FR 2507771 A1 19821217 FR 8209792 A 19820604 La présente invention se rapporte, d'une manière générale, aux gyros- copes à laser en anneau pourvus de miroirs à effet Doppler et a pour but d'éviter, dans de tels gyroscopes, le phénomène de syntonisation ou de "accrochage", et se propose plus particulièrement d'éviter ce phénomène en déplaçant certains miroirsdu gyroscope en synchronisme et suivant des direc- tions perpendiculaires à leurs surfaces respectives. On sait que dans les gyroscopes à laser en anneau, deux faisceaux lumineux monochromatiques circulent le long d'une trajectoire optique fermée suivant des directions opposées Cette trajectoire encercle la surface d'un plan et lorsque le gyroscope est amené à pivoter ou à tourner autour d'un axe approprié, notamment autour d'un axe ayant une composante perpendiculaire à ce plan, la vitesse de l'un des faisceaux diminue et celle de l'autre augmente Par suite de l'effet Doppler, ceci se traduit par un abaissement de la fréquence de l'un des faisceaux et par une augmentation de celle de l'autre En comparant les fréquences des deux faisceaux orientés à l'opposé, on peut calculer la direction et la vitesse de rotation autour de l'axe Les techniques pour engendrer et pour comparer ces faisceaux étant universelle- ment connues, il serait superflu de s'y étendre davantage. Malheurensemefltlorsque la vitesse de rotation d'un gyroscope à laser en anneau est extriment lente, on constate que les fréquences des deux faisceaux ont tendance à se syntoniser, c'est-à-dire, à s'accrocher sur une mnme fréquence Il en résulte qu'un tel gyroscope, lorsqu'il tourne lentement, produit le même signal de sortie que s'il était immobile Or, on désire pou- voir minimiser cette syntonisation afin d'être capable de mesurer une vitesse de rotation ne dépassant pas 0,0010 par heure, mais le phénomène de syntonisation a pour conséquence qu'il est difficile de mesurer des vitesses de rotation inférieures a environ 1000 à 3000 par heure Dans ces conditions, un avion dont la navigation repose sur un gyroscope à laser en anneau sujet au phénomène de syntonisation, pourrait s'écarter de sa course suffisamment pour effectuer un cercle complet en une heure sans que le gyroscope fournisse la moindre indication qu'une telle dérive se produit. Le fonctionnement d'un laser, qui est fondamental pour le fonctionne- ment d'un gyroscope à laser en anneau, est basé sur le renforcement d'oscil- lations dont la fréquence est située dans le spectre visible, lorsque des ondes de cette fréquence sont réfléchies dans une région dans laquelle l'éner- gie électromagnétique s'additionne dans un rapport de phases approprié. Dans un gyroscope à laser en anneau, chaque faisceau lumineux est réfléchi par une série de miroirs et en passant de l'un à l'autre,ce faisceau parcourt une trajectoire optique polygonale fermée, le plus souvent, une trajectoire à trois ou quatre côtés Or, il est souhaitable que la lumière soit totalement réfléchie par la surface du miroir à chaque sommet du polygone mais, malheureusement, les surfaces réfléchissantes des miroirs ne sont pas parfaites et une petite quantité de la lumière est dif- fusée en arrière c'est-à-dire, est "rétrodiffusée" par des centres de diffu- sion microscopiques de chaque surface Or, la lumière ainsi rétrôdiffusée transfère une certaine quantité d'énergie électromagnétique au mauvais fais- ceau, produisant ainsi un couplage excessif entre les deux faisceaux ou les deux ondes qui cheminent suivant des directions opposées, lesquelles, de ce fait, sont amenées à avoir exactement la même fréquence C'est le pheno- mène de "syntonisation" ou de "accrochage". Une solution qui a été essayée auparavant pour éviter la syntonisation a consisté à imprimer au gyroscope un mouvement de pivotement mécanique des- tiné à produire le même effet que si le gyroscope pivotait en avant et en arrière autour d'un axe approprié Ce pivotement d'avant en arrière, connu sous le nom de "tremblement" est décrit dans le brevet américain N O 3 373 650 et lorsqu'on peut faire trembler le gyroscope à une vitesse ayant pour consé- quence de donner aux faisceaux une différence de fréquences de plusieurs centaines de hertz, ils ne vont plus se syntoniser, même lorsque le véhicule dans lequel le gyroscope est installé tourne très lentement autour d'un axe approprié. Toutefois, le tremblement mécanique implique une immobilisation du gyroscope deux fois par cycle, aux extrémités de son mouvement de pivotement, et quand il s'arrête ou est près de s'arrêter, le phénomène de syntonisation peut se produire, au moins, pendant quelques instants Un autre moyen pour atténuer ou éviter l'accrochage consiste à utiliser un milieu de Faraday destiné à polariser les deux faisceaux laser par une séparation de fréquence directe, comme il est également décrit dans le brevet américain no 3 373 650. Un troisième moyen pour éviter la syntonisation consiste à introduire dans la trajectoire en circuit fermé, un faisceau d'énergie égal en amplitude mais opposé en phase à la somme des réflexions indésirables Le brevet américain no 3 323 411 décrit un appareil conçu à cette fin. Le brevet américain no 3 627 422 décrit également un moyen différent, pour éviter la syntonisation en modulant les deux ondes pour décaler leurs fréquences d'une manière égale et suivant des directions opposées Les moyens de modulation décrits pour atteindre ce résultat sont soit un rideau acousti- que, soit un rideau optique, soit encore, un cristal électro-optique. Les inconvénients du tremblement mécanique et de la séparation directe des fréquences par un milieu de Faraday sont discutés dans le brevet américain no 3 879 130 qui utilise deux cavités pour engendrer des ondes ayant des fréquences différentes et orientées à l'opposé. Dans la demande de brevet américain no 157 767 déposée le 9 juin 1980 et intitulée "Phase Modulated Mirror For A Ring Laser Gyroscope " au nom de la Demanderesse de la présente demande, sont décrits un procédé et un ap pareil pour éviter la syntonisation en faisant vibrer chacun des miroirs dans un gyroscope à laser en anneau d'un côté à l'autre, sur une distance extrêment courte, dans son propre plan, en ne faisant pas du tout pivoter le gyroscope de base Dans ces conditions, l'intensité instantanée des radia- tions rétrodiffusées est modifiée de la même façon que si la phase de chaque radiation avait été modulée L'équation représentant l'intensité instantanée peut être résolue en utilisant les fonctions de Bessel, l'argument des fonc- tions de Bessel étant proportionnel à la distance dont chaque miroir se dé- place En sélectionnant l'amplitude du mouvement des miroirs pour que celle- ci ait certaines valeurs qui correspondent aux zéros de la fonction de Bessel, l'intensité de la radiation principale rétrodiffusée peut être réduite à zéro Ceci se traduit par un décalage de toute l'énergie de la radiation rétrodiffusée vers des bandes latérales inoffensives qui sont séparées de la fréquence principale ou de la "porteuse" par des multiples entiers de la fréquence de vibrations, ce qui minimise ou évite la syntonisation. Pour faire vibrer tous les miroirs dans des plans parallèles à leurs surfaces respectives, il faut un "actionneur relativement compliqué à chaque sommet, c'est-à-dire, trois actionneurs pour un gyroscope à laser en anneau triangulaire, quatre pour un gyroscope ayant quatre côtés, etc De plus, au moins un miroir pouvant être déplacé le long d'une bissectrice de l'un des sommets c'est-à-dire, perpendiculairement au plan du miroir, est nécessaire pour permettre de régler la longueur totale de la trajectoire optique autour de l'anneau, afin de compenser la dilatation thermique et d'autres effets qui peuvent être la cause d'un fonctionnement incorrect. L'un des buts de la présente invention est donc d'atténuer ou d'éli- miner le phénomène de syntonisation ou d'accrochage dans un gyroscope à laser en anneau en faisant vibrer les miroirs de celui-ci suivant une direc- tion perpendiculaire aux surfaces réfléchissantes de ceux-ci. Un autre but de l'invention est d'apporter un dispositif perfectionné pour réduire à un minimum ou pour éliminer la syntonisation en faisant vibrer deux des réflecteurs d'un gyroscope à laser en anneau, tout en maintenant la longueur de la trajectoire des faisceaux laser constante. L'invention se propose également d'apporter un procédé perfectionné pour atténuer ou éliminer le phénomène d'accrochage ou de syntonisation dans un gyroscope à laser en anneau triangulaire en faisant vibrer deux de ces trois miroirs, la direction et l'amplitude des vibrations étant calculées pour maintenir pratiquement constante la longueur totale de la trajectoire des faisceaux lumineux, tout en décalant la position d'au moins deux des segments de cette trajectoire transversalement afin de déplacer leurs inter- sections entre elles et par rapport au troisième segment, aux positions des miroirs, dans une mesure correspondant, au moins pratiquement, à un zéro de la fonction de Bessel appropriée. Dans le cas d'une trajectoire optique ayant la forme d'un triangle équilatéral, on peut faire vibrer en synchronisme les miroirs situés à deux des trois sommets, mais suivant des directions opposées par rapport à l'inté- rieur de la surface triangulaire limitée par la trajectoire optique, de sorte que l'un des miroirs, en vibrant, s'approche de l'intérieur de cette sur- face le long d'une bissectrice de l'angle au sommet correspondant à ce miroir, tandis que l'autre s'éloigne de cette surface le long de la bissectrice de son angle au sommet Le troisième miroir peut être fixe et l'amplitude de vibration peut être choisie de manière que le point d'impact des faisceaux lumineux est décalé à certains miroirs, dans une mesure proche de celle cor- respondant à un zéro d'une fonction de Bessel. Dans un gyroscope à laser en anneau ayant la forme d'un triangle équi- latéral, les possibilités de syntonisation ou d'accrochage peuvent encore être réduites davantage par un choix judicieux de l'amplitude de vibration, en adoptant une valeur presque égale à un zéro de fonction de Bessel, mais cependant légèrement décalée de celui-ci aux trois miroirs, afin d'obtenir un minimum équilibré de la radiation rétrodiffusée totale. L'intensité de la radiation r'trodiffusée peut être réduite pratique- ment à zéro à toutes les surfaces réfléchissantes en construisant le gyros- cope sous la forme d'un triangle isocèle, au lieu d'un triangle équilatéral, et en utilisant les deux miroirs symétriques pour réfléchir la lumière suivant un angle tel que des vibrations égales et opposées de ces deux miroirs par rapport à la surface du triangle, peuvent être effectuées avec une amplitude qui correspond exactement à un zéro de fonction Bessel, tandis que le troisième angle, supplémentaire, mais différent des deux premiers angles, est choisi de façon que les déplacements du point de réflexion de chaque surface réfléchissante correspond à un autre zéro de fonction de Bessel. D'autres caractéristiques et avantages de l'invention ressortiront de la description qui va suivre, en référence au dessin annexé, sur lequel: la figure 1 est un diagramme optique illustrant l'application de l'invention à un gyroscope à laser en anneau triangulaire; la figure 2 est une vue agrandie de l'un des coins du diagramme de la figure 1 afin de mieux mettre en évidence les relations géométriques la figure 3 est un graphique de fonctions de Bessel de la première espèce et du premier et du second ordres la figure 4 est un graphique du carré d'une fonction de Bessel de la première espèce et du premier ordre; et la figure 5 est une représentation en coupe simplifiée d'un action- neur pour faire vibrer les mirois dans le mode de réalisation représenté sur la figure 1. La figure 1 représente un schéma optique simplifié d'un gyroscope à laser en anneau triangulaire Selon la pratique courante, on fabrique un tel gyroscope en produisant une cavité tubulaire triangulaire dans un bloc fait d'une matière solide appropriée, en remplissant cette cavité avec une subs- tance appropriée pour produire l'effet laser, par exemple avec un mélange d'hélium et de néon, et en excitant-cette substance au moyen d'électrodes, auxquelles de l'énergie électrique est appliquée, logées dans la paroi de la cavité Tous ces composants sont universellement connus, de même que leur mode de fonctionnement pour produire deux faisceaux monochromatiques de radiations électromagnétiques orientés à l'opposé dans une partie du spectre électromagnétique qui dépend de la nature de la substance à laser C'est la raison pour laquelle on ne se livrera pas ici à une description détaillée de ces composants et des autres utilisés pour extraire les radiations des deux faisceaux et pour mesurer les radiations de l'un des faisceaux compara- tivement à celles des autres Ce qui est important dans la présente invention, c'est l'arrangement optique destiné à réduire à un minimum les radiations réfléchies en arrière par les miroirs ou pour les éviter complètement, de façon à minimiser ou à éviter que les faisceaux orientés à l'opposé se syntonisent ou "s'accrochent" sur la même fréquence. Le diagramme optique de la figure 1 montre trois rayons 11-13 dont chacun représente deux faisceaux laser se propageant-suivant des directions opposées 14 et 16 autour d'une trajectoire triangulaire à l'intérieur d'un gyroscope à laser en anneau comportant trois miroirs 17-19 Les rayons 11-13 peuvent Detre considérés comme étant les rayons axiaux de trois faisceaux lumineux ayant une épaisseur un peu plus grande que celle représentée par les rayons individuels 11-13. Les trois sommets 21-23 de la trajectoire triangulaire sont déterminés par les positions des trois miroirs 17-19 Pour simplifier l'analyse mathémati- que, l'angle au sommet entre les rayons 11 et 13 a été désigné 2 Q, l'angle au sommet entre les rayons 11 et 12 de 2 e et l'angle au sommet entre les rayons 12 et 13, 24 Dans le cas des triangles isocèles dont il sera question au cours de la description qui va suivre, on suppose 2 B= 20 Dans les triangles équilatéraux, 2 i = 25 = 2 ≤ 600. Pour que les miroirs 17-19 réfléchissent les rayons 11-13 le long des trajectoires représentées, ces miroirs doivent être placés de façon à être perpendiculaires aux bissectrices respectives 24-26 des angles au sommet C'est ainsi qu'au sommet 21 o les rayons 11 et 13 frappent la sur- face réfléchissante du miroir 17, l'angle d'incidence de l'onde se propageant dans la direction 14 est le même que celui de l'onde se propageant dans la direction 16, notamment & et l'angle de réflexion de chacune de ces ondes est également O Au sommet 22, les angles d'incidence et de réflexion sont tous deux A et au sommet 23 ces angles d'incidence et de réflexion sont tous deux Malgré tous les efforts que l'on peut faire pour polir aussi parfaite- ment que possible les surfaces réfléchissantes des miroirs 17-19, certaines imperfections n'en subsistent pas moins Ces imperfections, qui ont des dimensions microscopiques, sont néanmoins suffisantes pour provoquer une certaine diffusion des rayons lumineux, tels que les rayons 11-13 frappant ces miroirs La quantité totale de lumière ainsi diffusée est relativement faible mais il se produit cependant une certaine diffusion dans le sens inverse à chaque sommet Ceci implique que si l'on considère une onde se propageant le long du rayon 11 dans la direction 16, les radiations rétrodif- fusées cheminent dans la même direction que l'onde se propageant en avant le long du rayon 11 dans la direction 14 Bien que les imperfections produisant cette rétrodiffusion soient dispersées sur toute la surface de chacun des miroirs, on peut néanmoins les traiter comme si elles étaient concentrées en un seul point sur chaque miroir tel que le point 27 sur le miroir 17, le point 28 sur le miroir 18 et le point 29 sur le miroir 19. Dans la demande de brevet américain no 157 767 précitée, il est dé- montré qu'en faisant glisser les miroirs correspondant aux miroirs 17-19 de la présente demande latéralement d'un côté à l'autre dans les plans de leurs surfaces réfléchissantes, on annule les rayons rétrodiffusés princi- paux de chaque miroir lorsque la distance de déplacement de ces miroirs a été correctement choisie. Selon la présente invention, un déplacement latéral de l'emplacement du centre de diffusion principal du miroir 17, par exemple, une certaine quantité peut être réalisée en imprimant à ce miroir un mouvement le long de sa bissectrice 24, mais on va montrer dans la description qui suit que l'amplitude du mouvement du miroir est différente de la distance nécessaire quand le mouvement du miroir est latéral De plus, il suffit de ne déplacer que deux des trois miroirs 17, 18 et 19 au lieu des trois, comme c'est le cas dans la demande précitée, pour réaliser une réduction considérable ou même une suppression totale de l'énergie rétrodiffusée par les trois miroirs. Pour maintenir les trois faisceaux lumineux définis par les rayons 11-13 compacts comme il convient, la surface réfléchissante du miroir 19 est en réalité sphérique et non pas plane, comme le sont les surfaces des miroirs 17 et 18, mais le rayon de courbure de la surface réfléchissante du miroir 19 est généralement de l'ordre de plusieurs mètres, c'est-à- dire, beaucoup plus long que les rayons 11-13 C'est la raison pour laquelle le miroir 19 peut être traité mathématiquement comme s'il était plan à l'instar des deux autres. Il est essentiel que la longueur totale de la trajectoire optique autour d'un gyroscope à laser en anneau soit maintenue fixe en permanence En consé- quence, il n'est pas possible de déplacer le miroir 17 seul suivant une direc- tion perpendiculaire à sa surface, mais il suffit, par contre, de déplacer les deux miroirs 17 et 18 en synchronisme suivant des directions opposées par rapport à la surface limitée par les rayons 11-13 et perpendiculairement aux surfaces respectives de ces miroirs Ainsi, en supposant qu'on déplace le miroir 17 vers l'extérieur d'une-distance h le long de la bissectrice 24 pour l'amener à la position 17 ', le miroir 18 doit être déplacé vers l'intérieur le long de la bissectrice 25 à la position 18 ' Ceci se traduit par un décalage longitudinal vers la droite du rayon 11 le long de sa trajectoire initiale, en déplaçant les rayons 12 et 13 latéralement vers les trajectoire 12 ' et 13 ' respectivement Ceci déplace également les centres de rétrodiffusion 27 et 28 aux positions 27 ' et 28 ' o ils ne sont plus situés sur le rayon 11 tout en étant encore à l'intérieur des surfaces des miroirs 17 et 18 couvertes par le faisceau entier dont le rayon 11 n'est que la partie centrale En fait, à la position 17 ', le rayon 11 frappe maintenant le miroir à un point 31 qui est déplacé du nouvel emplacement 27 ' du centre de diffusion d'une distance h tane. A cette fin, le rayon 11 doit parcourir une distance supplémentaire h/cos &. Les rayons 11 et 12 se rencontrent au point 32 sur le miroir déplacé, à l'emplace- ment 18 ', tandis que les rayons 12 et 13 se rencontrent au point 33 sur le miroir 19 En supposant que les rayons 11-13 forment un triangle équilatéral, ce qui est la configuration habituelle d'un gyroscope à laser en anneau triangu- laire, la surface réfléchissante du miroir 19 sera parallèle au rayon 11 et la distance entre la position initiale du centre de diffusion 29, avant le mouvement des miroirs 17 et 18, et le point 33 sera aussi égale à h/cos 6 Cette relation reste vraie même dans le cas o les rayons 11-13 forment, non pas des triangles équilatéraux, mais des triangles isocèles, à condition que l'angle au sommet 2 fi soit égal à l'angle au sommet 2 e La figure 2 représente les relations géométriques et de phase liées au mouvement du miroir 17 d'une distance h le long de la bissectrice perpen- diculaire 24 Le front d'onde de la lumière se propageant vers la droite dans la direction 16 le long de la trajectoire 11 a un angle de phase O au centre de diffusion 27, le miroir 17 étant à sa position d'origine Une fraction de l'énergie de cette onde a été réfléchie en arrière dans la direc- tion 14 le long de la même trajectoire 11 Un déplacement du miroir 17 à la position 17 ' (et un déplacement correspondant du miroir 18 pour maintenir constante la longueur de la trajectoire) a pour effet de décaler le centre de diffusion à un nouvel emplacement correspondant 27 ', toujours situé sur la bissectrice 24, qui est supposée passer à travers le miroir à l'endroit de l'angle au sommet 21 Ceci a également pour effet de décaler tout le faisceau, dont le rayon 11 ne constitue qu'un élément, vers la droite d'une distance h/cos O de sorte que le front d'onde, qui continue à atteindre l'emplacement 31 avec la même phase 0 va atteindre l'emplacement d'un plan passant par l'emplacement 27, et perpendiculaire au rayon 11, avec une phase différente, du fait qu'il a été obligé de parcourir une distance plus courte d'une quantité (h tan -) sin 6 qui peut être plus simplement qualifiée A x en posant x = (h tan &) sin O ( 1) La phase de l'onde rétrodiffusée varie d'une quantité proportionnelle au double de cette distance, c'est-à-dire de 2 à x. La variation de phase LA ",qui se produit quand l'onde rétrodiffusée parcourt une distance 2 à x est fonction de la longueur d'onde A de l'énergie radiante, selon l'équation suivante: t 2 = 2,Ax( 2) ( 2) Il convient de noter qu'un changement de phase de même grandeur se produit en ce qui concerne les ondes rétrodiffusées qui traversent le gyroscope à laser dans la direction opposée. Ceci équivaut exactement au changement de phase qui se produit avec les miroirs décrits dans la demande précitée N O 157 767, mais du fait que dans le cas présent, le miroir 17 se déplace perpendiculairement à son plan, la distance est différente puisque le déplacement latéral apparent du centre de diffusion entre le point 27 ' et le point 31 est h tan & Etant donné que les miroirs effectuent un mouvement sinusoïdal à une fréquence A et avec une excursion maximale H par rapport à sa position de repos, la distance instan- tanée h est ( 3) h = H sin A t Ainsi, le déplacement latéral apparent du centre de diffusion à tous instants est H tan sinflt En substituant la valeur de h prise dans l'équation ( 3) dans l'équation ( 1), on obtient: x = H sin l t tan 9 sin ( 4) En substituant cette valeur dans l'équation ( 2), on a: At = H tan & sin i sin J t ( 5) Etant donné que H et & ne varient pas en fonction du temps, tout le coefficient sin-ft peut être considéré et remplacé par une constante B On obtient alors: = B sin t ( 6) dans laquelle B = 4 tan & sin & ( 7) Dans un gyroscope à laser en anneau comportant un triangle équilatéral, est égal à 30 , sin Test 1/2 et tan est 0,577, ce qui permet d'écrire: B = Q 577 6,28 H = 362 H ( 8) L'onde diffusée a une amplitude instantanée e donnée par: e = E sin (ô t + AG) ( 9) o E est la grandeur et WJ la vitesse angulaire ou la "pulsation" de la radia- tion En introduisant la valeur de AV de l'équation ( 6) dans l'équation ( 9), on obtient: e=Esin( W t +B sin XI t) ( 10) formule identique à l'équation bien connue exprimant la modulation de phase d'une porteuse ayant une pulsation W, par une onde de modulation ayant une pulsation Q L'équation ( 10), quand elle a été développée en fonctions de Bessel J (B) devient: n e = E {J (B)sinât + J, (B)tsin(W+J)t -sin(W -J-)t 3 + J 2 (B) lsin(w + 2 ú)t +sin(Lo -2-)t + J 3 ( B) sin(w + 3 Q)t -sin(Lw -3 N)t 3 + ( 11) Jo (B), o Jo est une fonction de Bessel du premier genre et d'ordre 0 et B est son argument, représente l'amplitude d'une onde électromagnétique non modifiée qui aurait été qualifiée la porteuse dans le cas de la modulation de fréquence d'une onde de haute fréquence Comme l'on sait, Jo (B) devient -\ 2507771 égal à zéro, c'est-à-dire, que l'amplitude de la porteuse devient nulle pour certaines valeurs de l'argument B, notamment pour: B = 2,405 B = 5,520 B = 8,654 B = 11,791 L'importance de ces valeurs de l'argument B dans le cas présent est due au fait que se sont les valeurs auxquelles l'amplitude de la fréquence non modulée de l'onde rétrodiffusée par le miroir 17 est réduite à zéro. En adoptant pour B l'une quelconque de ces valeurs, également connue sous le nom de "zéro" de la fonction de Bessel du premier genre et d'ordre zéro, l'effet de l'onde rétrodiffusée non modifiée devient nul, la seule énergie rétrodiffusée se situant dans les bandes latérales, qui sont séparées de l'onde non modifiée par des multiples entiers de-CI La vitesse angulaire -15 ou la pulsationfl peut être choisie assez grande pour que l'énergie des bandes latérales ne se syntonise pas avec l'onde principale se propageant dans la même direction. Une valeur de H ayant pour effet que l'amplitude de l'onde rétrodi- fusée non modifiée, c'est-à-dire, que l'amplitude de la "porteuse" devienne nulle peut être calculée à partir des équations ( 7) et ( 8) Pour plus de commodité, ces équations peuvent être réécrites sous la forme suivante: BX H = H 47 rtan & sin& ( 13) et LB H= 3,6 " 3,62 ( 14) La valeur de dépend de la nature de la matière ou de la substance utilisée pour le laser; un gaz couramment utilisé dans les lasers est constitué par un mélange d'hélium et de néon qui produit une radiation ayant une longueur d'onde i de 6,328 10-7 m En introduisant cette valeur dans l'équation ( 14) et en posant en même temps B égal à chacune des valeurs de la liste précédente dans les équations ( 12), on obtient les quatre valeurs de H les plus basses pour lesquelles l'onde de rétrodiffusion fondamentale s'évanouit Ces valeurs sont: H = 4,204 x 10 o- 7 m H = 9,649 x 10 o-7 m H = 15,128 x 10-7 m H = 20,611 x 10 7 m Quand-H a l'une quelconque des valeurs des équations ( 15), les seules radiations rétrodiffuséespar-le miroir 17 sont dans les bandes latérales. Dans d'autres cas, la valeur de H pour laquelle l'amplitude de la radiation fondamentale rétrodiffusée devient nulle peut être exprimée sous la forme de la longueur d'onde À pour s'adapter aux gyroscopes à laser en anneau dans lesquels une matière ou une substance différente est utilisée pour le laser C'est ainsi quedpour les quatre valeurs de B dans les équa- tions ( 12), H peut être: H = 0,66 l H = 1,52 H = 2,39. H = 3,25 A ( 16) Etant donné que les conditions régnant au miroir 18 de la figure 1 sont identiques, il n'y aura pas de radiations rétrodiffusées par ce miroir, sauf dans les bandes latérales. Par contre, au miroir 19 de la figure 1 les conditions sont différentes. A celui-ci, le déplacement des faisceaux 12 et 13 n'a pas une valeur ou une amplitude maximale égale à H tan&, comme c'est le cas pour les miroirs 17 et 18, mais a une amplitude H/cos & En supposant encore un trianglerectangle dans lequel & est égal à 30 , H/cos est l'hypoténuse et sa longueur est le double de celle du petit côté H tan O Ceci signifie que le sommet 23 se déplace deux fois plus loin de son point d'origine sur le miroir 19 que ne se déplace le sommet sur le miroir 17 quand ce miroir 17 se déplace d'une distance H le long de la bissectrice 24 L'importance de ce fait sera mieux comprise en se reportant aux figures 3 et 4. La figure 3 représente les courbes des fonctions de Bessel d'ordre zéro et un J (BI et J 1 (B) entre B = O et B= 6 Cette plage contient les deux valeurs les plus basses de B pour lesquelles J (B) est zéro qui sont: B = 2,405 et B = 5,52 Quand l'amplitude H est 0,66 A et que l'excursion maximale de H tan est 0,66 x ( 0,577), qui rend B égal à 2,405 et J (B) = O aux miroirs 17 et 18, l'amplitude de H/cos e au miroir 19 est 0,66 Xx ( 1,154) et B est égal à 4,81 Ce point est indiqué sur la figure 3 Par chance, la nature de la fonction Bessel est telle que ce point n'est pas éloigné du zéro suivant de cette fonction Bessel qui est B = 5,52. L'intensité de l'onde retrodiffusée est proportionnelle au carré de la fonction de Bessel et la courbe illustrant la relation de lJo(B)l 2 en fonction de B a été tracée sur la figure 4 Comme on le voit, l'énergie rétrodiffusée, quand B est égal à 4,81 est relativement faible et de ce fait, le réglage de H pour éliminer complètement l'énergie rétrodiffusée par les miroirs 17 et 18 en amenant le facteur B au point zéro le plus bas de la fonction J (B) produit également une réduction considérable de l'énergie o de la fréquence porteuse rétrodiffusée par le miroir 19. Une autre solution consiste à adopter pour H une valeur qui fait que H/cos 6 au miroir 19 produit pour B une valeur de 5,52, ce qui correspond au second zéro de la fonction J (B) Du fait du rapport indiqué plus o haut de 2/1 entre h/cos & et h tan &, quand&= 30 , la valeur de en B aux miroirs 17 et 18 n'est que la moitié de 5,52, soit 2,76 En intro- suisant cette valeur de l'argument B dans l'équation ( 14), on obtient: H = 0,74)i ( 17) On peut voir sur les figures 3 et 4 que Jo ( 2,76) n'est que légère- ment supérieur à zéro et que l'intensité de l'énergie rétrodiffusée par les miroirs 17 et 18 dans ces conditions est considérablement réduite par rap- port à l'intensité à B = O Toutefois, il convient de ne pas perdre de vue que l'énergie rétrodiffusée provient des deux miroirs 17 et 18, et non pas d'un seul comme c'était le cas quand B était 2,405 dans les conditions décrites ci-dessus. La solution optimale pour réduire l'énergie rétrodiffusée dans un gyroscope à laser en anneau comportant un triangle équilatéral consiste a sélectionner un point B = a et un point correspondant B = 2 a afin que la somme des intensités rétrodiffusées soit à un minimum En supposant que cette somme est représentée par la lettre Q et en ne perdant pas de vue que les contributions d'énergie des miroirs 17 et 18 sont égales, on a: Q = 2 l Jo(a)l 2 + lJ o( 2 a)l 2 ( 18) La valeur de a qui fait Q minimum est obtenue en différenciant Q par rapport à a en posant le résultat égal à O et en résolvant pour a Le calcul peut être simplifié en remarquant que les valeurs de J (a)et Jo( 2 a) sontapproximative- ment égales aux pentes m 1 et m 2 de la fonction de Bessel Jo(B) et zéros res- pectifs B = 2,405 et B = 5,52 multipliées par les différences respectives entre 5,52 et 2 a et entre a et 2,405 C'est ainsi que: Jo(a) = m 1 (a-2, 405) ( 19) et J( 2 a) = m ( 5,52 2 a) ( 20) Ceci tient compte du fait que a est légèrement plus grand que 2,405 et que 2 a est légèrement inférieur à 5,52 En introduisant les valeurs de Jo(a) et J ( 2 a) des équations ( 19) et ( 20) dans l'équation ( 17), on obtient: Q = 2 m 12 (a-2,405)2 + m 22 ( 5,52-2 a)2 ( 21) 1 21 Il est bien eonnu que la pente d'une fonction de Bessel J (B) d'ordre n n en un point B quelconque est la valeur négative de la fonction de Bessel J+ 1 (B) de l'ordre supérieur suivant N + 1 au même point B Ceci fait qu'il est inutile de différencier J o) à B = 2,405 et B = 5,52 Au lieu de cela, il suffit de regarder les valeurs de J 1 (B) à ces deux valeurs de B dans une table de fonctions de Bessel ou sur la courbe de J 1 (B) de la figure 3 On voit ainsi que J 1 ( 2,405) est 0,519 et que J 1 ( 5,52) est 3,40 Les pentes m 1 et m 2 sont les valeurs négatives de ces nombres. En substituant ces valeurs pour m 1 et m 2 dans l'équation ( 21), on obtient: Q = 2 (-0,519) 2 (a-2,405)2 +( 0,340)2 ( 5,52-2 a) ( 22) Q = 0, 539 (a 2-4,18 a + 5,78) + 0,116 ( 30,47-22,08 a = 4 a 2)( 23) Q = 1,003 a -5,150 a + 6,650 ( 24) En différenciant maintenant Q par rapport à a et en posant le résultat égal à 0, on obtient: Q = 2,006 a 5,15 = 0 ( 25) d a a = 5,15 = 2,567 ( 26) 2,oo 006 2 a = 5,134 ( 27) Pour égaler B dans l'équation ( 14), à a, qui correspond à 2,567, on écrit: H= 2,567 = 0,71 ( 28) 3,62 ce qui est légèrement plus grand que l'amplitude de vibration des miroirs 17 et 18 qui aurait pour effet de réduire à zéro les radiations rêtrodiffusées (à la fréquence porteuse équivalente). En supposant}= 632,8 nm, l'équation ( 28) peut s'écrire: H = 4,49 x 10-7 ( 29) ce qui est la valeur de H qui divise l'énergie totale des radiations rétro- diffusées par les trois miroirs 17-19 par environ 100 Cette valeur de H n'est évidemment pas absolument précise, puisque plusieurs approximations ont été utilisées pour la calculer, mais elle représente pratiquement la valeur opti- male de H. Au lieu d'utiliser un triangle équilatéral de tubes ou de canaux remplis avec une matière à laser le long duquel les rayons 11-13 de la figure 1 cheminent, il est possible de choisir un angle 20 (qui est égal à 2 î) suffisam- ment différent de l'angle 2 &pour décaler effectivement h tan O du sommet 21 du miroir 17 (et du sommet 22 du miroir 18) en donnant ainsi à B une valeur de 2,405 et en décalant simultanément le sommet 23 du miroir 19 d'une quantité h/cos 0,ce qui correspond à B = 5,52, réduisant ainsi simultanément la radia- tion principale rétrodiffusée par les trois miroirs 17-19 à zéro En adoptant pour le rapport h tan sur h/cos&galau rapport de 2,405 sur 5,52, on peut montrer que: htan = 2,405 h 5,52 ( 30) " Cos & se réduit à: sin & = 0,4357 ( 31) de sorte qu'on obtient: t= 25,825 ( 32) Les deux angles au sommet 21 et 22 sont tous deux égaux a 26, soit 51,65 et l'angle au sommet 2 o(est par conséquent 76,7 . En introduisant cette valeur pour & dans l'équation ( 13) et en plaçant l'argument B à la valeur de 2,405, on obtient: H 2,405 X H 4 M(O,4839)(S 4357) = 0,91 ( 33) On voit donc quand les trois angles du gyroscope à laser utilisant un triangle isocèle, comme celui de la figure 1, ont des angles au sommet 21 et 22 de 51,65 et un angle au sommet 23 de 76,7 et lorsque les miroirs 17 et 18 des sommets 21 et 22 sont soumis en synchronisme à des vibrations sinusoïdales, mais suivant des directions opposées, le long de leurs bissec- trices perpendiculaires respectives 24 et 25, vibrations ayant une amplitude h, avec: h = 0,91;sin J-Lt ( 34) et lorsque est la longueur d'onde d'une radiation monochromatique engendrée par le milieu de laser, les radiations rétrodiffusées à cette longueur d'onde par les trois miroirs 17-19 sont pratiquement éliminées Les radiations rétro- diffusées se situent dans les bandes latérales, mais en adoptant une valeur suffisamment grande pour-a Les bandes latérales peuvent être décalées suf- fisamment loin de la fréquence porteuse pour éliminier pratiquement tous les risques de syntonisation ou de "accrochage". La figure 5 est une vue en coupe très simplifiée d'un gyroscope à laser et à anneau triangulaire construit conformément à l'invention Dans un bloc 34 d'une matière appropriée, telle que le quartz, on a percé trois canaux 36-38. Les trois rayons 11-13 sont formés pratiquement le long des lignes médianes de ces canaux et le miroir fixe 19 est monté à l'intersection des canaux 37 et 38 sur le bloc 3 h, par des moyens appropriés quelconques, de façon à réfléchir les rayons 12 et 13 Le miroir 17 qui réfléchit les rayons 11 et 13 est monté sur un organe d'actionnement 39, un organe d'actionnement semblable 41 supportant le miroir 18, qui n'est pas représenté sur cette figure. L'organe d'actionnement 39 est constitué par un bloc h O d'une matière appropriée, telle que le quartz, usiné de façon à former une mince membrane 42 qui supporte le miroir 17 à l'extrémité d'un court cylindre 43 Du côté de la membrane 42 qui est à l'opposé du cylindre 43, est placée une pile de lamelles 44 constituées par un cristal piëzo-électrique, tenue en place entre la membrane 42 et un appui rigide 46 fixés au bloc 40 Les cristaux piézo- électriques 44 comportent, sur leurs faces opposées, des électrodes 47 et 48 destinées à être connectées respectivement à deux bornes 49 et 51 Des bornes 52 et 53 semblables sont reliées à 1 'actionneur 41. Les actionneurs 39 et 41 sont commandés par les signaux d'un oscilla- teur 54 qui produit un signal de modulation ayant une fréquence Q et qui est appliqué, suivant une certaine polarité, aux bornes 49 et 51 de l'actionneur 39, et suivant la polarité opposée aux bornes 52 et 53 de l'actionneur 41 afin que les actionneurs 39 et 41 produisent des signaux de sortie égaux et opposés Une commande de réglage de longueur de trajet 57, constituée essentiel- lement par une tension continue variable 58, appliquée entre le diviseur 56 et l'actionneur 39 afin d'appliquer une polarisation continue sur les cristaux 44 pour ajuster la longueur totale de la trajectoire des rayons 11-13 La tension de la commande de longueur de trajectoire 57 s'additionne à la tension de sortie de l'oscillateur 54 pour provoquer une contraction et une expansion des cristaux 44 sous l'effet des oscillations, afin de faire vibrer le miroir 17 dans une direction perpendiculaire à sa surface réfléchissante En raison de la manière dont le miroir 17 est actionné, il est pratique de l'utiliser à la fois pour régler la longueur de la trajectoire et pour moduler la phase des rayons 11-13. Il va de soi que de nombreuses modifications peuvent être apportées à l'exemple de réalisation représenté et décrit, sans sortir pour autant du cadre de l'invention. REVENDICATIONS 1 Procédé pour éviter la syntonisation ou l'accrochage dans un gyroscope à laser en anneau comprenant un certain nombre de miroirs dirigeant des faisceaux monochromatiquesd'énergie électromagnétique à une fréquence prédéterminée suivant des directions opposées autour d'une trajectoire optique fermée, caractérisé en ce qu'on fait vibrer un premier et un second miroirs respectivement dans une première et une seconde directionsafin de déplacer les surfaces réfléchissantes de ce premier et de ce second miroirs le long d'une première et d'une seconde trajectoires qui comprennent des composantes perpendiculaires aux surfaces réfléchissantes de ces deux miroirs, tout en maintenant la longueur totale de ladite trajectoire optique fermée constante afin de diminuer la proportion des radiations rétrodiffusées par tous les miroirs. 2 Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que ladite première et seconde directions sont perpendiculaires aux surfaces réfléchis- santes des miroirs. 3 Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que l'on main- tient immobile au moins un des miroirs. 4 Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que la distance dont on fait vibrer le premier et le second miroirs diminue la fraction des radiations rétrodiffusées à ladite fréquence prédéterminée par ces deux miroirs pratiquement à zéro. Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'on maintient le troisième miroir immobile et en ce que la distance dont on fait vibrer le premier et le second miroin diminue la fraction des radiations rétrodiffusées a ladite fréquence prédéterminée par le troisième miroir pratiquement à zéro. 6 Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que la trajec- toire optique a la forme d'un triangle équilatéral et en ce que le troisième miroir est maintenu immobile, et en ce que la distance dont on fait vibrer le premier et le second miroirs réduit l'énergie totale rétràdiffusée à ladite fréquence prédéterminée par les trois miroirs à un minimum. 7 Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que la trajec- taire optique a la forme d'un triangle isocèle, en ce qu'on tient immobile un troisième miroir et en ce que la distance dont on fait vibrer le premier et le second miroirs est pratiquement égale et a une amplitude telle que l'éner- gie totale des radiations rétrodiffusées à ladite fréquence prédéterminée par les trois miroirs est réduite pratiquement à zéro. 8 Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'on fait vibrer le premier et le second miroirs à une amplitude telle que la région frappée par les faisceaux lumineux est décalée d'une distance dont la grandeur correspond à un zéro d'une fonction de Bessel. 9 Procédé selon la revendication 8, caractérisé en ce que la première et la seconde directions sont pratiquement perpendiculaires aux surfaces réfléchissantes du premier et du second miroirs et en-ce que l'amplitude H est égale à BA Alttan sin & o l'angle d'incidence des faisceaux sur le premier et le second miroirs, B étant l'argument pour lequel la fonction de Bessel d'ordre zéro est nulle, et A Xest la longueur d'onde de l'énergie de rayonnements monochromatiques. Procédé selon la revendication 9, caractérisé en ce que le troisième miroir est immobile, en ce que l'angle = 300 et en ce que H est compris dans une plage s'étendant approximativement de 0,66 X à 0,74 A 11 Procédé selon la revendication 10, caractérisé en ce que H est approximativement égal à 0,66 R 12 Procédé selon la revendication 10, caractérisé en ce que H est approximativement égal à 0,74 X. 13 Procédé selon la revendication 10, caractérisé en ce que H est approximativement égal à 0,71 X 14 Gyroscope à laser en anneau, caractérisé en ce qu'il comprend des moyens pour produire deux faisceaux de radiations monochromatiques ayant une longueur d'onde prédéterminée qui chemine suivant des directions opposées autour d'une trajectoire polygonale fermée ayant une longueur prédéterminée encerclant la surface limitée par ladite trajectoire, un certain nombre de miroirs aux sommets de cette trajectoire, et des moyens pour faire osciller, au moins le premier et le second des miroirs en synchronisme suivant des directions s'étendant le long des bissectrices respectives des angles des sommets auxquels les miroirs oscillants sont placés, le premier miroir se déplaçant en direction de ladite surface quand le second miroir s'en éloigne afin de maintenir fixe la longueur totale de la trajectoire. Gyroscope à laser en anneau selon la revendication 14, caractérisé en ce que le polygone est un triangle ayant trois sommets auxquels sont dis- posés respectivement le premier, le second et le troisième miroirs, les moyens pour faire osciller les miroirs comprenant un premier et un second actionneurs reliés respectivement au premier et au second miroir, et des moyens pour fournir de l'énergie à ces deux miroirs de manière à déplacer le premier miroir vers l'intérieur du triangle, le long d'une bissectrice perpendiculaire au premier sommet, pendant que le second miroir s'éloigne du triangle, lui aussi le long d'une bissectrice perpendiculaire au second sommet. 16 Gyroscope à laser en anneau selon la evendication 15,caractérisé enceque le triangle est un triangle équilatéral. 17 Gyroscope à laser en anneau selon la revendication 15, caractérisé en ce que le premier et le second sommets sont pratiquement égaux, ayant tous deux un angle de 51,650, tandis que le troisième sommet a un angle pratiquement égal à 76,700. 18 Gyroscope à laser en anneau selon la revendication 17, caractérisé en ce que les moyens d'actionnement fournissent une énergie oscillante qui déplace le premier et le second miroirs en synchronisme, de manière égale et suivant des directions opposées sur des distances d'environ 0,91 l