| 348,7 → 348,7 |
|---|
| \subsection{Q spínání} |
| V tomto, režimu je krátký impulz generován tak, že optickému rezonátoru je nejdříve uměle snížena jakost tak, 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 impulsu s vysokou intensitou záření a energií koncentrovanou v čase. Délka takto vygenerovaného impulzu se pohybuje v řádu ns. |
| |
| \subsection{Synchronizace módů (Mode-locking)} |
| \subsection{Synchronizace módu (Mode-locking)} |
| |
| 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. |
| |
| 358,7 → 358,7 |
|---|
| |
| Následně je pak v případě požadavku na vygenerování krátkého impulzu čerpání skokově zvýšeno na maximální úroven a v okamžiku vzniku impulzu naopak opět sníženo pod prahovou úroveň. Výsledkem je vygenerování jednoho laserového impulsu, který je sice delší, než v případě Q spínání, ale má lepší parametry než impulz vygenerovaný volně běžícím režimem. |
| |
| \section{Fyzikální model laserového vysílače} |
| \section{Numerický model laserového vysílače} |
| |
| K zachycení dějů v aktivním prostředí je zajímavé pokusit se o numerické namodelování laseru. Vzhledem, tomu, že jde převážně o materiálové a těžko měřitelné jevy je přesné modelování obtížné, přesto ale bude uvedeno několik základních postupů, které mohou tento problém řešit. |
| |
| 365,29 → 365,27 |
|---|
| \subsection{Rychlostní rovnice} |
| \label{rychlostni_rovnice} |
| |
| Rychlostní rovnice jsou základním matematickým popisem dějů v laserovém systému. Jde o soustavu diferenciálních rovnic, která popisuje inverzi 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}. |
| Rychlostní rovnice jsou základním matematickým popisem dějů v laserovém systému. Jde o soustavu diferenciálních rovnic, která popisuje inverzi populace kvantových stavů v aktivním krystalu, hustotu fotonů v krystalu spontánní emisi záření. |
| |
| \begin{eqnarray} |
| \frac{\partial n_2}{\partial t} &=& -n_2 c \sigma \phi - \frac{n_2}{\tau _f} + W_p (n_0 - n_2) |
| \label{rate_equ_n} \\ |
| \frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n - \frac{\phi}{\tau _c} + S_1 . |
| \label{rate_equ_pho} |
| \end{eqnarray} |
| \begin{equation} |
| \frac{\partial n_2}{\partial t}= -n_2 c \sigma \phi - \frac{n_2}{\tau _f} + W_p (n_0 - n_2) |
| \end{equation} |
| |
| Význam jednotlivých proměnných je následující: |
| \begin{equation} |
| \frac{\partial \phi}{\partial t} = c \sigma \phi n - \frac{\phi}{\tau _c} + S_1 |
| \end{equation} |
| |
| \begin{description} |
| \item[$n_2$] - . |
| \item[$n_0$] - . |
| \item[$W_p$] - rychlost čerpání do vyšších kvantových stavů [$s^{-1}$]. |
| \item[$t$] - . |
| \item[$c$] - grupová rychlost světla v aktivním prostředí ($c=c_0/n$). |
| \item[$\sigma$] - . |
| \item[$\phi$] - hustota generovaných fotonů v prostředí. |
| \item[$n$] - . |
| \item[$\tau _c$] - . |
| \item[$\tau _f$] - doba života elektronu na horní laserové hladině $\tau _{12}$. |
| \item[$S_1$] - . |
| \item[$n_2$] - divergence svazku. |
| \item[$n_0$] - divergence svazku. |
| \item[$W_p$] - divergence svazku. |
| \item[$t$] - vlnová délka záření. |
| \item[$c$] - poloměr nejužšího místa svazku. |
| \item[$\sigma$] - poloměr nejužšího místa svazku. |
| \item[$\phi$] - poloměr nejužšího místa svazku. |
| \item[$n$] - poloměr nejužšího místa svazku. |
| \item[$\tau _c$] - poloměr nejužšího místa svazku. |
| \item[$S_1$] - poloměr nejužšího místa svazku. |
| \end{description} |
| |
| \subsection{Relaxační kmity pevnolátkových laserů} |
| 408,10 → 406,10 |
|---|
| 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}. |
| |
| |
| \begin{eqnarray} |
| \frac{\partial n}{\partial t} &=& -n c \sigma \phi \gamma \\ \frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n |
| \begin{equation} |
| \frac{\partial n}{\partial t}= -n c \sigma \phi \gamma , \: \frac{\partial \phi}{\partial t} = c \sigma \phi n . |
| \label{equ_relaxacni_oscilace} |
| \end{eqnarray} |
| \end{equation} |
| |
| Relaxační oscilace jsou tedy fundamentálním jevem, který je předpovězený 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. |
| |
| 799,15 → 797,10 |
|---|
| \printglossaries |
| \glsaddall |
| |
| \chapter{Schéma pulzního budiče} |
| \chapter{Schéma pulsního budiče} |
| \label{schema_LDD01A} |
| \includepdf[pages={1},landscape=true]{LDD01A.pdf} |
| |
| \chapter{Plošný spoj navrženého pulzního budiče} |
| \label{PCB_LDD01A} |
| \includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/O2.pdf} |
| \includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/V2.pdf} |
| |
| \chapter{Obsah přiloženého CD} |
| |
| \begin{figure} |