01,x-nLP11,x; nLP01,y-nLP11,y) von denen der orthogonalen Polarisationsmoden X, Y mit gleicher räumlicher Modenstruktur (nLP01,x-nLP01,y; nLP11,x- nLP11,y) Für die Verschiebung der Schwebungsfrequenzen Ava, #bv, #vc, #vd bei Druck-und Temperaturänderungen bp und #T lässt sich ein System von vier Gleichungen aufstellen : 8 (#va) = a11*#p + ai2*5T 8 (#vb) = a21*#p + a22*6T (G14) 8 (#vc) = a31*#p + a32*8T 8 (#vd) = a41*#p + a42*8T Die Koeffizienten aij mit Indizes i=1, 2,3,4 und j=1, 2 können experimentell bestimmt werden. Druck-und Tempera- turänderungen können dann unabhängig voneinander ermittelt werden. c) Sensoren, welche mit zwei räumlichen Moden (LPoi und Lpllgerade) arbeiten können auch inhärent temperatur- kompensiert sein. In diesem Fall gibt es eine Wellenlänge X, bei der die Gruppengeschwindigkeiten der beiden Raummo- den gleich sind. Für diese Wellenlänge X weisen die Bre- chungsindizes nLp01 und nL die gleiche Temperaturabhängig- keit auf. Werden die Faserparameter a, b, AN und Gitterpa- rameter A, n so aufeinander abgestimmt, dass die Lase- remission 6,7 auf dieser Wellenlänge X erfolgt, ist der Unterschied XLPOl-LPll bzw. die resultierende Schwebungsfre- quenz Av unabhängig von der Temperatur T.

Fig. 7 zeigt das Sensorgehäuse oder die Kapillare 10 für den DFB Faserlaser 2 mit einem Druckeinlass 10a für ein druckübertragendes oder chemische Substanzen beinhaltendes Messfluid 12. Die Faser 2 ist aussen am Gehäuse 10 durch ein Faserkabel 11 mechanisch geschützt. Für eine Druckmes- sung ist die Laser-und Sensorfaser 2 vorzugsweise mit ei- nem Schutzmantel (z. B. einer dünnen Chrom/Gold- Beschichtung) versehen, die das Eindringen von Fluidmole- külen 12 in die Faser 2 bei hohen Drücken p und Temperatu- ren T verhindert. Zur Messung chemischer Substanzen können spezifische Beschichtungen zur gegebenenfalls selektiven Anlagerung von Analyten vorhanden sein. Zur Messung aku- stischer oder seismischer Drücke oder Wellen kann eine Be- schichtung mit Polyurethan o. ä. zur Impedanzanpassung an das schallübertragende Medium 12 vorhanden sein. Mit Vor- teil ist der oder jeder Faser-Bragg-Gitter Resonator 3 über seine gesamte Länge einem isotropen Druck p, einer akustischen oder seismischen Welle oder einer chemischen Substanz zugänglich.

Eine Seite des Faserlasers 2 ist über eine Verbindungsfa- ser 9b mit dem Pumplaser 13 und den Messmitteln 15-21 ver- bunden. Die andere Seite kann mit weiteren in Serie ange- ordneten Sensoren 2 über eine Zuführungsfaser 9d verbunden sein. Im Falle einer elliptischen Kernfaser 2 können Zu- satzmittel 9b-9e zur räumlich selektiven Auskopplung und Detektion mindestens eines Interferenzmusteranteils unter- schiedlicher Raummoden LP01, LP11gerade, LP11ungerade, LP21gerade mit einem nichtverschwindenden Kontrast im resultierenden Schwebungssignal dadurch realisiert sein, dass eine mono- modige Zutührungsfaser 9b, 9c oder 9d zur Übertragung emittierten Laserlichts 7 zu einer Detektionseinheit 16, 20 verwendet wird und die Zuführungsfaser 9b, 9c oder 9d über einen Spleiss 9e mit seitlichem Versatz mit der la- serverstärkenden Faser 2 in optischer Verbindung steht.

In Fig. 8 ist die Sensor-Gesamtkonfiguration 1 gezeigt.

Der Faserlaser-Sensor 1 wird im Falle einer mit Erbi- um/Ytterbium dotierten Faser 2 mit einem 980nm- Halbleiterlaser 13 angeregt. Statt des 980nm-Pumplasers 13 kann auch ein 1480nm-Laser 13 eingesetzt werden, insbeson- dere bei Erbium-dotierten Fasern 2 ohne Ytterbium. Das Pumplicht 5 wird vorzugsweise über einen Wellenlängenmul- tiplexer 14 und eine Faserverbindung 9b dem Sensor 1 zuge- führt. Im Falle der dargestellten Reflexionsgeometrie ge- langt das vom Faserlaser 2 rückwärts emittierte Licht 7 über die gleiche Verbindungsfaser 9b und den Wellenlängen- multiplexer 14 zum Empfänger 16. Die im Ausgangssignal enthaltene (n) Schwebungsfrequenz (en) Av wird oder werden mit einem geeigneten Frequenzzähler (gegebenenfalls mit Frequenzfilter) oder Signalanalysator 17 detektiert. Al- ternativ kann auch das mit dem Pumplicht 5 kopropagierende vorwärts emittierte Laserlicht 6 des Sensors 1 detektiert werden.

Um eine Schwebung aus zwei zueinander orthogonalen Polari- sationsmoden X, Y zu erzeugen, müssen diese, bevor sie den Empfänger 16 erreichen, in einem Polarisator mit vorge- schalteter Polarisationskontrolle (nicht dargestellt) zur Interferenz gebracht werden. Dagegen erfordert die Erzeu- gung einer Schwebung zweier Raummoden LPol, ZP11 usw. glei- cher Polarisation keine zusätzlichen Mittel.

Fig. 9 zeigt ein Beispiel, wie mehrere in Serie angeordne- te Faserlaser mit einem einzigen Pumplaser 13 und einem Detektionssystem 20,21 betrieben werden können (quasi- verteilte Druckmessung). Die Gitterperioden Al An der einzelnen Laser 1 und folglich je mindestens eine Emissi- onswellenlänge X n ihrer Laserspektren sind etwas un- terschiedlich gewählt, so dass die verschiedenen Sensoren 1 anhand der Emissionswellenlängen X n unterscheidbar sind. Die einzelnen Wellenlängen Bl,-, Xn werden in einem Wellenlängenmultiplexer 18 getrennt und in einem Mehr- kanaldetektor 19 und einer Mehrkanal-Auswerteelektronik 21 jeweils einem Emfänger 16 mit nachgeschaltetem Frequenz- zähler 17 zugeführt.

Als Messgrösse kann ausser einem isotropen Druck p und ei- ner chemischen Substanz auch eine uniaxiale seitliche oder in Faserrichtung wirksame Kraft oder über den Kerr-Effekt ein elektrisches Feld detektiert werden. Insbesondere ist ein zeitlich veränderlicher Druck p von einer akustischen oder seismischen Welle z. B. in einem Erdölbohrloch mess- bar.

BEZUGSZEICHENLISTE 1 Faserlaser-Sensor 2 Faserlaser, anisotrope Sensorfaser 2a (elliptischer) Faserkern 2b Faserhülle ("cladding") 2c seitliche Löcher 3 Faser-Bragg-Gitter Resonator 4 z-Phasensprung 5 Pumplicht 6 Vorwärts-Laseremission 7 Rückwärts-Laseremission 8 Polarisationsvektor 9a-9d Zuführungsfasern 9e Spleiss mit seitlichem Versatz 10 Gehäuse, Kapillare 10a Druckeinlass 11 Faserkabel 12 Fluid 13 Pumplichtquelle, Pumplaser 14 Faserkoppler, Wellenlängenmultiplexer 15 Wellenlängenmultiplexer zur Wellenlängenmessung 16 Detektor, Photodiode 17 Frequenzzähler 18 Wellenlängendemultiplexer 19 Mehrkanaldetektor 20 Detektionseinheit 21 Auswerteelektronik a, b Ellipsenachsen LP01, LP11gerade, LP11ungerade, LP21gerade Raummoden nLP01, nLP11gerade, nLP11ungerade, nLP21gerade effektive Raummoden- Brechungsindizes nx, ny effektive Polarisationsmoden-Brechungsindizes ni, n2 effektive Moden-Brechungsindizes N1, N2 Brechungsindex von Faserkern, Fasermantel AN Brechungsindexsprung pi (isotroper) Druck V normierte Frequenz x, y lineare Polarisationsachsen, Index für Polari- sation der Raummoden X, Y Polarisationsmoden (mit beliebiger Raummoden- struktur) Gitterperiode LP01, #LP11gerade, #LP11ungerade, #LP21gerade; #1, ..., #n Wellenlängen Av, Avi, Av2, AV3, Ava, Alb, Av, Avd Schwebungsfrequenzen