WO2009141221A2 - Gyrolaser a grand facteur d'échelle - Google Patents

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WO2009141221A2
WO2009141221A2 PCT/EP2009/055396 EP2009055396W WO2009141221A2 WO 2009141221 A2 WO2009141221 A2 WO 2009141221A2 EP 2009055396 W EP2009055396 W EP 2009055396W WO 2009141221 A2 WO2009141221 A2 WO 2009141221A2
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laser
frequency
gyro
scale factor
optical
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PCT/EP2009/055396
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WO2009141221A3 (fr
Inventor
Sylvain Schwartz
Jean-Paul Pocholle
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Thales
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    • G—PHYSICS
    • G01—MEASURING; TESTING
    • G01C—MEASURING DISTANCES, LEVELS OR BEARINGS; SURVEYING; NAVIGATION; GYROSCOPIC INSTRUMENTS; PHOTOGRAMMETRY OR VIDEOGRAMMETRY
    • G01C19/00—Gyroscopes; Turn-sensitive devices using vibrating masses; Turn-sensitive devices without moving masses; Measuring angular rate using gyroscopic effects
    • G01C19/58—Turn-sensitive devices without moving masses
    • G01C19/64—Gyrometers using the Sagnac effect, i.e. rotation-induced shifts between counter-rotating electromagnetic beams
    • G01C19/66—Ring laser gyrometers

Definitions

  • the field of the invention is that of the gyrolasers used to perform angle measurements or angular velocities.
  • the gyrolasers For a number of applications, particularly in the aeronautical field, it is necessary that the gyrolasers have a high sensitivity.
  • the sensitivity of a laser gyro depends on a parameter called scale factor usually related to the geometrical characteristics of the cavity of the laser gyro and its wavelength of use. At a given wavelength, for reasons of cost and bulk, the gyrolasers are necessarily limited in size and therefore in sensitivity.
  • the device according to the invention artificially allows to obtain a high scale factor in a small footprint and therefore to obtain a high sensitivity.
  • a laser gyro comprises at least one ring cavity 1, in which two optical modes propagate in the opposite direction, an amplifying medium 2 and measuring means 3 as shown in FIG. 1.
  • the ring laser cavity 1 is set in rotation, the total effective length L total seen by each of the counter-rotating modes is modified by the Sagnac effect by an amount ⁇ ⁇ SL Sagmc / 2 proportional to the angular velocity ⁇ of the device.
  • this results in a difference ⁇ f 0 between the frequencies of these modes given by:
  • ⁇ is the average laser emission frequency, so that the quantity ⁇ , which constitutes in practice the useful signal of the laser gyro, can be expressed as a function of the parameters of the system according to the following relation:
  • the quantity S 0 determines the sensitivity of the laser gyro. This quantity is usually determined by the geometric and frequency characteristics of the laser gyro.
  • the object of the laser gyro according to the invention is to use particular dispersion properties to significantly increase the scale factor of a laser gyro without modifying either its size or its average emission wavelength.
  • the third derivative of the variation of the optical index as a function of the frequency f denoted - a ⁇ 3-- is substantially zero in the vicinity of the frequency f 0 .
  • the gyrolaser comprises optical means arranged to obtain in the dispersive medium said abnormal dispersion, said means comprising a first laser emitting a first radiation at a first frequency U and a second laser emitting a second radiation at a second frequency f 2 , the intensity of the two radiations being substantially equal, the frequency f 0 of the gyrolaser being substantially centered between the first and the second frequency, the wavelengths, the powers of the two lasers and the characteristics of the dispersive medium being chosen so that the first and the second radiation cause in the dispersive medium a double Raman effect.
  • the dispersive medium may be a gas such as cesium.
  • the laser gyro comprises means for controlling and controlling the temperature of the gas so as to control the value of the scale factor of the cavity in order to optimize the performance as a function of the field of use.
  • FIG. 1 shows the block diagram of a laser cavity
  • FIG. 2 represents the different atomic levels making it possible to generate a Raman double transition in a dispersive medium according to the invention
  • FIG. 8 represents the diagram of a laser gyro according to the invention.
  • FIGS. 9 and 10 show, in a dispersive medium according to the invention, the gain and the susceptibility as a function of the resonance frequency mismatch ( ⁇ - ⁇ 0 ) 1 ⁇ 2 ⁇ ) corresponding to a laser gyro according to the invention.
  • the principle of the laser gyro according to the invention is to add in the cavity an dispersive medium with abnormal dispersion.
  • the physical principle implemented is as follows. If the cavity comprises a dispersive medium of index n and length I, n and I being chosen so that the optical length ni is less than the total optical length L to the cavity, then, in the presence of a rotation , the difference in effective length between counter-rotating modes propagating in the cavity is written:
  • ⁇ total ⁇ Sagnac + l8n '
  • the scaling factor of a laser gyro can be significantly increased in the presence of a dispersive medium, provided that the dispersion relation is of the form: f Total df d ⁇ ( 1 )
  • the above relationship is a refractive index that decreases with increasing frequency, which is sometimes referred to as "abnormal dispersion”.
  • Media with this type of property have been used in particular to demonstrate the so-called supraluminal propagation of light, that is to say when the optical index of the medium crossed is less than 1.
  • the total frequency utilization of the laser gyro a substantially constant finite value.
  • this factor which depends on the properties of the dispersive medium used, can be adjusted by acting on several physical parameters characteristic of the laser gyro according to the invention.
  • the optimal value of this parameter is determined by both the size of the domain of use
  • T 1J18P is the size of the frequency range over which it is possible to keep a value of ⁇ satisfactory.
  • the value of the r dlsp parameter, which determines the "gain-bandwidth" product of the laser gyro, must be maximized when designing a laser gyro according to the invention.
  • Obtaining an abnormal dispersion of the optical index of a medium is not necessarily simple. Indeed, it can be shown that this phenomenon is often accompanied by a strong absorption of the medium associated with the supraluminal dispersion, absorption most often unacceptable to ensure the proper operation of a laser gyro.
  • the principle of the Raman double transition which does not have this disadvantage can be used to obtain the desired dispersion.
  • the physical principle is represented in FIG. 2. Either a suitably selected and prepared medium (for example according to the protocol described in the article by LJ Wang, A. Kuzmich and A. Dogariu,
  • N represents the atomic density
  • ⁇ 0 and h are fundamental constants (vacuum permittivity and Planck constant).
  • v R is the average radial velocity of the atoms and w 0 is the mean radius of the laser spatial mode used.
  • ⁇ is ⁇ 1 (2 ⁇ ) ⁇ 35 ⁇ d kHz, which can be adjusted by the temperature of the atomic sample and by the geometry of the laser modes used.
  • n ⁇ + R ⁇ / 2, which makes it possible, from expression (2), to calculate dn / d ⁇ in the vicinity of the resonance.
  • the curve of variation of the optical index and its tangent at the origin are almost confounded over a frequency range of the order of magnitude of ⁇ / (2 ⁇ ), as can be seen in FIG. which represents the variation of the optical index as a function of ff 0 .
  • the laser gyro according to the invention is a laser gyro whose amplifying medium 2 is in a solid state. He understands :
  • a cavity 1 of total optical perimeter L total means for measuring the frequency difference of the counter-propagating beams;
  • the dispersive medium consists of a gas cell 51 as described, for example, in the publication of Dogariu and Kuzmich cited above, pumped by two Raman lasers 6 and 7 of similar intensities and having equal angular frequencies respectively. at ⁇ o + A ⁇ and ⁇ o - A ⁇ , so that their mean angular frequency ⁇ 0 is very close to the angular laser emission frequency I ⁇ cl ⁇ .
  • Two optically treated slides make it possible to superimpose the beams of the Raman lasers to the modes propagating in the cavity. They are optimized to have an excellent reflection coefficient of Raman beams and an excellent coefficient of transmission of the modes of the cavity.
  • the spacing 2A ⁇ between the two lines of Raman gain and the common width ⁇ of these two lines is advantageously linked by the relation A ⁇ yJ3 + y [& ⁇ , and this so as to guarantee the equality d 3 n / df 3 ⁇ O in the vicinity of the resonance, in order to obtain a scale factor as linear as possible with the speed of rotation ⁇ .
  • the laser gyro is defined by a factor of increase of the scale factor ⁇ cMe , chosen as a function of the field of use required for the laser gyro and the size of the available negative dispersion zone.
  • the power of the Raman pump lasers is then adjusted to obtain the following equality: Target 1 + - - • " '(4) vt' toottaallee which gives, supposing the condition A ⁇ ⁇ -j3 + 4 & ⁇ verified and with the help of relation (3):
  • a laser gyro according to the invention and as described in FIG. 8 can have the following characteristics:
  • Condition (5) then imposes M l ⁇ 2 ⁇ 1.8110 "14 (rad / s) " 1 . Assuming for example ⁇ l ⁇ 2 ⁇ ) ⁇ ⁇ UHz, we obtain M ⁇ 0.71 rad / s.
  • Such a field of use may, for example, be suitable for applications of the spatial type, where the sensitivity of the gyroscopes is moreover essential.
  • Figures 9 and 10 show the gain and dispersion curves associated with this configuration.
  • Curve 9 represents the imaginary part of the susceptibility ⁇ of the dispersive medium and the curve 10 the real part of the susceptibility ⁇ of the dispersive medium.
  • the gain per unit of time is given by lm ( ⁇ ) ⁇ .
  • ⁇ can naturally be increased, for example by heating the gaseous sample.
  • the value of 7 clble can also be reduced to increase the size of the use range of the invention.

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Abstract

Le domaine général de l'invention est celui des gyrolasers. On sait que la sensibilité de ces lasers est limité par un facteur géométrique appelé facteur d'échelle. Le gyrolaser selon l'invention comporte des moyens permettant d'augmenter de façon très significative ce facteur d'échelle sans toucher aux caractéristiques géométriques principales de la cavité. Plus précisément, la cavité de périmètre Lτ comporte au moins un milieu dispersif de longueur géométrique I et d'indice optique n, la dispersion dudit milieu étant dite anormale, la variation de l'indice optique en fonction de la fréquence optique f du gyrolaser étant notée ∂n/∂f tel que le gain du facteur d'échelle donné par l'expression formule (I) soit sensiblement constant et supérieur à l'unité au voisinage de la fréquence f.

Description

Gyrolaser à grand facteur d'échelle.
Le domaine de l'invention est celui des gyrolasers utilisés pour réaliser des mesures d'angles ou de vitesses angulaires. Pour un certain nombre d'applications, en particulier dans le domaine aéronautique, il est nécessaire que les gyrolasers aient une grande sensibilité. La sensibilité d'un gyrolaser dépend d'un paramètre appelé facteur d'échelle lié habituellement aux caractéristiques géométriques de la cavité du gyrolaser et à sa longueur d'onde d'utilisation. A une longueur d'onde donnée, pour des raisons de coût et d'encombrement, les gyrolasers sont nécessairement limités en dimensions et par conséquent en sensibilité. Le dispositif selon l'invention permet artificiellement d'obtenir un facteur d'échelle élevé dans un encombrement réduit et par conséquent d'obtenir une grande sensibilité.
Plus précisément, un gyrolaser comprend au moins une cavité en anneau 1 , dans laquelle deux modes optiques se propagent en sens inverse, un milieu amplificateur 2 et des moyens de mesure 3 comme représenté en figure 1. Lorsque la cavité laser en anneau 1 est mise en rotation, la longueur effective totale Ltotale vue par chacun des modes contrarotatifs est modifiée par effet Sagnac d'une quantité ± <SLSagmc /2 proportionnelle à la vitesse angulaire θ du dispositif. En l'absence de dispersion, cela se traduit par une différence <f0 entre les fréquences de ces modes donnée par :
Figure imgf000003_0001
/ ^totale ^totale où / est la fréquence moyenne d'émission laser, si bien que la quantité ^ , qui constitue en pratique le signal utile du gyrolaser, peut s'exprimer en fonction des paramètres du système selon la relation suivante :
A A δfo = Soθ , avec S0 =
^totale où A est l'aire inscrite dans la cavité et A = c/ f est la longueur d'onde d'émission moyenne du laser, c étant la vitesse de la lumière dans le vide.
La quantité S0 , communément appelée facteur d'échelle, détermine la sensibilité du gyrolaser. Cette quantité est habituellement déterminée par les caractéristiques géométriques et fréquentielle du gyrolaser.
Il est à noter que, dans la suite de la description, pour caractériser les rayonnements lumineux, on utilisera indifféremment leur fréquence optique notée f, leur pulsation ω égale à 2πf ou leur longueur d'onde λ égale à c/f.
L'objet du gyrolaser selon l'invention est d'utiliser des propriétés de dispersion particulières pour augmenter significativement le facteur d'échelle d'un gyrolaser sans modifier ni sa taille ni sa longueur d'onde d'émission moyenne.
Plus précisément, l'invention a pour objet un gyrolaser susceptible d'émettre à une fréquence optique moyenne f0 dite fréquence gyrolaser et comportant au moins une cavité laser de longueur optique totale Lτ, caractérisé en ce que ladite cavité comporte au moins un milieu dispersif de longueur géométrique I et d'indice optique n, la dispersion dudit milieu étant dite anormale, la variation de l'indice optique en fonction de la fréquence f étant notée — tel que le gain du facteur d'échelle donné par l'expression d/ η = 1+ /— soit sensiblement constant et supérieur à l'unité au
I totale 3/ J voisinage de la fréquence f0.
Avantageusement, la dérivée troisième de la variation de l'indice optique en fonction de la fréquence f notée — a Λ 3-- est sensiblement nulle au 3/ voisinage de la fréquence f0.
Préférentiellement, le gyrolaser comporte des moyens optiques agencés de façon à obtenir dans le milieu dispersif ladite dispersion anormale, lesdits moyens comprenant un premier laser émettant un premier rayonnement à une première fréquence U et un second laser émettant un second rayonnement à une seconde fréquence f2, l'intensité des deux rayonnements étant sensiblement égale, la fréquence f0 du gyrolaser étant sensiblement centrée entre la première et la seconde fréquence, les longueurs d'onde, les puissances des deux lasers et les caractéristiques du milieu dispersif étant choisies de façon que le premier et le second rayonnement provoquent dans le milieu dispersif un double effet Raman.
Avantageusement/y étant la largeur des raies de gain Raman générées dans le milieu dispersif par le premier et le second laser, Δω étant égale à la différence de pulsation existant entre la première et la seconde fréquence, soit Aω = 2π.{f2 - f1) , l'écart entre les fréquences U et f2 des lasers est choisi de façon que Aω = 2A\γ .
Le milieu dispersif peut être un gaz comme le césium. Dans ce cas, le gyrolaser comporte des moyens de contrôle et d'asservissement de la température du gaz de façon à contrôler la valeur du facteur d'échelle de la cavité afin d'optimiser les performances en fonction du domaine d'utilisation.
L'invention sera mieux comprise et d'autres avantages apparaîtront à la lecture de la description qui va suivre donnée à titre non limitatif et grâce aux figures annexées parmi lesquelles :
La figure 1 représente le schéma de principe d'une cavité laser ; La figure 2 représente les différents niveaux atomiques permettant de générer une double transition Raman dans un milieu dispersif selon l'invention ; Les figures 3, 4 et 5 représentent, dans un milieu dispersif selon l'invention, la dépendance de la grandeur dn/dω en fonction de l'écart fréquentiel Δf à résonance (ω- ωo)/(2π) pour différentes valeurs du paramètre» = Aωl γ ;
La figure 6 représente, dans un milieu dispersif selon l'invention, la dépendance de la grandeur n -1 = Re^/2 en fonction de l'écart fréquentiel à résonance (ω- ωo)/(2π) lorsque la condition a2 = 3 + Vδ est remplie ;
La figure 7 représente, dans un milieu dispersif selon l'invention, les variations de dn/dω en fonction du désaccord fréquentiel à résonance (ω- ωo)/(2π) lorsque la condition a2 = 3 + V8 est remplie ; La figure 8 représente le schéma d'un gyrolaser selon l'invention ;
Les figures 9 et 10 représentent, dans un milieu dispersif selon l'invention, le gain et la susceptibilité en fonction du désaccord fréquentiel à résonance (ω- ω0) l{2π) correspondant à un gyrolaser selon l'invention. Le principe du gyrolaser selon l'invention est d'ajouter dans la cavité un milieu dispersif à dispersion anormale. Le principe physique mis en œuvre est le suivant. Si la cavité comporte un milieu dispersif d'indice n et de longueur I, n et I étant choisis de façon que la longueur optique ni soit inférieure à la longueur optique totale Ltotaie de la cavité, alors, en présence d'une rotation, la différence de longueur effective entre les modes contrarotatifs se propageant dans la cavité s'écrit :
^totale = ^Sagnac + l8n ' où δn = (dnldf)δf est la différence d'indice résultant, sous l'effet de la dispersion, de la différence de fréquence totale <f induite par la rotation. On peut alors écrire l'équation ci-dessous pour la différence de fréquence <f entre les modes contrarotatifs :
Figure imgf000006_0001
d'où finalement l'expression suivante pour <f en présence d'un milieu dispersif :
Figure imgf000006_0002
Ainsi, le facteur d'échelle d'un gyrolaser peut être significativement augmenté en présence d'un milieu dispersif, à condition que la relation de dispersion soit de la forme : f Un dn totale df dω I (1 ) La relation ci-dessus correspond à un indice de réfraction qui décroît lorsque la fréquence augmente, ce qui est parfois qualifié de « dispersion anormale ». Des milieux présentant ce type de propriété ont notamment été utilisés pour démontrer la propagation dite supraluminale de la lumière, c'est-à-dire lorsque l'indice optique du milieu traversé est inférieur à 1. Pour plus d'informations sur ce sujet, on se reportera en particulier aux articles de S. Chu and S. Wong, Phys. Rev. Lett. 48, 738 (1982) et de L. J. Wang, A. Kuzmich and A. Dogariu, Nature (London) 406, 277 (2000).
Pour des applications en gyrométhe, il n'est pas souhaitable que la condition f(dn/df) ≈ -LtotalJl soit une égalité stricte, comme cela est proposé dans l'article M. S. Shahriar ét al., Phys. Rev. A 75, 053807 (2007). Ce dernier cas correspondrait à un facteur d'échelle infini à une fréquence donnée, qui diminue quand la vitesse de rotation augmente et ceci de façon non linéaire. Il est plus utile que le coefficient d'accroissement du facteur d'échelle η , défini comme suit 7 = 1+ /— ait> sur toute la PlaQe
I totale W J d'utilisation fréquentielle du gyrolaser, une valeur finie sensiblement 5 constante.
La valeur de ce facteur, qui dépend des propriétés du milieu dispersif utilisé, peut être ajustée en agissant sur plusieurs paramètres physiques caractéristiques du gyrolaser selon l'invention. La valeur optimale de ce paramètre est déterminée à la fois par la taille du domaine d'utilisation
10 souhaitée pour le gyrolaser et par la taille de la plage en fréquence sur laquelle l'effet de « dispersion anormale » est obtenu. Plus précisément, pour un gyrolaser dont le domaine d'utilisation est compris entre - θcτ et + θa , le facteur d'accroissement maximal η qu'il est possible d'obtenir sur l'ensemble de ce domaine est donné par :
Λ - r disp
où T1J18P est la taille de la plage de fréquence sur laquelle il est possible de conserver une valeur de η satisfaisante. La valeur du paramètre rdlsp , qui détermine le produit « gain - bande passante » du gyrolaser, doit être maximisée lors de la conception d'un gyrolaser selon l'invention. 0 L'obtention d'une dispersion anormale de l'indice optique d'un milieu n'est pas nécessairement simple. En effet, on peut démontrer que ce phénomène s'accompagne souvent d'une forte absorption du milieu associée à la dispersion supraluminale, absorption le plus souvent rédhibitoire pour assurer le bon fonctionnement d'un gyrolaser. 5 Afin d'éviter ce problème, on peut utiliser, pour obtenir la dispersion souhaitée, le principe de la double transition Raman qui ne présente pas cet inconvénient. Le principe physique est représenté en figure 2. Soit un milieu convenablement choisi et préparé (par exemple selon le protocole décrit dans l'article de L. J. Wang, A. Kuzmich and A. Dogariu,
30 Nature (London) cité précédemment), présentant trois niveaux d'énergie atomiques notés |α) ,|b) et \c) tels que |b) et \c) représentent deux niveaux fondamentaux et \a) un niveau excité, si on éclaire ce milieu par deux rayonnements monochromatiques de fréquences voisines U et f2 tels que les énergies et les états de polarisation des champs Ei et E2 de ces deux rayonnements monochromatiques correspondent sensiblement aux transitions atomiques de|b) vers \a) avec un désaccord en fréquence A0, il est alors possible de provoquer une double transition Raman de \b) vers \c) avec émission d'un champ E.
On démontre, dans ce cas, comme indiqué dans la publication de A. Dogariu, A. Kuzmich and L. J. Wang, Phys. Rev. A 63, 053806 (2001 ) que la susceptibilité complexe du milieu optique, en présence de ce doublet de gain, s'écrit alors :
M M
X = - + -
-iγ+ (ω-ω0 -Aω)] -iγ+ (ω- ωo + Aω)] (2) Où 2Δ6J est la distance entre les deux pics de gain, comme indiqué sur la figure 2 ;
M , qui représente la force du gain, est donné, en ne tenant pas compte de l'effet Doppler par la relation suivante :
Figure imgf000008_0001
où Δo est l'écart à résonance entre les faisceaux Raman et le niveau supérieur de la transition atomique utilisée comme indiqué sur la figure 2 ;
Ωr est la fréquence de Rabi de la transition Raman utilisée, définie par Ωr = (I011E1 1{2K) , les dipôles atomiques dac et dab se référant respectivement aux transitions atomiques a e c et a o b et les deux faisceaux pompe Raman étant supposés de même intensité, i.e. E1 ≈ E2 ., N représente la densité atomique, et ε0 et h sont des constantes fondamentales (permittivité du vide et constante de Planck).
La prise en compte de l'effet Doppler lié à l'agitation thermique ne change pas la forme de la susceptibilité complexe χ donnée plus haut. Elle affecte en revanche la valeur du coefficient M , ainsi que celle de la largeur γ d'une raie de gain, dont l'expression vaut : γ ~ _L
/ >
W0 où vR est la vitesse radiale moyenne des atomes et w0 le rayon moyen du mode spatial laser utilisé. Une valeur typique de γ est γl(2π) ≈ 35<d kHz, celle-ci pouvant être ajustée par la température de l'échantillon atomique et par la géométrie des modes laser utilisés.
L'indice optique du milieu s'écrit n = \ + Rεχ/2 , ce qui permet, à partir de l'expression (2), de calculer dn/dω au voisinage de la résonance. On obtient :
Figure imgf000009_0001
On a bien dn/dω < 0 au voisinage de ω = ω0 lorsque la condition Aω > γ est vérifiée, ce que l'on supposera dans la suite.
Les figures 3, 4 et 5 représentent la dépendance typique de dn/dω en fonction de l'écart à résonance M0 pour plusieurs valeurs typiques de Aω , à savoir Aω = \.5γ , ΔÛJ = 2.5^ et Aω = 3.5γ . On constate sur ces figures l'existence d'un optimum pour le paramètre a = Aω/ γ correspondant à l'existence d'une zone autour de ω = ω0 pour laquelle les variations de dn/dω sont minimales, ce qui est important pour minimiser les variations du facteur d'échelle S en fonction de la vitesse de rotation du gyrolaser. Plus précisément, la valeur optimale de a = Aω/ γ est celle qui annule la dérivée troisième d3n/dω3 lorsque ω = ω0 , la dérivée seconde de n étant nulle à résonance quelle que soit la valeur du paramètre a . Un calcul analytique montre que cette valeur optimale correspond à a2 = 3 + Vδ , soit ΔUJ ≈ 2.41^ , ce que l'on supposera vérifié par la suite. Dans ce cas, la courbe de variation de l'indice optique et sa tangente à l'origine sont quasiment confondues sur une plage de fréquence de l'ordre de grandeur de γ/(2π) , comme on peut le voir sur la figure 6 qui représente la variation de l'indice optique en fonction de f-f0. Sur cette figure, la tangente à l'origine est représentée par une droite en pointillés. A titre d'exemple de réalisation représenté en figure 8, le gyrolaser selon l'invention est un gyrolaser dont le milieu amplificateur 2 est à état solide. Il comprend :
• une cavité 1 de périmètre optique total Ltotale , • des moyens de mesure 3 de la différence de fréquence des faisceaux contre-propagatifs ;
• un dispositif de stabilisation 4 du régime de battement tel que décrit dans le brevet de S. Schwartz, G. Feugnet and J. -P. Pocholle, US Patent 2006/0256828 (2003) ; • un milieu dispersif 5 inséré dans la cavité de longueur / tel que, au voisinage de la fréquence d'émission laser, la relation fidnldf) ≈ -Ltotale // soit vérifiée.
Plus précisément, le milieu dispersif est constitué d'une cellule gazeuse 51 telle que décrite, par exemple, dans la publication de Dogariu et Kuzmich précédemment citée, pompée par deux lasers Raman 6 et 7 d'intensités similaires et ayant des fréquences angulaires respectivement égales à ωo + Aω et ωo - Aω , de telle sorte que leur fréquence angulaire moyenne ω0 soit très proche de la fréquence angulaire d'émission laser Iπ clλ . Deux lames traitées optiquement permettent de superposer les faisceaux des lasers Raman aux modes se propageant dans la cavité. Elles sont optimisées pour avoir un excellent coefficient de réflexion des faisceaux Raman et un excellent coefficient de transmission des modes de la cavité.
L'espacement 2Aω entre les deux raies de gain Raman et la largeur commune γ de ces deux raies est avantageusement liée par la relation Aω≈ yJ3 + y[&γ, et ceci de façon à garantir l'égalité d3n/df3 ≈ O au voisinage de la résonance, afin d'obtenir un facteur d'échelle aussi linéaire que possible avec la vitesse de rotation θ.
Plus précisément, le gyrolaser est défini par un facteur d'augmentation du facteur d'échelle ηcMe , choisi en fonction du domaine d'utilisation requis pour le gyrolaser et de la taille de la zone de dispersion négative disponible. La puissance des lasers de pompe Raman est alors ajustée afin d'obtenir l'égalité suivante : Vcible 1 + - - •"' (4) v t 'toottaallee
Figure imgf000011_0001
ce qui donne, en supposant la condition Aω ≈ -j3 + 4&γ vérifiée et à l'aide de la relation (3) :
Figure imgf000011_0002
Afin de minimiser les variations du coefficient d'amplification η avec la vitesse de rotation θ, il convient de s'assurer que les variations de dn/dω restent faibles sur la plage d'utilisation du gyrolaser. Pour cela, on suppose que sous l'effet d'un changement de fréquence propre du gyrolaser, la grandeur dn/dω change d'une quantité relative ε par rapport à sa valeur idéale fixée par la condition (4). Le facteur d'augmentation du facteur d'échelle η s'écrit alors : η 1 = 1 + - ω,— (1 + £) = 1 + (η;lle - I)(I + ε ) ≈ η^ (l - εηable ) , totale 3® d'où l'on déduit que le facteur d'échelle ne varie pas significativement avec la vitesse de rotation tant que εηahh reste très petit devant 1. En tout état de cause, ce facteur ne doit pas dépasser l'unité.
A titre d'exemple non limitatif, un gyrolaser selon l'invention et tel que décrit sur la figure 8 peut avoir les caractéristiques suivantes :
• Type : Etat solide
• Type d'amplification du facteur d'échelle : Cellule à césium pompée par deux lasers Raman
• Périmètre de la cavité : 30 cm
• Longueur d'onde moyenne des modes contrepropagatifs : λ = 852 nm
• Facteur d'échelle hors dispersion : 1 kHz/(7s) • Facteur d'amplification du facteur d' échelle ηcMe = 30.
La condition (5) impose alors M l γ2 ≈ 1.8110"14 (rad/s)"1. En supposant par exemple γl{2π) ≈ \ UHz, on obtient M ≈ 0.71 rad/s. La condition εηcUe « 1 , par exemple f « 1/300 , implique sur cet exemple que la plage totale d'utilisation du gyrolaser est limité à ±0.4 MHz
(voir la figure 7 qui donne les variations en fonction de la fréquence du facteur dn/dω), ce qui, étant donné la valeur ηcMe = 30 limite la plage d'utilisation de l'invention à ± 137s.
Un tel domaine d'utilisation peut, par exemple, convenir à des applications de type spatiales, où la sensibilité des gyroscopes est par ailleurs primordiale.
Plus généralement, avec les choix ηahh = 30 et εηcUe ≈ O.l ce qui garantit que le facteur d'échelle est linéaire à 10% près sur toute la plage d'utilisation de l'invention, la taille totale de la plage utile en fréquence est approximativement donnée par O.87.
Les figures 9 et 10 montrent les courbes de gain et de dispersion associées à cette configuration. La courbe 9 représente la partie imaginaire de la susceptibilité χ du milieu dispersif et la courbe 10 la partie réelle de la susceptibilité χ du milieu dispersif. Le gain par unité de temps est donnée par lm(χ)ω.
On peut naturellement augmenter la valeur de γ , par exemple en chauffant l'échantillon gazeux. On peut également réduire la valeur de 7clble pour augmenter la taille de la plage d'utilisation de l'invention. On peut enfin contrôler la valeur de 7clble en fonction de la vitesse de rotation d'entrée, afin de fonctionner dans un mode hybride qui optimise les performances aux basses vitesses de rotation comme c'est le cas sur certains gyroscopes mécaniques.

Claims

REVENDICATIONS
1. Gyrolaser susceptible d'émettre à une fréquence optique f0 dite fréquence gyrolaser et comportant au moins une cavité laser de longueur optique totale Lτ, caractérisé en ce que ladite cavité comporte au moins un milieu dispersif de longueur géométrique I et d'indice optique n, la dispersion dudit milieu étant dite anormale, la variation de l'indice optique en fonction de la fréquence f étant notée — tel que le gain du facteur d'échelle donné par
l'expression η = 1+ /— soit sensiblement constant et supérieur à
I totale àf j l'unité au voisinage de la fréquence f0.
2. Gyrolaser selon la revendication 1 , caractérisé en ce que la dérivée troisième de l'indice optique en fonction de la fréquence f notée -^-
est sensiblement nulle au voisinage de la fréquence f.
3. Gyrolaser selon l'une des deux revendications précédentes, caractérisé en ce que le gyrolaser comporte des moyens optiques agencés de façon à obtenir dans le milieu dispersif ladite dispersion anormale, lesdits moyens comprenant un premier laser émettant un premier rayonnement à une première fréquence U et un second laser émettant un second rayonnement à une seconde fréquence f2, l'intensité des deux rayonnements étant sensiblement égale, la fréquence f0 du gyrolaser étant sensiblement centrée entre la première et la seconde fréquence, les longueurs d'onde, les puissances des deux lasers et les caractéristiques du milieu dispersif étant choisies de façon que le premier et le second rayonnement provoquent dans le milieu dispersif un double effet Raman.
4. Gyrolaser selon la revendication 3, caractérisé en ce que, γ étant la largeur des raies de gain Raman générées dans le milieu dispersif par le premier et le second laser, Δω étant égale à la différence de pulsation existant entre la première et la seconde fréquence, soit Aω = 2π.{f2 - J1 ) , l'écart entre les fréquences U et f2 des lasers est choisi de façon que Aω = 2.41^
5. Gyrolaser selon l'une des revendications 3 ou 4, caractérisé en ce que le milieu dispersif est un gaz.
6. Gyrolaser selon la revendication 5, caractérisé en ce que le gaz est du césium.
7. Gyrolaser selon l'une des revendications 5 ou 6, caractérisé en ce que le gyrolaser comporte des moyens de contrôle et d'asservissement de la température du gaz de façon à contrôler la valeur du facteur d'échelle de la cavité.
8. Gyrolaser selon la revendication 7, caractérisé en ce que le facteur d'échelle est fonction du domaine d'utilisation du gyrolaser de façon à optimiser la précision du gyrolaser aux basses vitesses de rotation.
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