<Desc/Clms Page number 1>
MÉMOIRE DESCRIPTIF
EMI1.1
DÉPOSÉ A L'APPUI D'UNE DEMANDE DE BREVET D'INVENTION
FORMÉE PAR
SUNDSTRAND OPTICAL TECHNOLOGIES, INC. pour Gyroscope ou gyromètre laser à miroirs et courant vacillants. Demande de brevet aux Etats-Unis d'Amérique No. 462.548 du
31 janvier 1983 en faveur de D. C. STJERN, F. DALY et
E. GARDNER.
<Desc/Clms Page number 2>
Gyroscope ou gyromètre laser à miroirs et
EMI2.1
courant vacillants
La présente invention se réfère généralement à des gyroscopes à laser, et elle concerne en particulier des dispositifs et mesures pour éliminer des erreurs dans le signal de sortie du gyroscope, provoquées par une synchronisation ("lock-in").
Dans la description qui suit, l'abréviation "gyro"sera utilisée pour l'appareil selon l'invention qui concerne un gyroscope ou un gyromètre ; comme terme embrassant les deux, le mot"gyro"sera utilisé.
Dans un gyro à laser à vitesse angulaire, on fait circuler deux rayons de lumière monochromatique dans des sens opposés selon un circuit fermé qui
<Desc/Clms Page number 3>
s'étend le long de l'axe de rotation du gvro. Le circuit est formé par une cavité qui normalement présente une forme polygonale, des miroirs étant disposés dans chaque coin de la cavité afin de réfléchir les rayons le long du circuit. Lorsque le gyro est mis en rotation, la longueur effective d'un des rayons augmente et la longueur effective de l'autre rayon diminue, ce qui est dû à l'effet Doppler. L'interférence des deux rayons, par exemple dans un prisme collecteur, produit une fréquence de battement, et le signal de la fréquence de battement engendre, quant à lui, un dessin de diffusion qui est normalement détecté par une photodiode.
Cette dernière produit une onde sinusoïdale dont la fréquence est linéairement proportionnelle au taux de rotation.
La fréquence de battement est donnée par l'expression :
EMI3.1
, a f = 4AJt Af %.
'= P-
EMI3.2
dans laquelle il taux de rotation ; A est la surface géométrique du gyro à laser ; ),, égal la longueur d'onde du laser ; et p est le périmètre de la figure géométrique décrite par le circuit du rayon.
<Desc/Clms Page number 4>
De cette façon, la grandeur et le signe de la différence de fréquence L1 f donnent des indications pour la vitesse et le sens de rotation du gyro.
A des taux de rotation très faibles, il y a des erreurs dues aux effets de "lock-in", à savoir de la synchronisation, et on ne peut observer aucune différence de fréquence. La synchronisation se produit à cause des imprécisions dans la cavité du laser, principalement des miroirs, qui produisent des rétrodiffusions d'un rayon laser dans l'autre rayon laser. A des vitesses de rotation faibles, où la séparation de fréquence entre les deux rayons est faible, le couplage de la rétrodiffusion d'un rayon dans l'autre provoque une oscillation des deux rayons à la même fréquence. Ce résultat donne une région synchronisée à bande morte, et la vitesse de seuil de la synchronisation est déterminée par la quantité de la rétrodiffusion. Cette bande morte a pour résultat que le signal de sortie du gyro ne suit pas la grandeur d'entrée.
Lorsque la vitesse de rotation donne une grandeur d'entrée qui est plus grande que le seuil de synchronisation, il y a séparation de fréquence des rayons, et ils commencent
<Desc/Clms Page number 5>
à produire des impulsations de sortie.
On a déjà utilisé des différentes techniques de vacillation afin d'éliminer la synchronisation à des vitesses faibles de rotation. Une technique consiste à faire vaciller les miroirs situés le long du circuit dans la cavité dans un gyro, voir brevet U. S. A. no. 4 281 930 (Hutchings). Hutchings demande que tous le miroirs vibrent à la même fréquence mais déphasés par un angle égal à 3600 divisé par le nombre de miroirs. La différence de phase entre la vacillation appliquée à chacun des miroirs doit être réglée de manière précise afin de maintenir la longueur du circuit dans la cavité constante.
Puisque tous les miroirs du gyro doivent être mis en vacillation selon Hutchings, on constate des problèmes pour maintenir la longueur du circuit dans la cavité constante car, le plus on a de miroirs, le plus il est difficile de maintenir une régulation précise de la différence de phase entre les miroirs.
Une autre technique connue pour éliminer la synchronisation à des faibles taux de rotation est la provision d'une vacillation de courant, voir Staats dans le brevet U. S. A. no. 3 612 690. La
<Desc/Clms Page number 6>
vacillation de courant selon Staats comprend une source de bruit dont le signal de sortie est amplifié et écrêté afin de créer une onde rectangulaire à variation aléatoire de fréquence et de largeur d'impulsion mais en amplitude constante. Cette onde rectangulaire et une version déphasée de cette onde sont appliquées à un amplificateur push-pull dont la sortie est reliée aux anodes du laser du gyro pour moduler en fréquence le courant de chaque anode.
Lorsqu'on utilise la vacillation du courant selon Staats de façon à ce qu'une anode est coupée tandis que l'autre anode est en opération, il peut y avoir des problèmes en ce qu'il n'y a plus assez de puissance pour opérer le laser. Même si les deux anodes sont simultanément en opération, la vacillation imprimée au courant n'est pas suffisante pour éliminer la synchronisation à certains taux de rotation.
Bien que certaines techniques de vacjllation, par exemple la vacillation des deux miroirs ou la vacillation du courant, peuvent séparément empêcher une synchronisation à des faibles taux de rotation près de 0, il a été trouvé que des non-linéarités se produisent dans le signal de sortie du gyro à laser
<Desc/Clms Page number 7>
lorsque la grandeur d'entrée est un harmonique de la fréquence de vacillation ce qui diminue l'exactitude du gyro.
La présente invention permet de supprimer les désavantages discutés ci-dessus des gyros à laser pour mesurer une vitesse angulaire. Le gyro à laser selon la présente invention utilise une technique de vacillation primaire pour éliminer la synchronisation aux vitesses de rotation faibles, et une technique de vacillation secondaire pour éliminer les non-linéarités dans le signal de sortie du giro lorsque la grandeur à l'entrée est un harmonique de la fréquence de vacillation primaire.
Le gyro à laser comporte un corps en quartz présentant une cavité rectangulaire laser dans sonintérieur, un miroir étant disposé à chacun des coins de la cavité pour définir un circuit fermé pour les deux rayons laser circulant à contresens. La technique de vacillation primaire comprend la vibration de deux miroirs adjacents avec un déphasage de 1300 pour maintenir constante la longueur du circuit dans la cavité, les deux miroirs restants étant fixes.
Cette technique élimine la synchronisation
<Desc/Clms Page number 8>
à des faibles vitesses de rotation par une opération sur la rétrodiffusion, et le résultat est un déplacement Doppler dans la fréquence des ondes rétrodiffusées, cette rétrodiffusion étant éloignée des ondes primaires de façon à minimiser les effets de couplage, et l'on constate plus de synchronisation de fréquence.
La deuxième technique de vacillation comprend une vacillation de courant pour moduler le courant dans chaque branche du gyro de manière différencielle pour éliminer des non-linéarités dans le signal de sortie du gyro lorsque la grandeur à l'entrée est un harmonique de la fréquence de vacillation du miroir. La vacillation du courant est aléatoire en fréquence et en amplitude pour promouvoir l'intégration des non-linéarités à 0.
Ces objets et avantages de l'invention et bien d'autres seront complètement compris de la description suivante d'une réalisation illustrative qui est représentée dans le dessin dans lequel : - la fig. 1 est une élévation sectionnée illustrant des détails d'un gjro à laser selon l'invention ; - la fig. 2 est un diagramme schématique des composants du gyro selon la fig. 1 ;
<Desc/Clms Page number 9>
- la fig. 3 est une vue en perspective d'un miroir actionné par voie piëzo- électrique avec le moteur et les connections ; - la fig. 3a est une section transversale du moteur de miroir selon la fig. 3 ; - la fig. 4 est un graphe qui illustre le problème de la synchronisation et sa solution selon la présente invention ; - la fig. 5 est un diagramme schématique du circuit de vacillation en courant ;
- la fig. 6 est un diagramme schématique de la commande de la vacillation du miroir ; et - fig. 6A est un diagramme schématique de la commande pour maintenir la cavité du laser à l'opération centrée.
Le gyro à laser selon la fig. 1 et 2 comprend un corps 10 qui peut être fabriqué en quartz, présentant quatre canaux à rayon 11 à 14 arrangés dans le corps pour former une cavité. Bien que la cavité soit représentée comme rectangulaire, elle peut aussi être triangulaire ou peut avoir d'autres configurations polygonales qui forment un anneau. Les canaux contiennent
<Desc/Clms Page number 10>
un gaz ou des gaz appropriés à l'opération d'un laser, par exemple 90 % d'hélium et 10 % de néon à une pression de 3 torr. On peut prévoir des moyens appropriés pour établir une décharge gazeuse entre une cathode 15 et des anodes 16 et 17 dont chacune est en communication avec des canaux 11 à 14. La cathode 15 et les anodes 16 et 17 produisent deux rayons laser circulant en contresens le long du chemin dans la cavité définie par les branches lla, 12a, 13a et 14a.
Un miroir 21 à 24 est situé à chacun des quatre coins de la cavité pour réfléchir le rayon autour de l'anneau. La sortie de la fréquence de battement du gyro est détectée par un détecteur 25 qui est combiné avec un des miroirs 21, ce qu'on connaît déjà. Deux miroirs voisins, par exemple 23 et 24, sont mis périodiquement en vibration, dans des directions indiquées par la flèche 28 perpendiculaire à leur surface pour produire une vacillation primaire. Chacun des miroirs 23 et 24 est mis en vibration par un moteur correspondant 26 et 27 attaché au miroir, et les miroirs 21 et 22 sont montés rigidement au corps 10 du gyro. La force appliquée au miroir 24 est déphasée par 1800par rapport
<Desc/Clms Page number 11>
à la force appliquée au miroir 23.
Le déplacement du miroir 23 peut donc être représenté par l'expression A sinus (wt), et le déplacement du miroir 24 par l'expression A sinus (tôt +tri).
Chacun des moteurs 26 et 27. des miroirs 23 et 24 est un bimorphe modifié, à savoir un cristal à deux éléments. Les figs. 3 et 3a montrent la construction basique à deux pastilles du moteur 26.
Deux disques piézoélectriques 30 et 32 sont supportés par des bras 34 d'un cadre 36 qui supporte également le miroir 23. Les deux disques comportent des électrodes postérieures 39 et 40 se faisant face qui sont mises à la terre parce qu'elles sont reliées électriquement au bras 34 mis à la terre. Une électrode 42 sur le disque 30 et une électrode extérieure annulaire 43 sur le disque 32 sont reliées par la ligne 44 et mises sous tension par la conduite 48 provenant d'un applicateur de puissance 46. Le miroir 23 est couplé à l'endroit 49 au disque 30 pour être mis en oscillation.
Une électrode centrale 50 sur le disque 32 est utilisée pour détecter la tension développée lorsque le disque 32 est en oscillation, et cette tension étant rélevée aux points 52 et 54 pour une utilisation qui va être
<Desc/Clms Page number 12>
décrite plus bas. Cette construction élimine les instabilités dues à une expension thermique qui sont normalement présentes dans un bimorphe conventionnel comprenant un capteur attaché.
Les miroirs 23 et 24 vacillent avec un déphasage de 1800 par rapport l'un à l'autre de façon que la longueur totale du circuit lumineux dans la cavité ne change pas. Le laser à circuit fermé est donc maintenu à l'opération centrée, à savoir à une position de fréquence au centre de la courbe d'amplification, et la vacillation des miroirs ne produit qu'une pertubation minime de la longueur du chemin. Puisque seulement deux des miroirs vacillent, contrairement a la vacillation connue de tous les miroirs, la relation de phase des deux miroirs vacillants et donc la longueur du chemin dans la cavité peuvent être réglées plus facilement.
Chaque miroir se déplace par l-, longueur d'ondes environ pour éliminer la synchronisation à des faibles taux de rotation. A mesure que le miroir se déplace vers l'intérieur et l'extérieur, le rayon laser se déplace vers l'arrière et l'avant sur la sur-
<Desc/Clms Page number 13>
face du miroir. Cela a pour résultat un déplacement du centre de diffusion par rapport à l'opération par un champ d'ondes stationnaire déplacé, et les nécessités de déphasage de la modulation de phase sont remplies. En plus, le déplacement entre les groupes de diffusion des miroirs varie avec le temps.
Or, c'est la somme vectorielle de ces groupes de diffusion qui donne naissance à une magnitude de synchronisation. L'oscillation des miroirs provoque une modulation temporelle du vecteur net de diffusion ce qui réduit à son tour, le blocage par synchronisation.
La technique du miroir vacillant présente plusieurs avantages par rapport à d'autres techniques utilisées à présent, par exemple la vacillation du corps entier du gyro. Bien que la technique de miroir vacillant ne soit pas purement optique, car les miroirs sont actionnés par des éléments transducteurs piézoélectriques, le déplacement des miroirs est extrêmement faible comparé au déplacement imprimé au corps d'un gyro à laser vacillant, la distance des miroirs étant typiquement de l'ordre de 50 cm, valeur de crête. En plus, le couplage du mouvement
<Desc/Clms Page number 14>
des miroirs à d'autres mouvements provoqués par l'environnement, tels que chocs et vibration, est minimisé dû à la fréquence élevée de vacillation du miroir qui peut être dans l'ordre de 9 kHz.
La vacillation des miroirs était obtenue sans l'addition d'autres éléments à la cavité optique de base, et elle est donc insensible aux effets thermiques et magnétiques qui dérangent d'autres solutions du problème sur la base de miroirs de Faraday, des miroirs magnétiques et, jusqu'à un certain point, des dérivations par multioscillateur. Puisqu'il n'y a plus d'éléments à perte additionnelle dans la cavité, un gyro comportant des miroirs vacillants peut être réduit jusqu'à une grandeur extrêmement petite sans perte substantielle de performances.
Egalement, car les moteurs des miroirs se trouvent à l'extérieur de la cavité du laser scellée, cette solution s'adapte facilement à des constructions différentes du cadre de gyro pour des nécessités d'emballage spéciale d'environnement ou de durée d'opération. La nature simple de la construction de base-garantit un instrument bon marché mais très fiable.
Bien que les deux miroirs vacillants éliminent le blocage par synchronisation à des taux faibles de
<Desc/Clms Page number 15>
rotation, il a été trouvé que des non-linéarités du signal de sortie du gyro peuvent se présenter lorsque la grandeur d'entrée est un harmonique de la fréquence de vacillation comme discuté plus bas.
Lorsqu'on a rétrodiffusion dans une cavité d'un gyro laser, l'équation de la fréquence de battement, présente la forme suivante :
EMI15.1
0//2 = BLsin o lj où B est proportionnel au taux de rotation à l'entrée, BL est la fréquence de blocage par synchronisation et E est la phase de l'onde stationnaire synchronisée résultante. La théorie du miroir vacillant modifie l'équation (1) en faisant E une variable dépendant du temps, E (t). Comme le miroir vibre dans le sens longitudinal dans la cavité, les points diffusants individuels sur le miroir se déplacent transversalement au rayon.
Puisque l'ocillation appliquée au miroir est
EMI15.2
sinusoi sinusoïdale, la contribution de phase de chaque miroir, E, devient : m
EMI15.3
E = sin (Dot), m m 0 où W = 2lff et f est la fréquence de vacillation, B o
Breprésentant l'amplitude de la vacillation du miroir.
On suppose dans l'équation (2) que la contribution à
<Desc/Clms Page number 16>
la rétrodiffusion de chaque miroir est la somme d'un grand nombre de diffusion, dont l'effet peut être égalisé statistiquement. Lorsque seulement deux des miroirs 23 et 24 sont fait vibrer avec un déphasage
EMI16.1
0 de zo la rétrodiffusion totale est égale à la somme des contributions de chaque miroir vacillant à la rétrodiffusion, et l'équation (1) peut être écrite comme suit :
EMI16.2
/2ir sin (+B # sin (loot) +B-sin +3. t+t) dans laquelle est l'amplitude de vacillation du miroir, et est la contribution au blocage par iji synchronisation provoquée par la rétrodiffusion du . i miroir.
La solution de l'équation (3) est donnée par
EMI16.3
l'expression suivante : B-fJt 2 (M)----- -+ L-D -----cEL J BoD oD
EMI16.4
dans laquelle M représente l'indice de modulation et est la fonction Bessel du ordre.
On voit de l'équation (4) que les contributions aux termes de blocage ou de synchronisation deviennent
<Desc/Clms Page number 17>
très grandes lorsque la grandeur d'entrée est un harmonique de la fréquence de vacillation du miroir f, à savoir lorsque
Bo = 0, + f + 2fD'... (5)
Comme on constate en examinant la fig. 4, les non-linéarités 60 dans le signal de sortie du gyro sont centrées autour des harmoniques de la fréquence de vacillation.
Le terme de couplage B donne, lorsqu'il est zéro, naissance à une région à bande morte ou de synchronisation lorsque la rotation est faible. Donc, si M est choisi tel que la fonction Bessel de l'ordre zéro Jo devient zéro, il n'y a pas de blocage lorsque la rotation est autour de zéro.
Les valeurs de M auxquels Jo devient zéro, donc les racines de la fonction
Bessel) sont les suivantes :
M = 2,405, 5,52, 8, 654 (6)
La valeur M = 2,405 fournit la valeur optimum
EMI17.1
de l'amplitude de la vacillation du miroir B pour m Donc, pour obtenir un optimum de la vacillation du miroir, il est important de maintenir une régulation précise de l'amplitude et de la fréquence de vacillation du miroir, et l'amplitude de la vacillation du miroir B se calcule m
<Desc/Clms Page number 18>
selon l'expression :
EMI18.1
B = sin (7) m 4
EMI18.2
dans laquelle S est l'angle d'incidence entre le rayon et le miroir, M est l'indice de modulation et est la longueur de l'onde du laser.
Lorsque l'indice de modulation M est une racine de la fonction Bessel, la non-linéarité ou le blocage près des rotations zéro est éliminé.
Cependant, les non-linéarités ou les blocages à des harmoniques élevés de la fréquence de vacillation existent toujours. La largeur de ces bandes de blocage est donnée par le terme :
EMI18.3
(M) 1 ij n
Le gyro à laser utilise une vacillation d'un courant de plasma comme une technique secondaire de vacillation qui module le gyro à travers des bandes de blocage lorsque la grandeur d'entrée est un harmonique de la fréquence de vacillation, pour produire un signal de sortie continu.
Dans un plasma de décharge hélium-néon, il y a un mouvement de gaz résultant provoqué par l'effet d'écoulements de Langmuir. Dans une couche ayant l'épaisseur du parcours libre moyen d'un ion
<Desc/Clms Page number 19>
environ à proximité de la paroi d'alésage, il y a un courant de gaz résultant de la cathode vers l'anode.
Ce courant est dû à un transfertdifférentiel d'un couple par les électrons et les ions. Le taux l'écoulement. est proportionnel au courant de décharge.
La formation résultant d'une contrepression à l'anode provoque un contrecourant de Pioselle de gaz de l'anode à la cathode le long de l'axe du canal. Ce mouvement résultant du gaz selon l'axe du canal a pour résultat un déplacement de Doppler de chacune des courbes d'amplification des rayons en contrerotation, de manière différentielle dans le cadre de référence des molécules du gaz. On obtient donc des effets de va-et-vient différents sur chaque rayon. Dans un gyro qui comprend une décharge double dans des branches, le courant de plasma étant le même dans chaque branche, ces effets s'annullent.
Comme on applique un courant de plasma à variation sinusoidal ou de préférence, aléatoire, avec un déphasage de 1800 dans chaque branche, la contribution aux dédoublement aux fréquences des rayons, à savoir à la fréquence de battement lfcd, Provenant de la vacillation du courant est donnée par :
EMI19.1
cd" t) (9) c 0 1.
<Desc/Clms Page number 20>
dans laquelle P est une grandeur déterminée par différents paramètres physiques du gyro (par exemple diamètre du canal, pression et composition du gaz, gradient de tension du plasma) ;
A et B sont les coefficients du va-et-vient, respectivement, I est l'intensité du laser, W. = tTfi ou fi est la fréquence de la vacillation
EMI20.1
du courant, et il est l'amplitude de cette vacillation du courant. la contribution des cd miroirs vacillants à la fréquence de battement dans l'équation (3) comme suit :
EMI20.2
f/2ìí= B +B, sin (+B. sin + o L Inl 0 BL2 sin (f+Bsin(t+1T) /21T L2 m2'0 cd
C'est donc ce dédoublement de fréquence des rayons provoqué par la vacillation du courant qui annulle de façon aléatoire des bandes de blocage qui apparaissent lorsque la grandeur d'entrée est un harmonique de la. fréquence de vacillation du miroir.
En plus, comme le courant de plasma appliqué dans chaque branche du gyro est déphasé par 180 ,. on obtient
EMI20.3
A des effets de déflexion maximum grace au flux de Langmuir qui élimine par compensation les bandes de blocage restantes ou les non-linéarités.
<Desc/Clms Page number 21>
Le circuit produisant la vacillation du courant, représenté à la fig. 5, comprend un régulateur de courant 62 dont les sorties sont reliées à des jonctions d'addition 64 et 66 au travers de résistancesde précision 68 et 70, les jonctions d'addition 64 et 66 étant reliées, respectivement aux anodes 16 et 17. La sortie d'un générateur de bruit aléatoire 72 est amplifiéepar un amplificateur non-inversant 74 relié à travers une résistance 76 à la jonction d'addition 64 qui mène à l'anode 16.
La sortie du générateur de bruit aléatoire 72 est également appliquée à un amplificateur inverseur 78 relié par une résistance 80 à la jonction d'addition 66 qui mène vers l'anode 17, de manière que le courant aléatoire appliqué à la jonction d'addition 66 et l'anode 17 est déphasé par l800 par rapport au courant aléatoire appliqué à la jonction d'addition 64 et l'anode 16.
Le signal de bruit aléatoire appliqué à l'anode 16 et, avec un déphasage de 180 à l'anode 17, introduit un effet de flux de Langmuir qui annule la bande de blocage restante pouvant se manifester lorsque la grandeur d'entrée est un harmonique de la
<Desc/Clms Page number 22>
fréquence de vacillation du miroir. Comme la vacillation de courant appliquée au gyro est aléatoire et en amplitude et en fréquence, l'intégration des non-linéarités à zéro est améliorée.
Une régulation précise des miroirs vacillants 23 et 24 est obtenue par un circuit à boucles fermées de contre-réaction selon la fig. 6 pour maintenir la relation de phase entre les miroirs et pour régler l'amplitude de vacillation, de façon à maintenir l'opération du gyro à laser centrée. Puisque l'efficacité de la technique de déflexion par vacillation du miroir dépend de l'indice de modulation M, il est important de régler l'amplitude de vacillation.
Même si l'on établit une régulation précise des miroirs, des variations substantielles de l'amplitude de vacillation peuvent se présenter par des raisons suivantes :
1) Variations dans des, caractéristiques du matériel piézoélectrique dues aux variations de température.
2) Effets d'hysterèses et de polarisations dans le matériel piézoélectrique ;
3) Variations d'ordres mécaniques dans l'assemblage des transducteurs du miroir.
Le circuit selon la fig. 6 commande la tension
<Desc/Clms Page number 23>
appliquée aux moteurs à transducteur piézoélectrique 26 et 27 des miroirs 23 et 24 pour les faire vibrer
EMI23.1
0 avec un déphasage précis de 180 . Un générateur d'ondes sinosoldales 82 commande un moteur à trans- ducteur piézoéléctrique 26 par un réglage automatique d'amplification a4 et un amplificateur de puissance 86 reliés en série.
Le générateur d'ondes sinosoldales 82 est également relié aux moteurs à transducteur piézoélectrique 27 par un réglage automatique d'amplification 88 relié en série à un amplificateur de puissance 89, le générateur d'ondes sinosoldales étant relié au réglage d'amplification 88 par un amplificateur inverseur 90 de manière que le moteur à transducteur piézo- électrique 27 est actionné avec un déphasage l800 par rapport au moteur à transducteur piézoélectrique 26.
Les réglages automatiques d'amplification 84 et 88 et les amplificateurs de puissance 86 et 89 règlent l'amplitude de la tension appliquée aux moteurs à transducteur piézoélectriques 26 et 27 pour produire l'amplitude désirée B de la vacillation des miroirs. m
La sortie du moteur à transducteur piézo- électrique 26 est ramenée à une entrée non-inversante
<Desc/Clms Page number 24>
d'une jonction d'addition 92 tandis que la sortie du moteur à transducteur piézoélectrique 27 est ramenée à une entrée inverseuse de la jonction d'addition 92.
Les conduites respectives de contre-réaction à la jonction d'addition 92 compensent les variations dans la différence de phase entre les moteurs à transducteur piézoélectrique 26 et 27 pour maintenir le déphasage exactement à 180, les variations de phase étant provoquées par des. caractéristiques des transducteurs piézoélectriques ; par exemple, les variations de température. La sortie du moteur à transducteur piézoélectrique 26 est également appliquée à une entrée inverseuse d'une jonction d'addition 94 et la sortie du moteur à transducteur piézoélectrique 27 appliquée à une entrée inverseuse d'une jonction d'addition 96. Chacune des jonctions d'addition 94 et 96 règle l'amplitude du signal d'excitation appliqué au transducteur piézoélectrique pour la maintenir constante.
Un circuit de réglage qui maintient l'opération du gyro à laser centrée est représenté à la fig. 6A.
La sortie sur la conduite 99 est reliée à une seconde entrée de l'amplificateur à puissance 89. Le circuit
<Desc/Clms Page number 25>
de réglage de la longueur du parcours répond à la sortie du détecteur à photodiode 25 qui détecte l'intensité de la sortie du gyro à laser. La sortie de la photodiode est appliquée à un démodulateur 100 qui reçoit également une fréquence de référence de 5 kHz provenant d'un générateur 101 pour déterminer s'il y a un déphasage par rapport à l'opération centrée.
Si aucun dephasage nfestdétecté, le gyro à laser travail avec l'amplification maximum, à savoir à l'opération centrée. Cependant, si le démodulateur 100 détecte un déphasage, le signal d'erreur fourni par le démodulateur est intégré par un intégrateur 102.
La sortie de cet intégrateur 102 est appliquée à une jonction d'addition 104 qui reçoit également à une autre entrée le signal de référence de 5 kHz.
La sortie de la jonction d'addition 104 est reliée à un des moteurs à transducteur piézoélectrique, par exemple 27, à travers l'amplificateur 89 pour annuler le déphasage et maintenir le gyro à laser à l'opération centrée. Il sera remarqué que la fréquence du signal de référence provenant du générateur 101 ne devrait pas être un subharmonique de la fréquence de vacillation des miroirs.