WebSVN – svnkaklik – Diff – /dokumenty/skolni/BP/DOC/SRC/laserovy_vysilac.tex

 \begin{equation}
 \theta = \frac{2 \lambda}{\pi w_0}
 \label{difrakcni_limit}
 \end{equation}
+\begin{description}
+\item[$\theta$] - divergence svazku.
+\item[$\lambda$] - vlnová délka záření.
+\item[$w_0$] - poloměr nejužšího místa svazku.
+\end{description}
 Pro laserový vysílač používaný k měření oblačnosti je však podstatné, že pokud předpokládáme velikost oblaku minimálně stejnou, jako průměr svazku v dané výšce, tak počet odražených fotonů není závislý na divergenci svazku výstupního záření (platí vztah \ref{radarova_rovnice}).
 Větší divergence svazku však vyžaduje stejný \acrshort{FOV} na teleskopu přijímače, což komplikuje dosažení dobrého poměru \acrshort{SNR}.
 \subsection{ Nejistota spouštění (Trigger jitter)}
 \begin{equation}
 \frac{\partial \phi}{\partial t} = c \sigma \phi n - \frac{\phi}{\tau _c} + S_1
 \end{equation}
+\begin{description}
+\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{Generace druhé harmonické}
+\subsection{Relaxační kmity pevnolátkových laserů}
+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.
-Samotná generace druhé harmonické je nelineárním jevem, v materiálu krystalu
+V případě, že do termodynamicky ustáleného aktivního prostředí je 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.
+První spontánní emise fotonu však způsobí hromadnou stimulovanou emisi záření vzhledem k tomu, že inverze populace dosáhla podstatně vyšší hodnoty, než v ustáleném stavu, tak i tok fotonů v rezonátoru dosáhne vyšších hodnot. Protože ale vysoká hustota fotonů v rezonátoru znamená rychlou depopulaci excitovaných hladin (podstatně vyšší, než je rychlost čerpání), tak 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.
+K exaktnímu popisu tohoto jevu je opět 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.
+\begin{equation}
+\frac{\partial n}{\partial t}= W_p n_{tot}
+\label{narust_populace}
+\end{equation}
+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{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{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.
 \subsection{Spínání impulzu ziskem}
+Gain switchinq, neboli spínání ziskem je principiálně přesným opakem regulace laseru s aktivním potlačením relaxačních oscilací. Neboť relaxační oscilace lze i využít ke generaci krátkých impulzů s vyšším výkonem, než by bylo možné ve volně běžícím režimu.
+Protože v případě, že je laser čerpán z jiného pulzního laseru, tak 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, tak dojde k propadu inverze populace hladin hluboko po kritickou úroveň a další impulz už generován není.
-\section{Relaxační kmity pevnolátkových laserů}
+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.
-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.
-V případě, že do termodynamicky ustáleného aktivního prostředí je 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.
+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 v tomto případě k tak silnému nárůstu výstupního výkonu oproti výkonu čerpání. A v případě gain switchingu je délka a výkon výstupního impulzu srovnatelná s čerpacím impulzem.
-První spontánní emise fotonu však způsobí hromadnou stimulovanou emisi záření vzhledem k tomu, že inverze populace dosáhla podstatně vyšší hodnoty, než v ustáleném stavu, tak i tok fotonů v rezonátoru dosáhne vyšších hodnot. Protože ale vysoká hustota fotonů v rezonátoru znamená rychlou depopulaci excitovaných hladin (podstatně vyšší, než je rychlost čerpání), tak 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.
-K exaktnímu popisu tohoto jevu je opět možné využít rychlostní rovnice.
+\subsection{Generace druhé harmonické}
+Samotná generace druhé harmonické je nelineárním jevem, v materiálu krystalu
 \section{Zdroje ztrátového výkonu v DPSSFD}
 \subsection{Účinnost čerpací diody}
 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.
 \chapter{Řešení}
 Pro konstrukci laserového vysílače vhodného pro ToF LRF, je potřeba několik dílčích součástí.  Znázorněných v blokovém schématu.
+\begin{comment}
 \begin{figure}[htbp]
 \includegraphics[width=150mm]{./img/LASER_transmitter.png}
 \caption{Zjednodušené blokové schéma laserového vysílače.}
 \label{laser_transmitter}
 \end{figure}
 \begin{description}
 \item[DPSSFD] - diodově čerpaný laserový modul modul s generací druhé harmonické (532nm)
 \end{description}
+\end{comment}
 \section{Konstrukce DPSSFD modulu}
 Typická konfigurace levného diodově čerpaného laseru s generováním druhé harmonické 532nm je zobrazena na obrázku \ref{laser_module}.

Subversion Repositories svnkaklik

(root)/dokumenty/skolni/BP/DOC/SRC/laserovy_vysilac.tex – Rev 1001 → 1002