DE2122920C2 - Verfahren zum Messen von Drehgeschwindigkeiten und Einrichtung zum Durchführen des Verfahrens - Google Patents

Description

Die Erfindung betrifft ein Verfahren nachdem Oberbegriff des Anspruchs 1 und eine Einrichtung zum Durchführen des Verfahrens nach dem Oberbegriff des Anspruchs 2.

insbesondere in Wasser-, Luft- und Raumfahrzeugen werden Führungs- und Navigationsgeräte verwendet, deren wesentliches Bauelement ein Drehfühler ist, der Winkelabweichungen im inertialen Raum mißt Zum Vermeiden der zahlreichen Nachteile der mechanischen Kreiselkompasse werden zunehmend Drehfühler verwendet die nach dem Prinzip des Michelson-Gale-lnterferometer arbeiten.

In einem Michelson-Gale-Interferometer wird das

von einer Lichtquelle ausgesandtc Licht durch einen halbdurchlässigen Spiegel in zwei Komponenten aufgespalten. Mit Hilfe von Spiegeln werden die zwei Lichtkomponenten gezwungen, sich im entgegengesetzter Richtung um einen geschlossenen optischen Kreis fort zupflanzen und -werden von dem den ursprünglichen Lichtstrahl aufspaltenden halbdurchlässigen Spiegel wieder vereinigt und überlagert Wenn nun das gesamte System mit einer Winkelgeschwindigkeit um eine Achse senkrecht zur Lichtkreisebene gedreht wird, erfolgt eine

Verschiebung von Oberlagerungsstreifen. Die Verschiebung ist eine Folge der unterschiedlichen Laufzeiten der in entgegengesetzter Richtung zirkulierenden Lichtkomponenten. Obwohl das Michelson-Gale-Interferometer seit 1925 bekannt ist. wurde es niemals in Führungs- und Navigationsgeräten eingesetzt. Der Grund ist seine große Abmessung, die mit Rücksicht auf de«· erforderliche Genauigkeit nötig ist. Darüber hinaus ist es ein außerordentlich empfindliches Gerät, das auf äußere Störungen sehr anfällig ist. So haben bereits winzige Bewegungen der Spiegel, die durch Stoß, Vibration und Temperaturänderungen verursacht sein können, eine Verschiebung der Überlagerungsstreifen und damit erhebliche Meßfehler zur Folge.

Aus der DE-OS 18 07 247 ist eine Einrichtung zum Messen der Drehgeschwindigkeit mit einer Lichtquelle, mit einer Glasfaserspule und mit einem dieser Glasfaserspule zugeordneten Koppelglied, das den Lichtstrahl der Lichtquelle in zwei die Glasfaserspule gegensinnig

so durchlaufende Strahlen zerlegt und diese nach dem Durchlaufen zu einem Strahl zusammenführt und zu einem Detektor lenkt, bekannt

Aufgabe der Erfindung ist es daher, ausgehend von dem bekannten Michelson-Gale-Interferometer ein bezüglich der Genauigkeit sowie zuverlässig verbessertes Verfahren der eingangs genannten Art sowie eine zum Durchführen des Verfahrens geeignete Einrichtung zu schaffen.

Diese Aufgabe wird erfindimgsgcniäß durch die im

w) Kennzeichen des Anspruchs I genannten Verfahrens merkmale sowie die im Kennzeichen des Anspruchs genannten Merkmale der Einrichtung gelost. Die erfin diingsgemäUe Umwandlung der l'ularisaiionsfmm \< >n Licht kann um mehrere (iri'ißcnurdmingcn genauer be

M stimmt werden als die Änderung der Helligkeit von Übcrlagcrungsstrcifen, wie sie bei einem Michelson-Gale-Interferometer gemessen werden. Damit läßt sich auch die Drehgeschwindigkeit im inertialen Raum mit

einer relativen kleinen Einrichtung störunanfällig mit großer Genauigkeit messen.

Vorteilhafte Ausgestaltungen der Einrichtung zum Durchföhren des Verfahrens gemäß der Erfindung sind in den Unteransprüchen angeführt.

Die Erfindung wird nachfolgend anhand von Ausführungsbeispielen näher erläutert, die in der Zeichnung dargestellt sind. Es zeigt

F i g. 1 eins schematische Darstellung der Einrichtung zur Durchführung des Verfahrens zum Messen von Drehgeschwindigkeiten mit einem drehempfindlichen Po'arisations-Wandler,

F i g. 2 eine schematische Darstellung eines ein WoIIaston-Prisma verwendenden drehempfindlichen Polarisations-Wandlers,

F i g. 3, eine andere Ausführungsform eines Polarisationsprismas,

Fig.4 die Kennlinie des Reflexionsvermögens des Polarisationsprismas gemäß F i g. 3,

F i g. 5 eine weitere Ausführungsform eines Polarisa-Eionsprismas,

Fig.6 die Kennlinie des Reflcxionsvo.mögens des Polarisationsprismas gemäß F i g. 5,

F i g. 7 eine weitere Ausführungsform einer Einrichtung zur Durchführung des Verfahrens mit einem Störsignale reduzierenden Prisma.

Fig.8 und 9 Vektordiagramme zur Veranschaulichung der Wirkung des Prismas gemäß F i g. 7 auf elliptisch polarisiertes Licht,

F i g. 10 eine weitere Ausführungsform einer Einrichtung zur Durchführung des Verfahrens mit einem weiteren Störsignale reduzierenden Prisma,

F i g. 11 ein Strahlendiagramm des Prismas gemäß F i g. 3 und

Fig. 12 ein Strahlendiagramm des Prismas gemäß Fig. 10.

Die in F i g. 1 dargestellte Einrichtung zum Messen von Drehgeschwindigkeiten besteht aus einem drehempfindlichen Polarisations-Wandler 1, einer Detektoranordnur.j 2 und einer Anzeigeanordnung 3.

Die Umwandlung der Polarisationsform ist eine Funktion der Drehgeschwindigkeit ω im inertialen Kimm. Die Dclckioranordming 2 mißt die Umwandlung der Polarisationsform. die durch den Polarisations-Wandler 1 erzeugt wird. Die Anzeige-Anordnung 3 erzeugt ein elektrisches Signal, das proportional der Drehgeschwindigkeit ist, der die gesamte Einrichtung ausgesetzt ist und das in ein Rechengerät eingegeben werden kann.

Die in dem Polarisations-Wandler 1 und der Detektoranordnung 2 verwendeten linearen Polarisatoren und Wdlenplättchen bestehen hauptsächlich aus doppelbrechenden einachsigen Materialien. Das Licht, das von einer Lichtquelle 4 ausgestrahlt wird, wird durch einen Polarisator 5 linear polarisiert und schwingt in einer Azimutebene, die gegen die Papierebene um 45° geneigt ist. Die Polarisationsebene des Polarisators 5 ist durch einen Pfeil und die Schwingungsebene des Lichtvektors durch kurze Striche angedeutet. Der linear polarisierte Lichtstrahl pflanzt sich durch einen Strahlteiler 6 zu dem Polarisations-Wandler 1 fort. Ein Teil des vom Wandler 1 zurückkommenden Lichtes wird durch den Strahlteiler 6 und einen Spiegel 7 zu einem Modulator 8 und einem Analysator 9 abgelenkt und fälll danach auf einen Pho'.Crsensor 10.

Wenn die Drehgeschwindigkeit ω, mit der der Polansations-Wandler 1 rotiert. Null ist. bleibt die Polarisationsform des einfallenden Lichtes unverändert. Das durch den Polarisator 5 linear polarisierte Licht kommt auch als solches am Modulator 8 an. Der Modulator 8 kann aus einer Pockel-Zelle oder einem ADP (Ammoniumdihydrogenphosphat)-Kristall bestehen. Die Größe der Wellenverschiebung durch einen ADP-Kristall verändert sich direkt proportional mit der angelegten Spannung. Im vorliegenden Fall ist die von einem Generator 25 erzeugte Wechselspannung so groß, daß der Kristall beim maximalen Wert der Augenblicksspannung zu einem Viertelplättchen wird.

Die optischen Achsen des ADP-Kristalls, deren Lagen von dem Vorzeichen der angelegten Spannung abhängen, sind durch Pfeile angedeutet Je nach dem Vorzeichen des augenblicklichen Spannungswertes liegt die optische Achse entweder parallel oder senkrecht zur Polarisationsebene des ankommenden Lichtes. Dadurch kann der ADP-Kristali niemals das Linear polarisierte Licht verändern.

Wegen des 45°-Winkels zwischen der Durchgangsachse des Analysators 9 und der Polarisationsebene des Lichtstrahles wird nur die Hälfte «es fiinfsllenden Lichtes durch den Analysator 9 hindurchgelassen.

Wenn der Wandler 1 eine 90°-Verschiebung verursacht, wird das einfallende, linear polarisierte Licht in zirkulär polarisiertes Licht umgewandelt, das als solches auf den Modulator 8 trifft. Da sich die Phasenverschiebung, die durch den Modulator 8 hervorgerufen wird, periodisch um ±90° verändert, wird das einfallende, zirkulär polarisierte Licht periodisch in linear polarisiertes Licht umgewandelt, das in einer Ebene schwingt, die um einen Winkel von 45° zur jeweiligen Hauptachse des Modulators 8 verdreht ist Die Ebene des linear polarisierten Lichtes, das den Modulator 8 verläßt fällt infolgedessen entweder in die Durchgangsachse oder in die Sperrachse des Polarisators 9, je nach dem Vorzeichen der Augenblickswerte der am Modulator anliegenden Wechselspannung. Somit wird auch die intensität des Lichtes am Photosensor 10 in der Periods der angelegten Wechselspannung zwischen einem maximalen und einem minimalen Wert schwanken und einen überlagerten Wechsel-Phoiostrom derselben Frequenz hervorrufen.

Der Wechsel-Photostrom wird irn Wechselstromverstärker 11 verstärkt, im Gleichrichter 12 phasetiempfindlich gleichgerichtet und im Gleichstrominstrument 13 angezeigt oder in einen Rechner eingegeben.

Wenn die Wellenverschiebung des Wandlers 1 weniger als 90° beträgt, trifft elliptisch polarisiertes Licht auf den Modulator 8. Dieser kann aber nur die zirkulär polarisierte Komponente dieses Lichtes in linear polarisiertes Licht umwandeln, das wiederum in die Ebene des größten oder kleinsten Durchganges des Analysators 9 fäl·'». Damit zeigt das Gleichstrominstrument 13 auch nur den von der zirkulär polarisierten Lichtkomponente verursachten Phptostrom an.

Wenn die ursprünglich linear polarisierte LichtkoiTiponente nicht genau mit den Hauptachsen des Modulators 8 und der, Analysators 9 übereinstimmt, wird mehr als die Hälfte de» Lichtes durch den Analysator 9 gehen, wenn die angelegte Spannung am Modulator 8 durch Null geht Dieser Unterschied in der mittlerer· Lichthelligkeit wird dann periodisch durch der. Modulator 8 in zirkulär polarisiertes Licht umgewandelt, von dem wiederum die Hälfte den Analysator 9 passiert. Damit wird

b5 auch die Lichtintensität am Sensor 10 mit der doppelten Frequenz der angelegten Wechselspannung schwanken. Durch die phasenempfindliche Gleichrichtung wird aber dieser Photostrom doonelter Freauenz eliminiert.

so daß auch bei ungenauer Justierung des linear polarisierten Lichtes im Azimut oder der optischen Achsen des Modulators 8 oder des Analysators 9 keine Verfälschung des Meßergebnisses erfolgt.

Die Lichtquelle 5 der Detektorunordnung 2 kann eine Bogenlampe, ein Glühlicht oder ein Laser sein. Als Photosensor IO kann eine Photoröhre oder ein Solid-State-Sensor verwendet werden. Der Polarisator 5 und der Analysator 9 können ein Nicol-Prisma oder eine Polarisationsfolie sein. Anstelle des ADP-Modulators 8 kann auch eine Kerr-Zelle oder ein rotierender mechanischer Modulator verwendet werden.

Das von dem Wandler 1 zur Polarisationsform-Umwandlung benötigte polarisierte Licht wird in Fig. 1 durch den Polarisator 5 erzeugt, wobei dieses linear polarisierte Licht in einer Ebene schwingt, die 45° gegen die Papierebene geneigt ist. Die Aufspaltung des in dem Wandler 1 der Fig. 1 einfallenden Lichtstrahls in einen ordentlichen Strahl O und einen außerordentlichen Strahl E und deren Wiedervereinigung erfolgt mittels eines Elementes 14, das aus einem modifizierten Polarisator besteht. Der ordentliche Strahl O durchläuft den optischen Kreis, der aus umlenkenden Spiegeln 15. 16 und 17 gebildet wird, in Uhrzeigersinn, während der außerordentliche Strahl E dieser Kreis in umgekehrter Richtung durchläuft.

Um die beiden Strahlen, die in senkrecht zueinanderstehenden Ebenen schwingen, wieder durch das Element 14 vereinigen zu können, müssen die Schwingungsebenen beider Komponenten um 90° im Azimut gedreht werden. Andernfalls würde das aus einem Polarisator gebildete Element 14 den zweiten Lichtdurchgang blockieren.

Diese Drehung der Schwingungsebenen wird durch ein Halbwellenplättchen 18, dessen optische Achse um 45° gegen die Schwingungsebene der beiden Komponenten verdreht angeordnet ist, bewirkt. Dabei wird der ordentliche Strahl O in die Ebene des außerordentlichen Strahls E und umgekehrt gedreht, wie in F i g. 1 durch kurze Striche angedeutet ist Das Halbwellenplättchen 18 sorgt gleichzeitig für die Parallelität der Einfallebenen der beiden Lichtkomponenten in bezug auf die Spiegel 15, 16 und 17. Damit wird eine Phasenverschiebung durch Reflexion zwischen den Schwingungen beider Lichtkomponenten verhindert.

Wenn die Einrichtung im inertialen Raum keiner Drehung ausgesetzt ist. ist das einfallende linear polarisierte Licht auch nach seiner Wiedervereinigung wieder linear polarisiert, aufgrund des Halbwellenpläitchens 18 jedoch um 90° im Azimut verschoben. Einfallendes zirkulär polarisiertes Licht weist nach seiner Zusammensetzung einen umgekehrten Drehsinn auf.

Zur Aufspaltung des einfallenden Lichtes in zwei senkrecht zueinander schwingende Lichtkomponenten wird beispielsweise ein Wollaston-Polarisator 19 verwendet, der in F i g. 2 näher dargestellt ist. Der Wollaston-Polarisator besteht aus zwei Kalkspat-Keilen, die durch eine Schicht von Kanada-Balsam verbunden sind Die optischen Achsen der beiden Kalkspat-Keile liegen senkrecht zueinander, wie in F i g. 2 durch Linien und Punkte angedeutet ist Im ersten Keil a wird der einfallende Strahl in die beiden Komponenten Ound Eaufgeteilt-Wegen der verschiedenen Brechungskoeffizienten, die die beiden Strahlen im zweiten Kalkspat-Kei! b antreffen, werden sie mit verschiedenen Winkeln abgelenkt, so daß der OStrahl und der £-Strahl durch Spiegel 20, 21, 22, 23 und 24 so abgelenkt werden, daß sie den optischen Kreis, in den zusätzlich ein oben beschriebenes Halbwellenplältchen 18 eingesetzt ist. in entgegengesetzter Richtung durchlaufen.

Der Wollaston-Polarisator 19 bewirkt aber nicht nur die Aufspaltung der beiden Lichtkomponenten, sondern ist gleichzeitig eine keilförmige Wellenplatte, deren Phasenverschiebung sich mit einer seitlichen Bewegung des Lichtstrahles ändert. Dieses wird durch den Richtungsunterschied von 90° zwischen den optischen Achsen der beiden keilförmigen Teile hervorgerufen. Der Teilstrahl I₁, der auf der linken Seite des Wollaston-Polarisators 19 einfällt, hat eine längere Strecke in dem Keil a zurückzulegen als in dem Keil b. Umgekehrt verhält es sich mit dem Teilstrahi h, der auf der rechten Seite des Wollaston-Polarisators einfällt. Dieser Strahl

\ί hat eine längere Strecke in dem Keil b zurückzulegen. Demzufolge wird seine Komponente Ch vor der £_?-Komponente den Polarisator verlassen. Nur in der Mitte des Wollaston-Polarisators, wo der Teilstrahl einen gleich langen Weg in jedem der beiden Keile zu· rückgclegt hat, werden die O- und f-Komponenten in Phase bleiben.

Der Phasenunterschied kann vergrößert werden, wenn die Strahlen den Wollaston-Polarisator ein zweites Mal passieren, nachdem sie den optischen Kreis durchlaufen haben. Dann ist allerdings der wieder vereinigte ' jchistrahl nicht mehr über den ganzen Sirahlenqucrschniit gleichförmig polarisiert. Kr besieht aus schmalen Streifen verschiedener Polarisutionsformen. den das Deiektorsystem 2 nicht analysieren kann.

Dieses kann verhindert werden, wenn die Eintrittspunkte eines jeden Strahlenteils des gesamten Strahlenquerschnittes in Obereinstimmung mit den Austrittspunkten der entsprechenden Strahlenteilc gebracht werden. Dann wird der Phasenunterschied in jedem Strahlenteil, der beim ersten Durchgang verursacht worden war, beim zweiten Durchgang wieder rückgängig gemacht. Diese Aufhebung bewirkt das Halbwellenplättchen 18, das die Ebenen des E-Strahlcs je um 90° dreht. Durch diese Drehung wird die Wirkung des ersten Durchganges durch den zweiten aufgehoben, wenn der Teilstrahl an dem gleichen Punkt auftaucht, an dem er ursprünglich eingetreten ist.

Diese Übereinstimmung der Eintrittspunkte mit den Austrittspunkten kann durch die Anwendung einer ungeraden Anzahl von Spiegeln im optischen Kreis erreicht werden, wie in F i g. 2 gezeigt ist: dort sind fünf Spiegel vorgesehen. Bei einer geraden Anzahl von Spiegeln ist eine Übereinstimmung in allen Punkten dos Lichtstrahles nicht möglich, weil der zurück^,-kehrte Strahl gegenüber dem einfallenden Strahl seitenvertauscht ist.

Da wegen der großen Doppelbrechung von Kalkspat und dem Aufbau eines Wollaston-Polarisators bereits minimale Querverschiebungen des zurückgekehrten Lichtstrahles relativ zum Einfallstrahl in der Größenordnung von ¹Ao mm bereits Phasenverschiebungen von mehreren Wellenlängen ergeben, weswegen eine solche Einrichtung anfällig gegen Stoß und Vibrationen ist, wird in F i g. 3 ein abgeänderter Polarisator vorgeschlagen, der nicht die Phasenverschiebung zwischen den Komponenten bei einer Querverschiebung des Lichtstrahles verändert. Dieser Polarisator besteht aus zwei Kalkspatprismen a und b. deren optische Achsen parallel zur Einfallsebene liegen. Die beiden Prismen

o5 sind durch einen kleinen Luftspalt von etwa V₂ mm Stärke getrennt Die Trennung der beiden Lichtkomponenten erfolgt durch Totalreflexion. Der Grenzwinkel der Totalreflexion für den O-Strahl ist kleiner als der für den

/■'-Strahl. Die Größe des Seheitelwinkels 6>des einiriusseitigen Prismas a ist so gewählt, daß er größer ist als der Grenzwinkel der Totalreflexion Φί·ο für den ordentlichen Strahl O. aber kleiner als der Grenzwinkel für den außerordentlichen Strahl £

Der Unterschied der Grenzwinkel der Totalreflexion beruht auf den unterschiedlichen Brechungskoeffizienleh n-j und πε. Kalkspat hat Brechungskoeffizienten no = 1,658 und nc = 1.486, so daß der Grenzwinkel für Totalreflexion für den O-Strahl 37°5' und der Grenzwinkel für den f-Strahl 42° 18' beträgt. Wenn der Scheitelwinkel # zwischen diesen beiden Grenzwinkeln liegt, wird der ordentliche Strahl O reflektiert, während der außerordentliche Strahl E durchgelassen wird, wie in F i g. 3 angedeutet ist. Üblicherweise wird ein Scheitelwinkel θ - 39° 40'gewählt.

Für die Einrichtung zur Durchführung des Verfahrens werden beide Komponenten benötigt. Daher ist die Austrittsfiache für den Ü-Strahi senkrecht zur Strahlrichtung geschliffen, wodurch das eintrittsseitigc Prisma a im Gegensatz zum Prisma b ein gleichschenkliges Prisma ist.

In diesem modifizierten Polarisator sind zwei Richtungen für die optische Achse möglich: diese kann entweder horizontal oder vertikal liegen. Die vertikale Lage der optischen Achse, die in F i g. 3 durch Linien angedeutet ist. ist wegen des höheren Wirkungsgrades bei dem drehempfindlichen Polarisations-Wandler vorzuziehen.

Die Funktionsweise des modifizierten Polarisators labt sich durch die Kennlinien für das Reflexionsvermögen gemäß F i g. 4 veranschaulichen. Dort ist das Reflexionsvermögen für den F-Strahl und den O-Strahl als eine Funktion des Einfallswinkels dargestellt, wobei das Reflexionsvermögen R der Prozentanteil der Lichtintensität ist. der von der inneren Fläche des eintrittsseitigcii Prismas s reflektiert wird.

Die Kurve für den £-Strahl ist mit E_n und die für den O-Strahl ist mit Oi gekennzeichnet, wobei der £-Strahl parallel zur Einfallsebene und der Lichtvektor des O-Strahles senkrecht zur Einfallsebene schwingt.

Wie aus F i g. 4 zu ersehen ist. wird der £,,-Strahl bei dem Einfallswinkel Φ = θ = 39° mit etwa 3% zusammen mit 100% des O_rStrahIs reflektiert. Bei diesem l'infallswinkel schwingt aber das gesamte durchgehende Licht in der /VKbCnC.

Der Wirkungsgrad des Polarisator kann durch Vergrößerung des Schcitelwinkcls θ vergrößert werden, d. h. der Scheitelwinkel θ wird näher an den Grenzwinkel fco = 37° 5' gebracht.

Eine andere Methode zur Verbesserung des Wirkungsgrades besteht in der Verwendung von Material mit einer größeren Doppelbrechung als Kalkspat Natriumnitrat (NaNOs) ist ein derartiges Material. Es besitzt die Brechungskoeffizienten no = 1,5854 und TiE = 13369. Das ergibt einen Grenzwinkel für die Totalreflexion von Φοε = 48° 25' und Φοο = 39° 12'. Wenn ein Scheitelwinkel von θ = 40° gewählt wird, kann das reflektierte Licht des £,_fStrahls auf weniger als 03% verkleinert werden. Der Wirkungsgrad des Polarisators kann daher mit NaNO₃ auf mehr als 99.7% gesteigert werden.

Eine weitere abgeänderte Ausführungsform des Polarisators, bei der die optische Achse parallel zur Scheiteliinie und parallel zur Endfläche des eintrittsseitigen Prismas a verläuft, ist in F i g. 5 gezeigt und kann ebenfalls in dem drehempfindlichen Polarisations-Wandler 1 verwendet werden.

Die Ursache für die hohen Reflexionsverluste von 27% in dieser Polarisatorausführung ist leicht aus der Kennlinie für das Reflexionsvermögen erkennbar, die in Fig.6 dargestellt ist. In dem Polarisator, in dem die

5 optische Achse die in Fig.5 gezeigte Richtung hat. schwingt der durchgehende £-Strahl normal zur Einfallsebene. Daher rühren die Verluste.

Wenn sich nun der Polarisations-Wandler mit einer Winkelgeschwindigkeit ω um eine Achse, die normal auf

ίο der Ebene des optischen Kreises steht, im inertialen Raum dreht, werden die sich in entgegengesetzter Richtung um einen geschlossenen Weg bewegenden Lichtkomponenten £ und O eine durch einen Wegunterschied verursachte Phasenverschiebung der Größe:

In A

Δδ

erleiden, wobei Λ die wellenlänge des Lichtes, c die Lichtgeschwindigkeit, A die vom Lichtweg eingeschlossene Fläche und ω die Drehgeschwindigkeit im inertialen Raum ist.

Die Phasenverschiebung des Polarisations-Wandlers 1 ist also keine Konstante, sondern eine Funktion der Drehgeschwindigkeit to, der die Einheit ausgesetzt hat. Wenn wie in F i g. I linear polarisiertes Licht, das einen Azimut-Winkel von 45° gegenüber der optischen Achse des Polarisators hat. einfällt, wird das Licht, falls eine Drehgeschwindigkeit ω gegeben ist, in elliptisch polari siertes Licht mit demselben Azimut umgewandelt, wo bei sich die kleine Achse der Ellipse proportional mit sin ω vergrößert. Wenn sin ω — I wird, existiert nur zirkulär polarisiertes Licht Eine weitere Vergrößerung von ω verursacht wieder elliptisch polarisiertes Licht, dieses aber mit einem Azimut-Winkel, der um 90° verschieden ist. Da die Ellipse des elliptisch polarisierten Lichtes irn allgemeinen sehr schlank bleibt, kann, ohne einen meßbaren Fehler zu begehen, angenommen werden, daß die kleine Achse der Ellipse proportional mit ω wächst

Um auch sehr kleine Geschwindigkeiten messen zu können, müssen Störsignale eliminiert werden, die den auf dem Photodetektor auftretenden schwachen Meßsignalen überlagert sind Bei der in F i g. I beschriebenen Einrichtung besteht das Mcßsignal aus periodischen Helligkcitsschwankungcn am Photosensor 10, die durch die zirkulär polarisierte Lichtkomponente erzeugt werden. Das Störgeräusch wird sowohl in dem optischen Teil des Systems als auch in dem Photodetektor selbst

so und den Verstärkern erzeugt

Eine Hauptquelle des Störgeräuschs ist das Hintergrundlicht, das durch statistische Schwankungen in seiner Helligkeit die Empfindlichkeit begrenzt In der beschriebenen Anordnung muß die linear polarisierte Lichtkomponente, die relativ groß im Verhältnis zur zirkulär polarisierten Lichtkomponente ist, als die überwiegende Ursache für die Störsignale angesehen werden.

Das Verhältnis der Intensität der periodisch schwan-

kenden zirkulär polarisierten Lichtkomponente Δ1 zu der Hintergrundhelligkeit /_JV kann entweder durch Vergrößerung der ursprünglichen zirkulär polarisierten Lichtsignals ΔΙ oder durch Verkleinerung des Hintergrundlichtes l_lv vergrößert werden. Die erste Methode erfordert einen größeren und wirksameren Polarisations-Wandler. Die Verkleinerung des Hintergrundlichtes gemäß der zweiten Methode erfordert ein Riter, das das linear polarisierte Licht herabsetzt, dem zirkulär

polarisiertes Licht jedoch erlaubt, ungehindert hindurchzugehen. Dieses wird durch einen modifizierten Polarisator ermöglicht, wie er in F i g. 7 dargestellt ist.

Der optische Aufbau der Fig. 7 ähnelt weitgehend desjenigen der Fig. 1. Nur der Polarisator 5.der Strahlteiler 6 und der Spiegel 7 der F i g. I sind in F i g. 7 durch einen zusätzlichen modifizierten Polarisator 26 ersetzt, wie er bereits in F i g. 5 dargestellt ist. Die Lichtquelle 4, der Modulator 8, der Analysator 9 sind dagegen sowohl in ihrer Funktion, als auch in der Anordnung in den Fig. I und 7 identisch. Das gleiche gilt für die Anzeige-Anordnung 3 und den Wechselstromgenerator 25.

Zur Vereinfachung der Darstellung ist der Polarisations-Wandler 1 in F i g. 7 als eine Verbindung zwischen einem Wellenplättchen r vor einem Spiegel m gezeigt. Im Gegensatz zu dem Polarisations-Wandler 1 der F i g. 1 ist das einfache Wellenplättchen selbstverständlich nicht drchcmpfir.düch, was für die vorliegende Erläuterung unbeachtlich ist. Es kann daher angenommen werden, daß das Wellenplättchen reine kleine konstante Phasenverschiebung verursacht

Die optische Achse des Wellenplättchens r ist um einen Winkel von 45° gegen die Schwingungsebene des einfallenden linear polarisierten Lichtes geneigt, wie dies auch in F i g. 1 der Fall ist. Die Schwingungsebene des einfallenden Lichtes ist durch kurze Striche angedeutet. Die Ebene der E-Strahl-Schwingungen in dem Wellenplättchen r, die durch einen Pfeil angedeutet ist, ist identisch mit der Ε-Strahl-Ebene des Polarisators 14 der Fig. 1. In beiden Figuren ist das übereinstimmende xy·Koordinatensystem angedeutet Die Gesamtanordnung der F i g. 7 ist im Vergleich mit der F i g. 1 um einen Winkel von 45° um die Lichtstrahlachse zwischen der Lichtquelle 4 und dem Wandler 1 gedreht dargestellt.

Der zusätzliche Polarisator 26 hat folgende Aufgaben:

Polarisieren des Lichtes, das von der Lichtquelle 4 ausgestrahlt wird.

Ersetzen des Strahlteilers der Fig. I und Ablenken des vom Wandler 1 zurückgekehrten Lichtes in den Fotosensor 10, sowie Herabsetzen des linear polarisierten Anteils in der abgelenkten Lichtkomponente bei vollem Durchlaß des zirkulär polarisierten Lichtes.

Was die erste Funktion des Polarisators 26 anbetrifft, 3o arbeitet er in der herkömmlichen Weise, indem er das von der Lichtquelle 4 einfallende Licht polarisiert. Der von der Lichtquelle kommende linear polarisierte Lichtanteil, der senkrecht zur Papierebene schwingt, wird durchgelassen, während der senkrecht dazu in der y-Ebene schwingende Lichtanteil durch die obere Austrittsfläche des Polarisators 26 abgelenkt und entfernt wird.

Wenn einmal angenommen wird, daß die Verschiebung durch das Wellenplättchen Null sei, dann verläßt das zurückgekehrte Licht die Wellenplatte unverändert und linear polarisiertes Licht tritt in gleicher Form wieder auf. Dieses linear polarisierte ücht wird durch den Polarisator 26 wieder geradlinig und ungehindert in der entgegengesetzten Richtung hindurchgehen. Wie aus der Kennlinie E₁= ί(Φ) in Fig.6 zu ersehen ist, passiert nicht alles außerordentlich polarisiertes Licht Bei dem Einfallswinkel Φ = θ = 38° werde.; 27% dieses Lichtes abgelenkt

Wönn der Polarisations-Wandler 1 eine kleine Phasenverschiebung hervorbringt wird elliptisch polarisiertes Licht, wie es durch die Ellipse in Fig. 7 angedeutet ist, erzeugt. Die maximale Amplitude der linearen Lichtkomponente, die in der x-Ebene schwingt, stellt die große Achse der Ellipse dar. Die Größe dieser Hauptachse a bleibt praktisch die gleiche wie die Amplitude des linear polarisierten Lichtes, das ursprünglich in den Wandler 1 eintrat.

Die maximale Amplitude der linear polarisierten Lichtkomponente, die in der y-Ebene schwingt, stellt die kleine Achse b der Ellipse dar, was in F i g. 7 mit 27 angedeutet ist. Diese Komponente wird in dem Wandler 1 durch die Winkelgeschwindigkeit ω erzeugt. Wie im vorhergehenden Beispiel wird der größte Anteil des linear polarisierten Lichtes, der in der «-Ebene schwingt.

ungehindert den Polarisator 26 passieren: nur 27% werden abgelenkt.
Wie der Kennlinie O_n = ί{Φ) in F i g. 6 zu entnehmen

Ml, .Itf mt.IVlt.ll I W m» ut.1 ll.lt.ai pOttll Uli I lt.ll I .ΙΙΗΙΙΜΊΙΙ-

ponente mit der Amplitude b. die in der v-Ebene schwingt, in den Analysator abgelenkt.

Infolgedessen enthält das elliptisch polarisierte Licht, das durch den Polarisator 26 in den Analysator abgelenkt wird, wenig von dem linear polarisierten Licht, das in der Ar-Ebene schwingt, dafür aber alles Licht, das in der y- Ebene schwingt. Die Spitze des Lichtvektors beschreibt eine Ellipse, deren große Achse verkleinert ist. was in F i g. 7 mit 28 und noch einmal in F i g. 8 gezeigt ist, in der die beiden Ellipsen 27 und 28 zusammen dargestellt sind. Die Hauptachse A in der Ellipse ist um

einen Faktor /R verkleinert und das Verhältnis -r— hat

'o r

sich um einen Faktor—verbessert

Anstatt mit dem gleichen Signal und vermindertem Hintergrundlicht /j, zu arbeiten, ist es auch möglich, die ursprünglich? Hintcr^rundheui^keit durch Vergrößerung der Helligkeit der Lichtquelle und damit der Intensität des Signals Jl proportional zu erhöhen, bis das ursprüngliche Signal zum Störgeräuschverhältnis

wieder hergestellt ist. Damit ergibt sich ein opti-

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scher Verstärkungsfaktor von—.

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Es muß nun sichergestellt werden, daß sich der O'-Strahl und der abgelenkte Teil des E'r des E-Strahls des Polarisators wieder richtig zu elliptisch polarisiertem Licht vereinigen. Hierzu wird der im Polarisator 14 im optischen Kreis der F i g. 1 abgelenkte E-Strahlteil entfernt, weil er sich in der falschen Richtung im optisehen Kreis fortpflanzen würde.

Um den O- und den EVStrahl in dem Prisma 26a wieder zu vereinigen, ist Parallelität zwischen den beiden Lichtkomponenten notwendig. Die beiden Komponenten sind in Fortpflanzungsrichtung aber nur parallel.

wenn sie denselben Brechungsindex vor und noch der inneren Reflexion vorfinden, wie es z. B. bei einem isotropen Material der Fall ist Wie den F i g. 3 und 5 zu entnehmen ist ist diese Bedingung nur für die Ausfühningsform der Fig.5 zutreffend, in der die optische

bo Achse parallel zu der Scheitclünie des Prismas liegt Da der Brechungskoeffizient n₍> des ordentlichen Strahles unabhängig von der Fortpflanzungsrichtung in einem doppelbrechenden Medium ist werden der Einfalls- und der Reflexionswinkel immer gleich sein.

Der Brechungskoeffizient πε des außerordentlichen Strahles E ist nur unabhängig von der Fortpflanzungsrichtung, wenn die Richtungsänderung in eine Eber:e fällt die senkrecht zur optischen Achse liegt Das trifft in

der Ausführungsform der F i g. 5 zu, die in der optischer» Schaltung der Fig.7 angewandt wird. In dem Prisma 26;/ der y i g. 7 ist der Ablenkungswinkel für den E-Strahl dem Einfnllswinkcl gleich und der E-Strahl pflaii/.l sich auf einem identischen Weg nut dem O-Strahl durch das Prisma fort.

Obgleich jedoch die geometrische Weglänge /für beide Strahlen die gleiche ist, ist ihre optische Weglänge um den Betrag /· (n,>— "/) verschieden. Das verursacht eine Phasenverschiebung /wischen dem O-Strahl ι ο und dem £«-Strahl von mehreren Wellenlängen. Zur Kompensation dieser Phasenverschiebung wird die Wellenplatte 30 benutzt, deren optische Achse 90° gegen die optische Achse des Prismas 26a gedreht ist, wie in Fi g. 7 angedeutet. Die Platte 30 kann aus dem glei- is chen doppelbrechenden Material hergestellt sein, wie der Polarisator 26. Wenn die Piatie 30 aus demselben doppelbrechenden Material besteht, muß die Dicke, bis auf einen kleinen Unterschied, gleich der Wcgiäilgc vom

Prisma 26.1 sein, um volle Kompensation zu erreichen.

Der Ut.ferschied in der Dicke der Platte 30 zur Weglänge wird durch die Phasenverschiebung, die die totale Reflexion erzeugt, bedingt Gemäß den Fresnel-Gleichungen wird der total reflektierte O-Strahl um einen Winkel verzögert, der sich mit dem Einfallswinkel Φ bis /u einem Maximalwert ö = 180° bei Φ = 90° vergrö-Uert und der mit rf = 0 bei dem Grenzwinkel Φ_Λ, für totale Reflexion anfängt. Die Vergrößerung folgt einer Kennlinie, die der Charakteristik J,_a= Ι(Φ) in der F i g. 4 für den Polarisator gemäß F i g. 3 ähnlich ist.

Da die Phasenverschiebung bei Einfallswinkeln, die kleiner als der Grenzwinkel für die totale Reflexion sind, null ist, wird der £-Strahl nicht verschoben. Das Ergebnis ist eine Phasenverschiebung zwischen dem E-Strahl und dem O-Strahl beim Austritt aus dem Prisma.

Die Kompensation dieser relativen Phasenverschiebung hat jedoch nicht sehr genau zu sein. Wenn ein Phasenwinkel von 30° übrig bleibt, entsteht eine Situation, wie sie die F i g. 9 zeigt Die kleine Achse b der Das Licht, das jedoch in der λ-Ebene schwingt, wird weiter vermindert. Wenn die Amplitude des in der Ar-Ebene schwingenden Strahles um einen Faktor f verkleinert wird, dann ergibt sich für die Gesamivcrklcinerung der Amplitude ein Betrag von yTR, was eine Verkleinerung der Lichtintensität um den Faktor f · R bedeutet.

Der Polarisator muß natürlich die vorher besprochenen Eigenschaften für die Erhaltung der Gleichförmig-, kcit der Polarisation besitzen. Es gibt viele PcEarisatorcn mit diesen Eigenschaften wie z. B. die Folien Polarisatoren.

Der zweite Weg besteht in der Verkleinerung des Faktors für das Reflexionsvermögen R im Polarisator 26. Das kann durch Änderung der Richtung der optischen Achse bewerkstelligt werden. Die Ausführuiigsform der F i g. 3, die sich sehr gut für die optische Kreis-Anwendung eignet, kann jedoch hier nicht angewandt werden, weil sich der ö-Sirani und der c/j-Sirahi nicht wiedervereinigen. Die beiden Strahlen verlassen das Prisma in verschiedenen Richtungen.

Das wird in Einzelheiten in der Fig. 11, die das Prisma der Fig.3 in einem größeren Maßstab zeigt, illustriert Die Richtung der optischen Achse wird in der Fig. 11 wieder durch Linien angedeutet. Zusätzlich werden die verschiedenen Brechungskoeffizienten gezeigt

Der Brechungskoeffizient no des O-Strahls ist in einem doppelbrechenden Medium unabhängig von der Fortpflanzungsrichtung. Wenn der Brechungskoeffizient no von irgendeinem Punkt im Kristall als ein Vektor in verschiedenen Richtungen eingetragen wird, dann liegen die Spitzen der verschiedenen Vektoren no auf einer Kugel. In der F i g. 11 ist der Schnitt durch diese Kugel, der einen Kreis mit dem Radius no um den Mittelpunkt Cdarstellt, eingezeichnet.

Wenn die Endpunkte des Koeffizienten //fin verschiedenen Richtungen von dem Mittelpunkt Caus eingetragen werden, dann bilden sie ein Rotationsellipsoid. Ent

Ellipse wird auf b ■ cos δ verkleinert und eine Kompo- w lang der optischen Achse pflanzt sich der Ε-Strahl mit nente b ■ sin ό, die in der gleichen Phase mit der anderen der gleichen Geschwindigkeit fort, wie der O-Strahl und Komponente schwingt, erscheint. Diese Komponente der Brechungskoeffizient für beide Strahlen ist der glei-/usammcn mit dem O-Strahl verursacht einen Azimut- ehe, nämlich na Senkrecht zur optischen A<? se ist der winkel,!. Brechungskoeffizient/j/_: in einem negativen Kristall, wie

Wenn der verbleibende Phasenvcrschicbungswinkel 45 Kalkspat oder Sodiumnitrat, kleiner als na Der Quergrößer wird, z. B. M". dann sind beide Komponenten in schnitt des Ellipsoids, der in die Papicrebene der Fig. 11 Phase und setzen sich zu reinem linear polarisiertem fällt, ist eine Ellipse, deren große Achse in die optische Licht zusammen. Der Azimuiwinkel dieses kombinier- Achse fällt Der Kreis mit dem Radius no berührt die ten linear polarisierten Lichtes vergrößert sich mit der Ellipse an der Außenseite. Ein Kreis, der mit dem Radius Amplitude b. Größere Phasenverschiebungswinkel, wie 50 n_E geschlagen wird, berührt dagegen die Ellipse an der z. B. Winkel von δ — 180°, führen wieder zu elliptisch Innenseite.

polarisiertem Licht jedoch von umgekehrtem Drehsinn. Um die Abweichung des Er-Strahls, die durch den

usw. Die maximal zulässige Phasenverschiebung ist Unterschied der Brechungskoeffizienten vor und nach durch die Kohärenzlänge des Lichtes bestimmt der Reflexion erzeugt wird, zu finden, wird eine einfache

Der Verstärkungsfaktor, der mit dem Polarisator der 55 in der Optik oft gebrauchte Methode für die Ermittlung F i g. 5 erreicht werden kann, bleibt jedoch klein, selbst, des Strahlenganges beim Obergang durch eine Grenzfläche, die zwei optische Medien von verschiedenen Brechungskoeffizienten trennt angewandt In F i g. 11 ist das Lot auf die reflektierende Fläche vom Schnitt-60 punkt P des O-Strahls mit dem Kreis πε gezeichnet Dieses Lot schneidet die Ellipse im Punkt Q. Die Verbin-

wenn ein Material von größerer Doppelbrechung als Kalkspat gebraucht wird Mit Kalkspat ist das erreichbare Reflexionsvermögen R = 27%. Das ergibt einen Verstärkungsfaktor R von nur 3,7.

Der Verstärkungsfaktor kann jedoch mit zwei Methoden leicht auf jeden gewünschten Wert gebracht werden.

Der erste Weg besteht darin, einen zusätzlichen partiellen Po!arisator31 in den Lichtpfad einzuschalten. Die Durchgangsachse dieses zusätzlichen Polarisators muß parallel zur 6-Achse der Ellipse liegen. Dann wird alles Licht das in der y-Ebene schwingt durchgelassen.

dungslinie zwischen dem Mittelpunkt C und dem Punkt O gibt dann die Richtung des reflektierten Strahls Er an, der am Punkt M austritt Die Entfernung vom Mittelpunkt Czum Querschnitt Q steiit den neuen Brechungs koeffizienten n_E dar, den der f^-Strahl nach der Reflexion vorfindet. In diesem Falle ist der Index /if-nur etwas kleiner als na wie die Fig. 11 zeigt

Wenn der Eif-Strahl von dem Prisma in die Luft übertritt, erleidet er eine zusätzliche Brechung. Die Richtung des £R-Strahls in der Luft kann mit derselben Methode gefunden werden Von Schnittpunkt Q wird die normale (gestrichelte linie) zur Austrittsfläche des £"«-Strahls gezogen, die den gestrichelten Kreis π = 1 für Luft im Punkte Nschneidet Die Verbindungslinie von Cnach N ist dann die Richtung des £W-Strahls in der Luft Der £«-Strahl selbst in der Luft wird durch eine Parallele zu C— Wgefunden, die durch den Punkt M gezogen wird.

Hierbei haben wir uns allerdings zu vergegenwärtigen, daß wir es mit einem doppelbrechenden Material zu tun haben. Tatsächlich taucht der fjrStrahl nicht genau im Punkt M auf, sondern etwas seitlich verschoben. Das ist in der F i g. 11 nicht angedeutet Die Abweichung beträgt etwa 10°.

Der Grund für diese Parallelverschiebung des Er-Strahls wird später genauer gezeigt Hier ist eine genauere Untersuchung überflüssig. Bei der Anwendung im optischen Kreis muß der E/rStrahl sowieso beseitigt werden, weil er sich in der falschen Richtung fortpflanzt und die Konstruktion der F i g. 11 beweist zur Genüge, daß der Polarisator der F i g. 3 für die Störgeräuschverminderung nicht geeignet ist Der O-Strahl und der Er-Strahl können sich infolge des Richtungsunterschiedes niemals wiedervereinigen.

Die Richtung des durchgehenden, nicht reflektierenden Ε-Strahls, nachdem er das Prisma verläßt, kann durch eine ähnliche Konstruktion gefunden werden. Ein Lot wird auf die reflektierende Fläche vom Schnittpunkt Sdes Strahls /mit dem Kreis ηεgefällt. Dieses Lot schneidet den Zirkel η - 1 für den Brechungskoeffizienten der Luft im Punkt T. Die Verbindungslinie von C Tist die Richtung des austretenden E-Strahls.

Die Konstruktion der F i g. 11 deutet bereits den Weg an, wie die Divergenz zwischen dem f^-Strahl und dem O-Strahl vermieden werden kann. Die optische Achse muß in eine Richtung gelegt werden, in der der Brechungskoeffizient, den der £W-Strahl vor und nach der Reflexion antrifft, der gleiche ist

Diese Richtung der optischen Achse ist in der F i g. 12 illustriert. Das Prisma der F i g. 12 ist identisch mit demjenigen der F i g. 11, ausgenommen jedoch, daß die optische Achse parallel zur reflektierenden Räche, anstatt parallel zur Einfallsfläche liegt. Dadurch kommt die klei ne Achse der Indexellipse für den Ε-Strahl senkrecht zu der reflektierenden Fläche zu liegen und die Punkte P und Q in der F i g. 11 fallen zusammen. Infolge der Symmetrie der Ellipse findet der Ε-Strahl immer den gleichen Brechungskoeffizienten ηε nach der inneren Reflexion vor. Dadurch wird der Einfalls- und der Reflexionswinkel immer gleich sein, unabhängig davon, mit welchem Winkel der Strahl Ein das Prisma einfällt, wie aus der Fig. 12hervorgeht.

Es ist natürlich ebenfalls möglich, die optische Achse senkrecht zur reflektierenden Fläche zu legen, um Gleichheit zwischen dem Einfalls- und dem Reflexionswinkel für den Ε-Strahl zu erhalten. In der senkrechten Stellung der großen Achse der Indexellipse zur reflektierenden Fläche wird jedoch der Brechungskoeffizient ηε; des E/rStrahls größer sein, als in der parallelen Lage. Das bedingt ein größeres Reflexionsvermögen R. Die Anordnung der F i g. 12 ist daher vorzuziehen.

In der F ig. 12 fällt jedoch der Strahl Enicht mehr wie vorher senkrecht zur optischen Achse in den Kristall ein. Als Folge davon ereignet sich Doppelbrechung. Der O-Strahl läuft gerade durch, der Ε-Strahl jedoch wird abgelenkt, denn unter dieser Bedingung gehorcht der £-Strahl nicht mehr dem normalen sinus-Gesetz für die Strahlenbrechung.

Der Grund für die Abbiegimg des Ε-Strahls an der Oberfläche des einachsigen Kristalls durch die Doppelbrechung läßt sich leicht mit Hilfe des Prinzips von Huy- gens für sekundäre Wellen erklären. In einem einachsigen Kristall werden zwei Wellenfronten gebildet die ordentliche und die außerordentliche Wellenfront Die Wellenfront ist die Oberfläche einer Welle, die eine punktförmige Lichtquelle von einfarbigem Licht umgibt Der Abstand der Wellenfront von der punfctförmigen Lichtquelle, zu einem bestimmten Zeitpunkt wird durch die Lichtgeschwindigkeit bestimmt die sich umgekehrt proportional mit dem Brechungskoeffizienten verkleinert

Da der Brechungskoeffizient no des ordentlichen Strahls in einem doppelbrechenden Medium unabhängig von der Fortpflanzungsrichiung ist, ist die Wcllenfront des ordentlichen Strahl:; eine Kugel.

Der BrechungskocffizieiH ng des außerordentlichen Strahls ändert sich jedoch mit der Fortpflanzungsrichtung, wie bereits erklärt wurde. Infolgedessen ist die Wellenfront wieder ein Rotationsellipsoid. Die Wellenfront für den O-Strahl wird durch die Rotation eines Kreises um die optische Achse erhalten, wobei der Radius des Kreises l/πο ist Die Wellenfront des £-Strahls wird durch die Rotation einer Ellipse mit den Halbachsen Mno und 1/nc erhalten, wobei die Rotation um die optische Achse Mno erfolgt Diese Kreise der Ellipsen sind in der Fig. 12 um die Mittelpunkte Z\ und Zi gezeigt In Kalkspat und Sodiumnitrat berührt das Ellipsoid für die Wellenfront des außerordentlichen Strahls die eingeschlossene Kugel des ordentlichen Strahls an den beiden Punkten an denen die optische Achse durch die Oberfläche geht

Die Ablenkung des außerordentlichen Strahls im Kristall wird augenscheinlich durch die Huygens-Konstruktion. Wir nehmen an, daß der Punkt Z\ an der Oberfläche des Kristalls der Fi g. 12 das Zentrum der Wellenfront, die sphärisch für den O-Strahl aber elliptisch für den Ε-Strahl ist. wird eine Wellenfront A-B, die parallel zur Oberfläche des Kristalls einfällt, in zwei Wellenfronten aufgeteilt, in die Wellenfront Oa-Ob Für den O-Strahl und in die Wellenfront Ελ — Eb für den E-Strahl. Die Wellenfront Oa—O_B tangiert die Kugel, die Wellen-

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40 front Ea — Έ-β tangiert das Ellipsoid. Beide Wellenfronten schreiten immer parallel zur Oberfläche fort, jedoch mit verschiedenen Geschwindigkeiten. Wenn das Zentrum Z] der Wellenfront mit dem Tan gierungspunkt der Wellenfront Oa-Ob und mit dem der Wellenfront E\ — En verbunden wird, dann ergibt sich die Richtung für den E-Strahi. Wie aus der Fig. ersichtlich, ist der Ε-Strahl gegenüber dem O-Strahl abgelenkt Was tatsächlich vorgeht kann wie folgt be- schrieben werden. Die Wcllenfront des Ε-Strahls bewegt sich in einer senkrechten Richtung zur Oberfläche des Kristalls fort, aber jeder begrenzte Teil davon wird ständig nach einer Seite verschoben. Als eine Folge davon, taucht der £-Strahl im Punkt Z? anstatt im Punkt C

Μ) auf.

Die Fortpflanzungsrichtung des Ε-Strahls in der Luft wird natürlich von der Doppelbrechung nicht beeinflußt. Diese Richtung kann daher auf dieselbe Weise wie in Fig. 11 erklärt werden. Der austretende Strahl ist

b5 durch die Doppelbrechung nur parallel verschoben aber unbeeinflußt in seiner Richtung.

Nach der Reflexion weicht der Εκ-Strahl weiterhin von dem O-Slrnhl ab. wie das durch die elliptische WcI

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lenfront um das Zentrum Zi in Fig. 12 gezeigt ist Die Richtung des fjrSirahls wird wieder auf die gleiche Weise wie vorher gefunden, indem Z₂ mit dem Tangierungspunkt der Wellenfront von E« verbunden wird. Diese Wellenfront liegt wieder senkrecht zum O-StrahL Das Ergebnis der Divergenz zwischen den beiden Strahlen ist eine Trennung zwischen ihren Austrittspunkten. Beim Austritt in die Luft wird der E/rStrahl wieder in eine Richtung, die parallel zürn O-Strahl liegt, zurückgebogen. ίο

Die Konstruktion der F i g. 12 zeigt daß Parallelismus zwischen dem auftauchenden O-Strahl und dem E-Strahl erreicht werden kann, wenn die optische Achse parallel zur reflektierenden Fläche gelegt wird. In diesem Fall tauchen jedoch die beiden Strahlen an zwei is Punkten auf. die um eine gewisse Entfernung voneinander getrennt sind. Der Trennungsunterschied kann wieder zu groß sein, um eine Wiedervereinigung der beiden Strahlen möglich zu machen.

Glücklicherweise kann die Parallelverschiebung leicht mit Hilfe einer zusätzlichen Platte aus doppelbrechendem Material, deren optische Achse einen Winkel zur Strahleneintrittsfläche einnimmt, oder durch ein zweites Prisma 29. wie es in der Fig. 10 dargestellt ist kompensiert werden. Das zweite Prisma 29 ist in seiner Gestalt seinem Material und seiner Größe mit dem Prisma 26a identisch. Es ist in eine Lage gebracht in der die Parallelverschiebung des Ε-Strahls in der umgekehrten Richtung zu der vom Prisma 26a erfolgt Dadurch tauchen der f/rStrahl und der O-Strahl von dem Prisma 29 gemeinsam wieder am gleichen Punkt auf, und können sich so zu elliptisch polarisiertem Licht wiedervereinigeo. Es kann wie vorher, dasselbe Detektorsystem, das aus der Pockel Zelle 8, dem Analysator 9 und dem Photosensor 10 besteht, angewandt werden. Außer, daß das js /weite Prisma 29 die Wiedervereinigung der beiden Lichtkomponenten bewerkstelligt verursacht es gleichzeitig eine zusätzliche Verminderung des Hintergrundlichtes.

Die beiden in Serie liegenden Prismen 26 und 29 ver-Ursachen aber wieder eine Phasenverschiebung, die durch die Retarderplatte 30 kompensiert werden kann. Es mag noch erwähnt werden, daß die große Achse der Ellipse 27 in der F i g. 10 um 90° gegenüber derjenigen der F i g. 7 gedreht ist. Das ist durch die Verschiedenheit der Richtung der optischen Achse im Polarisator 26 in F i g. 10 gegenüber F i g. 7 verursacht die eine Drehung der Schwingungsebene des ursprünglich einfallenden, linear polarisierten Lichtes um den Winkel von 90° bedingt.

Hierzu 4 Blau Zeichnungen

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Claims (7)

Patentansprüche:

1. Verfahren zum Messen von Drehgeschwindigkeiten mittels eines optischen Kreises, der mit einer Drehkomponente normal zur Kreisebene gedreht und gegensinnig von Lichtstrahlen durchlaufen wird, die an der Stelle des Kreises, an der der ursprüngliche Lichtstrahl eingekoppelt und in zwei Strahlen zerlegt wird, zu einem Strahl zusammengeführt werden, der als ein der Drehgeschwindigkeit entsprechendes optisches Signal ausgekoppelt wird, d a -durch gekennzeichnet, daß an dieser Stelle des Kreises die beiden Strahlen als linear polarisierte, in senkrecht zueinander stehenden Ebenen schwingende Strahlen gebildet werden und daß nach der Vereinigung der beiden Strahlen zu einen Strahl dessen, Polarisationsform als Maß für die Drehgeschwindigkeit ausgewertet wird.

2. Einrichtung zur Durchführung des Verfahrens nach Anspruch 1, mit einer Lichtquelle, mit einem optischen Kreis, mit einem zu diesem gehörigen Koppelglied, das den Lichtstrahl der Lichtquelle in zwei den optischen Kreis gegensinnig durchlaufende Strahlen zerlegt und diese wach dem Durchlaufen zu einem Strahl zusammenführt sowie aus dem optischen Kreis auskoppelt, und mit einem Detektor zum Auswerten des so erhaltenen Strahls, gekennzeichnet durch Mittel (5; 26) zum Erzeugen eines linear polarisierten Lichtstrahls, durch ein Koppelglied (14; 19), das den line*: polarisierten Lichtstrahl in zwei zueinander ·. echtwinklig linear polarisierte Lichtstrahlen zerlegt, durch' . dem optischen Kreis (1) befindliche Mittel (18) zum Drehen der Polarisationsebenen der beiden Lichtstrahlen um jeweils 90°, durch in dem Pfad des zu zerlegenden, linear polarisierten Lichtstrahls befindliche Mittel (6; 26) zum Durchlassen dieses Lichtstrahls sowie zum teilweisen oder vollständigen Ablenken des zusammengeführten Strahls und durch Mittel (8, 9,10, 11, 12, 13,25) zum Messen der Polarisationsform des abgelenkten Strahls.

3. Einrichtung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das Koppelglied (14) und/oder das in dem Pfad des zu zerlegenden linear polarisierten Lichtstrahls befindliche Mittel (26) zum Durchlassen dieses Lichtstrahls sowie zum teilweisen Ablenken des zusammengeführten Strahls aus zwei durch einen Luftspalt getrennten Prismen (a, b) aus doppelbrechendem Material besteht, deren optische Achsen parallel zu der Prismenfläche, durch die das Licht eintritt, liegen, wobei der Scheitelwinkel (Θ) des eintnttsseitigen Prismas (a) größer als der Totalrefle- xionswinkel (fßco) für den ordentlichen Strahl (O) und kleiner als der Totalreflexionswinkel (Φε) für den außerordentlichen Strahl (E)ist.

4. Einrichtung nach Anspruch 3, dadurch gekenn zeichnet, daß das doppclbrechende Material Kalk spat ist.

5. Einrichtung mich Anspruch 3. dadurch gekennzeichnet. ilaU eins diippelbieeheiule Material Natriumnitrat ist.

b. Einrichtung nach einem der Ansprüche 3 bis 5. dadurch gekennzeichnet, daß die optischen Achsen der beiden Prismen (α, b) senkrecht zur Strahlcinfallsrichtung ausgerichtet sind.

7. Einrichtung nach einem der Ansprüche 3 bis 6, dadurch gekennzeichnet, daß die Prismenfläche, durch die der ordentliche Strahl (O) austritt, senkrecht zur Strahlrichtung angeordnet ist.