NO774282L - Gyroskop med magnetisk kjerneresonans. - Google Patents

Description

Oppfinnelsen angår frembringelse og•detektering av magnetisk kjerneresonans, særlig anvendelsen av magnetisk kjerneresonans ved gyroskop.

Det er tidligere gjort mange forslag til fullbyrd-else av grunntanken for et magnetisk kjernresonansgyroskop. Generelt anvendes en oscillator som er styrt av magnetisk . kjerneresonans og det utledes rotasjonsinformasjon fra fasene for signaler som gjelder Larmor-presisjonsbevegelse av kjernemomenter ved hjelp av egnet fasesammenligning og styre-kretser for magnetisk felt.

Generelt har slike konstruksjoner vesentlige

mangler som begrenser utviklingen av et brukbart instrument. F.eks. har slike konstruksjoner vært begrenset av forholds-vis kort rela;ksasjonstid for gasser som anvendes.. Den sterke retningskopling mellom slike gasser og lys som anvendes som middel for tilpassing av magnetisk moment eller detektering av magnetisk moment kan også begrense både relaksasjonstidene og signal- støyforholdet, og kan der-

for også begrense den potensielle brukbarhet av slike instru-menter.

Et magnetisk kjerneresonansgyroskop som arbeider på basis av avføling av treghet i vinkelhastighet eller vinkel-forskyvning om en følsom akse for anordningen som en forskyvning av Larmor-presisjansfrekvensen resp. -fasen for en eller flere isotoper som oppviser•magnetiske kjernemomenter. Gyroskopet omfatter en føler for vinkelrotasjon og til-hørende elektronikk. De prinsipielle elementer i føleren er en lyskilde,en såkalt magnetisk kjerneresonanscelle, en fotodetektor, et sett magnetiske skjermer og et sett felt- magnetspoler. Hovedelementene i elektronikken er signalbe-handlingskretser far utledning av Larmor-presisjonsfrekvens-og -faseinformasjon såvel som kretser for frembringelse og styring av de forskjellige magnetfelter både jevne felter og felter som varieres sinusformet med tiden, som er nød-vendig for riktig drift av anordningen.

Den magnetiske kjerneresonanscelle er montert i et sett magnetiske felter for å dempe ytre magnetfelter til akseptabelt lave nivåer. Feltmagnetspolene anvendes for å tilveiebringe meget jevne magnetfelter for cellen. Både et jevnt magnetfelt og et vekselmagnetisk bærefelt anvendes langs anordningens følsomme akse og vekselmagnetiske tilbake<-koplingsfelter anvendes langs en akse på tvers.. De jevne magnetfelter langs begge tverrgående akser styres til praktisk talt null. Cellen inneholder .en alkali metalldamp, såsom rubidium, sammen med to isotoper av en eller flere edelgasser som f.eks. krypton -83 og xenon-129. En buffergass som f.eks. helium kan også inneholdes i cellen.

Cellen belyses av en stråle med sirkulært polarisert lys som stammer fra en kilde som f.eks. en rubidiumlampe og passerer cellen i en vinkel i forhold til det jevne magnetfelt. Absorpsjon av noe av dette lys bevirker at kjernemagnetiske momenter i rubidiumatomene delvis blir tilpasset i retning av det jevne magnetfelt. Denne tilpasning blir delvis overført til de magnetiske kjernemomenter i edelgassene og disse momenter meddeles presisjonsbevegelse om retningen av det jevne magnetfelt som på sin side tilveiebringer magnetfelter som roterer med de respektive Larmor-presisjonsfrekvenser for de to edelgasser. Disse roterende felter modulerer presisjonsbevegelsene for de magnetiske momenter for rubidium som på sin side frembringer tilsvarende modulasjoner av det utsendte lys og derved gjør det mulig optisk å detektere Larmor-presisjonsfrekvensene for de to edelgasser.

Modulasjonene av lysstyrken omdannes til elektriske signaler av en fotodetektor og disse signaler blir elektronisk demodulert og filtrert til signaler med Larmor-presisj onsf rekvenser for de to edelgasser. Differansen mellom de to presisjonsfrekvenser anvendes så for nøyaktig styring av det jevne magnetfelt slik at det er konstant. En av edelgassenes presisjonsfrekvenser sammenlignes med en referansepresisjonsfrekvens og den resulterende differansfrekvens er vinkelhastigheten for gyroskopet.

De to detekterte edelgasspresisjonssignaler anvendes også for å.frembringe to vekselmagnetiske.tilbakekoplingsfelter ved Larmor-presisjonsfrekvenser for edelgassene og disse besørger opprettholdelsen av presisjonsbevegelsen av de kjernemagnetiske momenter for edelgassene. Anvendelsen av et vekselmagnetisk bærefelt letter'den optiske detektering av de presisjonsbevegede edelgassmomenter såvel som de muliggjør styring av de jevne magnetfelter langs de to tverr-akser for gyroskopet.

Ifølge oppfinnelsen har det magnetiske kjerneresonansgyroskop midler for samtidig tilpasning av de magnetiske kjernemomenter for minst to gasser med kjernemoment og derved danne en anordning for tilpasning av et magnetisk kjernemoment, midler for å opprettholde presisjonsbevegelsen av disse momenter og derved danne en kjernemagnetisk resonansoscillator som er i stand til å opprettholde svingningene, midler for optisk detektering av presisjonsbevegelsen av disse kjernemomenter og derved danne en kjernemagnetisk resonansdetektor, midler for nøyaktig styring av det indre magnetfelt i gyroskopet, og midler for nøyaktig måling av frekvens eller fase for det detekterte signal som representerer presisjonsbevegelsen av kjernemomentet for minst av gassene med kjernemoment for å tilveiebringe en måling av vinkelhastigheten resp. vinkelforskyvningen av gyroskopet i forhold til rommets treghet og derved danne et magnetisk kjerneresonansgyroskop.

Det jevne magnetfelt som påtrykkes cellen er hovedsaklig skjermet fra andre jevne magnetfelter. Cellen inneholder en gass eller en damp med et magnetisk moment som kan tilpasses ved optisk pumping sammen med en eller flere ekstra gasser som hver har magnetisk kjernemoment. Cellen belyses med optisk pumpende lys som har en retningskomponent som er parallell med retningen av det jevne magnetfelt og som har en bølgelengde som absorberes, av den optisk pumpbare substans og delvis er tilpasset substansens magnetiske momenter. Kjernemomentene for gassene med kjernemoment tilpasses og påtrykkes presisjonsbevegelse ved deres respektive Larmor-presisjonsfrekvenser om retningen av det jevne magnetfelt . Et vekselmagnetisk felt med en egnet bærefrekvens påtrykkes også cellen som belyses med detekteringslys som har en retningskomponent som er vinkelrett på retningen av det vekselmagnetiske bærefelt og som har en bølgelengde som hovedsaklig er lik bølgelengden for det optisk pumpende lys. Styrken av den del av detekteringslyset som sendes ut av cellen, moduleres i samsvar med alle de magnetfelter som opptrer i cellen, inklusive de magnetfelter som frembringes ved presisjonsbevegelsen av de magnetiske kjernemomenter. Disse styrkemodulasjoner av det utsendte lys detekteres av

en fotodetektor og demoduleres elektronisk for å utlede signaler med Larmor-presisjonsfrekvensene for gassene med kjernemoment.

Ved en utførelse blir tilpasningen av de magnetiske kjernemomenter for hver av gassene oppnådd ved kollisjon mellom atomer i den.optisk pumpbare substans og atomer i gassen eller gassene med kjernemoment. Opprettholdt presisj onsbevegelse av de magnetiske kjernemomenter for hver av gassene oppnåss ved anvendelse av et vekselmagnetisk tilbakekoplingsfelt med Larmor-presisjonsfrekvens for gassen i en retning som er vinkelrett på retningen av det jevne magnetfelt. Det vekselmagnetiske bærefelt påtrykkes med hovedsakelig Larmor-presisjonsfrekvens for den optisk pumpbare substans og i en retning som er hovedsaklig parallell med retningen av det jevne magnetfelt hvorved gyroskopet kan arbeide med større styrke av det jevne magnetfelt og med tilsvarende høyere Larmor-presisjonsfrekvenser for gassene.

Ved en foretrukket utførelsesform anbringes en optisk pumpbar substans som f.eks. en alkalimetalldamp i den magnetiske kjerneresonanscelle sammen med to edelgasser og de magnetiske kjernemomenter for begge edelgassene tilpasses samtidig ved kollisjon mellom atomene i alkalimetalldampen og atomene i de to edelgasser. Ved denne foretrukne utførelse av oppfinnelsen anvendes som alkalimetall rubidium og som edelgasser krypton-83 og xenon-129.

Et annet trekk ved oppfinnelsen er anvendelse av minst en buffergass i vesentlig mengde i cellen.

I samsvar med et ytterligere trekk ved oppfinnelsen holdes styrken av det jevne magnetfelt konstant ved tilbake-koplingsstyring av feltet på sådan måte at differansen mellom Larmor-presisjonsfrekvensene for de to edelgasser i cellen er lik en forhåndsbestemt konstant verdi.

I samsvar med et ytterligere trekk ved oppfinnelsen blir Larmor-presisjonsfrekvensene sammenlignet med et referansepresisjonsfrekvens og den resulterende differansfrekvens anvendes for måling av vinkelforskyvningen eller vinkelhastigheten av gyroskopet om retningen av det jevne magnetfelt.

Et magnetisk kjerneresonansgyroskop arbeider etter det prinsipp å avføle vinkelhastigheten som en forskyvning av Larmor-presisjonsfrekvensen for en eller flere stoffer som har magnetiske kjernemomenter.

Mange atomære isotoper (vanligvis slike med ulike atommassenummer) har et iboende vinkelmoment (spinn) for kjernene. I forbindelse med slike kjernespinn opptrer det alltid et magnetisk moment parallelt med dette. Forholdet mellom det kjernemagnetiske moment og spinnet er en konstant y som kalles det gyromagnetiske forhold og som har en bestemt verdi for hver type isotop.

Hvis et magnetisk kjernemoment anbringes i et magnetfelt med en orientering som ikke er parallell med retningen av feltet, så vil det magnetiske felt meddeles en presisjonsbevegelse om retningen av feltet med en vinkel-frekvens u)^ - som kalles Larmor-presisj onsf rekvensen og som er lik

hvor H er den magnetiske feltstyrke. Hver isotop har derfor

en karakteristisk Larmor-presisjonsfrekvens ved et gitt magnetfelt.

Hvis et system som inneholder atomer som tilsammen har et magnetisk presisjonsmoment som roterer med en vinkelhastighet co^ om retningen av feltet H, vil den iakttatte presisjonsfrekvens bli forskjøvet med en størrelse som er lik rotasjonshastigheten slik at den iakttatte Larmor-presisjonsfrekvens vil bli:

En måling av den iakttatte Larmor-frekvens oo kan således anvendes som mål for denne rotasjonshastighet hvis både Y og H er kj ent.

Hvis Larmor-presisjonsfrekvensene for to isotoper som har forskjellig verdi avYjmåles i samme magnetfelt vil rotasjonshastigheten kunne måles uten direkte å vite størrelsen av magnetfeltet. Uttrykkene for de to isotoper er da:

hvor coa „ og w, D er de iakttatte Larmor-f rekvenser for de to isotoper med gyromagnetisk forhold y a resp. y, D. Løsning av disse uttrykk enten for H eller lu) gir følgende uttrykk: som er uavhengig av vinkelhastigheten og

som er uavhengig av den magnetiske feltstyrke H.

Ved en utførelsesform ifølge oppfinnelsen holdes

den magnetiske feltstyrke konstant ved å styre feltet på slik måte at frekvensdifferansen os a -oo, b mellom de to iakttatte Larmor-presisjonsfrekvenser alltid er lik en konstant. To referansepresisjonsfrekvenser ooa ' og wD' som utledes fra en méget stabil, felles frekvenskilde, velges fortrinnsvis slik at co^ er tilnærmet likYaH, og oo^ er tilnærmet lik y^H og deres forhold tilfredsstiller følgende uttrykk:

Den magnetiske feltstyrke er da servostyrt på sådan måte at den målte frekvensdifferanse mellom de to iakttatte Larmor-presisj onsfrekvenser alltid er lik frekvensdifferansen mellom de to referansepresisjonsfrekvenser nemlig:

Ved å innføre de to tilstander som er bestemt ved ' uttrykkene (6) og (7) følger at den magnetiske feltstyrke er lik: som er en konstant og vinkelhastigheten er lik: og kan lett oppnås ved måling av differansen enten mellom den ene eller andre av de iakttatte Larmor-presisjonsfrekvenser og den tilhørende referansepresisjonsfrekvens.

I tillegg til grunnfenomenet nemlig presisjonsbevegelsen av det magnetiske moment og det matematiske grunnlaget for signalbehandlingen som muliggjør at vinkel-hastighetinformasjonen kan måles som beskrevet ovenfor, er det flere andre fysiske fenomener involvert i.forbedringen av et praktisk kjernemagnetisk resonansgyroskop. De som skal beskrives er tilpasningen av de kjernemagnetiske momenter, opprettholdelse av presisjonsbevegelsen av disse momenter, og optisk detektering av presisjonsbevegelsesmomentene for å utlede et signal hvorfra Larmor-presisjonsfrekvensen kan bestemmes.

Størrelsen av et enkelt kj ernemagnetisk- moment er meget liten og den naturlige svinget i-l stand er en hvor en tilnærmet vilkårlig orientering av momentet består i en gruppe av atomer. Teknikk må anvendes for å orientere en vesentlig del av disse magnetiske momenter i en enkelt- retning, slik at et makroskopisk magnetisk moment og følgelig et målbart signal kan frembringes.

Den teknikk som anvendes for å tilpasse de kjernemagnetiske momenter og som er innebygget i denne oppfinnelse, er en totrinns prosess som skal kalles pumping. De to gasser med magnetisk kjernemoment i form av edelgasser ved en foretrukket utførelse av oppfinnelsen, kombineres med en alkalimetalldamp i en enkelt optisk transparent celle. Denne celle belyses av en spektralt filtrert, sirkulært polarisert lysstråle som leveres av en alkalimetalldamputladnings-lampe. Et jevnt magnetfelt påtrykkes i en slik retning at en vesentlig komponent av dette felt er parallelt med retningen av lyset som faller inn på cellen.

Det første trinn i pumpingen er en optisk pumpe-prosess hvor alkalimetalldampatomer pumpes optisk ved absorpsjon av noe av det innfallende lys. Dette resulterer

i tilpasning av en vesentlig del av de atommagnetiske momenter for alkaliatomene i en retning som er parallelt med retningen av det påtrykte jevne magnetfelt.

Det andre trinn av pumpingen er en spinnutvekslings-pumpeprosess hvor noen av de tilpassede atommagnetiske momenter for alkaliatomene overføres til kjernemagnetiske momenter for edelgassatomene ved innbyrdes spinnutveksling ved' kollisjon mellom alkaliatomer og edelgassatomer. Dette resulterer i en tilpasning av en vesentlig del av de kjernemagnetiske momenter for edelgassatomene i en retning som er parallell med retningen av de jevne magnetfelt. Denne spinnutvekslingspumpeteknikk er en utvidelse av en teknikk som er angitt av Bouchiat, Carver, and Varnum (Phys. Review Letters 5, side 373, (1960) ). Særlig for anvendelse ved denne oppfinnelse er den utvidet til å omfatte samtidig tilpasning av kjernemagnetiske momenter for to forskjellige edelgassisotoper som er inneholdt i samme celle.

Tilpasningen av de magnetiske momenter for alkalisystemet og begge edelgassystemene av atomer er gjen-stand for en relaksasjonsmekanisme som bevirker at deres tilpasning avtar eksponensielt med tiden mot sin naturlige svingetilstand i vilkårlig orientering. Hvert momentsystem erkarakterisert veden relaksasjonstidskonstant som er avhengig av arten og mengden av alle andre bestanddeler og av den totale omgivelse i den magnetiske kjerneresonanscellen. Den jevne deltilpasning av hvert system av momenter er en funksjon av både pumpehastigheten og relaksasjonstiden for systemet, og med større deltilpasning oppnås større signal-amplituder når relaksasjonstiden også er lengre. For å oppnå lengst mulig relaksasjonstider inneholder derfor cellen et egnet kvantum buffergass slik som helium eller nitrogen for å minske relaksas j onsef f ekter som skyldes innbyrdes virk ning av magnetmomentene og veggene i cellen. Særlig isotoper av bestemte edelgasser er valgt som gasser med kjernemagnetisk moment fordi de har lang relaksasjonstid.

Presisjonsbevegelsen av de to systemer av edelgass med magnetisk moment startes og opprettholdes ved påtrykning av to vekselmagnetiske felter i en retning som står vinkelrett på det jevne magnetfelt. Disse felter har frekvenser som er lik de respektive Larmor-presisjonsfrekvenser for de to edelgasser og betegnes som vekselmagnetiske tilbakekoplingsfelter fordi de tilveiebringer tilbakekoplingssignal-funksjonen som er nødvendig i en oscillator for å opprettholde svingningene. Disse tilbakekoplingsfelter bevirker at hvert enkelt edelgassystem med magnetiske momenter meddeles dreiemoment bort fra retningen for deres begynnende tilpasning som er parallelt med det jevne magnetfelt til et plan vinkelrett på retningen av det jevne magnetfelt. Magnet-, momentene i hvert av disse systemer har kontiniuerlig presisj onsbevegelse i dette plan slik at det opptrer to makro-skopiske magnetmomenter i hele volumet av cellen og dermed to magnetfelter som roterer i dette plan med de respektive Larmor-presisjonsfrekvenser for de to edelgasser. Fysikken for dette dreiemoment av de spinnende legemer krever at fasen for de tilførte tilbakekoplingsfelter er 90° fasefor-skjøvet med de respektive faser for de presisjonsbevegede magnetiske kjernemomenter.

Disse presisjonsbevegede magnetiske kjernemomenter blir optisk detektert ved anvendelse av den teknikk som anvendes i et magnetometer som først ble utviklet i Frankrike av C. Coheh Tannoudji, J. Dupont-Roc, S.Haroche, og F. Laloe (Rev. de Phys. Appl. 5, 95 (1970) ). Denne magneto-meterteknikk arbeider etter det prinsipp at graden av absorpsjon av det optisk pumpende lys i alkaliatomene i den magnetiske kjerneresonanscelle er avhengig av retningen av de magnetiske momenter for hvert enkelt alkaliatom i forhold til retningen av det innfallende lys. Begge de to roterende magnetfelter som dannes av de to systemer av presisjonsbevegede edelgasskjernemagnetiske momenter, indi-. viduelt og samtidig utøver-dreiemomenter på de presisjonsbevegede alkalimagnetmomenter, slik at de presisjonsbevegede alkalimomenter påtrykkes innbyrdes bevegelse som på sin side modulerer styrken av det utsendte lys. Den matematiske beskrivelse og fremtredende karakteristikker for denne optiske detekteringsprosess kan summeres i grove trekk som følger:

Et sinusformet vekselmagnetisk felt H-, cos oo t,

som skal betegnes som et magnetisk bærefelt påtrykkes cellen

og retningen av dette magnetiske bærefelt er bestemt til z-• aksen. Et jevnt magnetfelt påtrykkes også cellen hovedsaklig i retningen' av z-aksen. Komponentene for alle de magnetiske felter med unntagelse av det magnetiske bærefelt er betegnet

H , H og H . Det optisk pumpende lys faller inn på cellen

x y ■ z

i planet x-z og komponentene I X og I zsom frembringer alkalimagnetiseringskomponentene betegnes M og M .

Det kan da påvises at under følgende magnetiske felt-forhold:

■ hvor y er det gyromagnetiske forhold for alkaliatomet, t er den totale alkali relaksasjonstid under innvirkning'av lys-i absorpsjons- og relaksasjonsprosesser, ooc er frekvensen for det magnetiske bærefelt og n er et helt tall, slik at x-kompo-. nenten for den utsendte lysstyrke (med unntagelse av en konstant) kan uttrykkes: hvor k er en konstant og J+ er definert ved:

og hvor Jnog JR+p er Bessel-funksjoner av orden n og njjp med samme argument yH-^/toe, og H-^og w er amplitude resp. frekvens for det magnetiske bærefelt.

Det skal bemerkes at noen aspekter ved uttrykket (11) gjelder for foreliggende oppfinnelse: a) x-komponenten for den utsendte lysstyrke I X, j x' består av en sum av harmoniske av bærefrekvensen co .

c

b) Responsen i fase (cos p wct) er lineær i feltet H for små verdier av H . c) responsen for y den 90 o faseforskjøvne fase (sin pu ct) er

lineær i feltet H for små verdier av H .

x x

d) x-komponenten for'den utsendte lysstyrke kan gjøres lineær enten i H x alene eller i H yalene ved valg av bestemte amplituder av det magnetiske bærefelt H-^, slik at enten J+eller J er lik null. e) Responsen for x-komponenten for den utsendte lysstyrke i enten eller H komponenten av det magnetiske felt er proporsjonal med produktet av x-komponenten for innfallende lys og z-komponenten for magnetiseringen I x M z. Den innfallende lysstråle må derfor ha komponenter i både x-retningen og z-retningen. f) Som følge av de tilstander som påføres de magnetiske felter ifølge uttrykket (10) for tilfellet (n t 0, må det jevne magnetfelt påtrykkes hovedsaklig i z-retningen og presisjonsbevegelsen av kjernemomentene må opptre hovedsaklig i x-y-planet. Særlig disse presisjonsmomenter gir et makroskopisk magnetfelt som roterer med Larmor-presisjonsfrekvens og som har en amplitude som er proporsjonal med den delvise tilpasning av de magnetiske kjernemomenter. Dette roterende magnetfelt er følsom for et uttrykk i x-komponenten for den utsendte lysstyrke som skyldes y-aksekomponenten for dette felt, nemlig:

hvor h aer amplituden av dette roterende magnetfelt og

w aer■Larmor-presisjonsfrekvensen for gassen med kjernemoment. Det er dette uttrykk som anvendes for utledning av Larmor-presisj onsfrekvensen ved utførelsen av denne oppfinnelse.

Den foregående analyse er gyldig for jevne magnetfelter og også ' for langsomt varierende felter, inkludert det ovenfor nevnte roterende magnetfelt særlig blir tilstanden toat<<L blir tilfredsstillet.

g) Virkningen av det jevne magnetfelts komponenter H og H

x y

kan bestemmes hver for seg av lysstyrkemodulasjonene og dette gjør det mulig uavhengig å måle og styre disse feltkomponenter.

Oppfinnelsen skal nedenfor forklares nærmere under henvisning til tegningene. Fig. 1 viser i vertikalsnitt anordningen av de enkelte komponenter i en magnetisk kjerneresonansgyroføler. Fig. 2 viser i perspektiv de. magnetiske feltspoler som er en del av anordningen på fig. 1. Fig. 3 viser skjematisk den optiske pumping og modulasjonen av lysstyrken som sendes ut fra den magnetiske kj erneresonanscelle.

■Fig. 4 viser et blokkskjema for elektronikken i

et magnetisk kjerneresonansgyroskop.

Fig. 5 viser skjematisk en alternativ utførelse av en magnetisk kjerneresonansgyroskopføler.

Fig. 1 viser en rubidiumdamplampe 10 som mates

fra en høyfrekvenskilde for å avgi lys som inneholder spektrallinjene for ribidium. Denne lampe er lik den som er beskrevet av Bell, Bloom and Lynch (Rev. Sei. Instr. 32,

688 (I.96I) ). Lampen 10 er anordnet i en kappe 12 som holder lampen på en øket temperatur som er egnet for maksi-mal lysemisjon. Lyset passerer en kondensatorlinse 14 av ■ glass og en frenellkolimasjonslinse 16 av plast før den passerer et optisk interferensfilter 18. Dette filter slipper gjennom det meste lys med en bølgelengde på 794 ,7 nanometer fra en spektrallinje for rubidium, men sperrer det meste av lys med en bølgelengde på 780 nanometer fra en tilgrensende spektrallinje. Det filtrerte lys passerer en andre frenellkolimasjonslinse 20 og reflekteres i et prisme 22 for å endre retningen og konvergere lyset på enden av en fiberoptisk bunt 24. Den fiberoptiske bunt overfører lyset til midten av anordningen og gjør en bøy slik at lyset forlater enden 25 av bunten 24 med en vinkel på ca. 45° i forhold til vertikalaksen som vist på tegningen. Vertikalaksen er be-

regnet å være z-aksen. x-aksen peker til venstre på teg-• ningen. Fig. 1 er derfor et vertikalsnitt i et plan x-z. Lyset som forlater bunten 24 passerer en sirkulær polarisator 26 før den trer inn i.den magnetiske kjerneresonanscelle 28.

Cellen 28 er lukket, optisk transparent og består av en glassylinder som inneholder et lite kvantum av isotopisk anriket rubidium-87-metall, ca. 0,5 torr isotopisk anriket xenon-129 gass, ca. 20 torr isotopisk anriket krypton-83 gass og en buffergass som består av enten 400 torr helium-4 eller ca. 100 torr nitrogen. Disse er innført i cellen i den ovenfor nevnte orden mens cellen er forbundet med en vakuum fyllestasjon hvoretter cellen lukkes.

Cellen 28 er montert i en'temperaturregulert aluminiumoksydovn 30 som oppvarmes og reguleres av et mot-standsbånd 32 fra en høyfrekvenskilde. Ovnen holdes på en temperatur av ca. 65°C, ved hvilken temperatur ca. halvparten av lyset som trer inn i cellen 28 absorberes. Det meste av lyset som ikke absorberes i cellen 28 trer inn i enden av en fiberoptisk bunn 36, og passerer en linse 38 til en siliciumfotodetektor 40. Andre komponenter som er vist på tegningen er en magnetfelt spole 34 som s.kal beskrives nærmere nedenfor under henvisning til fig. 2, et sett med forskjellige lag av magnetiske skjermer 42 for å dempe innvirk-ningen av ytre magnetfelt, og en sokkel 44.

Den magnetiske feltspole 34 består av en sylindrisk spoleform av maskinerbart glass på hvis ytterflate det i spor er viklet tråd som danner den magnetiske feltspole. Fig. 2 viser spoleformen 34' med en enkeltlags vikling 50 som frembringer et magnetfelt som er parallelt med sylinderaksen som er z-aksen. En ytterligere vikling 52 i. hver ende av spoleformen tjener til å bedre jevnheten av det magnetiske felt. Viklingene 52 ligger i serie med viklingen 50. Kombinasjonen av viklingene 50 og 52 skal nedenfor betegnes som z-aksefelt spolene. Fig. 2b viser samme spoleform 34' med to ekstra spolepar som tilveiebringer magnetfelter langs to akser som står innbyrdes vinkelrett ,på hverandre'og på sylinderaksen. Spoleparet 54 frembringer et magnetfelt langs x-aksen og spoleparet 56 av hvilke bare den ene er synlig på tegningen■

frembringer et magnetfelt langs y-aksen.

Fig. 3 viser skjematisk hver av edelgassene som ut-settes for optisk pumping for modulasjon av lysstyrken som sendes ut fra cellen. Da prosessen er lik for begge edelgasser, er bare prosessen for en av edelgassene vist og beskrevet. Her gjelder tilfellet for n=l, hvor n anvendes i uttrykkene (11) og (12). Det sirkulært polariserte lys som trer inn i cellen 28' har en komponent 64 langs z-aksen som er betegnet som optisk pumpende lys og en komponent 66 langs x-aksen som er betegnet detekteringslys. Ved innbyrdes på-virkning av .det optisk pumpende lys 64 og det jevne magnetfelt 68.får rubidiumatomene 60 sitt magnetiske'moment tilpasset fortrinnsvis z-retningen. Ved kollisjon mellom atomene blir det tilpassede magnetiske moment overført fra rubidiumatomene 60 til edelgasskjernene 62.

Et vekselmagnetisk tilbakekoplingsfelt 70 er med hensyn til frekvens og fase tilpasset Larmor-presisjonsfrekvensen for de magnetiske momenter for edelgasskjernene 62, hvilket tilføres i x-retningen og tjener som dreiemomnet for de magnetiske momenter for disse kjerner i planet x-y. Disse kjernemagnetiske momenter for edelgassen får så en presisjonsbevegelse i planet x-y ved edelgassens Larmor-presisj onsf rekvens co om det jevne magnetfelt 68. Disse presisjonsbevegede magnetiske kjernemomenter bevirker en presisjonsbevegelse av det magnetiske felt med styrken hC„L som roterer i planet, x-y og som derfor har en komponent i y-retningen som er lik (h a cos wat).

Detekteringslyset 66 virker sammen med rubidiumatomene 60 som er under innvirkning av det jevne magnetfelt, 68, det overlagrede vekselmagnetiske bærefelt 69 og y-komponenten i presisjonsfeltet h a. Denne innbyrdes påvirk-ning resulterer i at styrken av x-komponenten av det utsendte lys 72 blir modulert med bærefrekvensen cocmed en " modulasj onsomhylling 74 ved presisj onsf rekvensen co . Disse lysmodulasjoner kan omformes til elektriske signaler ved hjelp av silicium fotodetektoren 40'.

Elektronikken for det magnetiske kjerneresonansgyroskop på fig. 4 omfatter lyskilden 10 som via optikken 82 passerer cellen 28. Optikken 82 omfatter delene 14-26 på fig. 1. Lys som ikke absorberer og som er styrkemodulert som beskrevet ovenfor under henvisning til fig. 3 og sendes via optikken 86 til fotodetektoren 40 hvor lysstyrkemodulasjonene omdannes til et elektrisk signal 89. Optikken 86 omfatter delene 36 og 38 på fig. 1. Signalet

89 er først forsterket og deretter synkrondemodulert i to

atskilte operasjoner i en bæresignaldetektor '90 for å frembringe styresignaler for magnetfeltene langs x-aksen og y-aksen.

Et likestrømsignal 93 for styring av det jevne magnetfelt langs y-aksen frembringes ved synkrondemodulering av signalet 89 under anvendelse av et sinusformet referansesignal med en frekvens f c som utledes fra en krystallstyrt presisjonsreferansefrekvenskilde 92. Frekvensen og fasen av det sinusformede signal fra kilden 92 er det samme som anvendes for det vekselmagnetiske bærefelt. Amplituden av styresignalet 93 er proporsjonalt med den midlere amplitude av komponenten i lysstyrkemodulasjonene ved bærefrekvensen som er i fase med det påtrykte vekselmagnetiske bærefelt. Under henvisning til uttrykket (11) er dette signal. 93 også proporsjonalt med den midlere verdi av magnetfeltet langs y-aksen. Styresignalet 93 summeres i 'punktet 95 med et ytterligere konstant signal 94 som frembringes av en likestrømskilde .96 og resultanten tilføres som likestrøm til feltspolen 56 for y-aksen. Dette felt styres derfor på sådan måte at amplituden av signalet 93 forblir nær null hvilket resulterer i en undertrykket bære-operasjonsmodus. På denne måte kan endringer i magnetfeltet langs y-aksen avføles og korrigeres for opprettholdelse av bæreundertrykkelsen.

På lignende måte blir et likestrømsignal 104 for styring av likestrømskomponenten i magnetfeltet langs x-aksen frembragt ved synkrondemodulering av signalet 89

under anvendelse av et sinusformet referansesignal med en frekvens 2f som utledes fra en krystallstyrt presisjonsreferansefrekvenskilde 102. Fasen for referansesignalet ved frekvensen 2f'c som leveres av kilden 102 forskyves 90°

i forhold til fasen for referansesignalet med frekvensen f som frembringes av kilden 92. Amplituden av signalet 104

er proporsjonalt med den midlere verdi av det magnetiske felt langs x-aksen. Styresignalet 104 summeres i punktet 107 med et ekstra, konstant likestrømsignal 106 som leveres av like-strømskilden 96 og det resulterende signal tilføres feltspolen 54 for x-aksen. På denne måte blir verdien av like-strømskomponenten for det magnetiske felt langs x-aksen styrt slik at det hovedsaklig er lik null.

I tillegg til likestrømssignalet 93 fra synkronde-moduleringen ved frekvensen f ci bæresignaldetektoren 90 er det vekselsignalet 109 som er proporsjonale med vekselkompo-nentene i magnetfeltet langs y-aksen. Av særlig interesse er modulasjonene ved Larmor-presisjonsfrekvensene. Disse signaler atskilles og filtreres i en presisjonssignalsepara-tor 110 for utledning av et signal 112 med presisjonsfrekvensen f apå ca. 135 hertz for xenon 129, et signal 114

med- presisjonsfrekvensen f^på ca. 19 hertz for krypton 83, og et signal 116 for differansfrekvensen f^-f^ på ca. 116 hertz. Disse verdier for Larmor-presisjonsfrekvensene er for det jevne magnetfelt langs z-aksen 0,114 gauss som anvendes ved utførelseseksemplet.

Et likestrømssignal 122 for styring av likestrøms-komponenten for magnetfeltet langs z-aksen frembringes ved sammenligning av presisjonsfrekvensdifferansen f a -f, d med signaler 116 i en frekvenskomparator 118 til en referanse-frekvens f* a - f' D som frembringes'av den krystallstyrte presisjons referansefrekvenskilde 120. Enhver faseforskjell mellom signalene 116 og 120 danner et likestrøms styre-signal 122 som er summert i punktet 123 med et ekstra, konstant likestrømssignal 126 som frembringes av likestrøms-kilden 96 og det resulterende signal 125 anvendes for å

mate feltspolen 124 for z-aksen og som omfatter spolene -50

og 52. På denne måte kan verdien av likestrømskomponenten for magnetfeltet langs z-aksen styres slik at det blir lik en bestemt konstant verdi som er gitt ved uttrykket (8).

En sinusformet vekselstrøm 128 som frembringes av bærefeltkilden 130 tilføres også feltspolen 124 for z-aksen for å frembringe et vekselmagnetisk bærefelt. Vekselbære-strømmen 12.8 summeres i punktet 127 med likestrømssignaler 125 og det resulterende signal omfatter hele strømmen som tilføres feltspolen 124 for z-aksen. Den sinusformede vekselbærestrøm 128 har en frekvens f som frembringes av den krystallstyrte presisjons referansefrekvenskilde 92 som er det samme signal som anvendes som referansesignal for bæresignaldetektoren 90. Bærefrekvensen f cer på ca. 8.0.000 hertz som er lik Larmor-presisj onsf rekvensen for rubidium-87 for et jevnt magnetfelt langs z-aksen på

0,114 gauss som anvendes i utførelseseksemplet.

Amplituden av vekselbærestrømmen 128 velges med en bestemt verdi slik at amplituden av det sinusformede vekselbærefelt er lik en bestemt faktor ganger likestrømskompo-nenten for magnetfeltet langs z-aksen som frembringes av likestrømmen 125. I utførelseseksemplet- er denne faktor valgt til 1,84 og amplituden av det vekselmagnetiske bærefelt er lik 0,210 gauss. På denne måte bringes amplituden av komponenten av signalet 89 ved bærefrekvensen f til å være ufølsom for magnetfelter langs x-aksen. Det- matematiske grunnlag for dette foretrukne forhold mellom de to felter ligger i uttrykkene (11) og (12) for tilfellet n=l og p=l.

To magnetiske tilbakekoplingsfelter dannes langs x-aksen for å opprettholde presisjonsbevegelsen av de magnetiske momenter for xenon-129 og krypton-83. Signalet 112 for xenon-129 anvendes i en vekselmagnetisk tilbakekop-lingsf eltgenerator 144 for å frembringe et sinusformet tilbakekoplingssignal 148 som har konstant amplitude og en frekvens og fase som er identisk med de for signalet 112

for xenon-129- - Signalet 148 summeres med et på samme måte frembragt sinusformet tilbakekoplingssignal 146 som utledes fra signalet 114 for krypton 83. Signalsummen 150 fra de to tilbakekoplingsstrømmer 146 og 148 summeres videre i punktet 107 med likestrømmene 104 og 106 og det resulterende signal omfatter den samlede strøm som tilføres feltspolen 54 for x-aksen. Virkningen av tilbakekoplingsfeltene er kontinuerlig dreiemoment for de magnetiske momenter for xenon og krypton som nylig er tilpasset langs z-aksen til presisjonsplanet x-y for å utfylle disse momenter som.er gått tapt ved kjernemagnetiske.momentrelaksasjonsprosesser• På denne måte danner de opprettholdte presisjonsbevegelser av magnetmomentene for xenon og krypton to jevne magnetfelt

som roterer i planet x-y og følgelig frembringer lysstyrke-modulasjoner ved Larmor-presisjonsfrekvensene f& og f^.

Vinkelhastigheten for gyroskopet oppnås ved å sammenligne Larmor-presisjonsfrekvensen f afor xenon-129-signalet 112 i en frekvenskomparator 134 med en referanse-frekvens f' asom er utledet fra en krystallstyrt•presisjons-referansefrekvenskilde 136. Den resulterende frekvensdifferanse f a - f a er lik vinkelhastighetfrekvensen f rfor gyroskopet i samsvar med uttrykket (9) og disse data 138 tilføres en datamaskin for ytterligere behandling. Gyro-skopets vinkelhastighetsdata 138 inneholder både frekvens-informasjon og faseinformasjon og inneholder derfor både vinkelhastighetinformasjon og vinkelforskyvningsinformasjon.-Alle presisjonsreferansefrekvenskildene 92, 102, 120 og 136 drives av en felles krystallstyrt hovedoscillator 152 med digital multiplikasjon og divisjon. Frekvensen fra hovedoscillatoren 152 er betegnet f mpå fig. 4. Vinkelhastighet sdataene 138 er i første rekke avhengig av frekvensstabiliteten i hovedoscillatoren 152.

Fig. 5 viser skjematisk en alternativ utførelses-form av en magnetisk kjerneresonans gyroskopavføler. En rubidiumlampe 10' leverer optisk pumpende lys gjennom et inntak 24' til en magnetisk jerneresonanscelle 28'. Lampen 10' leverer også detekteringslys til cellen gjennom et annet inntak 154 og et prisme 155- Detekteringslyset. som sendes ut fra cellen passerer et utgangsprisme 158 og utløp 156

og 160 til en fotodetektor 40'. Egnede magnetfelter på-, trykkes cellen ved hjelp av en treakset Helmoltz-spole l6l, l62 og 163 som ved denne utførelse er feltspolene for z-aksen, y-aksen og x-aksen.' Retningen av inngangslyset gjennom inntaket 24' er her ment å være z-aksen, x-aksen er oppover på tegningen og y-aksen er ut fra tegningens plan.

Utførelsen på fig. 5.er en alternativ løsning til

-den på fig. 1 og tjener til å vise at den optiske detektering kan utføres i en retning på tvers av det jevne magnetfelt som har retning av z-aksen. Dette kan oppnås enten sorn vist på fig. 1 ved å sende lysstrålen 45° gjennom cellen i forhold til retningen av det jevne magnetfelt, eller som vist på fig. 5 ved å anvende to atskilte lysveier for det pumpende

lys parallelt med retningen av det jevne magnetfelt og detekteringslyset på tvers av denne retning. Denne-utførelse omfatter muligheten for at det pumpende lys og detekteringslyset kan stamme fra atskilte kilder og'at de også kan ha forskjellig spektral karakteristikk eller polariserings-'karakteristikk.

Med visse modifikasjoner kan utførelsen på fig. 5 også anvendes for å vise utformningen av et forsøksapparat som er særlig anvendbart for eksperimentelle undersøkelser av verdier for edelgass-alkalidampsystemer. Modifikasjonen består i å sløyfe detekteringslysbanen 154, 1555156,158,160 og 40' og føye til en utgangsvei 174 og 175- For denne anvendelse som svarer til tilfellet n=0 som anvendt i uttrykkene (11) og (12) er koordinataksene endret ved at x-aksen og z-aksen er byttet om slik at retningen av inngangslyset gjennom inntaket 24' skjer langs x-aksen og z-aksen er oppover på tegningen.' Inngangslyset passerer cellen 28' og inn i et utløp 174 som leder lyset til fotodetektoren

175. Det vekselmagnetiske bærefelt frembringes i z-aksen av feltspolen 163 og et svakt jevnt magnetfelt på ca. 100 mikrogauss frembringes i y-aksen ved hjelp av feltspolen 162.

•Under drift blir et sterkere jevnt felt på ca.. 10 milligauss frembragt i x-aksen ved hjelp av feltspolen 161 under spinnutvekslingspumpetiden for det innledende kjernemagnetiske moment. Ved avslutningen av pumpetiden som er noen få minutter forsvinner dette felt hurtig og etterlater tilpassede kjernemagnetiske momenter med presisjonsbevegelse i x-z-planet som-er tegningens plan. z-akse-komponenten for det presisjonsbevegede kjernemagnetiske felt leverer lysstyrke-modulasjoner analogt med de som er beskrevet ovenfor. , Denne operasjonsmodus er helt lik den som er beskrevet av Cohen-Tannoudji, et al., med unntagelse av et i denne alternative utførelse anvendes de rubidiummagnetiske momenter for detektering og edelgasskjernemomentene som anvendes for Larmor-presisjonsbevegelse er anordnet i samme celle 28'. Den nære forbindelse mellom rubidiumatomene under kollisjonene med edelgassatomene'bevirker at rubidiumatomene avføler et meget større midlere magnetfelt fra edelgasskjernene. Denne virkning resulterer i signaler som er meget sterkere enn de

som ellers kan detekteres. Dette apparat er derfor særlig anvendbart for forskning på egenskapene ved edelgass-alkali-dampsystemet.

Et antall patenter som ligger innenfor området' av foreliggende oppfinnelse er angitt nedenfor. En oversikt over disse viser at ingen av dem åpenbarer de nye trekk som er angitt i kravene i foreliggende beskrivelse. De innebærer imidlertid den teknikkens stand som er funnet under granskning.

Ved beskrivelsen ovenfor er angitt bestemte elementer og bestemte fysiske anordninger,men det er klart at alternativer slik som anvendelse av andre optiske veier kan gi samme resul-tat eller anvendelse av forskjellige kombinasjoner av edelgasser eller anvendelse av en annen substans enn rubidium, eller anvendelse av andre verdier av frekvensene eller magnetfeltene kan ligge innenfor området av foreliggende oppfinnelse.

Claims (52)

1. Magnetisk kjerneresonansdetektor omfattende en magnetisk kjerneresonanscelle som inneholder en gass- eller dampformet optisk pumpbar substans, midler for å frembringe et jevnt magnetfelt for cellen, en første innretning for belysning av cellen med optisk pumpende lys for delvis å.tilpasse de magnetiske momenter for substansen i én retning ved absorbsjon av lyset, midler for å frembringe et magnetisk vekselbærefelt for cellen, en andre innretning for detekter-ingsbelysning av cellen med en bølgelengde som er tilnærmet lik en bølgelengde som kan absorberes av den optisk pumpbare substans, midler for å meddele detekteringslyset en retningskomponent vinkelrett på retningen av vekselbærefeltet for styrkemodulering av den utsendte del av detekteringslyset med frekvensen av minst én harmonisk innbefattet grunnfrekvensen for vekselbærefeltet, midler for detektering av minst enn av styrkemoduleringene av den utsendte del av lyset, og midler for elektrisk demodulering av de detekterte lysstyrkemoduler-inger for å oppnå et signal som varierer med Larmor-presisjonsfrekvensen og med amplituden som er proporsjonal med til-pasningsgraden for substansen, karakterisert ved at cellen også inneholder minst én gass med magnetisk kjernemoment som i det minste delvis er tilpasset, og at det er anordnet midler for å meddele de tilpassede kjernemagnetiske momenter for hver av de sistnevnte gasser presesjonsbevegelse om retningen av det jevne magnetfelt ved den respektive Larmor-presesjonsfrekvens for hver av de sistnevnte gasser.

2. Detektor ifølge krav 1, karakterisert ved at den optisk pumpbare substans er et alkalimetall.

3. Detektor ifølge krav 1, karakterisert v ed at hver gass med magnetisk kjernemoment er en edelgass.

4. Detektor ifølge krav 1, karakterisert ved at det jevne magnetiske felt har en komponent parallell med retningen av det optisk pumpende lys.

5. Detektor ifølge krav 4, karakterisert ved at de kjernemagnetiske momenter for hver gass med kjernemagnetisk moment er særlig tilpasset ved kollisjon av atomer fra hver gass med atomer av den optisk pumpbare. substans for delvis overføring av tilpasningen fra substansen til hver gass.

6. Detektor ifølge krav 1, karakterisert v e d at lysstyrkemoduleringen av den utsendte del detekteringslyset skjer ved absorbsjon av detekteringslyset i den optisk pumpbare substans.

7. Detektor ifølge krav 1, karakterisert ved midler for nøyaktig måling av styrken og retningen av det jevne magnetfelt.

8'. Detektor ifølge krav 1 for kjernemagnetisk resonans, karakterisert ved midler for nøyaktig styring, av styrken og retningen av det jevne magnetfelt.

9. Magnetisk kjerneresonansoscillator omfattende en detektor ifølge krav 1, karakt, e ri sert ved at midlet•for å meddele presesjonsbevegelse omfatter midler for å tilføre et vekselmagnetisk tilbakekoplingsfelt ved det detekterte Larmor-presesjonsfrekvens for hver gass med kjernemagnetisk moment i en retning vinkelrett på retningen av det jevne magnetfeltet, og midler for detektering av fasen for Larmor-presesjonsbévegelsen, og at hver slik detektert fase anvendes for styring av den respektive fase av det vekselmagnetiske tilbakekoplingsfelt tilnærmet 90° faseforskjøvet i forhold .til fasen.av de kjernemagnetiske presesjonsmomenter for hver gass, slik at presesjonsbevegelsen for momentene i hver gass opprettholdes.

10. Oscillator ifølge krav 9, karakterisert ved midler for nøyaktig måling av styrken og retningen av det jevne magnetfelt.

11. Oscillator ifølge krav 9, karakterisert ved midler for nøyaktig styring av styrken og retningen av det jevne magnetfelt.

12. Magnetisk kjerneresonansgyroskop omfattende en oscillator ifølge krav 9, karakterisert ved midler for avføling av vinkelforskyvningehe av gyroskopet om retningen av det jevne, magnetfelt som endring av fasen for Larmor-presesjonsfrekvensen for minst én av gassene.

13. Detektor ifølge krav 1, karakterisert ved at det jevne magnetfelt har en bestemt styrke som bevirker presesjonsbevegelse av de magnetiske momenter for den optisk pumpbare substans hovedsaklig på en harmonisk av frekvensen for det tilførte vekselmagnetiske bærefeltinnbe-fattet grunnfrekvensen, og at retningen av det jevne magnetfelt er hovedsaklig parallelt med retningen av det tilførte vekselmagnetiske bærefelt.

14. Detektor ifølge krav 13, karakterisert ved at det jevne magnetfelt som påføres den kjernemagnetiske resonanscelle overskrider 0,01 gaus.

15. Detektor ifølge krav 13, karakterisert ved at detekteringslyset har hovedsaklig samme bølge-lengde som det optisk pumpende lys.

16. • Detektor-ifølge krav 15, karakterisert ved at detekteringslyset og det optisk pumpende lys stammer fra samme lyskilde.

17. Detektor ifølge krav 16, karakterisert ved at detekteringslyset og det optisk pumpende lys består av parallelle komponenter i en enkelt lysstr <å>l e -fra lyskilden.

18. Detektor ifølge krav 16, karakterisert ved at detekteringslyset og det optisk pumpende lys består av ikke parallelle komponenter i en enkelt lysstråle fra lyskilden.

19- ' Magnetisk kjerneresonansoscillator med en detektor ifølge krav 13, karakterisert ved at midlene for å bevirke tilpassede kjernemagnetiske momenter for hver gass for presesjonsbevegelse om retningen av det jevne magnetfelt, omfatter midler for påtrykning av et vekselmagnetisk tilbakekoplingsfelt i en retning vinkelrett på retningen av det jevne magnetfelt ved den detekterte Larmor-presesj onsf rekvens for hver gass, og midler for detektering av fasen for hver Larmor-presesjonsfrekvens, og at den detekterte fase for hver Larmor-presesjonsfrekvens anvendes til styring av fasen av det tilhørende vekselmagnetiske til-bakekoplingsf elt hovedsaklig 90° faseforskjøvet i forhold til fasen for de kjernemagnetiske presesjonsmomenter for gassen for opprettholdelse av momentenes presesjonsbevegelse av gassen.

20. Oscillator ifølge krav 19, karakterisert ved midler for elektrisk demodulering av den detekterte lysstyrkemodulasjon for å utlede styresignaler med amplitude proporsjonal med magnetfeltkomponentene på tvers av det vekselmagnetiske bærefelt, og midler for måling og styring av de tverrgående feltkomponenter.

21. Oscillator ifølge krav 19, karakterisert ved midler for avføling av vinkelforskyvningen eller vinkelhastigheten om retningen av det jevne magnetfelt som faseendring resp. frekvensendring av Larmor-presesjonsfrekvens- . ene for minst én av gassene.

22. Kjernemagnetisk momenttilpasningsanordning omfattende en magnetisk kjerneresonanscelle som inneholder en gass- eller dampformet optisk pumpbar substans, midler for å frembringe et jevnt magnetfelt for cellen, en innretning for belysning av cellen med optisk pumpende lys for delvis å tilpasse de magnetiske momenter for substansen i én retning,'karakterisert ved at cellen også inneholder en første og en andre edelgass med kjernemagnetisk moment som hvert i det minste delvis er tilpasset ved kollisjon mellom atomer i den optisk pumpbare substans og atomer i edelgassene.

23. Anordning ifølge krav 22, karakterisert ved at det jevne magnetfelt har en komponent parallell med retningen av det optisk pumpende lys.

24. Anordning ifølge krav 23, karakterisert ved at en vesentlig mengde av minst én buffergass inneholdes i cellen.

25. Anordning ifølge krav 24, karakterisert v e d at buffergassen er helium.

26. Anordning ifølge krav 24, karakterisert ved at buffergassen er nitrogen.

27. Anordning ifølge krav 22, karakterisert ved at den optisk pumpbare substans er et alkalimetall.

28. Anordning ifølge krav 27, karakterisert ved at alkalimetallet er rubidium.

29. Anordning ifølge krav 22, karakterisert ved at den første og andre edelgass er xenon-129 resp. krypton-83.

30. Anordning ifølge krav 22, karakterisert ved midler for nøyaktig måling og styring av styrker og retningen av det jevne magnetfelt.

31. Magnetisk kjerneresonansdetektor med en oscillator ifølge krav 20, karakterisert ved midler for å meddele de tilpassede kjernemagnetiske momenter for de to edelgasser presesjonsbevegelse om retningen av det jevne magnetfelt ved de respektive Larmor-presesjonsfrekvenser for de to edelgasser, og midler for detektering av Larmor-prese-sj onsf rekvensene .

32. Detektor ifølge krav 31, karakterisert ved midler for å utnytte forskjellen mellom, de to Larmor-presesj onsfrekvenser for de to edelgasser for nøyaktig fast-leggelse av styrken av komponenten.av det jevne magnetfelt som er parallelt med det vekselmagnetiske bærefelt, på et forhåndsbestemt nivå.

33. Magnetisk kjerneresonansoscillator omfattende en detektor ifølge krav 31,'karakterisert ved at midlene for å bevirke at de tilpassede kjernemomenter for de e to edelgasser gis presisjonsbevegelse om retningen av det jevne magnetfelt, omfatter midler- for i en retning vinkelrett på dette felt å påtrykke de to edelgasser to vekselmagnetiske til-bakekoplingsf elter med de respektive, detekterte Larmor-presesj onsfrekvenser, og midler for detektering av fasen for disse Larmor-presesjonsfrekvenser, og at disse detekterte faser anvendes for styring av de respektive faser for de vekselmagnetiske tilbakekoplingsfelter til hovedsaklig 90° faseforskyvning i forhold til fasene for de presesjonsbevegede kj ernemagnetiske momenter f.or de to edelgasser for opprettholdelse av presesjonsbevegelsen for de to edelgassers momenter.

34. Magnetisk kjerneresonansgyroskop omfattende en oscillator ifølge krav 33, karakterisert ved midler for avføling av vinkelforskyvningen eller vinkelhastigheten om retningen av det jevne magnetfelt som endring av fase resp. frekvens for Larmor-presesjonsfrekvensen for minst én av de to edelgasser.

35- Magnetisk kjerneresonansdetektor ifølge krav 31, karakterisert ved midler for å påtrykke den kjernemagnetiske resonanscelle et vekselmagnetisk bærefelt, midler for belysning av cellen med detekteringslys med en bølgelengde hovedsaklig lik en bølgelengde som kan absorberes av det optisk pumpbare substans, hvilket detekteringslys har en retningskomponent som er vinkelrett på det vekselmagnetiske bærefelt, midler for å frembringe og detektere styrkemodula-sjon av detekteringslyset ved hovedsaklig frekvensen for den siste harmoniske av det vekselmagnetiske bærefelt, og midler for detektering av Larmor-presesjonsfrekvensene for de to edelgasser, og ekstra midler for elektrisk demodulering av minst én detektert lysstyrkemodulasjon for å utlede et signal som varierer ved Larmor-presesjonsfrekvensene for edelgassene og med amplituder som er proporsjonale med graden av tilpasning av edelgassenes kjernemagnetiske momenter.

36. Detektor ifølge krav 35, karakterisert ved midler for nøyaktig måling og styring av styrken og retningen av det jevne magnetfeltet.

37- Detektor ifølge krav 35, karakterisert ved at det jevne magnetfelt har en bestemt styrke som bevirker presesjonsbevegelse av de magnetiske momenter for den optisk pumpbare substans hovedsaklig på en' harmonisk av frekvensen for det påtrykte vekselmagnetiske bærefelt innbefattet grunnfrekvensen, og at retningen av det jevne magnetfelt er hovedsaklig parallelt med retningen av det påtrykte vekselmagnetiske bærefelt.

38. Detektor ifølge krav 37, karakterisert ved midler for nøyaktig måling og styring av styrken og retningen av det jevne magnetfelt.

39- Detektor ifølge krav 38, karakterisert ved midler for styring av det jevne magnetfelt , omfattende midler for elektrisk demodulering av de detekterte lysstyrke-modulasjoner for å utlede styresignaler med amplituden .som er proporsjonale med de magnetiske feltkomponenter på tvers av det vekselmagnetiske bærefelt, midler for måling og styring av de tverrgående feltkomponenter og midler for å sammenligne frekvensdifferensen mellom de to Larmor-presesjons-bevegelser til en presesjonsdifferensfrekvensreferanse for innstilling av styrken av den komponent av det jevne magnetfelt som er parallelt med retningen av det vekselmagnetiske bærefelt.

40. Magnetisk kjerneresonansgyroskop omfattende en detektor, ifølge krav 39, karakterisert ved midler for avføling av vinkelforskyvningen eller vinkelhastigheten om en retning av det jevne magnetfelt som endret i fase resp. frekvens for Larmor-presesjonsfrekvensene for minst én av de to edelgasser.

41. Gyroskop ifølge krav HO, karakterisert ved midler for sammenligning av endring av Larmor-prese-sj onsf rekvensen for en av edelgassene til en Larmor-prese-sj onsbevegelsesref eranse , og midler for å utlede frekvensen for det.vekselmagnetiske felt og frekvensen for presesjons-differensfrekvensreferansen og frekvensen for Larmor-prese-sj onsfrekvensreferensen fra en enkelt presesjonsfrekvenskilde.

42. Anordning for tilpasning av kjernemagnetisk moment, omfattende en magnetisk kjerneresonanscelle som inneholder en optisk•pumpbar substans, midler for å frembringe et jevnt magnetfelt for cellen, og en innretning for belysning av cellen med optisk pumpende lys for delvis å tilpasse de magnetiske momenter for substansen i én retning ved absorbsjon av lyset, karakteris, ert ved at cellen også inneholder minst én med magnetisk kjernemoment, og en vesentlig mengde av minst én buffergass, og at de magnetiske kjernemomenter for hver gass med kjernemoment er delvis tilpasset ved kollisjon mellom atomer i den optisk pumpbare substans og atomer i hver gass med kjernemoment.

43. Anordning ifølge krav 42, karakterisert ved at minst én av gassene med kjernemoment er en edelgass.

44. Anordning ifølge krav 43, karakterisert ved at edelgassen er xenon-129-

45. Anordning ifølge krav 42, karakterisert ved at den optisk pumpbare substans er et alkalimetall.

46. Anordning ifølge krav 45, karakterisert ved at alkalimetallet er rubidium.

47. Anordning ifølge krav 42, karakterisert ved at buffergassen er helium.

48'. Anordning ifølge krav 42, karakterisert ved at buffergassen er nitrogen.

49. Anordning ifølge krav 42, karakterisert ved midler for nøyaktig måling og styring av styrken og retningen av det jevne magnetfelt.

50. Magnetisk kjerneresonansdetektor omfattende en an- . ordning ifølge krav 42, karakterisert ved midler for å meddele de kjernemagnetiske momenter i hver gass med kjernemoment presesjonsbevegelse om retningen av det jevne magnetfelt ved den respektive Larmor-presesjonsfrekvens for gassen, og midler for detektering av Larmor-frekvensen.

51. Magnetisk kjerneresonansoscillator omfattende en detektor ifølge krav 50, karakterisert ved at midlene for tilpasning av de magnetiske kjernemomenter i hver gass med kjernemoment for presesjonsbevegelse om retningen av det jevne magnetfelt, omfatter midler for å påtrykke et vekselmagnetisk tilbakekoplingsfelt i en retning, vinkelret-ningen av det jevne magnetfelt, på hver gass med kjernemoment ved den detekterte Larmor-presesjonsfrekvens, og midler for detektering av fasen for denne frekvens for styring av fasen av tilbakekoplingsfeltet til hovedsaklig 90° faseforskyvning i forhold til fasen de presesjonsbevegede kjernemagnetiske momenter for gassen, slik at presesjonsbevegelsen av momentene for hver gass opprettholdes.

52. Magnetisk kjerneresonansgyroskop omfattende en oscillator ifølge krav 51, karakterisert ved .midler for avføling av vinkelforskyvninger eller vinkel-hastigheter om retningen av det jevne magnetfelt som endring av fasen resp. frekvensen for Larmor-presesjonsfrekvensen for minst én av gassene med kjernemoment.

53- Magnetisk kjerneresonansdetektor ifølge krav 50, karakterisert ved' midler for å påtrykke et vekselmagnetisk bærefelt på cellen, midler for belysning av cellen med detekteringslys med en bølgelengde hovedsaklig lik bølgelengden som kan absorberes av den'optisk pumpbare substans, hvilket detekteringslys har en retningskomponent vinkelrett på det vekselmagnetiske bærefelt, midler for frembringelse og detektering av modulasjoner av styrken av detekteringslyset ved eller nær frekvensen for minst en harmonisk av frekvensen for det vekselmagnetiske bærefelt, og midlene for detektering av Larmor-presesjonsfrekvensen for hver gass med kjernemoment, omfatter ekstra midler for elektrisk demodulering av minst én av de detekterte lysstyrke-modulasjoner for å utlede et signal som endrer Larmor-presesj onsf rekvensen for hver gass med kjernemoment og med kjernemoment og med amplituder som er proporsjonale med graden av tilpasning av de kjernemagnetiske momenter for hver gass.