NO821958L - Ringlasergyroskop med dopplerspeil. - Google Patents

Description

Ringlasergyroskop med dopplerspeil

Den foreliggende oppfinnelse vedrører en fremgangsmåte til

å unngå låsing ("lock-in") i et ringlasergyroskop pga. tilbakespredt utstråling fra speilene. Mer spesielt vedrører oppfinnelsen det å unngå slik låsing ved at man beveger visse speil i gyroskopet synkront og i en retning vinkelrett på speilenes respektive flater. Oppfinnelsen vedrører også et ringlasergyroskop til utførelse av fremgangsmåten.

I forbindelse med ringlasergyroskop vandrer to stråler av monokromatisk lys i motsatte retninger langs en lukket, optisk bane. Banen innelukker et område av et plan og dersom gyroskopet får anledning til å dreie seg eller rotere om en riktig akse, dvs. en akse som har en komponent normalt på planet, vil hastigheten av en av strålene bli øket og hastigheten for den annen bli redusert. På grunn av dopplereffekten bevirker dette at frekvensen av den ene stråle blir redusert og frekvensen for den annen øket. Ved sammenligning av frekvensen for de motsatt rettede stråler, kan retningen og rotasjonshastigheten om aksen beregnes. Teknik-ker som vedrører fremskaffelsen og sammenligningen av bølgene er velkjente og trenger ikke ytterligere beskrivelse her.

Dersom dreiehastigheten for ringlasergyroskopet er meget liten, er det beklageligvis funnet at frekvensene for strålene vil låse seg sammen til en eneste frekvens. Som et resultat vil det langsomt roterende gyroskop fremskaffe det samme utsignal som om gyroskopet sto stille. Det er et ønske å redusere denne låsing til et minimum, slik at man er i stand til å måle en dreiehastig-het så lav som 0,001° pr. time, men virkningen av låsingen gjør det vanskelig å måle dreiehastigheter som er mindre enn ca. 100° 300° pr. time. Det innebærer at et luftfartøy hvor navigasjonen er avhengig av et ringlasergyroskop, som utsettes for låsing, kan føres ut av kurs så meget at det utfører en hel sirkel i løpet av en time, uten noen som helst indikasjon fra gyroskopet at en slik avdrift fant sted.

Laserdrift som er fundamental når det gjelder driften av et ringlasergyroskop, er basert på den forsterkende effekt av oscil-lasjoner ved frekvenser i det synlige område, når bølger av utstrålingen blir reflektert gjennom et område hvor energi tilføyes i riktig faserelasjon. Ved et ringlasergyroskop blir hver av lysstrå lene reflektert ved hjelp av en flerhet av speil anordnet etter hverandre rundt en lukket polygonal, optisk bane, vanligvis en tresidet eller firesidet bane. Det er ønsket at lyset blir fullstendig reflektert fra speilets overflate ved hvert toppunkt av polygonet, men beklageligvis er de reflekterende overflater ikke perfekte, og små mengder av lyset blir spredt tilbake fra mikroskopiske spredningssentre på hver flate. Dette tilbakespredte lys overfører energi til feil bølge, hvilket fremskaffer alt for sterk kobling mellom de to bølger som vandrer i motsatte retninger, og får begge til å anta nøyaktig den samme frekvens. Dette forhold utgjør låsetilstanden ("locked-in condition").

En måte som er blitt prøvet tidligere med henblikk på å unngå låsing, går ut på å fremskaffe en mekanisk dreiebevegelse av gyroskopet for således å fremskaffe den samme virkning som om gyroskopet ble dreiet frem og tilbake om en riktig akse. En slik frem- og tilbakedreining som også er betegnet som vibrasjon, er beskrevet i US patentskrift 3 373 650 og dersom gyroskopet kan vibreres ved en hastighet som vil bevirke at strålene får en fre-kvensforskjell på flere hundre hertz, vil de ikke låses, selv om fartøyet som gyroskopet er montert i, dreier seg meget langsomt om en riktig akse.

Imidlertid krever mekanisk vibrering at gyroskopet blir stoppet to ganger for\hver syklus, nemlig ved hvert ekstrempunkt for dreiebevegelsen^ ogXnår det blir stoppet eller tilnærmet stoppet, så foreligger muligheten for at låsing kan finne sted i det minste for en kort periode.

En annen måte til å redusere eller unngå låsing går ut på bruken av et Faraday-medium til forspenning av de to laserstråler ved direkte frekvensseparering, slik også det er beskrevet i US patentskrift 3 373 650.

Enda en annen måte til å unngå låsing går ut på i den luk-kede bane å innføre en energistråle som har samme amplitude, men motsatt fase i forhold til summen av uønskede refleksjoner. I US patentskrift 3 323 411 er der beskrevet et apparat for en slik teknikk.

I US patentskrift 3 627 422 er der beskrevet enda en annen-måte til å unngå låsing, idet denne går ut på modulasjon av de to bølger for lik og motsatt skifting av deres frekvenser. De modulasjonsorganer som er beskrevet for oppnåelse av dette resultat, er enten en akustisk lukker, en lyslukker eller et elektro-optisk krystall.

Ulempene vedrørende mekanisk vibrasjon og direkte frekvensseparering ved hjelp av et Faraday-medium, er omtalt i US patentskrift 3 879 130 ifølge hvilket der benyttes to hulrom til fremskaffelse av motsatt rettede bølger med forskjellige frekvenser.

Fra US patentsøknad nr. 157-767, innlevert 9. juni 1980 under tittelen "Phase modulated mirror for a ring laser gyroscope" og overdratt til søkeren, er der beskrevet en fremgangsmåte og et apparat til å unngå låsing, idet man vibrerer hvert speil i et ringlasergyroskop fra side til side en meget liten størrelse i sitt eget plan uten å dreie grunngyroskopet i det hele tatt. Den øyeblikkelige intensitet fra den tilbakespredte utstråling blir modifisert på samme måte som om fasen for utstrålingen ble modu-lert. Ligningen for den øyeblikkelige intensitet kan løses ved bruk av Bessel-funksjoner, og argumentet for Bessel-funksjonene er proporsjonal med den distanse som hvert speil blir beveget. Ved å velge størrelsen på speilenes bevegelse til visse verdier som svarer til nullene i Bessel-funksjonen, kan intensiteten av hoveddelen av den tilbakespredte utstråling reduseres til null. Man får da en forskyvning av energien for den tilbakespredte utstråling til harmløse sidebånd som er adskilt fra bærebølgefrek-vensen ved heltallige multipler av vibrasjonsfrekvensen, noe som innebærer en unngåelse av eller reduksjon av låsingen til et minimum.

Vibrasjonen av alle speilene i plan parallelle med deres respektive overflater, krever et forholdsvis innviklet drivorgan ved hvert toppunkt: tre for et triangulært ringlasergyroskop, fire for et gyroskop med fire sider osv. Dessuten kreves der i det minste ett speil som kan beveges langs en halveringslinje for et toppunkt, dvs. vinkelrett på speilets plan med henblikk på å til-late styring av lengden av den totale optiske bane rundt ringen for justering for utvidelse pga. varme og andre virkninger som bevirker uriktig drift.

En av hensiktene med den foreliggende oppfinnelse er å redusere eller eliminere låsing i et ringlasergyroskop ved hjelp av vibrerende gyroskopspeil i en retning vinkelrett på speilenes reflekterende flater.

En annen hensikt er å skaffe et forbedret apparat til å minimere eller eliminere låsing ved hjelp av dopplervibrasjon av to reflektorer i et ringlasergyroskop, samtidig som banelengden for laserstrålene rundt ringen holdes konstant.

Enda en hensikt med den foreliggende oppfinnelse er å skaffe en forbedret fremgangsmåte til å redusere eller eliminere låsing i et triangulært ringlasergyroskop ved hjelp av vibrasjon av to av gyroskopets tre speil, idet retningen og graden av vibrasjon er slik at den totale banelengde holdes så å si konstant samtidig som posisjonen for i det minste to av banesegmentene forskyves på tvers for forflytning av deres krysningspunkter med hverandre og med det tredje banesegment ved posisjonene for speilene med en størrelse svarende i det minste hovedsakelig til et null i den passende Bessel-funksjon.

I tilfellet av en likesidet triangulær, optisk bane, kan speilene ved to eller tre av toppvinklene vibreres synkront, men i motsatte retninger i forhold til det indre av det triangulære område som er omgitt av den optiske bane, slik at et av de vibrerende speil blir beveget mot det indre av området langs en halveringslinje for toppvinkelen ved det speil, mens det annet blir beveget vekk fra området langs halveringslinjen for sin toppvinkel. Det tredje speil kan holdes stasjonært og vibrasjonsstørrelsen kan velges slik at innfallsstedet for lysstrålene vil bli forskjø-vet ved noen av speilene med en størrelse i nærheten av den stør-relse som svarer til et Bessel-funksjon-null.

Sannsynligheten for låsing i et likesidet triangulært ringlasergyroskop kan ytterligere reduseres til et minimum ved riktig valg av vibrasjonsamplituden til en verdi som er tilnærmet lik et Bessel-funksjon-null, men noe forskjøvet fra ved alle speilene med henblikk på å oppnå et balansert minimum for den samlede tilbakespredte stråling.

Intensiteten av den tilbakespredte stråling kan reduseres

så å si til null ved alle tre reflekterende flater dersom gyroskopet konstrueres som et likebenet triangel istedenfor et likesidet triangel med de to symmetriske speil anordnet for å reflektere lyset under en vinkel slik at like og motsatte vibrasjoner av disse to speil i forhold'til arealet inne i triangelet kan utføres med en amplitude som nøyaktig svarer til et Bessel-funksjon-null,

samtidig som den tredje vinkel velges som et supplement til, men forskjellig fra de første to vinkler, slik at forskyvningen av refleksjonspunktet på denne reflekterende flate vil svare til et annet Bessel-funksjon-null.

Oppfinnelsen vil i det følgende bli beskrevet nærmere under henvisning til tegningen.

Fig. 1 er et optisk diagram som anskueliggjør anvendelsen

av oppfinnelsen ved et triangulært ringlasergyroskop.

Fig. 2 er et hjørne av diagrammet på fig. 1 vist i større målestokk for å lette oversikten over de geometriske forhold. Fig. 3 er et kurvediagram over Bessel-funksjoner av første art og første og annen orden. Fig. 4 er et kurvediagram over kvadratet av en Bessel-funksjon av første art og første orden. Fig. 5 er et forenklet riss delvis i snitt, av påvirknings-organer til å vibrere speilene ifølge utførelsesformen vist på fig. 1.

På fig. 1 er der vist et forenklet, optisk diagram for et triangulært ringlasergyroskop. I henhold til någjeldende praksis vil et slikt gyroskop bli fremstilt ved fremskaffelse av et triangulært, rørformet hulrom i en passende blokk av fast materiale, hvoretter hulrommet blir fylt med et passende lasemateriale, f.eks. en blanding av helium og neon, og lasematerialet blir utsatt for elektrisk spenning som påføres elektroder anordnet i veggene rundt hulrommet. Alle disse komponenter er velkjente, såvel som deres virkemåte for fremskaffelse av to motsatt rettede monokromatiske stråler av elektromagnetisk stråling i en del av det elektromagne-tiske spektrum avhengig av lasematerialets egenskaper. Der vil derfor ikke bli gitt noen detaljert beskrivelse av disse komponenter og andre komponenter som tjener til avledning av utstråling fra de to stråler og måling av stråling fra en av strålene for sammenligning med den annen stråle. Det som er viktig ved den foreliggende oppfinnelse er de optiske forholdsregler for mini-mering av tilbakespredt stråling fra speilene eller for unngåelse av dette i det hele tatt, slik at der oppnås en reduksjon til et minimum eller en unngåelse av at de motsatt rettede stråler låser seg sammen til en felles frekvens.

På det optiske diagram på fig. 1 er der vist tre stråler

11 - 13 som hver representerer to laserstråler som vandrer i mot satte retninger 14 og 16, rundt en triangulær bane inne i ringlasergyroskopet som innbefatter tre speil 17 - 19. Strålene eller strålebuntene 11 - 13 kan betraktes å være aksiale stråler av tre lysbunter som har en noe større tykkelse enn det som utgjøres av de enkelte stråler 11 - 13.

De tre toppunkter 21 - 23 av den triangulære bane er be-stemt ved hjelp av plasseringen av de tre speil 17-19. I den hensikt å forenkle den matematiske analyse blir toppvinkelen mellom strålene 11 og 13 identifisert som 26, toppvinkelen mellom strålene 11.og 12 som 23 og toppvinkelen mellom strålene 12 og 13 som 2a. I forbindelse med likebenede triangler som vil bli omtalt i den følgende beskrivelse, skal det antas at 23 = 20. Ved likesidede triangler er 23 = 26 = 2a = 60°.

For at speilene 17 - 19 skal kunne reflektere strålene 11 - 13 langs de viste baner, må disse speil plasseres slik at de er vinkelrett på de respektive halveringslinjer 24 - 26 for toppvinklene. Ved toppvinkelen 21 hvor strålene 11 og 13 krysser den reflekterende flate av speilet 17, vil innfallsvinkelen for den bølge som vandrer i retningen 14^være den samme som for den bølge som vandrer i retningen 16, nemlig 0, og refleksjonsvinkelen for hver av disse bølger er også 0. Ved toppunktet 22 vil innfallsvinklene og refleksjonsvinklene hver utgjøre 3 og ved toppunktet 2 3 vil innfallsvinklene og refleksjonsvinklene hver utgjøre a.

Selv om der er gjort ethvert forsøk på å polere de reflekterende flater av speilene 17 - 19 så perfekt som mulig, så gjen-står noen lyter. Disse lyter er mikroskopiske i størrelse, men de er likevel store nok til å bevirke spredning av lysstrålene, f.eks. strålene 11 - 13 som faller inn på speilene. Den samlede størrelse av spredningen er meget liten, men der foreligger noe spredning i den motsatte retning ved hvert toppunkt. Det innebærer at for en bølge som vandrer langs strålen 11 i retningen 16, vil den tilbakespredte stråling ha samme retning som foroverret-ningen for en bølge som vandrer langs strålen 11 i retningen 14. Selv om lytene som fremskaffer tilbakspredningen er spredt over overflaten av hvert av speilene, kan de behandles som om de var konsentrert ved ett punkt på hvert speil, f.eks. punktet 27 på speilet 17, punktet 28 på speilet 18 og punktet 29 på speilet 19. I den ovenfor omtalte US patentsøknad nr. 157 767 ble det vist at det å forskyve de speil som svarer til speilene 17 - 19 ifølge den foreliggende oppfinnelse, sideveis fra side til side i planet for deres reflekterende overflater, kunne bevirke utvis-king av den tilbakespredte hovedstråle ved hvert speil, dersom den distanse som hvert speil ble beveget, ble riktig valgt.

I henhold til den foreliggende oppfinnelse kan en sideveis forskyvning av posisjonen for hovedspredningssenteret på speilet 17 f.eks. med en viss størrelse, oppnås ved at man beveger speilet langs den perpendikulære halveringslinje 24, men det vil bli vist i den følgende beskrivelse at bevegelsesdistansen for speilet er forskjellig fra den distanse som kreves når speilets bevegelse er sideveis. Videre er det bare nødvendig å bevege to av speilene 17 og 18 istedenfor alle tre, som ifølge ovennevnte US-søknad nr. 157 767;for oppnåelse av en vesentlig eller til og med total reduksjon av den tilbakespredte hovedenergi ved alle tre speil.

I den hensikt å holde de tre lysstråler som er definert ved strålene 11 - 13, samlet på en riktig måte, er den reflekterende flate av speilet 19 i virkeligheten sfærisk istedenfor plan, slik overflatene av speilene 17 og 18 er, men krumningsradien for den reflekterende flate av speilet 19 er typisk flere meter, noe som er mye lenger enn lengdene av strålene 11 - 13. Speilet 19 kan derfor behandles matematisk som om det var plant på samme måte som de andre to speil.

Det er vesentlig at den totale optiske banelengde rundt ringlasergyroskopet holdes på en fast verdi til ethver,t tidspunkt. Således er det ikke mulig å bevege speilet 17 alene i en retning vinkelrett på overflaten, men det er tilstrekkelig å bevege de to speil 17 og 18 synkront i motsatte retninger i forhold til det området som er omkranset av strålene 11 - 13 og vinkelrett på de respektive flater av disse speil. Dersom speilet 17 blir beveget utover en distanse h langs halveringslinjen 24 til posisjonen 17', må speilet 18 bli beveget innover langs halveringslinjen 25 til posisjonen 18'. Det bevirker at strålen 11 skiftes i lengderet-ningen til høyre langs sin opprinnelige bane, men forskyver strålene 12 og 13 sideveis til henholdsvis banene 12<*>og 13'. Det beveger også tilbakespredningssentrene 27 og 28 til posisjonene 27' og 28' hvor de ikke lenger befinner seg på strålen 11, men fremdeles befinner seg innenfor de områder av speilene 17 og 18 som er dekket av hele strålebunten som strålen 11 bare utgjør en sentral del av. I virkeligheten faller strålen 11 nå inn på speilet ved posisjonen 17' ved et punkt 31 som er forskjøvet fra den nye posisjonen 27' for spredningssenteret med en distanse h tanø. For å kunne gjøre dette, må strålen 11 vandre en ekstra distanse h/cosØ. Strålene 11 og 12 møtes ved punktet 32 på det forskjøvne speil ved posisjonen 18' og strålene 12 og 13 møtes ved punktet 33 på speilet 19. Dersom det antas at strålene 11 - 13 danner et likesidet triangel som er den vanlige form for et triangulært ringlasergyroskop, vil den reflekterende flate av speilet 19 være parallell med strålen 11 og distansen mellom den opprinnelige posisjon for spredningssenteret 29 før bevegelsen av speilene 17 og 18 og punktet 33, vil også være lik h/cosØ. Dette forhold er riktig selv om strålene 11 - 13 danner bare et likebenet triangel istedenfor et likesidet triangel, forutsatt at toppvinkelen 23 er lik toppvinkelen 20.

På fig. 2 er det vist det geometriske forhold og fasefor-holdet som har tilknytning med det at speilet 17 blir flyttet en distanse h langs den perpendikulære halveringslinje 24. En bølge-front av lys som vandrer til høyre i retningen 16 langs banen 11, ville hatt en fasevinkel <J> ved spredningssenteret 27 dersom speilet 17 befant seg i sin opprinnelige posisjon. En del av den utstrålte energi fra denne bølge ville bli reflektert tilbake i retningen 14 langs den samme bane 11. Forflytningen av speilet 17 til posisjonen 17' (og speilet 18 tilsvarende for å holde banelengden konstant), ville forflytte spredningssenteret til en tilsvarende ny posisjon 27', fremdeles på halveringslinjen 24 som det antas vil passere gjennom speilet ved posisjonen for toppvinkelen 21. Det ville også forflytte hele strålebunten som strålen 11

bare utgjør en del av til høyre med en distanse h/cosØ, slik at bølgefronten som fortsetter å nå posisjonen 31 med den samme fase

<j>, ville nå posisjonen for et plan som passerer gjennom posisjonen 27 og vinkelrett på strålen 11 med en forskjellig fase pga. at den har vandret en distanse som er avkortet med en størrelse (h tan6)sinØ, som rett og slett kalles Ax, dvs.

Fasen for den tilbakespredte bølge endrer seg med en størrelse proporsjonalt med to ganger denne distanse eller 2Ax.

Faseendringen A<j>, som finner sted når den tilbakespredte bølge vandrer en distanse 2Ax, bestemmes ved hjelp av bølgeleng-den A for den utsendte energi i henhold til ligningen:

Det skal forstås at den samme grad av faseendring finner sted med hensyn til de tilbakespredte bølger som vandrer i ringlasergyroskopet i motsatt retning.

Dette er nøyaktig den samme faseendring som finner sted ved sideveis forskjøvne speil, slik det er beskrevet i ovennevnte US patentsøknad nr. 157 767, men pga. det forhold at speilet 17 ifølge det foreliggende tilfelle blir beveget vinkelrett på sitt plan, blir distansen forskjellig fra den sideveis forskjøvne distanse fordi den tilsynelatende sideveise forflytning av spredningssenteret fra posisjonen 27' til posisjonen 31 utgjør h tanø. Fordi speilene beveger seg sinusformet ved en frekvens Q og med et maksimalt utslag H fra en hvileposisjon, blir den øyeblikkelige distanse h:

Således vil den tilsynelatende sideveise forskyvning av spredningssenteret på ethvert tidspunkt være H tanø sinfit. Idet verdien av h fra ligning (3) settes inn i ligning (1) får man:

Dersom denne verdi av Ax settes inn i ligning (2) får man:

Fordi hverken H eller 8 varierer med tiden, kan hele koeffisien-ten sinftt settes lik en konstant B. Det gir: hvor

Ved et likesidet triangelringlasergyroskop er 0 lik 30°, sinØ lik k og tanø lik 0,577. Det gir:

Den spredte bølge har en øyeblikksamplitude e gitt ved:

hvor E er størrelsen og w er vinkelfrekvensen for strålingen. Dersom verdien for Æ<j> fra ligning (6) settes inn i ligning (9) får man: hvilket er det samme som den velkjente ligning for fasemodulasjon av en bærebølge med en vinkelfrekvens w, ved hjelp av en modula-sjonsbølge med en vinkelfrekvens fl. Ligningen 10 kan når den ut-vides til Bessel-funksjoner Jn(B), uttrykkes som:

Jq(B), hvor Jq er en Bessel-funksjon av første art og av orden 0 og B er argumentet, representerer amplituden av en umodifisert elektromagnetisk bølge som ville bli kalt bærebølgen ved frekvens-modulasjon av en radiofrekvensbølge. Det er velkjent at Jq(B) blir null, dvs. amplituden for bærebølgen faller til null når argumentet B har en av følgende verdier:

Viktigheten av disse verdier av argumentet B ved det foreliggende tilfelle, ligger i det at de utgjør verdier hvor amplituden av den umodulerte frekvens for den tilbakespredte bølge ved speilet 17 reduseres til null. Ved å velge B til å ha en hvilken som helst av disse verdier, også kjent som nullene i Bessel-funks jonen av første art og orden null, blir virkningen av den umodifiserte tilbakespredte bølge null, og den eneste tilbakespredte energi befinner seg i sidebandene som er adskilt fra den umodifiserte bølge med heltallige multipler av fl. Vinkelfrekvensen fl kan velges høy nok slik at energien i sidebåndene ikke vil låse seg inn med den hovedbølge som vandrer i den samme retning.

En verdi H som vil bevirke at amplituden av den umodifiserte, tilbakespredte bølge eller bærebølge vil forsvinne, kan beregnes ut i fra ligningene 7 og 8. Hensiktsmessig kan disse ligninger skrives som følger:

og Verdien av A er avhengig av lasematerialet og en gass som vanligvis blir benyttet i lasere er en blanding av helium og neon som fremskaffer strålinger med en bølgelengde A på 6,328 x 10 m. Dersom denne verdi innsettes i ligning (14) og man samtidig setter B lik en av de verdier som er oppført i ligning (12), får man de fire laveste verdier for H ved hvilke den fundamentale tilbakespredte bølge vil forsvinne. Disse verdier er:

Når H har en av disse verdier i ligning (15) vil den eneste tilbakespredte stråling fra speilet 17 finnes i sidebåndene.

Alternativt kan den verdi av H ved hvilken amplituden av den fundamentale tilbakespredte stråling forsvinner^uttrykkes i forhold til bølgelengden X for å tilpasses ringlasergyroskoper hvor der benyttes forskjellige lasematerialer. For de fire verdier av B i ligningen (12) kan derfor H anta verdiene:

Fordi der foreligger make betingelser ved speilet 18 på fig. 1^ vil der ikke forekomme noen tilbakespredt stråling fra dette speil heller, unntatt i sidebåndene.

Imidlertid er forholdene ved speilet 19 på fig. 1 forskjellige. Der har forskyvningen av strålene 12 og 13 ikke noen maksi-mal verdi eller amplitude svarende til H tanø, slik tilfellet er ved speilene 17 og 18, men en amplitude svarende til H/cos9. Idet der fortsatt antas et rettvinklet triangel hvor 8 er 30°, vil H/cos8 utgjøre hypotenusen og være to ganger så lang som den kor-tere side H tan8. Det innebærer at toppunktet 23 forskyver seg to ganger så langt fra sitt opprinnelige punkt på speilet 19 som toppunktet gjør på speilet 17 når speilet 17 blir beveget en distanse H langs halveringslinjen 24. Betydningen av dette kan forstås ved studium av figurene 3 og 4.

På fig. 3 er der vist et skjematisk diagram av nullorden og første orden Bessel-funksjoner JQ(B) og (B) fra B = 0 til B = 6. Dette område innbefatter de to laveste verdier av B hvor JQ(B) er null: B = 2,405 og B = 5,52. Når amplituden H er 0,66 og det maksimale utslag av H tan8 er 0,66X (0,577), som gjør B lik 2,405 og JQ(B) = 0 ved speilene 17 og 18, vil amplituden H/cosØ ved speilet 19 være 0,66A (1,154) og B vil være lik 4,81. Dette punkt er vist på fig. 3. Heldigvis er Bessel-funksjonen slik at dette punkt ikke ligger langt fra det neste null i Bessel-funks jonen ved B = 5,52.

Intensiteten av energien i den tilbakespredte bølge er proporsjonal med kvadratet av Bessel-funksjonen og forholdet [Jq(B)]2 som en funksjon av B er plottet inn på fig. 4. Slik det fremgår av denne figur er den tilbakespredte energi når B = 4,81, ganske lav, og således ved innstilling av H til fullstendig å eliminere den tilbakespredte energi fra speilene 17 og 18 ved å la B være ved det laveste nullpunkt av Jq(B) bevirker man også at den tilbakespredte energi av bærefrekvensen fra speilet 19 kan reduseres betydelig.

Alternativt kan H innstilles på en verdi som ved speilet

19 vil bevirke at H/cos6 vil gjøre B lik 5,52, nemlig det annet null i JQ(B). På grunn av det tidligere beskrevne 2 : 1-forhold mellom h/cosØ og h tan 0 når 0 = 30° vil verdien av B ved speilene 17 og 18 være en halvdel av 5,52 eller 2,76. Dersom denne verdi av argumentet B settes inn i ligning (14) får man

Slik det fremgår av figurene 3 og 4 er Jq(2,76) bare noe større enn null og intensiteten av den tilbakespredte energi fra speilene 17 og 18 ved slike betingelser vil bli.sterkt redusert fra intensiteten ved B = 0. Imidlertid må man huske at den tilbakespredte energi finner sted fra to speil 17 og 18, ikke bare fra ett speil slik tilfellet var da B var 2,405 under de tidligere beskrevne betingelser.

Den optimale reduksjon i den tilbakespredte energi i et likesidet triangulært ringlasergyroskop går ut på å velge et

punkt B = a og et tilsvarende punkt B = 2a, slik at summen av de tilbakespredte intensiteter blir et minimum. Antar man at denne sum blir representert ved bokstaven Q og husker man at energibi-draget fra speilene 17 og 18 er like, får man

Den verdi av a som gjør Q til et minimum får man ved deri-vering av Q med hensyn på a, hvoretter resultatet settes lik 0 og løses med henblikk på a. Det kan forenkles ved å innse at verdiene av Jq(a) og Jg(2a) er tilnærmet lik helningene m^og m2av Besselfunksjonen JQ(B) ved de respektive nuller B = 2,405 og B = 5,52 ganger de respektive forskjeller mellom 5,52 og 2a og mellom a og 2,405. Således får man og

Dette tar hensyn til at a vil være noe større enn 2,405 og at 2a vil være noe mindre enn 5,52. Idet verdiene av Jq(a) og jQ(2a) fra ligningene 19 og 20 settes inn i ligning (17) får man:

Det er velkjent at helningen av en Bessel-funksjon Jn(B)

av orden n ved et hvilket som helst punkt B utgjøres av den negative verdi av Bessel-funksjonen Jn+^ (B) av den neste høyere orden n + 1 ved det samme punkt B. Dette gjør det unødvendig å derivere JQ(B) ved B = 2,405 og B =5,52. Istedenfor er det bare nødvendig å slå opp verdiene av J-^(B) ved disse to verdier av B

i en tabell over Bessel-funksjoner, eller fra diagrammet over J1(B) på fig. 3. Dette viser at J1(2,405) er 0,519 og J1(5,52) er -3,40. Helningene m^og m^utgjør de negative verdier av disse tall.

Dersom man setter disse verdier for m^og m2inn i ligningen (21) får man:

Dersom man nå deriverer Q med hensyn på a og setter resultatet lik 0 får man:

For å gjøre B i ligning (14) lik a, som er 2,567, må føl-gende oppfylles:

hvilken verdi er noe større enn amplituden på den vibrasjon av speilene 17 og 18 som ville redusere den tilbakespredte stråling (ved ekvivalenten av bærebølgefrekvensen) til null.

Antar man X = 632,8 nm, kan ligning (28) skrives som:

som gir den verdi for H som reduserer den samlede tilbakespredte stråling fra alle tre speil 17 - 19 med en faktor på tilnærmet 100. Denne verdi av H er selvfølgelig ikke helt nøyaktig, fordi der er brukt flere tilnærmelser ved fremskaffelsen av den, men den utgjør i det vesentlige den optimale verdi for H.

Istedenfor å bruke et likesidet triangel av rør eller kanaler av lasematerialer som strålene 11 - 13 på fig. 1 skal vandre langs, er det mulig å velge vinkelen 20 (som er lik 2a) tilstrekkelig forskjellig fra vinkelen 2a, slik at den effektive forskyvning h tanO for toppunktet 21 på speilet 17 (og av toppunktet 22 på speilet 18) vil resultere i at B = 2,405 og samtidig vil medføre en forskyvning av toppunktet 23 på speilet 19 med en størrelse h/cos8 som vil svare til B = 5,52, hvilket samtidig medfører en reduksjon av den tilbakespredte hovedstråling fra alle tre speil 17 - 19 til null. Ved således å gjøre forholdet mellom h tanø og h/cosØ lik forholdet mellom 2,405 og 5,52, kan det vises at:

blir redusert til slik at

De to toppvinkler 21 og 22 er begge lik 26, eller 51,65°, og toppvinkelen 2a er derfor 76,7°.

Idet denne verdi av 6 innsettes i ligning (13) og argumentet B innsettes med verdien 2,405, får man: Når de tre vinkler i et likebenet triangulært ringlasergyroskop på fig. 1 har toppvinkler 21 og 22 på 51,65° og en toppvinkel 23 på 76,7° og speilene 17 og 18 ved toppunktene 21 og 22 blir vibrert sinusformet og synkront, men i motsatte retninger langs sine respektive perpendikulære halveringslinjer 24 og 25 med en størrelse h, hvor

og X er den monokromatiske bølgelengde av den stråling som frem-skaffes ved det låsende medium, vil tilbakespredt stråling ved den bølgelengde fra alle tre speilene 17 - 19 være så å si fullstendig eliminert. Den tilbakespredte utstråling vil befinne seg i sidebåndene, men dersom man gjør fl tilstrekkelig storjkan sidebåndene forskyves tilstrekkelig langt fra bærebølgefrekvensen, slik at man også vil oppnå så å si fullstendig eliminering av låsingen.

På fig. 5 er der i sterkt forenklet form vist et riss delvis i snitt av et trekantformet ringlasergyroskop konstruert i henhold til den foreliggende oppfinnelse. En blokk 34 av passende materiale, f.eks. kvarts, er utført med tre kanaler 36 - 38. De tre stråler 11 - 13 blir dannet hovedsakelig langs midtlinjene av disse kanaler og det faste speil 19 ved krysningspunktet for kanalene 37 og 38 er festet til blokken 34 ved hjelp av et passende festemiddel for refleksjon av strålene 12 og 13. Speilet 17 som reflekterer strålene 11 og 13, fastholdes ved hjelp av

et drivorgan 39 og et lignende drivorgan 41 bærer speilet 18 som ikke er vist på denne figur.

Drivorganet 39 består av en blokk 40 av passende materiale, f.eks. kvarts, som er bearbeidet for dannelse av en tynn membran 42 som understøtter speilet 17 ved enden av en kort, sentral sy-linder 43. På den annen side av membranen 42 fra sylinderen 43 er der anordnet en stabel av piezoelektriske krystallskiver 44 som holdes på plass mellom membranen 42 og en stiv stopper 46 festet til blokken 40. De piezoelektriske krystaller 44 er for-synt med elektroder 47 og 48 på sine motsatte flater, for forbindelse med et par ledninger henholdsvis 49 og 51. Lignende ledninger 52 og 53 er forbundet med drivorganet 41.

Drivorganene 39 og 41 blir påvirket ved hjelp av signaler fra en oscillator 54 som fremskaffer det modulerende signal med frekvensen fl og er forbundet med den ene polaritet til ledningene 49 og 51 til drivorganet 39 og med den motsatte polaritet til ledningene 52 og 53 til drivorganet 41 for derved å skaffe like og motsatte utsignaler for drivorganene 39 og 41. Mellom en split-ter 56 og drivorganet 39 er der anordnet en banelengde-justerings-styring 57 som omfatter i det vesentlige en variabel likespenning 58 som tjener til å skaffe en likespennings-forspenning for krystallene 44 for justering av den samlede lengde av den bane som omfatter strålene 11 - 13. Spenningen fra banelengde-styringen 57 blir addert til utspenningen fra oscillatoren 54 for å bevirke at krystallene 44 utvider seg og trekker seg sammen samtidig med oscillasjonene slik at de vibrerer speilet 17 i en retning vinkelrett på speilets reflekterende flate. På grunn av den måten speilet 17 blir påvirket, er det hensiktsmessig for dette å bruke både banelengde-styring og fasemodulasjon av strålene 11 - 13.

Den foreliggende oppfinnelse er blitt beskrevet i forbindelse med spesielle utførelsesformer, men det skal forstås for fagfolk på området at der kan utføres modifikasjoner og endrin-ger uten at man derved går ut over oppfinnelsens egentlige ramme, slik den er definert i de vedføyde krav.

Claims (18)

1. Fremgangsmåte til å forhindre låsing i et ringlasergyroskop som omfatter en flerhet av speil som dirigerer monokromatiske stråler av utstrålt energi av en forhåndsbestemt frekvens i motsatte retninger langs en lukket, optisk bane, karakterisert ved at fremgangsmåten omfatter å vibrere et første og et annet av speilene i henholdsvis første og andre retninger, å bevege de reflekterende flater av det første og annet speil langs første og andre baner som innbefatter komponenter vinkelrett på de reflekterende flater av henholdsvis det første og annet speil, samtidig som den totale lengde av den luk-kede, optiske bane holdes konstant for å redusere tilbakespredt stråling fra alle speilene.

2. Fremgangsmåte som angitt i krav 1, karakterisert ved at den første og annen retning er vinkelrett på speilenes reflekterende flater.

3. Fremgangsmåte som angitt i krav 1, karakterisert ved at minst ett av speilene holdes stasjonært.

4. Fremgangsmåte som angitt i krav 1, karakterisert ved at den distanse som det første og annet speil blir vibrert, reduserer den tilbakespredte stråling ved den nevnte forhåndsbestemte frekvens fra det første og annet speil så å si til null.

5. Fremgangsmåte som angitt i krav 1, karakterisert ved at i det minste et tredje speil blir holdt stasjonært, og at vibrasjonsdistansen for det første og annet speil reduserer den tilbakespredte stråling ved den nevnte forhåndsbestemte frekvens fra det tredje speil så å si til null.

6. Fremgangsmåte som angitt i krav 1, karakterisert ved at den optiske bane utgjør en likesidet trekant, og at et tredje speil holdes stasjonært og at vibrasjonsdistansen for det første og annet speil reduserer den kombinerte energi i den tilbakespredte utstråling ved nevnte forhåndsbestemte frekvens fra alle tre speil, så å si til et minimum.

7. Fremgangsmåte som angitt i krav 1, karakterisert ved at den optiske bane utgjøres av en likebenet trekant og at et tredje speil holdes stasjonært, og at den vib-ras jonsdistanse som det første og annet speil utsettes for, er hovedsakelig lik og av en slik størrelse at den kombinerte energi i den tilbakespredte stråling ved den nevnte, forhåndsbestemte frekvens fra alle tre speil reduseres så å si til null.

8. Fremgangsmåte som angitt i krav 1, karakterisert ved at det første og annet speil vibreres med en amplitude som forskyver det parti som rammes av lysstrålene^ med en avstand hvis størrelse svarer til et null i en Bessel-funksjon.

9. Fremgangsmåte som angitt i krav 8, karakterisert ved at den første og annen retning er hovedsakelig vinkelrett på de reflekterende flater av det første og annet speil, og at amplituden H er lik

hvor 6 er innfallsvinkelen for strålen på det første og annet speil, B er argumentet ved hvilket nullorden-Bessel-funksjonen er null, og A er bølgelengden for den monokromatiske utstrålte energi.

10. Fremgangsmåte som angitt i krav 9, karakterisert ved at det tredje speil holdes stasjonært, at vinkelen 9 velges lik 30° og at H velges innen det område som strek-ker seg tilnærmet fra 0,66A til 0,74A.

11. Fremgangsmåte som angitt i krav 10, karakterisert ved at E velges tilnærmet lik 0,66A.

12. Fremgangsmåte som angitt i krav 10, karakterisert ved at H velges tilnærmet lik 0,74A.

13. Fremgangsmåte som angitt i krav 10, karakterisert ved at H velges tilnærmet lik 0,71A.

14. Ringlasergyroskop, karakterisert ved at det omfatter: laseorganer til å fremskaffe to stråler av monokromatisk stråling ved en forhåndsbestemt bølgelengde som vandrer i motsatte retninger rundt en lukket polygonal bane som har forhåndsbestemt lengde og omslutter et område avgrenset av banen, en flerhet av speil anordnet ved toppunktene for banen, og organer til å oscillere i det minste et første og annet av speilene synkront i retninger langs de respektive halveringslinjer for toppvinklene hvor de oscillerte speil er plassert, idet det første speil beveger seg mot området samtidig som det annet speil beveger seg vekk fra området for bibeholdelse av en fiksert samlet banelengde.

15. Gyroskop som angitt i krav 14, karakterisert ved at polygonet er en trekant med et første, annet og tredje toppunkt, med henholdsvis et første, annet og tredje speil, idet oscillasjonsorganene omfatter: første og andre drivorganer forbundet med henholdsvis et første og annet speil, og kraftorganer til å levere oscillasjonskraft til det første og annet speil for bevegelse av det første speil mot det indre av trekanten langs en i forhold til det første toppunkt perpendikulær halveringslinje, samtidig som det annet speil påvirkes i retning fra det indre av trekanten langs en perpendikulær halveringslinje for det annet toppunkt.

16. Gyroskop som angitt i krav 15, karakterisert ved at trekanten er en likebenet trekant.

17. Gyroskop som angitt i krav 15, karakterisert ved at det første og annet toppunkt danner vinkler på 51,65^ og at .det tredje toppunkt danner en vinkel på 76,70°.

18. Gyroskop som angitt i krav 17, karakterisert ved at kraftorganene tilfører oscillasjonskraft for synkron bevegelse av det første og annet speil, idet speilene beveges den samme, men motsatte distanse på tilnærmet 0,91A.