Файл: Применения лазеров..pdf

волн почти равны, а порог синхронизации определяется в основном членом Qlo. даваемым уравнением (80в). С уве­ личением скорости вращения степень «мерцания» возраста­ ет. Одновременно увеличивается член £2л, определяемый уравнением (80г). Член Qл пропорционален разности интен­ сивностей волн, деленной на их геометрическое среднее. При увеличении уровня возбуждения, несмотря на увели­ чение разности интенсивностей, относительное значение сте­ пени мерцания уменьшается. Следовательно, можно пред­ положить, что при приближении к порогу возбуждения генерации порог синхронизации частот будет увеличивать­ ся [13, 37, 4Ц.

На фиг. 25 приведен график численного решения стаци­ онарных самосогласованных уравнений для интенсивнос­ тей встречных волн в зависимости от скорости вращения. Изображена также зависимость величины порога синхро­ низации от отношения коэффициента усиления к коэффи­ циенту потерь h. Видно, что амплитуда мерцания достигает величины, достаточно большой относительно интенсив­ ности при нулевой частоте вращения. Как уже отмечалось, с увеличением уровня возбуждения относительная вели­ чина мерцания уменьшается, хотя абсолютная величина увеличивается. Это находит отражение в увеличении по­ рога синхронизации с уменьшением уровня возбуждения. Зависимость частоты генерации от порога синхронизации можно определить из уравнений (80а) — (80ж). Она опре­ деляется главным образом коэффициентом т , описывающим явление сдвига частоты.

На фиг. 26 показано численное решение для порога синхронизации Q L и Q до— его главной составляющей в зависимости от частоты генерации для разных значений фазы рассеяния е (для X =0,633 мкм). Кривая йш яв­ ляется нечетной функцией, так какт — нечетная функция частоты. Для значений е, близких к п/2, асимметрия зави­ симостей имеет наиболее ярко выраженный характер. При­ веден также график зависимости выходной мощности от частоты генерации для нулевой скорости вращения. Для частоты, усиление на которой близко к порогу генерации, коэффициент йл увеличивает вклад в величину порога синхронизации Q L. Следует отметить, что наклон кривой Qto в центре линии усиления будет иметь другой знак для

Частота, МГц

Фи г. 26. Зависимость порога синхронизации частот от частоты генерации для различных значений фазы рассеяния 8 .

Параметры расчета соответствуют Не — N e-лазеру с Х = 0,633 мкм, наполненному смесью изотопов с составом 20Ne — 2zNe s= I : 1.

X = 1,15 мкм. Это объясняется меньшим расстоянием между центрами линий перехода изотопов.

На фиг. 27 приведены экспериментальные данные ис­ следования мерцания для различных токов возбуждения, полученные на кольцевом Не—Ne-лазере с периметром ре­ зонатора 43 см и излучением на X = 0,633 мкм [3, 7]. Ла­ зер наполнялся смесью с равным содержанием изотопов 20Ne и 22Ne. Интенсивность волны, распространяющейся

Ф и г . 27. Экспериментальные зависимости интенсивностей встреч­ ных волн от скорости вращения для различных значений тока разряда (из работы [7]).

Кривые оканчиваются в точках, соответствующих порогу синхронизации частот. Данные получены для кольцевого Не — N e -лазера с X = 0,633 мкм, наполненного смесью изотогов 2oNe — 22N e « 1 : 1 .

в направлении вращения, при мерцании уменьшалась для обоих направлений вращения. Результаты экспериментов довольно хорошо согласуются с численным решением, при­ веденным на фиг. 25. При синхронизации наблюдается рез­ кое изменение интенсивностей обеих волн, которые ста­ новятся равными интенсивностям при отсутствии вращения лазера.

На фиг. 28 приведены экспериментальные зависимости величины порога синхронизации [3, 7] для двух значений тока разряда. Эти результаты находятся в согласии с дан­ ными на фиг. 25 и 26 и показывают, что порог синхрониза-

ции асимметричен и увеличивается при уменьшении уровня возбуждения и его приближении к порогу генерации. Данные на фиг. 28 получены наблюдением резкого изме­ нения амплитуды мерцания вблизи порога синхронизации.

•о

Нулевая частота соответствует максимуму выходной мощности.

Подтверждение того, что система вышла из режима син­ хронизации, было получено также прямым наблюдением сигнала биений.

При теоретическом анализе зависимости порога син­ хронизации от частоты и в приведенных эксперименталь­ ных данных временная последовательность событий соот­ ветствует переходу лазера от режима синхронизации в режим несинхронизованных волн.

258 Фредерик Ароновиц

8. КОНСТРУКЦИЯ ЛАЗЕРНОГО ГИРОСКОПА

8 .1. Выбор лазера

До сих пор речь шла о принципе работы лазерных гиро­ скопов. Рассмотрим теперь основные принципы и методы их конструирования.

Основным моментом в разработках лазерных гироскопов является выбор лазера. В настоящее время широкое рас­ пространение получил газовый Не—Ne-лазер. В гироско­ пах на этом лазере используют в основном переходы с

Я=0,633 и 1,15 мкм с малым коэффициентом усиления. Хотя твердотельные лазеры имеют небольшие размеры,

в противоположных направлениях. Применение твердо­ тельных лазеров в гироскопах ограничено также взаимодей­ ствием волн за счет обратного рассеяния, возникающего при отражении от торцов и при рассеянии в объеме крис­ талла.

Что же касается малых размеров и механической проч­ ности, то в настоящее время уже созданы небольшие газо­ вые лазеры (с общей длиной резонатора 10 см), достаточно жесткие, чтобы выдерживать перегрузки в несколько со­ тен g.

Не—Ne-лазеры с Я =.0,633 мкм и 1,15 мкм в настоящее время обладают наилучшими характеристиками. Лазерные переходы в Не—Ne хорошо исследованы. Излучение имеет высокую спектральную чистоту. Лазер может работать в непрерывном режиме, обладает достаточно высоким коэф­ фициентом усиления, хорошей стабильностью, высокой надежностью, большим сроком службы, малой величиной постоянного сдвига нуля, обусловленного ленгмюровским потоком, требует маломощного источника питания и- мо­ жет быть сделан прочным и компактным.

В работе [68] описаны кольцевые ионные газовые ла­ зеры, применение которых в гироскопах, однако, оказалось