| Line 258... |
Line 258... |
| 258 |
|
258 |
|
| 259 |
|
259 |
|
| 260 |
Význam jednotlivých částí v blokovém schématu je následující.
|
260 |
Význam jednotlivých částí v blokovém schématu je následující.
|
| 261 |
|
261 |
|
| 262 |
\begin{description}
|
262 |
\begin{description}
|
| - |
|
263 |
\item[Target] - předmět jehož vzdálenost měříme. V našem případě to bude základna oblačnosti.
|
| - |
|
264 |
\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.
|
| 263 |
\item[Laser pulser] - Zdroj měřícího impulzu splnující požadavky popsané v následující sekci .
|
265 |
\item[Laser pulser] - Zdroj měřícího impulzu splňující požadavky popsané v následující sekci \ref{vysilac_pozadavky}.
|
| - |
|
266 |
\item[Receiver channel] - Detektor selektivně citlivý na vlnové délce vysílaného záření. Může být realizován PIN diodou, nebo v případě jednofotonového měření \gls{APD} detektorem.
|
| 264 |
|
267 |
\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.
|
| 265 |
\end{description}
|
268 |
\end{description}
|
| 266 |
|
269 |
|
| 267 |
\section{Požadavky na pulsní laserový vysílač}
|
270 |
\section{Požadavky na pulsní laserový vysílač}
|
| 268 |
\label{vysilac_pozadavky}
|
271 |
\label{vysilac_pozadavky}
|
| 269 |
|
272 |
|
| Line 371... |
Line 374... |
| 371 |
|
374 |
|
| 372 |
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.
|
375 |
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.
|
| 373 |
|
376 |
|
| 374 |
\section{Fyzikální model laserového vysílače}
|
377 |
\section{Fyzikální model laserového vysílače}
|
| 375 |
|
378 |
|
| 376 |
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.
|
379 |
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 bude nastíněn postup, který může tento problém řešit.
|
| 377 |
|
380 |
|
| 378 |
\subsection{Rychlostní rovnice}
|
381 |
\subsection{Rychlostní rovnice}
|
| 379 |
\label{rychlostni_rovnice}
|
382 |
\label{rychlostni_rovnice}
|
| 380 |
|
383 |
|
| 381 |
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_n}, \ref{rate_equ_pho}.
|
384 |
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_n}, \ref{rate_equ_pho}.
|
| Line 416... |
Line 419... |
| 416 |
\begin{equation}
|
419 |
\begin{equation}
|
| 417 |
\frac{\partial n}{\partial t}= W_p n_{tot}
|
420 |
\frac{\partial n}{\partial t}= W_p n_{tot}
|
| 418 |
\label{narust_populace}
|
421 |
\label{narust_populace}
|
| 419 |
\end{equation}
|
422 |
\end{equation}
|
| 420 |
|
423 |
|
| 421 |
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}.
|
424 |
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}.
|
| 422 |
|
425 |
|
| 423 |
|
426 |
|
| 424 |
\begin{eqnarray}
|
427 |
\begin{eqnarray}
|
| - |
|
428 |
\label{equ_relaxacni_oscilace_n}
|
| 425 |
\frac{\partial n}{\partial t} &=& -n c \sigma \phi \gamma \\ \frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n
|
429 |
\frac{\partial n}{\partial t} &=& -n c \sigma \phi \gamma \\
|
| - |
|
430 |
\frac{\partial \phi}{\partial t} &=& c \sigma \phi n
|
| 426 |
\label{equ_relaxacni_oscilace}
|
431 |
\label{equ_relaxacni_oscilace_pho}
|
| 427 |
\end{eqnarray}
|
432 |
\end{eqnarray}
|
| 428 |
|
433 |
|
| 429 |
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.
|
434 |
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.
|
| 430 |
|
435 |
|
| 431 |
\subsection{Spínání impulzu ziskem}
|
436 |
\subsection{Spínání impulzu ziskem}
|