| Line 346... |
Line 346... |
| 346 |
Toto chování je důsledkem, rychlostních rovnic popsaných v odstavci \ref{rychlostni_rovnice}.
|
346 |
Toto chování je důsledkem, rychlostních rovnic popsaných v odstavci \ref{rychlostni_rovnice}.
|
| 347 |
|
347 |
|
| 348 |
\subsection{Q spínání}
|
348 |
\subsection{Q spínání}
|
| 349 |
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.
|
349 |
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.
|
| 350 |
|
350 |
|
| 351 |
\subsection{Synchronizace módu (Mode-locking)}
|
351 |
\subsection{Synchronizace módů (Mode-locking)}
|
| 352 |
|
352 |
|
| 353 |
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.
|
353 |
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.
|
| 354 |
|
354 |
|
| 355 |
\subsection{Spínání ziskem (gain switching)}
|
355 |
\subsection{Spínání ziskem (gain switching)}
|
| 356 |
|
356 |
|
| 357 |
Poslední známou možností, jak se pokusit laserem generovat krátký světelný impulz je spínání ziskem. Jeho princip je v nastavení pracovního bodu laseru tak, aby úroveň čerpání byla dlouhodobě těsně pod prahem laserové generace.
|
357 |
Poslední známou možností, jak se pokusit laserem generovat krátký světelný impulz je spínání ziskem. Jeho princip je v nastavení pracovního bodu laseru tak, aby úroveň čerpání byla dlouhodobě těsně pod prahem laserové generace.
|
| 358 |
|
358 |
|
| 359 |
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.
|
359 |
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.
|
| 360 |
|
360 |
|
| 361 |
\section{Numerický model laserového vysílače}
|
361 |
\section{Fyzikální model laserového vysílače}
|
| 362 |
|
362 |
|
| 363 |
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.
|
363 |
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.
|
| 364 |
|
364 |
|
| 365 |
\subsection{Rychlostní rovnice}
|
365 |
\subsection{Rychlostní rovnice}
|
| 366 |
\label{rychlostni_rovnice}
|
366 |
\label{rychlostni_rovnice}
|
| 367 |
|
367 |
|
| 368 |
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.
|
368 |
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}.
|
| 369 |
|
369 |
|
| 370 |
\begin{equation}
|
370 |
\begin{eqnarray}
|
| 371 |
\frac{\partial n_2}{\partial t}= -n_2 c \sigma \phi - \frac{n_2}{\tau _f} + W_p (n_0 - n_2)
|
371 |
\frac{\partial n_2}{\partial t} &=& -n_2 c \sigma \phi - \frac{n_2}{\tau _f} + W_p (n_0 - n_2)
|
| - |
|
372 |
\label{rate_equ_n} \\
|
| - |
|
373 |
\frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n - \frac{\phi}{\tau _c} + S_1 .
|
| - |
|
374 |
\label{rate_equ_pho}
|
| 372 |
\end{equation}
|
375 |
\end{eqnarray}
|
| 373 |
|
376 |
|
| 374 |
\begin{equation}
|
- |
|
| 375 |
\frac{\partial \phi}{\partial t} = c \sigma \phi n - \frac{\phi}{\tau _c} + S_1
|
377 |
Význam jednotlivých proměnných je následující:
|
| 376 |
\end{equation}
|
- |
|
| 377 |
|
378 |
|
| 378 |
\begin{description}
|
379 |
\begin{description}
|
| 379 |
\item[$n_2$] - divergence svazku.
|
380 |
\item[$n_2$] - .
|
| 380 |
\item[$n_0$] - divergence svazku.
|
381 |
\item[$n_0$] - .
|
| 381 |
\item[$W_p$] - divergence svazku.
|
382 |
\item[$W_p$] - rychlost čerpání do vyšších kvantových stavů [$s^{-1}$].
|
| 382 |
\item[$t$] - vlnová délka záření.
|
383 |
\item[$t$] - .
|
| 383 |
\item[$c$] - poloměr nejužšího místa svazku.
|
384 |
\item[$c$] - grupová rychlost světla v aktivním prostředí ($c=c_0/n$).
|
| 384 |
\item[$\sigma$] - poloměr nejužšího místa svazku.
|
385 |
\item[$\sigma$] - .
|
| 385 |
\item[$\phi$] - poloměr nejužšího místa svazku.
|
386 |
\item[$\phi$] - hustota generovaných fotonů v prostředí.
|
| - |
|
387 |
\item[$n$] - .
|
| 386 |
\item[$n$] - poloměr nejužšího místa svazku.
|
388 |
\item[$\tau _c$] - .
|
| 387 |
\item[$\tau _c$] - poloměr nejužšího místa svazku.
|
389 |
\item[$\tau _f$] - doba života elektronu na horní laserové hladině $\tau _{12}$.
|
| 388 |
\item[$S_1$] - poloměr nejužšího místa svazku.
|
390 |
\item[$S_1$] - .
|
| 389 |
\end{description}
|
391 |
\end{description}
|
| 390 |
|
392 |
|
| 391 |
\subsection{Relaxační kmity pevnolátkových laserů}
|
393 |
\subsection{Relaxační kmity pevnolátkových laserů}
|
| 392 |
|
394 |
|
| 393 |
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.
|
395 |
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.
|
| Line 404... |
Line 406... |
| 404 |
\end{equation}
|
406 |
\end{equation}
|
| 405 |
|
407 |
|
| 406 |
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}.
|
408 |
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}.
|
| 407 |
|
409 |
|
| 408 |
|
410 |
|
| 409 |
\begin{equation}
|
411 |
\begin{eqnarray}
|
| 410 |
\frac{\partial n}{\partial t}= -n c \sigma \phi \gamma , \: \frac{\partial \phi}{\partial t} = c \sigma \phi n .
|
412 |
\frac{\partial n}{\partial t} &=& -n c \sigma \phi \gamma \\ \frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n
|
| 411 |
\label{equ_relaxacni_oscilace}
|
413 |
\label{equ_relaxacni_oscilace}
|
| 412 |
\end{equation}
|
414 |
\end{eqnarray}
|
| 413 |
|
415 |
|
| 414 |
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.
|
416 |
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.
|
| 415 |
|
417 |
|
| 416 |
\subsection{Spínání impulzu ziskem}
|
418 |
\subsection{Spínání impulzu ziskem}
|
| 417 |
|
419 |
|
| Line 795... |
Line 797... |
| 795 |
\appendix
|
797 |
\appendix
|
| 796 |
|
798 |
|
| 797 |
\printglossaries
|
799 |
\printglossaries
|
| 798 |
\glsaddall
|
800 |
\glsaddall
|
| 799 |
|
801 |
|
| 800 |
\chapter{Schéma pulsního budiče}
|
802 |
\chapter{Schéma pulzního budiče}
|
| 801 |
\label{schema_LDD01A}
|
803 |
\label{schema_LDD01A}
|
| 802 |
\includepdf[pages={1},landscape=true]{LDD01A.pdf}
|
804 |
\includepdf[pages={1},landscape=true]{LDD01A.pdf}
|
| 803 |
|
805 |
|
| - |
|
806 |
\chapter{Plošný spoj navrženého pulzního budiče}
|
| - |
|
807 |
\label{PCB_LDD01A}
|
| - |
|
808 |
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/O2.pdf}
|
| - |
|
809 |
\includepdf[pages={1},landscape=true]{./LDD/V2.pdf}
|
| - |
|
810 |
|
| 804 |
\chapter{Obsah přiloženého CD}
|
811 |
\chapter{Obsah přiloženého CD}
|
| 805 |
|
812 |
|
| 806 |
\begin{figure}
|
813 |
\begin{figure}
|
| 807 |
\dirtree{%
|
814 |
\dirtree{%
|
| 808 |
.1 readme.txt\DTcomment{description of CD contents}.
|
815 |
.1 readme.txt\DTcomment{description of CD contents}.
|