SE456277B - Forfarande for forhindrande av fastlasning i ett ringlasergyro samt ringlasergyro - Google Patents

Description

10 15 20 25 30 35 :4s6 277 2 Driften av en laser, vilken är grundläggande för driften av ett ringlasergyro, grundas på en förstärkningseffekt av svängningar vid frekvenser inom det synliga området såsom när strålnings- vågor reflekteras genom ett område där energi tillförs i lämpligt fasförhållande. I ett ring- lasergyro reflekteras varje ljusstråle av en serie speglar, den ena efter den andra runt en sluten flerhörníg optisk bana, vanligen en tre- eller fyrsidig bana. Det är önskvärt att ljuset reflek- teras helt och hållet från spegelytan vid varje hörn på flerhörningen men tyvärr är de reflek- terande ytorna ej perfekta och en liten ljus- mängd sprids bakåt från mikroskopiska spridnings- centra på varje yta. Det bakåtspridda ljuset överför energi till fel våg och ger därmed allt- för stor koppling mellan de båda vågorna som går i varandra motsatta riktningar och gör att båda två får exakt samma frekvens. Detta utgör det fastlåsta förhållandet.

Ett sätt som har försökts tidigare för att undvika låsning är att alstra en mekanisk vipp- ningsrörelse hos gyrot för att producera samma effekt som om gyrot skulle vippas fram och tillbaka kring en riktig axel. En dylik fram och tillbakavippning, känd under benämningen vibrering, beskrivs i amerikanskt patent 3 373 650 och om gyrot kan vibreras med en hastighet som kan få strålarna att uppnå en frekvensskillnad på flera hundra hertz kommer de ej att låsas även om det fordon vari gyrot är monterat roterar mycket lång- samt runt en riktig axel.

Mekanisk vibrering kräver emellertid att gyrot stoppas två gånger per cykel, vid varje topp av dess vippningsrörelse, och när det stoppats eller i det närmaste har stoppats föreligger möjlighet för att låsning skall ske åtminstone kortvarigt. 10 15 20 25 30 35 456 277 3 Ett annat sätt att reducera eller undvika fastlâsning är att använda ett Faraday-medium för att förspänna de båda laserstrâlarna med direkt frekvensâtskillnad, såsom även beskrivs i det amerikanska patentet 3 373 650. Ännu ett annat sätt att undvika fastlåsning är att i den slutna kretsbanan införa en energi- stråle som har samma amplitud men motsatt fasläge relativt summan av icke önskade reflexioner.

Amerikanskt patent 3 323 411 beskriver en anordning för detta.

Amerikanskt patent 3 627 422 beskriver ännu ett sätt att undvika fastlåsning, nämligen genom module- ring av de båda vågorna för att skifta deras frekven- ser lika mycket och motsatsvis. De beskrivna module- ringsorganen för att uppnå det resultat är antingen en akustisk port, en ljusport eller en elektrooptisk kristall.

Nackdelarna med mekanisk vibrering och direkt frekvensseparering medelst ett Faraday-medium diskuteras i amerikanskt patent 3 897 130, som ut- nyttjar två hålrum för att generera varandra motsatt riktade vågor av olika frekvenser.

Redogörelse för uppfinningen Ett ändamål med den föreliggande uppfinningen är att reducera eller undanröja läsningen i ett ringlasergyro genom vibrering av gyrots speglar i en riktning som är vinkelrät mot deras reflexions- ytor.

Ett annat ändamål är att åstadkomma en för- bättrad anordning för att nedbringa fastlåsning helt eller till ett minimum genom en doppler- vibrering av två speglar i ett ringlasergyro medan en konstant banlängd upprätthålles för laser- strålarna rund ringen. 10 l5 20 25 30 35 456 277 4 Ännu ett ändamål är att åstadkoma ett förbättrat för- farande för reducering eller eliminering av låsning i ett triangelformat ringlasergyro genom att vibrera två av dess tre speglar, varvid riktningen och storleken på vibrationen är så- dan att den totala banlängden bibehålles huvudsakligen konstant medan skiftning sker av läget för åtminstone två av bansegmen- ten i sidled för att förskjuta deras skärningar med varandra och med det tredje bansegmentet vid lägena för speglarna med ett värde som motsvarar åtminstone i huvudsak en nolla i den tillämpliga*Bessel-funktionen.

I fallet med en liksidig triangulär optisk bana kan speg- larna vid tvâ av de tre hörnvinklarna vibreras synkront, men i motsatta riktningar relativt det inre av det triangelområde som begränsas av den optiska banan, så att en av de vibrerade speg- larna rör sig mot ytans inre längs en bisektris för hörnvinkeln vid denna spegel medan den andra rör sig bort från ytan längs en bisektris för dess hörnvinkel. Den tredje spegeln kan hållas fixerad och vald storlek på vibrationen kan vara sådan att ljus- stràlarnas infallsläge skiftas vid några av speglarna med ett värde nära det värde som motsvarar noll i en Bessel-funktion.

Möjligheterna för låsning i ett liksidigt triangelformat gyro kan ytterligare minskas medelst ett lagom val av vibra- tionens amplitud med ett värde som är nära lika med en nolla i Bessel-funktionen, men något skild från denna vid samtliga speg- lar för uppnående av ett balanserat minimum för den totala bak- åtspridda strålningen.

Intensiteten av bakåtspridd strålning kan reduceras huvudsakligen till noll vid alla tre reflexionsytorna genom att gyrot konstrueras som en likbent triangel i stället för en lik- sidig triangel, varvid de två symmetriska speglarna är anordna- de att reflektera ljus vid en sådan vinkel att lika stor och motsatt vibration av dessa båda speglar relativt ytan inom triangeln kan ske med en amplitud som exakt motsvarar en Bessel- funktionnolla medan den tredje vinkeln, som är supplementär till men skiljer sig från de första båda vinklarna, väljes sådan att förskjutningen av reflexionspunkten på denna/spegelyta kommer att motsvara en annan Bessel-funktionnolla. 10 15 20 25 30 35 Å 456 277 Föredragen utföringsform Uppfinningen kommer att beskrivas mer i detalj i den följande beskrivningen, som ges i samband med bifogade ritning- ar, där , fig. 1 visar ett optiskt schema som åskådliggör applice- ringen av uppfinningen på ett triangulärt ringlasergyro, fig. 2 visar i förstoring ett hörn av schemat enligt fig. l för att göra de geometriska förhållandena lättare att förstå, fig. 3 visar en kurva över Bessel-funktionerna av det första slaget och de första och andra ordningarna, fig. 4 visar en kurva över kvadraten på en Bessel-funk- tion av det första slaget och av första ordningen samt fig. 5 visar ett förenklat tvärsnitt genom en aktive- ringsenhet för att vibrera speglarna i utföringsformen enligt fig. l.

Fig. l visar ett förenklat optiskt schema över ett tri- angelformat ringlasergyro. I överensstämmelse med normal praxis skulle ett sådant gyro konstrueras genom upptagande av ett tri- angulärt rörformat hålrum i ett lämpligt block av solitt mate- rial, varvid hålrummet skulle fyllas med ett lämpligt laser- medium såsom en blandning av helium och neon för att aktiveras medelst pålagd elektrisk energi över elektroder som är anordna- de i hålrummets vägg. Samtliga dessa komponenter är välkända liksom deras sätt att arbeta för att alstra två varandra mot- riktade monokromatiska strålar av elektromagnetisk energi inom en del av det elektromagnetiska spektrumet som beror av det material vari laserfunktionen uppträder. Därför kommer ej någon detaljerad beskrivning att behöva ges för dessa komponenter och andra komponenter för uttag av strålning från de båda strålarna och mätning av strålningen från en av strålarna i jämförelse med den från den andra strålen. Vad som är viktigt vid den före- liggande uppfinningen är den optiska anordningen för att ned- bringa bakåtspridd strålning från speglarna till ett minimum eller undvika den helt och hållet, så att man minskar eller und- viker att få de varandra motriktade strålarna låsta på en gemen- sam frekvens. 10 15 20 25 30 35 456 277 - ' 6 Det optiska schemat enligt fig. l visar tre armar ll - 13 som var och en representerar två laserstrålar gående i varandra motsatta riktningar 14, 16 runt en triangelformad bana inom ett ringlasergyro som innefattar tre speglar 17 - 19. Armarna ll - 13 kan anses vara axiella strålar i tre ljusknippen med något större tjocklek än vad som representeras med varje indi- viduell arm ll - l3.

De tre hörnen 21 - 23 i den triangelformade banan bestäm- mes av lägena för de tre speglarna l7 - 19. För att förenkla den matematiska analysen identifieras hörnvinkeln mellan armarna ll och 13 som 29 , hörnvinkeln mellan armarna ll och 12 som 25 samt hörnvinkeln mellan armarna 12 och 13 som Za . I likbenta tri- anglar, som skall diskuteras i den följande beskrivningen, kan ' det antas att 2ß= 2G). I liksiaiga trianglar är 2ß= 2@= 2a= so°.

För att speglarna l7 - 19 skall reflektera armarna ll - 13 längs de visade banorna måste dessa speglar placeras så att de är vinkelräta mot respektive bisektriser 24 - 26 för hörnvinklarna vid hörnet 21 där armarna ll, 13 skär spegelns 17 reflexionsyta är infallsvinkeln för den våg som går i riktning 14 densamma som för den våg som går i riktning 16, nämligen 6 och reflexionsvinkeln för var och en av dessa vågor är även Q.

Vid hörnet 22 är infallsvinklarna och reflexionen B ooh vid hör- net 23 är infallsvinklarna och reflexionen vardera a. Även om varje försök görs att polera speglarnasl7 - 19 reflexionsytor så perfekta som möjligt så kvarstår vissa brist- fälligheter. Dessa bristfälligheter är mikroskopiskt små men är ändå tillräckligt stora för att orsaka sprdining av ljusstrâlar såsom de med ll - 13 betecknade armarna som infaller på dessa speglar. Totalvärdet på spridningen är ganska litet men det förekommer viss spridning i motsatt riktning vid varje hörn.

Detta innebär att för en våg som går längs armen ll i riktning 16 skulle bakåtspridd strålning ligga i samma riktning som fram- åtriktningen för en våg gående längs armen ll i riktning 14. Även om de bristfälligheter som alstrar bakåtspridning är spridda över ytan på varje spegel kan de behandlas som om de vore koncentrerade till en punkt på varje spegel, såsom till punkten 27 på spegeln 17, punkten 28 på spegeln 18 och punkten 29 på spegeln 19. 10 15 20 25 30 35 4 456 277 7 I tidigare anförd amerikansk pans. 157 767 har det visats att förskjutning av speglarna, motsvarande de med 17 - 19 be- tecknade speglarna vid den föreliggande uppfinningen, sidledes från sida till sida i planet för deras reflexionsytor kan med- föra en utsläckning av bakåtspridd huvudstråle vid varje spegel om den sträcka varmed varje spegel förskjuts valts korrekt.

Enligt den föreliggande uppfinningen kan sidledes för- skjutning uppnås av läget för huvudspridningscentrumet på exem- pelvis spegeln 17 med ett visst värde genom förflyttning av denna spegel utmed dess vinkelräta bisektris 24, men det kommer att påvisas i den följande beskrivningen att rörelsesträckan för spegeln är olika i jämförelse med den sträcka som krävs om förskjutningen av spegeln vore sidledes. Dessutom är det endast nödvändigt att förflytta två av speglarna 17, 18 i stället för samtliga tre såsom i nyss nämnd pggg för att uppnå en väsentlig eller till och med total reducering av bakåtspridd huvudenergi vid samtliga de tre speglarna.

För att hålla de tre ljusstrålar som definieras av armar- na ll - 13 riktigt kompakta är spegelns 19 reflexionsyta i själ- va verket sfärisk snarare än plan såsom speglarnas 17, l8 ytor är, men kurvradien för spegelns 19 reflexionsyta är vanligen flera meter, vilket är mycket längre än armarnas ll - 13 längd.

Därför kan spegeln 19 matematiskt behandlas som om den vore plan i likhet med de båda övriga.

Det är väsentligt att den totala optiska banlängden runt ringlasergyrot hålles på ett fixerat värde vid alla tidpunkter.

Det är således icke möjligt att enbart förflytta spegeln 17 i en riktning vinkelrätt mot dess yta, men det är tillräckligt att förflytta de två speglarna l7, 18 synkront i motsatta rikt- ningar relativt det område som begränsas av armarna ll - 13 och vinkelrätt mot respektive yta på dessa speglar. Om spegeln 17 förflyttas utåt med en sträcka h längs bisektrisen 24 till ett läge 17' så måste spegeln 18 förflyttas inåt längs bisektrisen 25 till läget l8'. Detta gör att armen ll skiftas längsvis åt höger utmed dess ursprungsbana medan armarna 12, 13 förskjutes sidledes mot banorna 12' resp. l3*. Därmed förflyttas även de bakåtspridande centra 27, 28 till lägena 27', 28' där de icke längre ligger på armen ll men alltjämt ligger inom speglarnas 10 15 20 25 30 35 456 277 8 17, 18 områden som täckes av hela den stråle varav armen ll endast utgör den centrala delen. I själva verket infaller armen ll nu vid läget 17' på spegeln vid en punkt 31, som är förskju- 27' för spridningscentrumet med en att göra detta måste armen ll på en Armarna 1%, 12 möts vid punkten 32 på den skiftade spegeln i läget 18' och armarna 12, 13 möts i ten från det nya läget sträcka h x tan 9. För extra sträcka h/cos 0. punkten 33 på spegeln 19. Under antagande att armarna ll - 13 bildar en liksidig triangel, som är den vanliga formen för ett triangelformat ringlasergyro, kommer spegelns 19 reflexionsyta att vara parallell med armen ll och avståndet mellan ursprungs- läget för sprdiningscentrumet 29 före speglarnas 17, 18 för- flyttning och punkten 33 kommer även att vara lika med h/cos el Detta förhållande är riktigt även om armarna ll - 13 bildar en- bart en likbent triangel i stället för en liksidig triangel, förutsatt att hörnvinkeln 2 3 är lika med hörnvinkeln 2 9.

Fig. 2 visar geometri--och fasförhållandena som gäller i samband med förflyttning av spegeln 17 en sträcka h längs den vinkelräta bisektrisen 24. En vågfront av ljus som går åt höger i riktningen 16 på banan ll skulle ha haft en fasvinkel ø vid spridningscentrumet 27 då spegeln 17 intog sitt ursprungsläge.

En del av strålningsenergin för denna våg skulle ha återkastats i riktningen 14 utmed samma bana ll. Skiftningen av spegeln l7 till läget 17' hålla banlängden konstant) skulle skifta spridningscentrumet (och av spegeln 18 på motsvarande sätt för att till ett däremot svarande nytt läge 27' alltjämt pà bisektrisen 24, som antas gå genom spegeln vid läget för hörnvinkeln 21.

Det skulle även skifta hela strålen, varav axeln ll endast är så att vâgfronten, som ø, skulle nå det läge för ett plan som går genom läget 27 och vara vinkelrät mot armen en del, åt höger med en sträcka h/cos fortsätter att nå läget 31 med samma fas ll med en annan fas på grund av att ha gått en sträcka som är kortare med ett värde (h tan @)sin9, som enkelt kan kallas AX , dvs ...(l).

Fasen för den bakàtspridda vågen ändras med ett värde som är AX = (h tan6)sin® proportionellt mot dubbla avståndet eller 2AX.

Fasförändringen Aø, som sker när den bakåtspridda vågen går en sträcka ZAX bestämmes av våglängden A för stràlnings- 10 15 20 25 30 35 456 277 9 energin enligt ekvationen A = zßx-(zw /M ....(2) Det bör noteras att samma storlek på fasändringen sker med avseende på bakâtspridda vågor som går i motsatt riktning genom gyrot.

Detta är exakt samma fasändring som sker i sidledes skiftadeospeglar, men tack vare det faktum att spegeln 17 i den föreliggande anordningen förflyttas vinkelrätt mot sitt plan är sträckan en annan än sträckan vid sidoskiftningen eftersom den ifrågavarande sido- skiftningen av spridningscentrumet från läget 27' till läget 31 är h tan 9. Eftersom spegeln rör sig sinusformigt med en frek- vens g1och med ett maximiutslag H från ett viloläge kommer momentansträckan h att vara h = H sin gt ....(3) Den föreliggande sidoskiftningen för spridningscentrumet är så- ledes vid varje tillfälle H tan 9 sin gt. Utlösning av värdet h frán ekv. (3) i ekv. (1) ger: Aa=Hsi_nQt-tan@-sin@ ....(4) En utlösning av detta värde AX i ekv. (2) ger Aø = (4¶H/¿)tan9 -sing ~sin gt ....(5) Eftersom H och 9 icke varierar med tiden kan hela koeffi- cienten sin gt sättas lika med en konstant B.

A ø B sing t ....(6) vari B (4¶H/Ä) tane- sing ....(7) I ett liksidigt triangelgyro är @= 300, sine = l/2 och tan 9= 0,577. Sålunda blir 0,577 ' 6.28 H 3,62 H B = = ....(8) A A Den spridda vågen uppvisar en momentan amplitud e erhållen genom e = E sin(wt +Aø) _...(9) vari E är storleken och vinkelfrekvensen för strålningen. Ut- lösning av värdet Aø från ekv. (6) till ekv. (9) ger e = E sin(mt + B sin gt) _...(l0) som är detsama som den välkända ekvationen för fasmodulering av en bärsignal, som har en vinkelfrekvens w, med en modulerings- ' våg uppvisande en vinkelfrekvens Q. Ekv. (10) erhåller följande utseende då den uttryckes i Bessel-funktionerna Jn (B): 10 15 20 25 30 456 277 ' 10 e = E{fi0(B)sinmt + Jl(B) sin(¿+g)t - sin(¿-Q) t + J2(B) s1n(w+2g)t- sintß-29)t + J3(B) sin(¿+39)t- sin(@-3g)t ....(ll) är en Bessel-funktion av första slaget och av + ......

J0(B), där Jo ordningen O och B är dess argument, representerar amplituden på en omodifierad elektromagnetisk våg, som skulle kunna kallas bärare vid frekvensmodulering av en radiofrekvent våg. Det är välkänt att J0(B) blir 0, dvs att amplituden på bäraren faller till 0, när argumentet uppvisar något av värdena: B =2,4os B = s}s2o B= 8,654 B =11,791 (12) Vikten av dessa värden på argumentet B i det föreliggan- de fallet är att de utgör värden vid vilka amplituden för den omodulerade frekvensen på den bakâtspridda vägen från spegeln 17 reduceras till O. Genom att välja B lika med något av dessa värden, även kända som nollor i Bessel-funktionen av första sla- get och av ordningen 0, får till effekt att den omodifierade bakâtspridda vågen blir noll och den enda bakâtspridda energin ligger på sidobanden, vilka är skilda från den omodifierade vågen med heltalsmultïpler av 9. Vinkelfrekvensen Q kan väljas tillräckligt stor så att energin på sidobanden icke kommer att ge låsning av den huvudvåg som går i samma riktning.

Ett värde på H som kommer att få amplituden pà den omodi- fierade bakàtspridda (bär-) vågen att utsläckas kan framräknas ur ekv. (7) och (8). För enkelhets skull kan dessa ekvationer omskrivas: H = ___§L¿________ ....(l3) 4¶tan 9-sin 9 och H = _§_L_ ....(l4) 3,62 Värdet på Ä beror på lasermaterialet och en gas som vanligen an- 'vändes i lasrar är en blandning av helium och neon, som ger en strålning med vàglängdenl = 6,328 X l0_7 m. Insättning av detta 10 15 20 25 30 35 456 277 11 (14) och med B samtidigt satt lika med vart och ett av de värden som uppräknats i ekv. (12) identifierar de värde i ekv. fyra lägsta värdena på H för vilka den grundläggande bakâtsprid- da vågen utsläckes. Dessa är ~ H = 4,207 >< 19"? m H = 9,649 ><1o'7 m H = 15,128 x 10-7 m n = 20,611 x 1o'7 m ....(1s) När H har något av dessa värden i ekv. (15) kommer den enda bakåtspridda energin från spegeln l7 att ligga i sidobanden.

Alternativt kan värdet H, för vilket amplituden på grund- läggande bakåtspridd strålning utsläckes, anges i termer av våg- längden Ä för att passa ringlasergyron där olika lasermedie ut- nyttjas. För de fyra värdena på B i ekv. (12) kan H således vara H = 0,66 Ä H = 1,52 Ä H = 2,39 Ä H = 3,25 Ä ....(l6) Eftersom identiska förhållanden råder vid spegeln l8 i fig. l kommer det ej att föreligga någon bakátspridning från denna spegel heller utom i sidobanden.

Förhållandena vid spegeln 19 i fig. l är emellertid annorlunda. Där har förskjutningen av strålarna 12, 13 ej något maximivärde eller någon amplitud på H tan 9, såsom gäller för speglarna l7, 18 utan en amplitud på H cos O. Alltjämt under 300, så blir H/cos Q hypotemusan och är dubbelt så lång som den kortare hörnet 23 skiftas dubbelt så spegeln 19 som hörnet på speg- antagande att en rätvinklig triangel föreligger därø = sidan H tan 9. Detta innebär att långt från sitt ursprungsläge på eln l7 när spegeln 17 förflyttas en sträcka H utmed bisektrisen 24. Betydelsen härav kan förstår med hjälp av fig. 3 och 4.

Pig. 3 utgörs av kurvor för nollordningen och den första ordningen för Bessel~funkticnerna J0(B) och Jl(B) från B = 0 till B = B där J0(B) är noll: B = 2,405 och B = 5,52. När amplituden H är 0,66 och maximiutslaget på H tan 9 är 0,66) x 0,577, vilket gör B = 2,405 och J0(B) = tuden H/cos 9 vid spegeln l9 att bli 0,66) x l,l54 och B blir lika med 4,81. Denna punkt indikeras på fig. 3. Lyckligtvis är 6. Detta område inkluderar de båda lägsta värdena pà 0 för speglarna 17, l8 kommer ampli- 456 277 5 12 Bessel-funktionens natur sådan att denna punkt icke ligger långt från nästa nolla för Bessel-funktionen vid B = 5,52.

Energiintensiteten i den bakåtspridda vågen är propro- tionell mot kvadraten på Bessel-funktionen och förhållandet s Jons) 2 går därav är den bakâtspridda energin ganska liten då B = 4,81 som en funktion av B är avsatt i fig. 4. Såsom fram- och med H satt så att bakåtspridd energi helt skall elimineras vid speglarna 17, 18 genom att få B att anta den lägsta noll- punkten på JO(B) kommer således även att medföra att bakåtspridd _ 10 energi på bärfrekvensnivå även reduceras väsentligt vid spegeln 19.

Ett alternativ är att sätta H på ett värde som gör att H/cos 9 på spegeln 19 får B att vara lika med 5,52, det andra _ nollvärdet för J0(B). Pâ grund av det tidigare beskrivna 2:1 15 förhållandet mellan h/cos 9 och h tan 9 när 9 = 30° kommer vär- det på B vid speglarna 17, 18 att bli hälften av 5,52, dvs 2,76.

Insättning av detta värde på argumentet B i ekv. (14) ger H = 0,74 1 ....(17) Såsom framgår av fig. 3 och 4 är JO (2,76) bara något 20 större än noll och intensiteten för bakåtspridd energi från speglarna 17, 18 kommer under sådana förhållanden att reduceras väsentligt från intensiteten vid B = 0. Det bör emellertid hållas i minnet att den bakàtspridda energin är från två speg- lar 17, 18, icke bara en spegel såsom var fallet då B = 2,405 25 under de tidigare beskrivna förhållandena.

Optimal reducering av bakåtspridd energi i ett liksidigt triangelgyro innebär val av en punkt B = a och en motsvarande punkt B = 2a för att få samman av bakåtspridda intensiteter att bli minimal. Under antagande att summan representeras av bok- 30 staven Q och hållet i minnet att energitillskotten från speg- larna 17, 18 är lika erhålles Q = 2[fïo(a)]z + [Joflaflz ....(l8) Det värde på a som får Q att bli minimal erhålles genom att Q differentieras med avseende på a, varefter resultatet 35 sättes lika med noll och en lösning sker med avseende på a.

Detta kan förenklas genom att man betänker att värdena på J0(a) och JO(2a) är approximativt lika med lutningarna ml och m2 för 10 15 20 25 30 35 456 277 l3 Bessel-funktionen J0(B) vid respektive nollor B = 2,405 och B = 5,52 gånger respektive skillnader mellan 5,52 och 2a och mellan a och 2,405. Sålunda är (a - 2,405) Jola) = m ....(l9) l och J0(2a)= m (5,52 - 2a) ....(20) 2 Detta innebär att a kommer att vara något större.än 2,405 och 2a något mindre än 5,52. Genom införande av värdena på Je(a) och J0(2a) ur ekv. (19) och (20) i ekv. (17) erhålles Q = (a _ z,4os)2 + m22 (5,52 _ 2a>2 Det är välkänt att lutningen på en Bessel-funktion Jn(B) 2 filz ....(21) av ordningen n vid varje punkt B är det negativa värde på Bessel-funktionen Jn+l(B) för nästföljande ordning n+l vid samma punkt B. Detta gör det onödigt att differentiera J0(B) för B = 2,405 och B = 5,52. I stället är det nödvändigt att slå upp värdena för Jl(B) vid dessa båda värden på B i en tabell för Bessel-funktioner eller ta ut dem ur kurvan Jl(B) enligt fig. 3.

Denna visar att Jl(2,405) = 0,519 och Jl(5,52) = 3,40. Lutning- arna ml och m2 utgör de negativa värdena för dessa tal.

Införing av dessa värden på ml och m2 i ekv. (21) ger: Q = 2(o,s19)2(a _ z,4os)2 + 2 ....(z2> Q = O,539(a2 - 4,183 + 5,78) + 0,ll6V(30,47 - 22,083 + 4a2)(23) Q = 1,oo3a2 - s,15oa + 6,650 ....(24) En differentiering av Q med avseende på a, varefter det erhåll- na resultatet sättes lika med noll ger: QQ _ _ da - 2,006a - 5,15 - 0 ....(25) a = 5,15/2,006 = 2,567 ....(26) 2a = 5,134 ....(27) För att göra B i ekv. (14) lika med a, som är 2,567 fordras att H = (2,567/3,62)Å = O,7lÄ ....(28) som är något större än amplituden för den vibrering av speglar- na 17, 18 som skulle reducera bakåtspridd strålning (vid ekvi- valent bärfrekvens) till noll. 632,8 nm kan ekv. (28) skrivas ....(29) Under antagande att Ä = H = 4,49 X 1o'7 10 15 20 25 30 35 456 277 14 vilket är det värde på H som reducerar den totala bakåtsprid- ningen av strålning från samtliga tre speglar 17 - 19 med en faktor av ungefär 100. Detta värde på H är givetvis icke exakt korrekt eftersom flera approximationer gjorts för dess erhållan- de, men det är i huvudsak optimalt värde för H.

I stället för att använda en liksidig triangel av rör eller kanaler med lasermedium, utmed vilka armarna ll - 13 en- ligt fig. l sträcker sig, är det möjligt att välja vinkeln 20 (som är lika med Zu) tillräckligt skild från vinkeln 2 9, så att den effektiva skiftningen h tan 9 av hörnet 21 på spegeln 17 (och av hörnet 22 på spegeln 18) kommer att resultera i att B = 2,405 och samtidigt skifta hörnet 23 på spegeln 19 med ett värde h/cos 9 som motsvarar B = 5,52 och därmed samtidigt redu- cera den bakåtspridda huvudstrålen från samtliga tre speglar 17 - 19 till noll. Genom att sålunda göra förhållandet h tan 9 till h/cos 9 lika med förhållandet 2,405 till 5,52 kan det visas att h tan G/(h/cosG) = 2,405/5,52 ....(30) vilket ger sin@= 0,435? ....(3l) och aärmea 9 = zs,szs°. ....(32> De båda hörnvinklarna 21, 22 är vardera lika med 2 9 eller 51,650 och hörnvinkeln 2 Q är därmed 76,70. glnföring av dessa värden på 9 i ekv. (13) och en tilldel- ning av argumentet B ett värde 2,405 ger _ 2,405 A 7 ' 4¶(o,4s39)(o,4357) När de tre vinklarna i ett likbent triangelgyro enligt H = 0,911 ....(33) fig. 1 uppvisar hörnvinklar 21, 22 lika med 51,650 vardera och en hörnvinkel 23 som är 76,70 och speglarna 17, 18 vid hörnen 21, ningar längs sina respektive vinkelräta bisektriser 24, 25 med 22 vibreras sinusformigt och synkront, men i motsatta rikt- en sträcka h, där h = o,91A sina: ....(34) och Ä är den monokromatiska våglängden på den strålning som genereras av lasermediet, så kommer bakåtspridd strålning vid denna våglängd att i huvudsak helt utsläckas från samtliga tre speglar 17 - 19. Den bakåtspridda strålningen kommer att ligga i sidobanden, men genom att göra Ö tillräckligt stort kan 10 15 20 25 30 35 456 277 15 sidobanden den förskjutas tiolräckligt långt bort från bärfrek- vensen, så att låsning därmed huvudsakligen helt elimineras.

Fig. 5 visar i mycket förenklad form ett tvärsnitt av ett triangulärt ringlasergyro som är konstruerat enligt den före- liggande uppfinningen. Ett block 34 av lämpligt material, såsom kvarts, har tre urborrade kanaler 36 - 38. De tre armarna ll - 13 bildas därvid huvudsakligen utmed centrumlinjerna för dessa kanaler och den fasta spegeln 19 i skärningen mellan kanalerna 37, 38 är anbringad på blocket 34 med något lämpligt organ för att reflektera strålarna 12, 13. Spegeln 17 som ref- lekterar strålarna ll, 13 hàlles av en drivenhet 39 och en lik- nande drivenhet 41 håller spegeln 18, som ej återges i denna figur.

Drivenheten 39 består av ett block 40 av lämpligt mate- rial, såsom kvarts, maskinbearbetat till att bilda ett tunt membran 42 som uppbär spegeln 17 vid änden av en kort central cylinder 43. På andra sidan av membranet 42 från cylindern 43 sett hàlles en stapel av peizoelektriska kristallskivor'44 pá plats mellan membranet 42 och ett fast underlag 46 anordnat på blocket 40. De piezoelektriska kristallerna 44 uppvisar elektro- der 47, 48 på sina varandra motsatta sidor, vilka är anslutbara till ett par klämmor 49 resp 51. Liknande klämmor 52, 53 är an- slutna till drivenheten 41.

Drivenheterna 39, 41 är aktiverade av en signal från en oscillator 54 som alstrar moduleringssignalen med frekvensen och med sin ena polaritet matar klämmorna 49, 51 på drivenheten 39 och med sin andra polaritet matar drivenhetens 41 klämmor 52, 53 för att ge lika och varandra motriktade utsignaler till driv- enheterna 39, 41. En banlängdreglering 57 omfattar i huvudsak en variabel likspänning 58, som är ansluten mellan brytningen 56 och drivenheten 39 för att mata en likspänd förspänning till kristallerna 44 för att reglera den totala längden av den bana som omfattar armarna ll - 13. Banlängdregleringens 57 spänning adderas till oscillatorns 54 utspänning för att bringa kristal- lerna 44 att expandera eller kontrahera i takt med svängning- arna för att vibrera speglarna 17 i en riktning som är vinkel- rät mot deras reflexionsytor. Tack vare det förfarande varmed spegeln 17 drivs är det enkelt att utnyttja den för både ban- längdstyrning och fasmodulering av armarna ll - 13. 456 277 16 Den föreliggande uppfinningen har beskrivits itermer avseende en speciell utföringsform, men det bör stå klart för en fackman att modifikationer kan göras utan att uppfin- ningstanken frângår, såsom denna definieras i efterföljande 5 patentkrav. få V?

Claims (8)

10 15 20 25 30 35 4s§ 277 17 PATENTKRAV

1. Förfarande för förhindrande av fastlåsning i ett ring- lasergyro som omfattar ett flertal speglar (17-19) som riktar monokromatiska strålar av en energi med en förutbestämd frekvens i varandra motsatta riktningar runt en sluten optisk bana (11-13), av nämnda speglar vibreras i första och andra riktningar för varvid en första och en andra spegel (17, 18) att förflytta de första och andra speglarnas reflexionsytor utmed första respektive andra banor, vilka innefattar kompo- nenter som är vinkelräta mot de första och andra speglarnas reflexionsytor medan den totala längden av den slutna optiska banan (11-13) bibehålles konstant för nedbríngande av bakåt- spridd strålning från samtliga speglar (17-19), k ä n n e- t e c k n a t av att den optiska banan (11-13) utgör en likbent triangel där den tredje spegeln (19) hålles stationär och den sträcka (h) varmed de första och andra speglarna (17, 18) vibreras är i huvudsak lika och av samma storlek, så att den kombinerade energin i den bakåtspridda strål- ningen vid den förutbestämda frekvensen från samtliga tre speglar (17-19) reduceras i huvudsak till noll, samt av att 18) vib- reras med en amplitud som skiftar de områden på desamma var och en av de första och andra speglarna (17, som träffas av ljusstrålarna med en sträcka (h) som har en storlek som motsvarar noll i en Bessel-funktion.

2. Förfarande enligt patentkrav 1, k ä n n e t e c k- n a t av att de första och andrariktningarna är i huvudsak vinkelräta mot de första och andra speglarnas (17, 18) reflexionsytor och amplituden H är lika med Bk/flntanësinâ, där G är strålarnas infallsvinkel på vardera den första och andra spegeln, B är ett argument för vilket nollord- ningens Bessel-funktion är noll och X är våglängden för den monokromatiska strålningsenergin.

3. Förfarande enligt patentkrav 2, k ä n n e t e c k- n a t av att den tredje spegeln (19) är stationär, vinkeln 9 är 300 och H ligger inom det område som sträcker sig från ungefär o,sei till o,74i.

4. förfarande enligt patentkrav 3, k ä n n e t e c k- n a t av att H är approximativt lika med 0,66Å. 456 277 ' ' 10 15. 20 25 30 35 18

5. Förfarande enligt patentkrav 3, k ä n n e t e c k~ n a t av att H är approximativt lika med D,74Ä.

6. Förfarande enligt patentkrav 3, k'ä n n e t e c k- n a t av att H är approximativt lika med Û,71A.

7. Ringlasergyro omfattande laserorgan (34) för att alstra tvåstrâlar av monokromatisk strålning vid en förut- bestämd våglängd gående-i motsatta riktningar runt en sluten polygonbana (11-13) av förutbestämd längd, som omsluter ett område begränsat av banan, vilken vid sina hörn (21-23) har ett antal speglar (17-19), varvid organ (39, 41) är anord- nade för att svänga åtminstone första och andra (17, 18) av de nämnda speglarna (17~19) synkront i riktning för respektive bisektriser (24, 25) till de hörnvinklar (Q, B) vid vilka de svängbara speglarna är anordnade, så att den första spegeln (17) rör sig mot området och den andra spegeln (18) bort från området för bibehållande av den totala ban- längden på ett fast värde, och polygonbanan (11-13).är en triangel med första, andra och tredje hörn uppvisande första, andra respektive tredje speglar (17-19), varvid organen (39, 41) för svängningsalstring omfattar första och andra drivenbeter som är kopplade till den första respektive andra spegeln (17, 18) samt aktiveringsorgan (44, 54) för att mata oscillerande effekt till de första och andra speglarna för att röra den första spegeln (17) i riktning mot triangelns inre längs den vinkelräta bisektrisen (24) för de första hörnet medan den andra spegeln (18) förflyttas bort från triangelns inre utmed den vinkelräta bisektrisen till det andrz hörnet, k ä n n e t e c k n a t av att triangeln är en likbent triangel där vinkeln för de första och andra hörnen vardera i huvudsak är 51,650 och vinkeln för det tredje hör- net huvudsakligen är lika med 76,700.

8. Ringlasergyro enligt patentkrav 7, k ä n n e L e c k- n a t av att aktiveringsorganen (44, 54) matar svängnings- effekt för att röra de första och andra speglarna (17, 18) synkront med samma utslag men motriktat varandra med en sträcka av ungefär Û,91k. n