Subversion Repositories svnkaklik

Rev

Rev 1024 | Rev 1026 | Go to most recent revision | Details | Compare with Previous | Last modification | View Log

Rev Author Line No. Line
991 kaklik 1
\documentclass[12pt,a4paper,oneside]{report}
975 kaklik 2
\usepackage[colorlinks=true]{hyperref}
1001 kaklik 3
\usepackage[english,czech]{babel}
930 kaklik 4
\usepackage{array}
5
\usepackage[pdftex]{graphicx}
975 kaklik 6
\usepackage{pdfpages}
991 kaklik 7
\usepackage{comment}
1001 kaklik 8
\usepackage{amsmath}
996 kaklik 9
\usepackage{url}
1014 kaklik 10
\usepackage[T1]{fontenc}      % T1 kodovani fontu pro babel cestinu
930 kaklik 11
\usepackage[utf8]{inputenc} %vstupni soubory v kodovani UTF-8
12
\usepackage{color}
1001 kaklik 13
\usepackage{dirtree}
930 kaklik 14
 
997 kaklik 15
% vzdy trash aux files potom latex, bibtex bakalarka.aux, potom makeglossaries bakalarka.glo (z command line) potom latex
16
\usepackage[nonumberlist,toc,numberedsection=autolabel,shortcuts]{glossaries} % list of acronyms
17
\makeglossaries
991 kaklik 18
 
997 kaklik 19
\input{glossaries}
1001 kaklik 20
 
930 kaklik 21
\textheight     230.0mm
22
\textwidth      155.0mm 
23
%\topmargin        0.0mm
24
\topmargin      -20.0mm
25
\oddsidemargin    0.0mm
26
\parindent        0.0mm
1001 kaklik 27
\linespread{1.0}
930 kaklik 28
 
1001 kaklik 29
 
930 kaklik 30
\newcommand{\vsp}[1]{\vspace{#1mm}}
31
 
998 kaklik 32
 
1014 kaklik 33
 
930 kaklik 34
\begin{document}
991 kaklik 35
\pagenumbering{roman}
930 kaklik 36
\thispagestyle{empty}
37
 
38
\begin{center} 
1011 kaklik 39
\extrarowheight 1.5ex
40
\begin{tabular}{c} 
930 kaklik 41
    \textbf{\Large České vysoké učení technické v Praze} \\
42
    \textbf{\Large Fakulta jaderná a fyzikálně inženýrská} \\
43
    \textbf{\Large Katedra fyzikální elektroniky}  
1011 kaklik 44
\end{tabular}
930 kaklik 45
\vsp{60}
46
 
47
\textbf{\Large Bakalářská práce}
48
\bigskip
49
 
50
\textbf{\LARGE Jakub Kákona}
51
\vfill
52
 
53
\textbf{\large Praha -- 2012} \\
54
\textcolor{red}{\small Vzor titulní strany na pevných deskách} \\
995 kaklik 55
 
930 kaklik 56
\end{center}
57
 
58
\pagebreak
59
\thispagestyle{empty}
60
 
61
\begin{center} 
62
  \extrarowheight 1.5ex
63
  \begin{tabular}{c} 
64
    \textbf{\Large České vysoké učení technické v Praze} \\
65
    \textbf{\Large Fakulta jaderná a fyzikálně inženýrská} \\
66
    \textbf{\Large Katedra fyzikální elektroniky}  
67
  \end{tabular}
1001 kaklik 68
 
69
	\vspace{1.5cm}
70
	\begin{figure}[ht] 
71
		\begin{center}	
72
		\includegraphics[width=3cm]{logo.png}
73
		\end{center}
74
	\end{figure} 
75
	\vspace{1.5cm}
930 kaklik 76
 
1001 kaklik 77
 
930 kaklik 78
\textbf{\Huge Vysílač pro laserový dálkoměr}
1023 kaklik 79
\textbf{\Huge Laser transmitter for miniature rangefinder}
930 kaklik 80
\bigskip
81
 
82
\textbf{\Large Bakalářská práce}
83
\end{center}
84
\vfill
85
 
86
\extrarowheight 0.75ex
87
\begin{tabular}{>{\large}l>{\large}l}
88
Autor práce: & \textbf{Jakub Kákona} \\
976 kaklik 89
Školitel:    & \textbf{Prof. Ing. Ivan Procházka, DrSc.} \\
1006 kaklik 90
Konzultanti:  & \textbf{Prof. Ing. Helena Jelínková, DrSc.} \\
91
			& \textbf{Doc. Ing. Václav Kubeček, DrSc.} \\
930 kaklik 92
Školní rok:  & \textbf{2011/2012} 
93
\end{tabular}
94
\vsp{0}
95
 
1023 kaklik 96
 
930 kaklik 97
\pagebreak
98
 
1014 kaklik 99
\includepdf[pages={1,2},landscape=false]{zadavaci_list.pdf}
100
 
1016 kaklik 101
\pagebreak
1014 kaklik 102
 
1016 kaklik 103
\mbox{}
104
\vfill
105
Chtěl bych poděkovat všem, kteří mi umožnili realizovat tuto práci. Zvláště pak 	Ing. Josefu Blažeji, Ph.D. dále školiteli Prof. Ing. Ivanu Procházkovi, DrSc. A také mým rodičům a přátelům za inspiraci a trpělivost.
106
 
1018 kaklik 107
Konstrukce prototypů laserového vysílače byla  realizována z prostředků firmy \\
1016 kaklik 108
Universal Scientific Technologies s.r.o.
109
 
1014 kaklik 110
\pagebreak
930 kaklik 111
\mbox{}
112
\vfill
113
Prohlašuji, že jsem předloženou práci vypracoval samostatně a že jsem
114
uvedl veškerou použitou literaturu.
1014 kaklik 115
\vsp{20}
930 kaklik 116
 
117
\noindent
995 kaklik 118
\quad \hfill  \qquad \\
119
Praha, 9.7.2012 \hfill Jakub Kákona \qquad
930 kaklik 120
\par
121
\vsp{5}
1001 kaklik 122
\pagebreak
930 kaklik 123
 
1023 kaklik 124
 
1014 kaklik 125
\hyphenation{LASER výstup-ního dosta-tečné la-se-ro-vé-ho la-se-ro-vých od-ra-že-né-ho}
1001 kaklik 126
 
976 kaklik 127
\begin{abstract}
1023 kaklik 128
Práce se zabývá prověřením možnosti použití diodově čerpaného pevnotlátkového laserového modulu generujícího výstupní záření na vlnové délce 532nm, jako laserového vysílače vhodného, pro miniaturní laserový dálkoměr. Tyto laserové moduly jsou běžně používány v zelených laserových ukazovátkách, proto jsou velmi dobře dostupné na rozdíl od polovodičových laserových diod pro tyto vlnové délky. Byl proto navržen pulzní budič pro tyto laserové moduly s parametry v hodnými pro využití v laserovém dálkoměru. 
976 kaklik 129
 
1013 kaklik 130
\textbf{Klíčová slova:} DPSSFD, laserový vysílač, laserový dálkoměr, zelené ukazovátko, 532nm, ceilometr.  
976 kaklik 131
 
1001 kaklik 132
\end{abstract}
976 kaklik 133
 
1024 kaklik 134
\selectlanguage{english}
1001 kaklik 135
\begin{abstract}
1019 kaklik 136
This thesis is aimed on investigation of use a diode pumped solid state frequency doubled laser module (with 532nm output wavelenght) as LASER transmitter for miniature laser range finder. This module is widely used in green laser pointers. For that reason it is easily available in oposition to semiconductor laser diodes for this wavelenghts.  
976 kaklik 137
 
1013 kaklik 138
\textbf{Keywords:} DPSS module, green laser pointer, laser range finder, miniature laser rangefinder construction, laser diode pulser circuit, Laser Ceilometer.
976 kaklik 139
\end{abstract}
1023 kaklik 140
\selectlanguage{czech}
976 kaklik 141
 
1024 kaklik 142
\setcounter{page}{7}
143
 
1023 kaklik 144
\pagebreak
931 kaklik 145
\tableofcontents
1023 kaklik 146
\pagebreak
930 kaklik 147
 
1001 kaklik 148
\pagebreak
149
\listoffigures
150
\pagebreak
976 kaklik 151
 
991 kaklik 152
\section*{Zadání}
153
\pagenumbering{arabic}
154
 
997 kaklik 155
Cílem práce je prověřit možnost použití diodově čerpaného pevnolátkového laserového modulu v aplikaci laserového vysílače vhodného pro \gls{TOF} měření vzdálenosti (výšky oblačnosti).
930 kaklik 156
 
987 kaklik 157
Práce bude realizována v několika krocích:
931 kaklik 158
 
987 kaklik 159
\begin{itemize}
1001 kaklik 160
\item Změření skutečných parametrů laserových modulů.
987 kaklik 161
\item Návrh metody použití laserového modulu.
1001 kaklik 162
\item Konstrukce řídící elektroniky pro modulátor laserového vysílače. 
987 kaklik 163
\item Změření dosažených parametrů.  
164
\end{itemize}
165
 
166
V prvním kroku bude rozebrána konstrukce laserového modulu a ověřen princip jeho činnosti společně s rozborem průměrných parametrů modulů.
167
 
168
Po změření parametrů laserů bude možné rozhodnout o vhodnosti a konkrétním způsobu použití laserového modulu v laserovém dálkoměru. 
169
 
1019 kaklik 170
Následně je nutné zkonstruovat vhodný řídící obvod čerpací diody modulu tak, aby bylo možné modul využít pro zvolenou aplikaci. 
987 kaklik 171
 
988 kaklik 172
V poslední části budou změřeny dosažené parametry  
987 kaklik 173
 
988 kaklik 174
Cílem použití konstruovaného laserového vysílače je měření výšky základny oblačnosti, respektive měření
175
výškového profilu hustoty kondenzující vody v atmosféře. Takto získané údaje mají být využity jako vstupní data řídícího systému automatického robotického teleskopu určeného pro astronomická pozorování. Primárním cílem využití těchto dat, je zabezpečení systému dalekohledu před poškozením sněhem/deštěm. 
1001 kaklik 176
V některých oblastech nasazení takto automatizovaných dalekohledů mohou být také problémem prachové bouře (Chile, Austrálie, Sahara) nebo extrémní teploty (Sibiř, Afrika). 
988 kaklik 177
 
1018 kaklik 178
Vzhledem k těmto faktům, kdy se jedná převážně o pozemní jevy  odehrávající se ve výškách menších než cca 1km nad povrchem, tak není potřebné aby laserový vysílač umožňoval měření na delší vzdálenosti. Zároveň se od měřiče neočekávají data během denní doby, protože pozemní astronomická pozorování se zatím provádějí převážně během noci. 
988 kaklik 179
 
987 kaklik 180
\newpage
181
 
182
 
991 kaklik 183
\chapter{Úvod}
931 kaklik 184
 
1021 kaklik 185
Laserový dálkoměr je zařízení, které je schopno měřit vzdálenost objektu odrážejícího záření optických vlnových délek. Tyto objekty mohou být různého charakteru a dálkoměr je pak v principu schopen měřit pevné, kapalné nebo plynné struktury, případně i jejich kombinace.   
931 kaklik 186
 
932 kaklik 187
Možnosti jeho aplikace jsou proto velmi rozsáhlé od zaměřování a mapování topografie terénu přes vytváření přesných tvarových modelů malých předmětů až po jeho použití v meteorologii, nebo pro vojenské aplikace.  
931 kaklik 188
 
993 kaklik 189
\section{Principy měření vzdálenosti}
931 kaklik 190
 
1021 kaklik 191
Základním principem laserových dálkoměrů je měření určité vlastnosti signálu odraženého od předmětu vůči známým parametrům signálu vyzářeného vysílačem. Existuje k tomu několik používaných metod.
931 kaklik 192
 
193
\begin{itemize}
194
\item Měření geometrického posunu stopy laseru na předmětu
195
\item Měření fázového posunu přijímaného a vysílaného signálu
997 kaklik 196
\item Měření časového zpoždění vyslaného a odraženého fotonu \gls{TOF}. 
931 kaklik 197
\end{itemize}
198
 
993 kaklik 199
\subsection{Triangulační metoda}
931 kaklik 200
 
1021 kaklik 201
Tato metoda měření je založena na geometrické vlastnosti světelného paprsku - světlo se v homogenním prostředí šíří přímočaře. Použijeme-li tedy zdroj světla, který vydává málo rozbíhavý světelný paprsek  \acrshort{LASER} a pod určitým úhlem vůči ose pozorovatele jej budeme promítat na předmět, pozorovatel bude mít světelnou stopu v různých bodech zorného pole podle vzdálenosti pozorovaného předmětu. 
931 kaklik 202
 
1021 kaklik 203
Tato metoda je velice snadná, a proto existuje mnoho realizací od amatérských konstrukcí až po profesionální výrobky. Obvykle jsou tímto způsobem řešeny 3D skenery malých předmětů, jako jsou historické vázy, sochy, nebo jiná umělecká díla, která je vhodné tvarově zdokumentovat. Skener pak pro urychlení procesu nepoužívá pouze jeden světelný bod, který laser obvykle produkuje, ale je použita  cylindrická čočka, která svazek rozšíří do roviny ve směru řezu předmětu (laser-sheet). V tomto uspořádání pak pro kompletní 3D obraz objektu stačí s laserem, nebo promítacím zrcátkem hýbat pouze v jedné ose. 
931 kaklik 204
 
1021 kaklik 205
Ke snímání obrazu je v tomto případě obvykle využíván maticový snímač - \acrshort{CCD} nebo \acrshort{CMOS} sensor. Tato metoda funguje pouze v rozsahu vzdáleností daných úhlem, ve kterém se laser na předmět promítá, a také úhlovou velikostí zorného pole snímače. 
931 kaklik 206
 
1021 kaklik 207
Z praktických důvodů a požadavků na přesnost měření je tato metoda využívána pouze v rozsahu několika centimetrů až metrů.  
931 kaklik 208
 
993 kaklik 209
\subsection{Fázová metoda}
931 kaklik 210
 
1021 kaklik 211
U této metody je vyžívána samotná vlastnost světla, že se prostorem šíří pouze omezenou rychlostí. Při měření vysílač vysílá určitým způsobem periodicky modulovaný signál, který se odráží od předmětu a dopadá na intenzitní detektor, který umožňuje jeho časovou korelaci s modulovaným odchozím signálem.  
931 kaklik 212
 
1021 kaklik 213
Výsledkem měření je tedy fázové zpoždění odpovídající určité vzdálenosti. Očekávaným problémem této metody ovšem je fakt, že způsob modulace přímo ovlivňuje měřený rozsah, tj. měření vzdálenosti je možné pouze v rozsahu jedné periody modulace. Vzhledem k tomu, že měřená vzdálenost není obvykle dopředu známa, je potřeba, aby vysílač umožňoval mnoho způsobů modulace vysílaného svazku. 
931 kaklik 214
 
1021 kaklik 215
Další komplikací je pak požadavek na dobrou odrazivost měřeného předmětu, protože fázový detektor potřebuje ke své správné funkci dostatečný odstup signálu od šumu.  
931 kaklik 216
 
1021 kaklik 217
Metoda se proto obvykle využívá pro měření vzdáleností v malém rozsahu (řádově desítky metrů a méně). Typickým příkladem využití této měřící metody jsou kapesní stavební dálkoměry, používané jako náhrada klasických svinovacích metrů. 
931 kaklik 218
 
1021 kaklik 219
Další variací fázové metody je využití přímo vlnové struktury světla. Vysílaný i odražený svazek v tomto případě nechat interferovat na maticovém snímači. Výsledná interference je pak velmi citlivá na vzájemný fázový posun obou svazků ve zlomcích vlnové délky. 
933 kaklik 220
 
1021 kaklik 221
Tím lze dosáhnout velkého prostorového rozlišení ve smyslu měření změn vzdálenosti až na atomární úroveň (desítky až jednotky nanometrů). Tento princip je pak využíván ve specializovaných aplikacích, jako jsou velmi přesné obráběcí automaty, \acrshort{AFM} mikroskopy, detektory gravitačních vln nebo špionážní zařízení měřící zvukem vybuzené vibrace okenních výplní. 
933 kaklik 222
 
997 kaklik 223
\subsection{Měření doby šíření (ToF) }
931 kaklik 224
 
1010 kaklik 225
\begin{figure}[htbp]
226
\includegraphics[width=150mm]{./img/LRF_block.png}
1025 kaklik 227
\caption{Zjednodušené blokové schéma ToF LRF \cite{resonance_LRF}}
1010 kaklik 228
\label{LRF_block}
229
\end{figure} 
230
 
231
 
1021 kaklik 232
Další metodou, kterou můžeme využít pro měření vzdálenosti na základě známé a konečné rychlosti šíření světla, je změření doby šíření určitého balíku fotonů, který je vygenerován vysílačem a následně po odrazu od měřeného objektu detekován v detektoru. Naměřená doba šíření pak odpovídá dvojnásobku vzdálenosti mezi vysílačem a měřeným předmětem 
931 kaklik 233
 
933 kaklik 234
\begin{equation}
1021 kaklik 235
 d = \frac{ct}{2n},
933 kaklik 236
\end{equation}
931 kaklik 237
 
1021 kaklik 238
kde $c$ je rychlost šíření elektromagnetického záření ve vakuu, $n$ je index lomu prostředí (pro atmosférická měření $n \approx 1$) a $t$ je změřená doba šíření. Veličina $d$ je pak vzdálenost předmětu.
931 kaklik 239
 
1021 kaklik 240
Při měření se předpokládá homogenní prostředí, ve kterém se světlo šíří, nebo alespoň prostředí o určité známé efektivní hodnotě indexu lomu. 
241
Pokud dále předpokládáme šíření bez rozptylu a absorpce s tím, že celý laserový signál zasáhne kompaktní měřený objekt, může být počet zpětně odražených a detekovaných fotonů  přibližně vyjádřen vztahem (\ref{radarova_rovnice}). 
931 kaklik 242
 
947 kaklik 243
\begin{equation}
988 kaklik 244
 N \approx E \eta \frac{1}{R^2}r
947 kaklik 245
\label{radarova_rovnice}
246
\end{equation}
247
 
948 kaklik 248
Kde
249
 
250
\begin{description}
988 kaklik 251
\item[$N$] - počet detekovaných fotoelektronů.
1010 kaklik 252
\item[$E$] - energie ve vyslaném laserovém pulzu (počet fotonů).
1021 kaklik 253
\item[$\eta$] - koeficient celkové optické účinnosti přístroje.
988 kaklik 254
\item[$R$] - vzdálenost cíle.
1021 kaklik 255
\item[$r$] - označuje efektivní odrazivost cíle.
949 kaklik 256
\end{description}
947 kaklik 257
 
1021 kaklik 258
Vzhledem k tomu, že pro větší vzdálenosti je pravděpodobnost zachycení zpětně odraženého fotonu malá, jsou využívány různé techniky pro zlepšení poměru \acrshort{SNR}. Často jde o metody pokročilého signálového zpracování jako například lock-in měření.   
949 kaklik 259
 
1022 kaklik 260
Tato metoda má vzhledem k předchozím podstatnou výhodou především v tom, že její princip umožňuje změřit vzdálenosti v obrovském rozsahu a přitom neklade vysoké nároky na odstup měřeného signálu od šumu. Běžně se proto využívá například pro měření a následné výpočty korekcí drah družic nebo měření podélných parametrů optických komunikačních vláken, kde je metoda známa, jako \acrshort{TDR}.  
261
Možnosti aplikace metody měření doby šíření jsou tak rozsáhlé, že je využívána i v mnoha dalších přístrojích jako radiolokátory nebo echolokátory. 
933 kaklik 262
 
997 kaklik 263
V principu existují dvě možné varianty implementace \gls{TOF} metody měření vzdálenosti, které se liší způsobem zpracování signálu. První je měření časového průběhu intenzity odraženého signálu z prostředí před vysílačem. Využívá se při tom rychlý intenzitní detektor a vzorkovací obvod, který v intervalech odpovídajících časovému rozlišení přístroje periodicky vzorkuje signál z detektoru. Velkou výhodou tohoto přístupu je, že i z jediného výstřelu laseru je možné získat poměrně značné množství informací.
1022 kaklik 264
Problémem je ale požadavek na velký špičkový výstupní výkon laseru (řádově stovky Wattů), který může značně snížit bezpečnost provozu zařízení. Nezanedbatelné jsou zároveň také požadavky na velkou vstupní aperturu detekčního teleskopu, která je obvykle řádově desítky cm.
1018 kaklik 265
 
1022 kaklik 266
Používá se proto i méně náročná implementace, která využívá kvantovou povahu světla, a kde jsou snímačem detekovány pouze jednotlivé odražené fotony, což umožňuje podstatně snížit nároky na špičkový výstupní výkon i na sběrnou plochu detektoru. Nevýhodou je ale nutnost opakovat mnoho měření k získání několika tisíc až stovek tisíc hodnot, které je pak možné statisticky zpracovat. Podstatnou výhodou této metody ale je fakt, že je možné ji aplikovat i na extrémní vzdálenosti, kde i původní vícefotonová implementace již z principiálních důvodů selhává (respektive konverguje k této jednofotonové variantě) \cite{CTU_reports}.       
988 kaklik 267
 
1018 kaklik 268
Tato práce je proto zaměřena právě na tento jednofotonový princip měření.
947 kaklik 269
 
1018 kaklik 270
Pro konstrukci laserového systému vhodného pro \gls{TOF} \gls{LRF}, je potřeba několik dílčích součástí znázorněných v blokovém schématu \ref{LRF_block}.
1010 kaklik 271
 
272
 
273
Význam jednotlivých částí v blokovém schématu je následující. 
274
 
275
\begin{description}
1022 kaklik 276
\item[Target] - předmět jehož vzdálenost měříme. V našem případě to bude základna oblačnosti. (tzn. vodní kapky mikroskopických rozměrů). 
277
\item[Optics] - Vstupní a výstupní optická část, obvykle realizována některou z konstrukcí optického teleskopu (Kepler, Newton). Důležitá  je kvůli vymezení divergence vystupujícího svazku a omezení \gls{FOV} detektoru. Její další úlohou je také ochrana vnitřních částí přístroje před vnějším prostředím. Proto musí mít vnější optická plocha často speciální konstrukci.   
1012 kaklik 278
\item[Laser pulser] - Zdroj měřícího impulzu splňující požadavky popsané v následující sekci \ref{vysilac_pozadavky}.
1022 kaklik 279
 
280
\item[Receiver channel] - Detektor selektivně citlivý na vlnovou délku vysílaného záření. Může být realizován PIN diodou, nebo v případě jednofotonového měření \gls{APD} detektorem.
281
 
282
\item[Time to digital converter] - Elektronický obvod umožňující přesné měření časového intervalu. Jeho přesnost vedle délky vyslaného laserového impulzu rozhoduje o výsledném rozlišení přístroje. V principu jede o digitální čítač. Pro přesné měření jsou ale využívány speciální \acrshort{TDC} integrované obvody. Jeho výstupem je číselná hodnota odpovídající délce časového intervalu.   
1010 kaklik 283
\end{description}
284
 
972 kaklik 285
\section{Požadavky na pulsní laserový vysílač}
1010 kaklik 286
\label{vysilac_pozadavky}
931 kaklik 287
 
1022 kaklik 288
Protože laserový vysílač může mít různé specifické parametry podle účelu jeho použití, týká se následující kapitola parametrů vysílače určeného k měření oblačnosti.   
973 kaklik 289
 
972 kaklik 290
\subsection{Vlnová délka záření}
291
 
988 kaklik 292
Vhodná vlnová délka výstupního záření laserového vysílače záleží na mnoha faktorech, jako je například absorpce v médiu vyplňujícím prostor mezi vysílačem a detekovaným předmětem, nebo i spektrální odrazivost měřeného objektu. Pro uvažovanou modelovou aplikaci měření výšky a mohutnosti oblačnosti jsou vhodné krátké vlnové délky z optického oboru elektromagnetického záření. Je to dáno vlastnostmi atmosféry, která dobře propouští vlnové délky z oblasti viditelného spektra. Viz. obr. \ref{atmosfera_ztraty}.
933 kaklik 293
\begin{figure}[htbp]
294
\includegraphics[width=150mm]{./img/atmospheric_absorption.png}
1025 kaklik 295
\caption{Závislost transmisivity čisté atmosféry na vlnové délce záření \cite{wiki:atm_window}}
988 kaklik 296
\label{atmosfera_ztraty}
933 kaklik 297
\end{figure} 
298
 
1022 kaklik 299
Vzhledem k tomu, že na krátkých vlnových délkách směrem k \acrshort{UV} oblasti strmě stoupá vliv nežádoucího Rayleighova rozptylu (rovnice \ref{Raylengh}), který omezuje použitelný dosah měření, je vhodné použít střední vlnovou délku optického záření ze zelené oblasti spektra. Která relativně dobře prochází čistou atmosférou.
988 kaklik 300
 
301
\begin{equation}
302
\kappa _R (\lambda) =  K \frac{1}{\lambda ^4}
303
\label{Raylengh}
304
\end{equation}
305
\begin{description}
306
\item[$\kappa _R (\lambda)$] - extinkční koeficient Rayleihova rozptylu. 
1022 kaklik 307
\item[$K$] - parametr závisející na typech plynů v prostředí a jejich parciálních tlacích.
991 kaklik 308
\end{description}
988 kaklik 309
 
1022 kaklik 310
Pro měření oblačnosti (částic) je však podstatný Mieův rozptyl (Mie scaterring), ke kterému dochází na částicích, které jsou srovnatelné s vlnovou délkou záření. Tento rozptyl má složitější závislost na vlnové délce než Rayleighův díky vlivu geometrie částic. Naměřená závislost ze zdroje \cite{snih_vlocky} je uvedena na obrázku \ref{odrazivost_mraky}.
988 kaklik 311
 
993 kaklik 312
\begin{figure}[htbp]
313
\includegraphics[width=150mm]{./img/grafy/vlocky_snih.jpg}
995 kaklik 314
\caption{Běžná závislost reflektance vodních oblaků v atmosféře. Barevnými křivkami je pak znázorněna reflektance sněhu.}
315
\label{odrazivost_mraky}
993 kaklik 316
\end{figure}
317
 
972 kaklik 318
\subsection{Délka výstupního světelného impulzu}
933 kaklik 319
 
1022 kaklik 320
V případě, že nás zajímá metoda založená na měření doby šíření, budeme od laserového vysílače také požadovat, aby umožňoval generovat krátké časové impulzy, což je důležité kvůli lepšímu časovému rozlišení při měření a následnému lepšímu prostorovému rozlišení při měření vzdálenosti. Je to dáno tím, že v impulzu je obvykle vysláno velké množství fotonů, ale zpátky v detektoru je detekován pouze jeden. V případě dlouhého impulzu tedy pak nejsme schopni určit, z které části impulzu nám detekovaný foton přišel. 
931 kaklik 321
 
1022 kaklik 322
Pro případ měření výšky základny oblačnosti, která sama o sobě nemá příliš strmý přechod, je zbytečné měřit s přesností vyšší, než řádově metry. Proto stačí od laserového vysílače požadovat délky pulzů kratší, než stovky nanosekund.
931 kaklik 323
 
972 kaklik 324
\subsection{Energie impulzu}
931 kaklik 325
 
1022 kaklik 326
Energie výstupního impulzu by měla být ideálně co největší, aby bylo dosaženo vysoké pravděpodobnosti zachycení některého zpětně odraženého fotonu v každém měření. Zároveň je však třeba brát ohled i na bezpečnostní rizika laserového systému a držet se bezpečných úrovní pro intenzity elektromagnetického záření, které předepisuje norma IEC/EN 60825-1, která pro vlnovou délku 532nm a impulz délky 100ns specifikuje pro člověka bezpečnou hodnotu \gls{MPE} jako 0,75uJ/cm$^2$. Laserové zařízení splňující tento požadavek za všech okolností je pak považováno za bezpečné a označováno třídou bezpečnosti 1. Pokud tento požadavek nemůže být splněn za všech okolností (například díky použití nějaké externí kolimační optiky), je zařízení deklarováno jako 1M.
933 kaklik 327
 
1022 kaklik 328
Zvláštním případem je provoz laserových zařízení ve venkovním prostředí, kdy může docházet k interakci s letovým provozem. Zde zatím neexistuje konzistentní opatření, které by definovalo bezpečnost provozu \cite{wiki:aviation_lasers}. Podle doporučení U.S. FAA by však v běžném letovém prostoru \footnote{Dále než 18,5km od letiště  a výše než 3000m nad povrchem.}  neměla intenzita záření přesáhnout 2,5mW/cm$^2$.
1016 kaklik 329
 
1018 kaklik 330
Vysílač tedy musí být konstruován tak, aby výstupní svazek (který bude v případě využití jako ceilometru směřovat svisle do atmosféry) měl dostatečně malou hustotu energie, aby nebyla nebezpečná pro letecký provoz a ideálně ani pro případné živočichy pohybující se nad laserovým měřičem. 
973 kaklik 331
 
987 kaklik 332
\subsection{Divergence a parametry svazku ve vzdálené zóně}
972 kaklik 333
 
1022 kaklik 334
Během generování balíku fotonů laserovým vysílačem mají na prostorové rozložení energie v pulzu vliv různé asymetrie laserové dutiny, rezonátoru a apertury. Důsledkem obvykle je jiný než gaussovský příčný profil svazku a vlivem konečného rozměru výstupní apertury i jeho nenulová rozbíhavost. Vzhledem k tomu, že svazek je takto modifikován primárně difrakčními jevy, je smysluplné zkoumat profil svazku hlavně ve vzdálené zóně. Existuje však difrakční limit minimální divergence svazku na apertuře konečného průměru, který lze vyjádřit vztahem \ref{difrakcni_limit}. 
988 kaklik 335
 
336
\begin{equation}
337
\theta = \frac{2 \lambda}{\pi w_0} 
338
\label{difrakcni_limit}
339
\end{equation}
1002 kaklik 340
\begin{description}
1022 kaklik 341
\item[$\theta$] - divergence svazku (plný úhel)
342
\item[$\lambda$] - vlnová délka záření
343
\item[$w_0$] - poloměr nejužšího místa svazku  
1002 kaklik 344
\end{description}
972 kaklik 345
 
1022 kaklik 346
Pro laserový vysílač používaný k měření oblačnosti je však podstatné, že pokud předpokládáme velikost oblaku minimálně stejnou, jako průměr svazku v dané výšce, není počet odražených fotonů závislý na divergenci svazku výstupního záření (platí vztah \ref{radarova_rovnice}). 
997 kaklik 347
Větší divergence svazku však vyžaduje stejný \acrshort{FOV} na teleskopu přijímače, což komplikuje dosažení dobrého poměru \acrshort{SNR}.  
973 kaklik 348
 
988 kaklik 349
\subsection{ Nejistota spouštění (Trigger jitter)}
987 kaklik 350
 
1022 kaklik 351
Nejistota spouštění je časový parametr, který určuje velikost intervalu, během kterého může po náhodném čase od sepnutí laseru dojít k vygenerování světelného impulzu. Skutečnost, že tato doba není striktně konstantní, je dána mimo jiné například tím, že v laserovém oscilátoru vzniká stimulovaný světelný impulz na základě prvního uvolněného spontánního fotonu, k jehož uvolnění dochází v náhodném čase. 
987 kaklik 352
 
1022 kaklik 353
Pro jednoduchost konstrukce laserového vysílače je výhodné, když laser generuje impulsy se známým zpožděním, neboť pak není nutné měřit  přesnou dobu, kdy vygenerovaný balík fotonů ve skutečnosti opustil vysílač. 
354
Vzhledem k plánovanému využití vysílače je asi rozumné požadovat aby jitter spouštění byl maximálně srovnatelný s generovanou délkou pulsu.
355
Tento požadavek by byl nejlépe splnitelný pro polovodičový diodový laser. Ale vzhledem ke komplikovanější konstrukci \gls{DPSS} modulu není úplně zřejmé, zda je tohoto stavu možné dosáhnout. 
988 kaklik 356
 
993 kaklik 357
\chapter{Rozbor problému}
358
 
1010 kaklik 359
 
952 kaklik 360
\section{Druhy modulovatelných laserů}
933 kaklik 361
 
1010 kaklik 362
V dnešní době existuje mnoho typů laserů. Avšak pouze některé z nich jsou vhodné pro použití v laserových dálkoměrech. Omezením často bývají, optické parametry,  rozměry aparatury, hmotnost, pořizovací cena, provozní podmínky a odolnost při manipulaci.
933 kaklik 363
 
951 kaklik 364
\subsection{Polovodičový diodový LASER}
365
 
1022 kaklik 366
Polovodičové laserové diody, jsou aktuálně nejrozšířenějšími typy laserů, které dosahují dobrých parametrů avšak zatím pouze na vlnových délkách větších než cca 600nm, což pro použití v modelovém laserovém atmosférickém dálkoměru není ideální.  Generování kratších vlnových délek pomocí laserových diod je ale v současné době v intenzivním vývoji vzhledem k potenciální možnosti použití modrých, zelených a červených laserů v barevných skenovacích projektorech s vysokým kontrastem a rozlišením.\cite{LD_zelene} Zatím ale nedosahují potřebných výstupních energií a navíc je jejich pořizovací cena stále poměrně vysoká. 
951 kaklik 367
 
1014 kaklik 368
 
369
\subsection{Pevnolátkové lasery}
370
 
1022 kaklik 371
Pevnolátkový laser byl vůbec prvním spuštěným laserem. \footnote{Rubínový laser, Maiman, 1960} Jejich čerpání bylo klasicky prováděno zábleskem výbojky. A už  od počátku vzniku prvního laseru byla snaha o jejich využití k laserovému měření vzdálenosti, což bylo zajímavé hlavně pro vojenské aplikace. Vhodný impulz byl většinou generován pasivním Q-spínáním.  Tento koncept má ale řadu nepříjemných vlastností, mezi které patří hlavně nízká účinnost (vyzařované spektrum čerpací výbojky se překrývá s absorpčními pásy jenom minimálně), malá životnost (řádově tisíce výstřelů), neboť dochází k opotřebení elektrod výbojky a následné kontaminaci plynové náplně a také postupná degradace Q-spínače například rozkladem \acrshort{UV} zářením.
372
Moderní pevnolátkové lasery jsou proto nejčastěji čerpány polovodičovými diodami. Zvláště je to patrné v případech, kdy je jako aktivní prostředí využit \acrshort{Nd:YAG}, nebo \acrshort{Nd:YVO}. V laserových dálkoměrech mají nadále vedle polovodičových laserů silné  zastoupení díky svým kompaktním rozměrům, odolnosti a vysokému špičkovému výkonu. 
1014 kaklik 373
 
943 kaklik 374
\subsection{Pevnolátkový diodově čerpaný LASER s generací druhé harmonické}
931 kaklik 375
 
997 kaklik 376
Jde o konstrukci laseru, který jako aktivního prostředí využívá pevnolátkový krystal čerpaný polovodičovou diodou. V rezonátoru laseru je zároveň umístěn konverzní krystal, který díky nelineárním optickým jevům umožňuje generovat druhou harmonickou frekvenci základní vlnové délky generované aktivním prostředím. Toto konstrukční uspořádání je známo jako \gls{DPSSFD}.
931 kaklik 377
 
999 kaklik 378
\section{Metody generace krátkých impulzů}
997 kaklik 379
Pro měření vzdálenosti metodou \gls{TOF} je klíčové aby vysílač mohl generovat krátké světelné impulzy. Obvykle se toho dosahuje několika různými metodami. 
931 kaklik 380
 
999 kaklik 381
\subsection{Volně běžící pulzní režim (PCW)}
973 kaklik 382
 
1023 kaklik 383
Volně běžící laser je základní metodou, generace laserových pulzů. Princip spočívá v pulzně modulovaném čerpání aktivního prostředí. Laser se pak chová tak, že v době kdy je čerpání pod prahovou úrovní, nedochází ke generování laserového záření. S rostoucí intenzitou čerpání (na náběžné hraně čerpacího pulsu) se však laser postupně dostává přes prahovou úroveň a nejdříve generuje sled krátkých relaxačních impulzů o intenzitě vyšší, než je ustálený kontinuální režim, do kterého tyto pulzy postupně konvergují.
384
Po skončení čerpacího pulzu dochází k postupnému exponenciálnímu snižování výstupní intenzity vlivem nenulové doby života fotonů v rezonátoru. Toto chování je vysvětleno rychlostními rovnicemi popsanými v odstavci \ref{rychlostni_rovnice}. 
973 kaklik 385
 
999 kaklik 386
\subsection{Q spínání}
1023 kaklik 387
V tomto režimu je krátký impulz generován tak, že optickému rezonátoru je nejdříve uměle snížena jakost, aby nemohlo dojít ke stimulované emisi fotonů, jako je tomu za běžného provozu rezonátoru. Následně je aktivní prostředí laseru načerpáno energií z vnějšího zdroje a v okamžiku nasycení je Q rezonátoru skokově zvýšeno. Tím dojde k definované stimulované emisi přes celou délku aktivního prostředí, a k vygenerování impulzu s vysokou intensitou záření a energií koncentrovanou v čase. Délka takto vygenerovaného impulzu se pohybuje v řádu ns.   
933 kaklik 388
 
1003 kaklik 389
\subsection{Synchronizace módů (Mode-locking)}
947 kaklik 390
 
1023 kaklik 391
Mode-locking je dalším vylepšením Q spínaného režimu a generace krátkého impulzu záření se zde dosahuje sesynchronizováním mnoha podélných módů v optickém rezonátoru tak, že je vždy vybrán pouze mód s největší energií.  Metoda je obvykle složitější, protože klade větší nároky na parametry spínače umístěného v rezonátoru, ale je možné tak dosáhnout impulzů se sub-nanosekundovou délkou. 
947 kaklik 392
 
999 kaklik 393
\subsection{Spínání ziskem (gain switching)}
952 kaklik 394
 
1023 kaklik 395
Poslední známou možností, jak laserem generovat krátký světelný impulz je spínání ziskem. Jeho princip spočívá v nastavení pracovního bodu laseru tak, aby úroveň čerpání byla těsně pod prahem laserové generace.
970 kaklik 396
 
1023 kaklik 397
Následně je pak v případě požadavku na vygenerování krátkého impulzu čerpání skokově zvýšeno na maximální úroveň a v okamžiku vzniku impulzu naopak opět sníženo hluboko pod prahovou úroveň. Výsledkem je vygenerování jednoho laserového impulsu, který je sice delší než v případě Q spínání, ale přesto má lepší parametry než impulz vygenerovaný volně běžícím režimem.   
973 kaklik 398
 
1003 kaklik 399
\section{Fyzikální model laserového vysílače}
943 kaklik 400
 
1023 kaklik 401
K zachycení dějů v aktivním prostředí je zajímavé pokusit se o numerické namodelování laseru. Vzhledem k tomu, že jde převážně o materiálové a těžko měřitelné jevy, je přesné modelování obtížné. Přesto zde bude nastíněn postup, který může tento problém  částečně řešit.   
943 kaklik 402
 
999 kaklik 403
\subsection{Rychlostní rovnice} 
973 kaklik 404
\label{rychlostni_rovnice}
405
 
1023 kaklik 406
Rychlostní rovnice jsou základním matematickým popisem dějů v laserovém systému.  Jde o soustavu diferenciálních rovnic prvního řádu, která popisuje časový vývoj inverze populace kvantových stavů v aktivním krystalu a hustotu generovaných fotonů. Pro případ čtyř-hladinového kvantového systému, kterým je například aktivní prostředí \acrshort{Nd:YAG} nebo \acrshort{Nd:YVO} nabývají tvaru \ref{rate_equ_n}, \ref{rate_equ_pho}.    
973 kaklik 407
 
1003 kaklik 408
\begin{eqnarray}
409
\frac{\partial n_2}{\partial t} &=& -n_2 c \sigma \phi  - \frac{n_2}{\tau _f} + W_p (n_0 - n_2) 
410
\label{rate_equ_n} \\
1018 kaklik 411
\frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n_2 - \frac{\phi}{\tau _c} + S.
1003 kaklik 412
\label{rate_equ_pho}
413
\end{eqnarray}
1001 kaklik 414
 
1003 kaklik 415
Význam jednotlivých proměnných je následující:
1001 kaklik 416
 
1002 kaklik 417
\begin{description}
1023 kaklik 418
\item[$n_2$] - počet excitovaných kvantových stavů v aktivním prostředí
419
\item[$n_0$] - počet kvantových stavů v základní laserové hladině
420
\item[$W_p$] - rychlost čerpání do vyšších kvantových stavů [$s^{-1}$]
421
\item[$c$] - grupová rychlost světla v aktivním prostředí ($c=c_0/n$)
422
\item[$\sigma$] - účinný průřez pro stimulovanou emisi [cm$^2$]
423
\item[$\phi$] - hustota generovaných fotonů v prostředí [cm$^{-3}$]
424
\item[$\tau _c$] - doba života fotonu v rezonátoru 
425
\item[$\tau _f$] - doba života na horní laserové hladině $\frac{1}{\tau _f} = \frac{1}{\tau _{21}} +\frac{1}{\tau _{20}}$
426
\item[$S$] - odpovídá počáteční úrovni šumu vlivem spontánní emise fotonů $\phi$ [cm$^{-3}$]
427
\item[$t$] - čas
1002 kaklik 428
\end{description}
1001 kaklik 429
 
1002 kaklik 430
\subsection{Relaxační kmity pevnolátkových laserů}
1023 kaklik 431
\label{relaxacni_oscilace}
943 kaklik 432
 
1002 kaklik 433
Relaxační oscilace jsou hlavním důvodem, proč řada pevnolátkových laserů negeneruje ve volně běžícím režimu čistý a stabilní výstup. Důvod tohoto chování je součástí principu generace laserového záření. 
1023 kaklik 434
V okamžiku, kdy je do termodynamicky ustáleného aktivního prostředí přiveden zdroj čerpacího záření, je hustota generovaných fotonů velmi malá. V krystalu proto lineárně narůstá inverze populace hladin až nad hodnotu, která by v krystalu existovala v ustáleném režimu generace, neboť v rezonátoru zatím neexistují fotony, které by způsobily stimulovanou emisi záření. 
435
První spontánní emise fotonu však způsobí hromadnou stimulovanou emisi záření a vzhledem k tomu, že inverze populace dosáhla podstatně vyšší hodnoty, než která existuje v ustáleném stavu, tak i hustota fotonů v rezonátoru dosáhne vyšších hodnot. Protože ale vysoká hustota generovaných fotonů v rezonátoru znamená rychlou depopulaci excitovaných hladin (podstatně rychlejší, než je rychlost čerpání), dojde ke ztrátě inverzní populace až výrazně pod hodnotu ustáleného stavu a tedy i hustota fotonů v rezonátoru klesne na minimální úroveň a inverzní populace hladin začne opět narůstat. Tím se uzavře cyklus, který způsobí opakované generování stejných nebo podobných světelných impulzů na výstupu laseru. 
973 kaklik 436
 
1023 kaklik 437
K exaktnímu popisu tohoto jevu je možné využít rychlostní rovnice. Na začátku cyklu je úroveň stimulované emise zanedbatelná,  protože hustota generovaných fotonů v rezonátoru se blíží nule. Proto inverze populace hladin může být vyjádřena vztahem (\ref{narust_populace}) a roste lineárně s časem. 
1002 kaklik 438
 
439
\begin{equation}
1018 kaklik 440
\frac{\partial n}{\partial t}= W_p n_{0}
1002 kaklik 441
\label{narust_populace}
442
\end{equation}  
443
 
1012 kaklik 444
Následně začíná vlivem spontánní emise narůstat hustota fotonů v rezonátoru a naopak se stává zanedbatelná rychlost čerpání i ztráty v rezonátoru. Rychlostní rovnice pak nabývají tvaru \ref{equ_relaxacni_oscilace_n} a \ref{equ_relaxacni_oscilace_pho}.
1002 kaklik 445
 
446
 
1003 kaklik 447
\begin{eqnarray}
1012 kaklik 448
\label{equ_relaxacni_oscilace_n}
1018 kaklik 449
\frac{\partial n}{\partial t} &=& -n c \sigma \phi \\ 
1012 kaklik 450
\frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n
451
\label{equ_relaxacni_oscilace_pho}
1003 kaklik 452
\end{eqnarray}
1002 kaklik 453
 
1023 kaklik 454
Relaxační oscilace jsou tedy fundamentálním jevem, který je vysvětlený rychlostními rovnicemi. Ve značném množství aplikací ale jde o jev nežádoucí a proto se pokusy o jejich aktivní tlumení datují již do roku 1962 \cite{koechner}. K tomuto účelu byly využívány elementy v podobě Kerrovy cely,  Pockelsovy cely nebo akusto-optické modulátory. Moderní diodově čerpané lasery s velmi nízkým šumem využívají monolitické konstrukce rezonátoru s konduktivním odvodem tepla a rychlou elektronickou zpětnou vazbu ovlivňující čerpání.     
1002 kaklik 455
 
999 kaklik 456
\subsection{Spínání impulzu ziskem}
943 kaklik 457
 
1023 kaklik 458
Gain switching, neboli spínání ziskem je principiálně přesným opakem regulace laseru s aktivním potlačením relaxačních oscilací, neboť relaxační oscilace lze využít i ke generaci krátkých impulzů s vyšším výkonem, než by bylo možné ve volně běžícím režimu. 
459
V případě, že je laser čerpán z jiného pulzního laseru, je možné v aktivním prostředí vytvořit nadkritickou inverzi populace podstatně dříve, než dojde k  naplnění rezonátoru generovanými fotony. Pokud navíc čerpací zdroj umožňuje rychlou modulaci a čerpání je deaktivováno v době generace výstupního záření, dojde k propadu inverze populace hladin hluboko pod kritickou úroveň a další impulz už generován není. 
931 kaklik 460
 
1025 kaklik 461
Prakticky bývá tato metoda implementována tak, že v případě diodově čerpaného pevnolátkového laseru je pracovní bod laserové diody nastaven těsně pod prahovou úroveň generace pevnolátkového laseru a několik mikrosekund před požadovaným vygenerováním impulzu je intenzita čerpání skokově zvýšena a v okamžiku vzniku výstupního impulzu je čerpání vypnuto. Tím dojde k vygenerování jednoho relaxačního kmitu laseru, který je navíc kratší, než relaxační impulz ve volně běžícím režimu\cite{LD_gain_switching}. 
1000 kaklik 462
 
1023 kaklik 463
Rozdíl oproti Q spínání je především v tom, že v tomto případě je před vygenerováním impulzu v inverzi populace hladin skladováno pouze minimum energie a nedochází proto k tak silnému nárůstu výstupního výkonu oproti výkonu čerpání. V případě gain switchingu je délka a výkon výstupního impulzu srovnatelná s čerpacím impulzem.
1000 kaklik 464
 
1002 kaklik 465
\subsection{Generace druhé harmonické}
466
 
1023 kaklik 467
Samotná generace druhé harmonické je nelineárním optickým jevem v materiálu konverzního krystalu. Nejčastěji se využívají materiály \acrshort{KDP} nebo \acrshort{KTP}. Pro akceptovatelnou konverzní učinnost je však třeba dosáhnout velkých intenzit budícího záření (řádově desítky MW/cm$^2$) \cite{koechner}. Splnění takové podmínky mimo laserový rezonátor není jednoduché, proto se u \acrshort{DPSSFD} modulů umisťuje konverzní krystal přímo do laserového oscilátoru společně s aktivním prostředím.  Zrcadla rezonátoru jsou pak vyrobena tak, aby budící záření 1064nm unikalo z rezonátoru jenom v minimální míře, výstupní zrcadlo má pak naopak ideální propustnost pro zkonvertované záření 532nm. 
1002 kaklik 468
 
1016 kaklik 469
Učinnost konverze budícího záření na druhou harmonickou pak závisí na několika proměnných podle vztahu. 
470
 
471
\begin{equation}
472
\frac{P_{2\omega}}{P_{\omega}} = tanh^2 \left[ lK^{\frac{1}{2}}
473
\left( \frac{P_{\omega}}{A} \right)^{\frac{1}{2}} 
474
\frac{sin \Delta kl/2}{\Delta kl/2} \right]
475
\end{equation}
476
 
1023 kaklik 477
Kde $K$ je materiálovou konstantou vyjádřenou vztahem $K = 2 Z^3 \omega_1 d_{eff}$
1016 kaklik 478
 
479
 
480
\begin{description}
1023 kaklik 481
\item[$P_{2\omega}$] - výkon vygenerované druhé harmonické vlny
482
\item[$P_\omega$] - výkon budící vlny
1016 kaklik 483
 
1023 kaklik 484
\item[$\omega_1$] - úhlová frekvence budící vlny
485
\item[$Z$] - impedance $\sqrt{ \mu _0 / \varepsilon _0 \varepsilon}$
486
\item[$d_{eff}$] - koeficient efektivní nelinearity prostředí s rozměrem [m/V] 
1016 kaklik 487
\item[$l$] - délka konverzního krystalu
488
\item[$A$] - plocha budícího svazku
489
\item[$\Delta k$] - rozdíl vlnových čísel $ \frac{4 \pi}{\lambda _1} (n_ \omega - n_ {2\omega}) $
490
\end{description}
491
 
1023 kaklik 492
V sestaveném laserovém systému je většina parametrů fixních, kromě rozdílu vlnových čísel (rozfázování svazků) $\Delta k$, který je značně závislý na teplotě. \cite{koechner}
1001 kaklik 493
 
1013 kaklik 494
\begin{comment}
495
 
999 kaklik 496
\section{Zdroje ztrátového výkonu v DPSSFD}
933 kaklik 497
 
999 kaklik 498
\subsection{Účinnost čerpací diody}
933 kaklik 499
 
1001 kaklik 500
Pro správnou funkci čerpání aktivního prostředí je nutné, aby čerpací dioda emitovala záření co nejpřesněji kopírující špičku absorpce, aktivního materiálu \acrshort{Nd:YVO}, který se za běžných podmínek nachází na 808,5nm.   
973 kaklik 501
 
1001 kaklik 502
V případě, že čerpací vlnová délka se posune mimo tento pík (například teplotním driftem laserové diody), tak dojde ke snížení účinnosti. Toto je zvláště nepříjemné, když k takové situaci dojde speciálně vlivem zvýšené teploty čerpací diody. řídící elektronika laseru se totiž v takovém případě může snažit kompenzovat snižující se výstupní výkon  zvýšením  čerpacího výkonu, což má za následek další tepelné ztráty v laserové diodě a další zvyšování teploty, což může vést až k přehřátí a následnému zničení diody. Z tohoto důvodu je nutné, aby seriózní řídící obvod regulující výstupní výkon laseru měl možnost detekovat tento stav a vhodně reagovat, případně vyřadit zařízení z provozu s chybovým hlášením.       
973 kaklik 503
 
1001 kaklik 504
Účinnost čerpání je také ovlivněna kvalitou navázání laserového výstupu diody do krystalu.  
505
 
999 kaklik 506
\subsection{Konverzní účinnost aktivního prostředí}
933 kaklik 507
 
1001 kaklik 508
Aktivní prostředí \acrshort{Nd:YVO} je čtyřhladinový kvantový systém 
988 kaklik 509
 
1001 kaklik 510
 
999 kaklik 511
\subsection{Konverzní účinnost na druhou harmonickou}
987 kaklik 512
 
999 kaklik 513
\subsection{Celková účinnost modulu}
987 kaklik 514
 
1013 kaklik 515
\end{comment}  
516
 
517
 
972 kaklik 518
\section{Dosavadní řešení problému}
933 kaklik 519
 
1023 kaklik 520
Existuje již mnoho typů meteorologických přístrojů určených k měření výšky základny oblačnosti. Například jsou to laserové ceilometry \footnote{První optické ceilometry využívaly trianguační metodu měření vzdálenosti, kde byla oblačnost nasvětlována výkonným reflertorem.} Vaisala CL51 a CL31 oba využívající jako vysílač polovodičovou InGaAs diodu pracující na vlnové délce 910 nm. Detektor a vysílač mají koaxiální optiku s jednou společnou vnější čočkou. Rozlišení přístroje je 5m.   Energii ve výstupním impulzu výrobce neudává, ale zařízení je deklarováno jako Class 1M IEC/EN 60825-1, což znamená, že bezpečnosti je v tomto případě dosahováno zvětšením průřezu svazku tak, že hodnota \gls{MPE} nepřekročí limit 1uJ/cm$^2$ při délce impulzu 10ns.  
973 kaklik 521
 
1016 kaklik 522
Tato profesionální řešení mají pro použití v kombinaci s robotickým dalekohledem společnou nevýhodu, že jejich cena je srovnatelná, nebo vyšší než hodnota dalšího vybavení robotizované observatoře. Tím pádem se pro tuto aplikaci stávají nedostupné.
1013 kaklik 523
 
1023 kaklik 524
Proto bylo v minulosti speciálně pro aplikaci zabezpečení automatických teleskopů před poškozením možnými srážkami vyvinuto již několik přístrojů většinou, pracujících na principu pasivní detekce termálního IR záření generovaného povrchem Země a odraženého zpět od případné oblačnosti v atmosféře. 
525
Tato metoda je velmi spolehlivá a používá se na mnoha automatických observatořích po celém světě. Má však ale díky svému pasivnímu principu nedostatky způsobené jednak roční variabilitou teplot a také geografickou polohou, proto vyžaduje poměrně dlouhotrvající kalibraci zařízení na lokální podmínky. Další nevýhodou, je pak také malé prostorové rozlišení. Například senzor MRAKOMĚR 4 \cite{mlab_mrakomer} má \acrshort{FOV} 40$^\circ$ což způsobuje komplikace při některých meteorologických situacích, kdy se například nad observatoří vyskytuje hustá kumulovitá oblačnost avšak místy obsahující trhliny, kterými by bylo možné potenciálně některé astronomické jevy ještě pozorovat.    
1013 kaklik 526
 
1016 kaklik 527
\subsection{Jiné ToF dálkoměry}
972 kaklik 528
 
1016 kaklik 529
Značné množství podobných konstrukcí využívá ke generaci laserového impulzu Q-spínaný pevnolátkový laser, nebo pulzně buzenou polovodičovou diodu. 
972 kaklik 530
 
1023 kaklik 531
Například jeden z nejmenších komerčních dálkoměrů MLR100 \cite{MLR100}, určený pro využití v \acrshort{UAV}  systémech, generuje impulz o délce 15ns \acrshort{FWHM} pomocí polovodičového systému \gls{VCSEL} s vlnovou délkou 940nm, elektronický pulzer využívá lavinového průrazu tranzistoru a generuje špičkové proudy až 100A. Špičkový výkon laserového pulzu je 64W v prostorovém úhlu 14$^\circ$ \acrshort{FWHM}.
532
Na výstupní apertuře má svazek průměr 1cm a výrobce díky tomu  opět deklaruje třídu bezpečnosti 1M. Jako detektor je využita PIN dioda. Měřící rozsah přístroje je do 100m s rozlišením 20cm. 
972 kaklik 533
 
1023 kaklik 534
Dále bylo zkonstruováno již mnoho experimentálních \gls{LRF}. Pevnolátkový diodově čerpaný laser s pasivním Q-spínáním využívá  konstrukce ze zdroje \cite{LRF_NIR}, pracuje na vlnové délce 946nm a energie ve výstupním pulzu je 10 $\mu$J. Opakovací frekvence při kontinuálním čerpání je 16kHz.    
1017 kaklik 535
 
1023 kaklik 536
Zvláště nízkou energii v pulzu používá jednofotonový atmosférický LIDAR již dříve vyvinutý na FJFI, kde energie pulzu je pouze 0,5uJ a divergence svazku 0,5x0,1mrad, pracovní vlnová délka 800--904nm. Délkou pulzu 100ns, což odpovídá špičkovému výkonu 5W. Průměr výstupní apertury vysílače je 25mm optika přijímače má průměr 10mm a umožňuje i denní měření \cite{CTU_reports}. 
1017 kaklik 537
 
1023 kaklik 538
Z těchto parametrů existujících dálkoměrů lze vyvodit, že určitě  postačující energie v pulzu vysílače by měla být desetiny až jednotky $\mu$J.   
1016 kaklik 539
 
993 kaklik 540
\chapter{Řešení}
972 kaklik 541
 
1000 kaklik 542
\section{Konstrukce DPSSFD modulu}
943 kaklik 543
 
950 kaklik 544
 
943 kaklik 545
Typická konfigurace levného diodově čerpaného laseru s generováním druhé harmonické 532nm je zobrazena na obrázku \ref{laser_module}.  
546
 
547
\begin{figure}[htbp]
941 kaklik 548
\includegraphics[width=150mm]{./img/Green_laser_pointer.png}
1023 kaklik 549
\caption{Typická konstrukce diodově čerpaného pevnolátkového laseru používaného jako zelené laserové ukazovátko. \cite{laser_pointer} }
943 kaklik 550
\label{laser_module}
941 kaklik 551
\end{figure} 
552
 
931 kaklik 553
 
1000 kaklik 554
\subsection{Čerpací dioda}
931 kaklik 555
 
1023 kaklik 556
Polovodičová čerpací dioda, která je na obrázku  (\ref{laser_module}) vlevo může mít obecně několik možností konstrukce. Samotné pouzdro diody však obvykle obsahuje kromě laserové diody generující výstupní svazek,ještě referenční fotodiodu, sloužící k získání zpětné vazby z výkonu vystupujícího svazku záření \cite{LD_cerpaci}. Tyto dvě diody mají běžně společný jeden vývod. A protože každá z diod má interně dva vývody, je možných několik způsobů zapojení v pouzdře. Označují se písmeny P, N, M viz. obr. \ref{LD_diody}. Referenční dioda pak bývá rozlišována jako \gls{MD} a laserová dioda jako \gls{LD} .
931 kaklik 557
 
1023 kaklik 558
Referenční zpětnovazebná fotodioda se však nedá použít ke kalibračním účelům, protože takto indikovaný výkon má mezi jednotlivými várkami laserů rozptyl až jeden řád \cite{LD_driving}.  
950 kaklik 559
 
1023 kaklik 560
Vyzařovaná vlnová délka \gls{LD} diody je poměrně silně závislá na teplotě přechodu v polovodičové struktuře a u běžných GaAlAs diod se teplotní koeficient změny vlnové délky pohybuje okolo hodnoty 0,25nm/$^\circ$C. To je zvláště kritické při použití aktivního přostředí \acrshort{Nd:YAG}, jehož nejúčinnější absorpční čára na 807,5 nm je široká pouze $\sim$1nm, což klade poměrně vysoké nároky na stabilizaci teploty PN přechodu. Vysoká provozní teplota čerpací laserové diody navíc vede ke zvýšení prahu laserové generace a tím pádem i ke zvýšení potřebného budícího proudu, který má za následek vyšší ztrátový výkon. Dalším problémem, který při vysokých pracovních teplotách může nastat, je mode-hopping, který se projevuje náhodným přeskakováním vyzařovaných vlnových délek \cite{LD_driving}. 
950 kaklik 561
 
987 kaklik 562
Z tohoto důvodu, byl pro měření celý modul společně s čerpací diodou vybaven masivním chladičem umožňujícím dobrý odvod tepla z laserového systému.  
950 kaklik 563
 
1023 kaklik 564
Bezprostředně za diodou je u některých konstrukcí modulů čočka, která upravuje záření vycházejí z laserové diody tak, aby bylo možné jej navázat skrz dielektrické zrcadlo na čele krystalu do rezonátoru a čerpat jím aktivní prostředí \acrshort{Nd:YVO}. V testovaných modulech byla ale čočka vynechána a vazba čerpací diody s rezonátorem  je tvořena pouze přímým kontaktem aktivního krystalu a čela diody. 
973 kaklik 565
 
566
 
1000 kaklik 567
\subsection{Aktivní prostření a konverzní krystal}
973 kaklik 568
 
1023 kaklik 569
Aktivním prostředím v laserovém modulu je obvykle krystal \acrshort{Nd:YVO} kombinovaný s konverzním krystalem \acrshort{KTP} do bloku o rozměrech 1x1x3mm, který je přímo nalepený na mosazném držáku zajišťujícím odvod tepla. Přes tento držák krystalu  je našroubovaný další mosazný díl, který obsahuje expanzní čočku a  IR filtr. Je možné, že tento prostřední díl společně s čočkou funguje částečně jako čerpací dutina, protože při jeho odmontování byl pozorován pokles intenzity výstupního záření.
973 kaklik 570
 
998 kaklik 571
U starších konstrukcí laserových ukazovátek může být konverzní krystal \acrshort{KTP} oddělený a aktivní prostředí je pak tvořeno samostatným krystalem \acrshort{Nd:YAG} nebo výjimečně \acrshort{Nd:YLF} \cite{laser_pointer}
572
 
1023 kaklik 573
Použití aktivního  prostředí \acrshort{Nd:YVO} je však výhodné díky většímu účinnému průřezu stimulované emise, který je 5x větší, než u \acrshort{Nd:YAG} a zároveň má také širší absorpční pás, takže modul může pracovat při větším rozsahu teplot. I přes tyto parametry a fakt, že materiál \acrshort{Nd:YVO} byl objeven už v roce 1966, byly velkou překážkou jeho širokého použití problémy s růstem krystalů dostatečné velikosti vhodné pro výbojkové čerpání. Tento problém se však již z velké části podařilo překonat koherentním čerpáním polovodičovými laserovými diodami, kde se navíc využívá silné absorpce čerpacího záření v materiálu, takže stačí krystaly o rozměrech pouze několik milimetrů \cite{koechner}.   
974 kaklik 574
 
999 kaklik 575
\begin{figure}[htbp]
576
\includegraphics[width=150mm]{./img/grafy/NdYVO_absorption.png}
1016 kaklik 577
\caption{Výstupní výkon typického \acrshort{Nd:YVO} laseru v závislosti na teplotě diody a vlnové délce \cite{koechner}.}
999 kaklik 578
\label{laser_module_original_circuit}
579
\end{figure}
974 kaklik 580
 
1023 kaklik 581
Ze zmámých rozměrů krystalu je také možné se pokusit o odhad bilance extrahovatelné energie z ideálně načerpaného krystalu. Samotné aktivní prostředí z bloku 1x1x3mm v \gls{DPSSFD} modulu tvoří přibližně 1/3 tedy 1mm$^3$. Pokud předpokládáme 1\%  dopaci, tak 1mm$^3$ obsahuje přibližně $N =1,38 \times 10^{17}$ aktivních atomů Nd. Z energie fotonu vlnové délky $\lambda = 1064$nm  pak podle vztahu \ref{energie_krystal} odhadneme, že maximální energie $E_k$ extrahovatelná z krystalu \acrshort{Nd:YAG} nebo \acrshort{Nd:YVO} v ukazovátku je $\sim$ 26 [mJ].
1016 kaklik 582
 
583
\begin{equation}
584
E_k = E_{pho} N = \frac{hc}{\lambda} N
585
\label{energie_krystal}
586
\end{equation} 
587
 
1023 kaklik 588
Tato hodnota sice určitě není za běžných podmínek dosažitelná, nicméně dává představu o limitech pevnolátkového laseru v modulu. 
1016 kaklik 589
 
1000 kaklik 590
\subsection{Kolimace výstupního svazku a výstupní IR filtr}
1018 kaklik 591
\label{vystup_modulu}
973 kaklik 592
 
988 kaklik 593
Výstupní záření vycházející z optického rezonátoru je ideálně pouze 532nm, které je kolimováno do výstupního svazku s divergencí menší než 0,5mrad.
973 kaklik 594
 
1018 kaklik 595
Vzhledem k přesnosti výroby a poměrně vysokých výkonů koherentního čerpání je na výstup laseru ještě z bezpečnostních důvodů zařazen IR filtr, který odstraní případné zbytky čerpacího záření, nebo nezkonvertované záření 1064nm vycházející z dutiny rezonátoru. Není ale vyloučeno, že u některých modulů může být tento filtr vynechán.   
973 kaklik 596
 
988 kaklik 597
\begin{figure}[htbp]
992 kaklik 598
\begin{center}
599
\includegraphics[height=60mm]{./img/svazky/laser_5mW_calibrated_B_rainbow.png}
600
\includegraphics[height=60mm]{./img/svazky/laser_20mW_calibrated_G_rainbow.png}
988 kaklik 601
\caption{Promítané stopy svazků ve vzdálenosti 20m od modulu. Vlevo modul 5mW, napravo varianta 20mW. Měřítko vpravo dole má rozměr 0,5mrad.}
996 kaklik 602
\label{laser_module_divergence}
992 kaklik 603
\end{center}
988 kaklik 604
\end{figure}
605
 
606
Pro oba typy testovaných modulů byl změřen profil svazku ve vzdálené zóně. Měření bylo provedeno zaměřením modulu na 20m vzdálenou stěnu  a vyfotografováním vzniklé stopy společně se stupnicí dělenou po mm, bylo možné zkalibrovat úhlové rozlišení snímku.  Jas snímků kalibrován není a obrázek tak proto dává přibližnou představu pouze o rozbíhavosti svazků. 
1023 kaklik 607
Naměřené hodnoty 0,2x0,3 mrad a  0,15x0,2 mrad lze považovat spíše za horní hranice rozbíhavosti svazku pro tovární nastavení modulů, neboť modul byl před měřením několikrát rozebrán z důvodu průzkumu jeho obsahu, což mělo negativní vliv na přesnost kolimace. Naměřené hodnoty jsou srovnatelné, nebo lepší, než předpokládaná hodnota  divergence 0,27 mrad spočítaná z rozměrů modulů, (viz. sekce \ref{parametry_modulu}).    
988 kaklik 608
 
1023 kaklik 609
Tyto hodnoty divergence lze tak pro uvažovanou aplikaci považovat za více než dostatečné, neboť i největší stopa svazku o divergenci 0,5 mrad  bude mít ve výšce 1km nad detektorem rozměr pouze 0,5m což je zaručeně méně, než velikost základny kumulu, nebo kumulonimbu. S ohledem na bezpečnost je tato divergence dokonce zbytečně nízká a bylo by vhodné zvážit rekolimaci svazku tak, aby zařízení spadalo do bezpečnostní třídy 1M.    
988 kaklik 610
 
1000 kaklik 611
\subsection{Původní regulační obvod}
931 kaklik 612
 
1023 kaklik 613
Původní regulační obvod laseru se skládal z operačního zesilovače zapojeného jako velmi jednoduchý lineární zdroj proudu. 
614
Protože takto konstruovaný zdroj proudu má poměrně velký ztrátový výkon a použité součástky jsou vesměs poddimenzovány, není možné v zapnutém stavu provozovat ukazovátko delší dobu, ani na něm provádět měření. Tento problém lze ale vyřešit náhradou regulačního obvodu a přidáním chladiče (viz. odstavec \ref{proudovy_zdroj}).
973 kaklik 615
 
977 kaklik 616
\begin{figure}[htbp]
617
\includegraphics[width=150mm]{./img/Puvodni_budic.JPG}
618
\caption{Měření prováděné s původním regulačním obvodem.}
996 kaklik 619
\label{laser_module_original_circuit}
977 kaklik 620
\end{figure} 
621
 
622
 
1000 kaklik 623
\section{Parametry laserových modulů}
988 kaklik 624
\label{parametry_modulu}
1023 kaklik 625
 
1018 kaklik 626
Všechny tyto běžně dostupné moduly jsou válcové o průměru (11,9 $\pm$ 0,1)mm délky 40mm (20mW) nebo 35mm (5mW). Na výstupní části je 10mm dlouhé osazení  s jemným závitem M8 respektive M10. Výstupní apertura modulů je 3,9mm. Průměr svazku na výstupní apertuře je přibližně 2,5mm (změřeno posuvným měřítkem).
972 kaklik 627
 
1018 kaklik 628
Z těchto parametrů lze tak podle výrazu \ref{difrakcni_limit} určit difrakčně limitovanou minimální divergenci svazku 0,27mrad.   
974 kaklik 629
 
975 kaklik 630
\begin{figure}[htbp]
992 kaklik 631
\includegraphics[height=80mm]{./img/DPSSFD_5mW.jpg}
632
\includegraphics[height=80mm]{./img/DPSSFD_20mW.jpg}
1025 kaklik 633
\caption{Použité testovací DPSSFD moduly 5mW (vlevo)\cite{ukazovatko_5mW} a 20mW (vpravo) \cite{ukazovatko_20mW}.}
996 kaklik 634
\label{laser_module_picture}
975 kaklik 635
\end{figure} 
974 kaklik 636
 
975 kaklik 637
 
638
 
1000 kaklik 639
\subsection{Běžné provozní hodnoty} 
972 kaklik 640
 
1023 kaklik 641
Za běžných provozních hodnot je laserový modul provozován v pracovním bodě uvedeném v tabulce\ref{parametry_puvodni_regulator} a záření vystupující z modulu nemá výraznou časovou strukturu. 
973 kaklik 642
 
643
 
974 kaklik 644
\begin{table}[htbp]
983 kaklik 645
\caption{Parametry laserového modulu s původním regulátorem}
974 kaklik 646
\begin{center}
647
\begin{tabular}{ccc}
648
\hline
649
Parametr & hodnota &  \\ \hline
1013 kaklik 650
Výstupní výkon CW  [mW] &  20  &   \\
999 kaklik 651
Napěťový úbytek na LD [V] &   2,24  &  \\
1018 kaklik 652
Proud čerpací diodou [mA] &   167-230 &  Závisí na teplotě a typu modulu  \\
974 kaklik 653
\hline
654
\end{tabular}
655
\end{center}
984 kaklik 656
\label{parametry_puvodni_regulator}
974 kaklik 657
\end{table}
658
 
659
 
1000 kaklik 660
\subsection{Rozdíly mezi laserovými moduly}
972 kaklik 661
 
987 kaklik 662
Hlavní rozdíl mezi moduly je výrobcem udávaný kontinuální výstupní výkon modulu a pracovní napětí, které je u 20mW modulu udáváno jako 3V a u 5mW modulu 5V. U testovaných levných laserových modulů nebyl zjištěn žádný výrazný konstrukční rozdíl. Pouze výkonnější z modulů (20mW) má masivnější materiál okolo výstupní optiky, patrně kvůli zlepšení přestupu odpadního tepla do pláště ukazovátka.   
1023 kaklik 663
Ostatní části jsou identické u obou výkonových verzí včetně samotného aktivního krystalu. Nelze však jednoduše potvrdit, že je identická i samotná čerpací dioda, neboť na jejím pouzdře chybí typové označení. Existuje možnost, že je uvedeno na boční straně diody, ale k němu se nelze jednoduchým způsobem dostat bez totální destrukce modulu, protože čerpací dioda je zalepena v masivním mosazném elementu.      
972 kaklik 664
 
974 kaklik 665
Původní řídící elektronika je taktéž stejná u obou modulů a neliší se ani hodnotami součástek.  
973 kaklik 666
 
1013 kaklik 667
Optický výstupní výkon modulů byl změřen miliwattmetrem a bylo zjištěno, že v základním nastavení se výstupní výkony všech testovaných modulů s výstupním závitem M10 pohybují okolo 20mW CW nezávisle na objednaném typu (5mW, 10mW, 20mW).  
999 kaklik 668
 
1000 kaklik 669
\section{Měření krátkých světelných impulzů}
972 kaklik 670
 
1000 kaklik 671
K tomu, aby bylo možné kvantifikovat dosažené parametry laserového vysílače, je potřeba umět změřit i výstupní časový průběh intenzity záření v impulzu. K tomuto účelu se obvykle využívá zapojení předepjaté PIN fotodiody, která pak  díky svojí nízké parazitní kapacitě pracuje jako vhodný snímač  pro velmi rychlé děje. Pro účely měření byl jeden takový snímač zkonstruován. Jeho zapojení je znázorněno na obrázku \ref{schema_detektoru}. Použitá PIN dioda je CENTRONIC - OSD1-5T s kapacitou přechodu 7pF a aktivní plochou 1mm$^2$ \cite{PIN_dioda}.
972 kaklik 672
 
673
\begin{figure}[htbp]
674
\includegraphics[width=150mm]{./img/SCH_detector.png}
675
\caption{Schéma detektoru s PIN diodou.}
676
\label{schema_detektoru}
677
\end{figure} 
678
 
1023 kaklik 679
PIN dioda je v tomto případě kvůli jednoduchosti konstrukce a odstranění možnosti rušení ze zdroje napájena baterií 9V. Na výstupní konektor \acrshort{SMA}-zásuvka se připojuje koaxiálním kabelem RG174 osciloskop impedančně přizpůsobený na 50 Ohm. Snížená impedance je zde důležitá, kvůli možnosti rychlého odvedení náboje z přechodu diody.   
972 kaklik 680
 
977 kaklik 681
\begin{figure}[htbp]
992 kaklik 682
\begin{center}
991 kaklik 683
\includegraphics[height=80mm]{./img/detektor.JPG}
684
\includegraphics[height=80mm]{./img/detektor_opened.JPG}
977 kaklik 685
\caption{Realizovaný detektor časového průběhu záření}
686
\label{realizace_detektoru}
992 kaklik 687
\end{center}
977 kaklik 688
\end{figure} 
972 kaklik 689
 
1000 kaklik 690
\section{Relaxační kmity DPSSFD modulu}
972 kaklik 691
 
1023 kaklik 692
Během měření charakteristik modulů na zkonstruovaném zdroji proudu bylo zjištěno, že existuje pracovní oblast, kde dochází k samovolné pulzní modulaci výstupního záření. Tato oblast se nachází těsně nad prahem laserové generace v oblasti proudů 150--160mA a lze jí nalézt postupným zvyšováním čerpacího výkonu a sledováním časové charakteristiky výstupního záření. Ukázky takto získaných výstupů jsou na oscilogramech \ref{relaxacni_kmity_20mW} a  \ref{relaxacni_kmity_5mW}. 
693
Při určitém proudu dosahuje pulzní modulace maximálního kontrastu (u měřených modulů 156mA při 20$^\circ$C) a při dalším zvyšování intenzity čerpání se pulzy rozlévají i do oblastí s původně nulovou intenzitou záření. Až při dosažení běžného pracovního bodu je výstupní záření téměř konstantní v čase. 
974 kaklik 694
 
1023 kaklik 695
Konkrétní pracovní bod ve kterém k takovýmto kmitům dojde je ale závislý na podmín\-kách ve kterých je laserový modul provozován. Podle pozorování má na tento jev vliv hlavně teplota modulu. Na grafu \ref{proudovy_zdroj} je znázorněn naměřený průběh střední intenzity záření jednoho z modulů (měřeno PIN detektorem a vypočítáno z plochy signálu). Při vyšších proudech je patrný pokles výstupní intenzity způsobený pravděpodobně zahřátím modulu a poklesem účinnosti.    
974 kaklik 696
 
975 kaklik 697
\begin{figure}[htbp]
698
\includegraphics[width=150mm]{../../mereni/zdroj_proudu/PI_chart.png}
699
\caption{Závislost intenzity výstupního záření na proudu čerpací diodou.}
700
\label{proudovy_zdroj}
701
\end{figure} 
702
 
1023 kaklik 703
Jednou z uvažovaných konstrukčních variant vysílače pro laserový dálkoměr bylo využití těchto autonomních kmitů laseru jako zdroje vhodných laserových impulzů. Ovšem vzhledem k nestabilitě tohoto režimu by tato možnost vyžadovala stabilizaci tohoto stavu regulačním obvodem, čehož by bylo pravděpodobně možné dosáhnout Fourierovým rozkladem výstupního signálu a analýzou frekvenčních komponent. Ale vzhledem k faktu, že průběhy generované jednotlivými typy laserů nejsou naprosto identické,  byla by tato cesta velmi komplikovaná.
704
Navíc při měření výstupní energie, těchto relaxačních oscilací se ukázalo, že energie obsažená v jenom pulzu se pohybuje v rozsahu jednotek nJ. Konkrétně byla změřena hodnota 5,7 nJ při opakovací frekvenci 56kHz. Měření je navíc pravděpodobně zatíženo chybou s faktorem 2--3, neboť energie v impulzu je spočítána ze středního výkonu výstupního záření, ale intenzita výstupního záření mezi impulzy neklesá až k nule. Skutečná energie v impulzu proto pravděpodobně bude ještě menší. A proto energii nelze považovat za dostatečný výsledek i přes to, že laserový vysílač má pracovat hlavně v noci, a tudíž by bylo možné zvyšování optické účinnosti z rovnice (\ref{radarova_rovnice}) zvětšováním vstupní apertury teleskopu přijímače.  Velká vstupní apertura detektoru je ale z konstrukčních důvodů nepraktická.        
1000 kaklik 705
 
706
Proto bylo zvoleno méně komplikované řešení - generování impulzů pulzním čerpáním a využití techniky spínání ziskem. 
975 kaklik 707
 
981 kaklik 708
\begin{figure}[htbp]
992 kaklik 709
\includegraphics[height=60mm]{./img/oscilogramy/autonomni_impulz.png}
710
\includegraphics[height=60mm]{./img/oscilogramy/opakovaci_perioda.png}
1000 kaklik 711
\caption{Časové průběhy výstupních impulzů laseru pro 20mW modul (typ s větší výstupní hlavou M10) s vhodně nastaveným pracovním bodem.}
996 kaklik 712
\label{relaxacni_kmity_20mW}
981 kaklik 713
\end{figure} 
714
 
982 kaklik 715
\begin{figure}[htbp]
992 kaklik 716
\includegraphics[height=60mm]{./img/oscilogramy/1modul_5mW.png}
717
\includegraphics[height=60mm]{./img/oscilogramy/2modul_5mW.png}
1000 kaklik 718
\caption{Průběh výstupních impulzů v případě použití 5mW verze modulu (typ s menší výstupní hlavou M8).}
1014 kaklik 719
\label{relaxacni_kmity_5mW}
982 kaklik 720
\end{figure} 
721
 
1023 kaklik 722
Autonomně generovaných relaxačních kmitů bylo možné dosáhnout již s původním regulačním obvodem, kdy byl původní regulátor napájen nastavitelným zdrojem napětí LM108601A \cite{mlab_LM108601A}, čímž bylo možné omezit provozní proud laserové diody.  Avšak vzhledem k tomu, že původní regulátor je výkonově poddimenzován, nebylo možné modul takovým způsobem používat delší dobu.  
982 kaklik 723
 
1023 kaklik 724
\section{Vlastní řídící elektronika}
972 kaklik 725
 
1023 kaklik 726
Aby bylo možné uvažovat o použití těchto laserových modulů, jako laserového dálkoměru, je z výše popsaných důvodů nutné změnit způsob regulace laserového systému.  
973 kaklik 727
 
972 kaklik 728
\subsection{Stabilizovaný zdroj proudu}
999 kaklik 729
\label{zdroj_proudu}
972 kaklik 730
 
975 kaklik 731
\begin{figure}[htbp]
992 kaklik 732
\includegraphics[width=150mm]{./img/Current_source.JPG}
975 kaklik 733
\caption{Aparatura použitá pro měření intenzity optického výstupu v závislosti na budícím proudu.}
734
\label{proudovy_zdroj}
735
\end{figure} 
736
 
1018 kaklik 737
Stabilizovaný zdroj proudu byl jedním z prvních pokusů o zlepšení parametrů stávající regulace. Je zkonstruován opět jako lineární zdroj, ale jako výstupní budič je použit výkonový operační zesilovač L165. Proud je stabilizován udržováním napěťového úbytku na měřícím odporu. Tato hodnota je nastavována odporovým děličem realizovaným mnohootáčkovým potenciometrem 2k$\Omega$ ze zdroje referenčního napětí LM431.   
973 kaklik 738
 
1014 kaklik 739
Na měřícím odporu je pak výstupem operačního zesilovače udržováno nastavené referenční napětí. 
740
 
1018 kaklik 741
Celý proudový zdroj je zkonstruovaný z následujících modulů stavebnice MLAB \cite{mlab_project}.
742
\begin{description}
743
\item[OZPOWER01A] - Modul výkonového operačního zesilovače použitelného do 18V/3A. Je použit jako výkonový regulační stupeň pro regulaci proudu laserovou diodou \cite{mlab_OZPOWER01A}.
744
\item[OZdual02B] - Modul určený pro obecný dvojitý operační zesilovač společně s obvodem pro napěťovou referenci.  V tomto případě je použit pouze jako zdroj referenčního napětí. \cite{mlab_OZdual02B}
1023 kaklik 745
\item[UNIPOWER02A] - Napájecí modul s proudovou pojistkou a ochranou proti přepólování.  
1018 kaklik 746
\end{description}
975 kaklik 747
 
1014 kaklik 748
Použití tohoto konstrukčního systému umožnilo zkonstruování variabilního laboratorního prototypu vysílače generujícího zesílené šumové impulzy. Ale vzhledem k principiálním problémům stabilizace pracovního bodu v režimu autonomních oscilací je nastavení vhodného budícího proudu ponecháno na uživateli prototypu.  
973 kaklik 749
 
983 kaklik 750
\begin{table}[htbp]
751
\caption{Parametry laserového modulu napájeného zkonstruovaným zdrojem proudu.}
752
\begin{center}
753
\begin{tabular}{ccc}
754
\hline
755
Parametr & hodnota &  \\ \hline
1000 kaklik 756
Střední výkon [uW] &  320   &    \\
1016 kaklik 757
Energie v impulzu [nJ] &   4,3--5,7  &    \\
1000 kaklik 758
Opakovací frekvence [kHz] &  56--74  &    \\
988 kaklik 759
Divergence výstupního svazku [mrad] &  0,3x0,2  &    \\
983 kaklik 760
\hline
761
\end{tabular}
762
\end{center}
1000 kaklik 763
\label{parametry_proudovy_zdroj}
983 kaklik 764
\end{table}
973 kaklik 765
 
983 kaklik 766
 
1016 kaklik 767
\subsection{Pulzní budič laserové diody}
972 kaklik 768
 
1014 kaklik 769
 
770
\begin{figure}[htbp]
771
\includegraphics[width=150mm]{./img/vysilac.png}
1016 kaklik 772
\caption{Koncepce použití navrženého pulzního budiče.}
1014 kaklik 773
\label{MLAB_LRF}
774
\end{figure} 
775
 
776
 
1023 kaklik 777
Pulzní budič čerpací diody je vylepšením původního experimentu se zdrojem proudu. Je konstruován tak, aby umožnil kontinuální provoz i v dříve ověřeném režimu autonomních oscilací, čehož je dosaženo možností stabilizace budícího proudu v kontinuálním režimu.  
972 kaklik 778
 
1023 kaklik 779
Vzhledem k tomu, že od pulzního budiče jsou vyžadovány vysoké nároky na strmost proudových impulzů při proudech v rozsahu stovek mA, není vhodným řešením konstrukce budiče z diskrétních součástek, neboť neumožňuje snížení parazitních indukčností a kapacit na nejnižší možnou úroveň. Tento fakt, kromě samotné možnosti generace krátkých impulzů komplikuje i nároky na stínění z důvodu zajištění elektromagnetické kompatibility. Integrované řešení navíc umožňuje dosáhnout vyšší spolehlivosti, protože snižuje počet pájených spojů. Moderní integrované obvody určené pro napájení laserových diod mají také další bezpečnostní funkce, jako je ochrana proti přepólování nebo přepětí \cite{diskretni_integrovane}. 
972 kaklik 780
 
1023 kaklik 781
Při návrhu tohoto typu budiče pro laserovou diodu bylo uvažováno o použití několika různých integrovaných obvodů. Jako velice perspektivní se zdály být obvody určené pro vysokorychlostní optické spoje. Od jejich použití bylo ale nakonec ustoupeno z důvodu jejich obecně malého budícího výkonu, a také kvůli vlastnostem specifickým pro optické přenosy, což znamená například předpoklad 50\% střídy signálu a také často implementované automatické regulační a měřící funkce, které nelze jednoduše ovlivnit.  V následujícím seznamu je uveden souhrn uvažovaných obvodů.
979 kaklik 782
 
988 kaklik 783
\begin{description}
1023 kaklik 784
\item[CX02068] - obvod pro buzení laserových diod pro optické spoje. Náběžná a sestupná hrana má délku menší než 180ps. Nedostatekem je však nízký bias proud, který je maximálně 100mA a modulační proud pouze 85mA.
1014 kaklik 785
\item[ADN2830] - je regulátor pro laserové diody pracující v CW režimu. Umožňuje poměrně vysoký provozní proud laserových diod (do 200mA). Regulace průměrného výstupního optického výkonu je založena na měření proudu monitorovací diodou. Neumožňuje  však modulaci budícího proudu laserové diody. 
1023 kaklik 786
\item[ADN2870] - je obvod určený pro modulaci vláknových laserů optických komunikací, umožňuje modulační frekvence v rozsahu od 50 Mbps do 3,3 Gbps. Modulační proud je ale pouze 90mA a bias proud maximálně 100mA. 
787
\item[ADN2871] -  je obvod s podobnými parametry jako předchozí typ, s tím rozdílem, že má zjednodušenou regulační smyčku budícího proudu. To umožňuje modulační frekvence až do 4,25 Gbps 
788
 
789
\item[ONET1141L] - je obvod pro vysokorychlostní optické spoje s datovou propustností od 1 Gbps až do 11,3 Gbps. Zajímavým parametrem je bias proud laserové diody, který může být až 145mA. Obvod ale předpokládá speciální konstrukci laserové diody  \gls{EML} a i proto je udáván maximální modulační rozsah v napěťovém měřítku 2,0 Vpp Single-Ended.
790
 
791
\item[iC-HB] -  obvod trojnásobného spínače pro laserové diody. Umožňuje spínat špičkově proudy do 300mA na jeden kanál, nebo v kontinuálním režimu reguluje proud do 65mA na jeden kanál. Obsahuje ochranné obvody proti přepětí a budící proudy je možné nastavit napětím na řídících vstupech. Maximální modulační frekvence je 155MHz.
792
 
988 kaklik 793
\item[iC-HG] je šestikanálový budič laserovvých diod, umožňující modulaci celkovým proudem až 3A (po paralelním spojení všech kanálů). Modulační frekvence je až 200MHz. Má LVDS i TTL spouštěcí vstupy a možnost provozu na napětí až do 12V pro buzení modrých laserových diod. 
981 kaklik 794
 
1023 kaklik 795
\item[iC-HK] dvojitý spínač laserových diod, s řídícími proudy 150mA kontinuálně pro každý kanál a 700mA špičkový obvod se chová jako napětově řízený zdroj proudu. Umožňuje spínání o šířce pásma 155MHz. 
796
 
1025 kaklik 797
\item[iC-NZ] je univerzální budič pro spínání laserových diod o šířce pásma 155MHz obsahuje zpětnou vazbu z monitorovací diody. A navíc má i vstup pro externí kontrolní monitorovací diodu sloužící k zajištění detekce poškození laseru, nebo naopak k jeho ochraně před přetížením. Pracovní bod laserové diody se nastavuje na základě předefinovaného proudu monitorovací diodou. Obsahuje tři nezávisle spínatelné kanály každý s kontinuálním proudem 100mA a 700mA špičkový proud \cite{ic_NZ}.
988 kaklik 798
\end{description}    
981 kaklik 799
 
1023 kaklik 800
Z těchto integrovaných obvodů jsem jako nejvhodnější vybral obvod iC-NZ díky svým vyhovujícím výkonovým parametrům a bezpečnostním funkcím. Nevýhodou volby tohoto obvodu může ale v budoucnu být absence symetrických LVDS vstupů pro rychlé spínání a předpoklad použití monitorovací diody v laseru.
988 kaklik 801
 
1023 kaklik 802
Na základě údajů z katalogového výrobce jsem navrhl univerzální modul pro testování modulů v laserovém dálkoměru. Zapojení je zvoleno tak, aby umožnilo konstrukci všech typů laserových měřičů vzdálenosti, jejichž principy byly zmíněny v úvodní kapitole. Tento modul je navíc technicky kompatibilní s otevřenou stavebnicí MLAB, díky čemuž je možné jeho využití i k jiným účelům než pouze laserový dálkoměr. Modul je navíc koncipován tak, aby bylo možné jej v budoucnu využít k přímému spínání laserových diod generujících i jiné vhodné vlnové délky.    Například pro více-frekvenční LIDAR, jehož možnosti měření jsou ještě rozsáhlejší.  
988 kaklik 803
 
1001 kaklik 804
Stavebnice MLAB \cite{mlab_project} již obsahuje TDC modul  GP201A, který je určený k přesnému měření časových intervalů s vysokým rozlišením. A laserový vysílačový LDD01A modul je proto k němu logickým komplementem. 
979 kaklik 805
 
1023 kaklik 806
Schéma zkonstruovaného pulzního budiče je uvedeno v příloze \ref{schema_LDD01A}. Jednotlivé vrstvy plošného spoje jsou pak součástí přílohy \ref{PCB_LDD01A}. 
1001 kaklik 807
 
1023 kaklik 808
Plošný spoj modulu je navržen tak, aby umožnil přímé osazení laserovým modulem s odebranou původní elektronikou. Laserová dioda je zaletována přímo do plošného spoje a tělo modulu je kvůli lepší mechanické stabilitě přilepeno k plošnému spoji modulu \ref{LDD_PCB}.
979 kaklik 809
 
975 kaklik 810
\begin{figure}[htbp]
992 kaklik 811
\includegraphics[width=150mm]{./img/LDD_PCB.png}
1014 kaklik 812
\caption{Návrh plošného spoje pulsního budiče LDD01A}
975 kaklik 813
\label{LDD_PCB}
814
\end{figure} 
973 kaklik 815
 
1001 kaklik 816
Modul má s ohledem na možný další vývoj  laserových diod možnost zapojit diody s různými typy konfigurace vývodů z pouzdra. Nejběžnější   konfigurace vývodů laserové a monitorovací diody jsou znázorněny na obrázku (\ref{LD_diody}).
973 kaklik 817
 
988 kaklik 818
\begin{figure}[htbp]
819
\begin{center}
992 kaklik 820
\includegraphics[width=80mm]{./img/typy_zapouzdreni.png}
1025 kaklik 821
\caption{Běžné konfigurace vnitřního zapojení polovodičových laserů \cite{ic_NZ}}
988 kaklik 822
\label{LD_diody}
823
\end{center}
824
\end{figure}
973 kaklik 825
 
950 kaklik 826
\section{Diskuse dosažených výsledků}
931 kaklik 827
 
950 kaklik 828
\subsection{Dosažené parametry vysílače}
943 kaklik 829
 
987 kaklik 830
Bylo zjištěno a ověřeno, že DPSSFD moduly používané v laserových ukazovátkách lze opakovaně a definovaným postupem uvést do stavu, kdy dochází k autonomnímu generování krátkých šumových impulzů s délkou v oblasti stovek nanosekund. Samotný tvar impulzu ale záleží na konkrétním typu konstrukce laserového modulu. Mezi identickými typy modulů ale průběh nevykazuje znatelnou kusovou variabilitu. 
943 kaklik 831
 
1023 kaklik 832
Tento výsledek může být například užitečný k laboratornímu testování některých experimentálních senzorů.  Je ale ovšem třeba vybrat vhodný modul pro daný experiment.   
974 kaklik 833
 
1016 kaklik 834
\subsection{Možnosti dalšího vývoje}
943 kaklik 835
 
988 kaklik 836
Způsob modifikace laserového ukazovátka do podoby vhodné pro laserový dálkoměr byl v průběhu práce prozkoumán již dostatečně. Avšak pro další vývoj zařízení jsou možnosti stále rozsáhlé. Některé předpokládané koncepční problémy jsou diskutovány v následujících odstavcích.  
837
 
950 kaklik 838
\subsubsection{Zapouzdření vysílače}
943 kaklik 839
 
1023 kaklik 840
Konstrukce vhodného obalu pro celé zařízení bude problametickou úlohou pro skutečnou realizaci, neboť je vzhledem k aplikaci potřebné, aby konstrukce nemohla být poškozena, nebo vyřazena z funkce povětrnostními vlivy. 
841
Zvláště problematické mohou být sníh, nebo námraza na optických komponentech, které bude třeba řešit buď aktivním vyhříváním výstupních čoček a nebo mechanickou závěrkou, případně pohyblivou hlavicí podobnou přístroji MRAKOMĚR 2 \cite{mlab_mrakomer2}. Současné komerční ceilometry mají před optikou šikmé vyhřívané sklo a případně jsou vybaveny aktivním ofukováním.     
988 kaklik 842
 
950 kaklik 843
\subsubsection{Aktivní stabilizace teploty}
1023 kaklik 844
Vzhledem k tomu, že pro správnou funkci polovodičové diody je kritická její provozní teplota, bylo by vhodné zařízení vybavit systémem s aktivní regulací provozní teploty laseru. Stávající způsob odvodu tepla chladičem je účinný pouze v prostředí s vhodným rozsahem teplot, které umožní ustálení tepelné rovnováhy, a tím i stabilizaci pracovního bodu laseru. Zároveň je známá závislost mezi provozní teplotou a životností diody, která odpovídá zhruba zdvojnásobení životnosti při redukci provozní teploty o 10$^\circ C$. \cite{LD_driving}
950 kaklik 845
 
846
\subsubsection{Kombinace s jinými přístroji}
847
 
1023 kaklik 848
Vzhledem ke koncepčnímu řešení prototypu, který je konstruován modulárně z dílů OpenSource stavebnice MLAB a navržený řídící modul laserové diody tuto koncepci doplňuje, je možnost připojení nebo modifikace zařízení pro jiné účely velice přímočará. Ve většině případů bude stačit vyměnit některý z modulů za modul vhodnější pro konkrétní aplikaci. 
950 kaklik 849
 
1018 kaklik 850
Lze tak například snadno realizovat elektroniku laserového dálkoměru, která může s řídícím systémem dalekohledu komunikovat po různých typech komunikačních rozhraní, například: RS232, RS485, CAN, USB, Ethernet.  
988 kaklik 851
 
852
 
853
\subsubsection{Bezpečnost vysílače}
854
 
1018 kaklik 855
Bezpečnost provozu vysílače je komplexním parametrem, který je ovlivněn mnoha dříve zmíněnými vlastnostmi. Nejpřímější vliv má však průřez, energie a divergence svazku, tedy hustota energie v průřezu svazku, která není konstantní v celém měřícím rozsahu a s rostoucí vzdáleností značně klesá. 
856
Pokud budeme vycházet z dříve realizovaných konstrukcí laserových dálkoměrů pro atmosférická měření, tak nejmenší ověřená potřebná energie v jednom impulzu se pohybuje okolo 0,5uJ/100ns.
1023 kaklik 857
Norma povoluje \gls{MPE} 0,75uJ/cm$^2$. Z toho vyplývá, že pro lidské oko je při tomto výkonu a  původním uspořádání (kapitola \ref{vystup_modulu}) nebezpečná zóna do vzdálenosti <61,5m od vysílače.  
988 kaklik 858
 
1023 kaklik 859
Řešením tohoto problému může být rekolimace svazku do většího průřezu hned na výstupu vysílače. Částečně lze ale předpokládat, že bezpečnosti provozu vysílače napomůže i fakt, že generovaná vlnová délka je ve viditelné oblasti světla a stopa svazku ve vzduchu je navíc dobře viditelná, a tudíž se nejedná o skryté nebezpečí, avšak uvažovaná aplikace vysílače patří z hlediska legislativních bezpečnostních podmínek k nejproblematičtějším.  Svazek je totiž vyzařovaný svisle vzhůru a měření bude prováděno hlavně v noci, což znamená za největšího průměru očních zornic a od obsluhy nelze reálně očekávat využití ochranných brýlí. Navíc je pravděpodobná interakce s letovým provozem nad měřičem.
860
 
993 kaklik 861
\chapter{Závěr}
991 kaklik 862
 
988 kaklik 863
Byla prozkoumána konstrukce běžně dostupných diodově čerpaných modulů používaných v laserových ukazovátkách a zjištěny jejich parametry, které byly vzhledem k jejich dostupnosti uznány jako zajímavé pro konstrukci vysílače pro laserový dálkoměr. 
864
Následně proto byla řešena úloha konstrukce vhodného řídícího obvodu pro čerpací laserovou diodu modulu. 
865
 
1023 kaklik 866
Výsledkem práce jsou dva prototypy laserového vysílače vhodného pro další experimentální využití. Jednodušším prototypem je varianta s regulovatelným proudovým zdrojem, která vytváří impulzy samovolným kmitáním laseru. 
991 kaklik 867
 
1023 kaklik 868
A dále sofistikovanější univerzální modul pro řízení laserových diod, který umožňuje generovat pulsy řízením způsobem, nebo případně provozovat laser v pracovním bodě samovolného kmitání. 
869
Přínosem druhého prototypu je, že poskytuje možnost realizovat zařízení pro laserové měření vzdálenosti, založené i na jiných principech, než je měření doby šíření. 
870
Výstupní energie druhého z prototypů by podle předpokladů měla být dostatečná pro detekci srážkově potenciální oblačnosti ve výškách menších, než 1km nad přístrojem.
871
Pro reálnou aplikaci vysílače a realizaci kompletního dálkoměru bude třeba druhý prototyp pouze doplnit o vhodný detektor a patřičně zakrytovat.
991 kaklik 872
 
873
\bibliographystyle{ieeetr}
874
\bibliography{laserovy_vysilac}
993 kaklik 875
\addcontentsline{toc}{chapter}{Literatura}	
991 kaklik 876
 
993 kaklik 877
\appendix
986 kaklik 878
 
997 kaklik 879
\printglossaries
880
\glsaddall
993 kaklik 881
 
1003 kaklik 882
\chapter{Schéma pulzního budiče}
1001 kaklik 883
\label{schema_LDD01A}
1020 kaklik 884
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/SCH.pdf}
993 kaklik 885
 
1003 kaklik 886
\chapter{Plošný spoj navrženého pulzního budiče}
887
\label{PCB_LDD01A}
1004 kaklik 888
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/O1.pdf}
1003 kaklik 889
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/O2.pdf}
1004 kaklik 890
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/V1.pdf}
1003 kaklik 891
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/V2.pdf}
1004 kaklik 892
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/T1.pdf}
893
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/DRL.pdf}
1003 kaklik 894
 
1001 kaklik 895
\chapter{Obsah přiloženého CD}
896
 
897
\begin{figure}
898
	\dirtree{%
899
		.1 readme.txt\DTcomment{description of CD contents}.
900
		.1 src\DTcomment{source code}.
901
		.2 thesis\DTcomment{source code for this thesis in \LaTeX{}}.
902
		.1 text\DTcomment{compiled thesis}.
903
		.2 thesis.pdf\DTcomment{thesis in PDF}.
904
		.1 photo \DTcomment{photos of prototype development}.
905
		}
906
\end{figure}
907
 
930 kaklik 908
\end{document}