| Line 9... |
Line 9... |
| 9 |
\usepackage[utf8]{inputenc} %vstupni soubory v kodovani UTF-8
|
9 |
\usepackage[utf8]{inputenc} %vstupni soubory v kodovani UTF-8
|
| 10 |
\usepackage{color}
|
10 |
\usepackage{color}
|
| 11 |
\linespread{2.0}
|
11 |
\linespread{2.0}
|
| 12 |
\renewcommand{\baselinestretch}{1.2}
|
12 |
\renewcommand{\baselinestretch}{1.2}
|
| 13 |
|
13 |
|
| - |
|
14 |
% vzdy trash aux files potom latex, bibtex bakalarka.aux, potom makeglossaries bakalarka.glo (z command line) potom latex
|
| - |
|
15 |
\usepackage[nonumberlist,toc,numberedsection=autolabel,shortcuts]{glossaries} % list of acronyms
|
| - |
|
16 |
\makeglossaries
|
| - |
|
17 |
|
| - |
|
18 |
\input{glossaries}
|
| - |
|
19 |
|
| 14 |
|
20 |
|
| 15 |
\textheight 230.0mm
|
21 |
\textheight 230.0mm
|
| 16 |
\textwidth 155.0mm
|
22 |
\textwidth 155.0mm
|
| 17 |
%\topmargin 0.0mm
|
23 |
%\topmargin 0.0mm
|
| 18 |
\topmargin -20.0mm
|
24 |
\topmargin -20.0mm
|
| Line 113... |
Line 119... |
| 113 |
|
119 |
|
| 114 |
|
120 |
|
| 115 |
\section*{Zadání}
|
121 |
\section*{Zadání}
|
| 116 |
\pagenumbering{arabic}
|
122 |
\pagenumbering{arabic}
|
| 117 |
|
123 |
|
| 118 |
Cílem práce je prověřit možnost použití diodově čerpaného pevnolátkového laserového modulu v aplikaci laserového vysílače vhodného pro ToF měření vzdálenosti (výšky oblačnosti).
|
124 |
Cílem práce je prověřit možnost použití diodově čerpaného pevnolátkového laserového modulu v aplikaci laserového vysílače vhodného pro \gls{TOF} měření vzdálenosti (výšky oblačnosti).
|
| 119 |
|
125 |
|
| 120 |
Práce bude realizována v několika krocích:
|
126 |
Práce bude realizována v několika krocích:
|
| 121 |
|
127 |
|
| 122 |
\begin{itemize}
|
128 |
\begin{itemize}
|
| 123 |
\item Změření skutečných parametrů laserových modulů
|
129 |
\item Změření skutečných parametrů laserových modulů
|
| Line 134... |
Line 140... |
| 134 |
|
140 |
|
| 135 |
V poslední části budou změřeny dosažené parametry
|
141 |
V poslední části budou změřeny dosažené parametry
|
| 136 |
|
142 |
|
| 137 |
Cílem použití konstruovaného laserového vysílače je měření výšky základny oblačnosti, respektive měření
|
143 |
Cílem použití konstruovaného laserového vysílače je měření výšky základny oblačnosti, respektive měření
|
| 138 |
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.
|
144 |
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.
|
| 139 |
Dále v některých oblastech nasazení takto atomatizovaných dalekohledů mohou hrozit i písečné bouře (Chile, Austrálie, Sahara) nebo extrémní teploty (Sibiř, Afrika).
|
145 |
Dále v některých oblastech nasazení takto automatizovaných dalekohledů mohou hrozit i písečné bouře (Chile, Austrálie, Sahara) nebo extrémní teploty (Sibiř, Afrika).
|
| 140 |
|
146 |
|
| 141 |
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.
|
147 |
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.
|
| 142 |
|
148 |
|
| 143 |
\newpage
|
149 |
\newpage
|
| 144 |
|
150 |
|
| Line 154... |
Line 160... |
| 154 |
Základním principem laserových dálkoměrů je změření nějaké vlastnosti signálu odraženého od předmětu vůči známým parametrům signálu vyzářeného vysílačem. Existuje k tomu několik používaných metod.
|
160 |
Základním principem laserových dálkoměrů je změření nějaké vlastnosti signálu odraženého od předmětu vůči známým parametrům signálu vyzářeného vysílačem. Existuje k tomu několik používaných metod.
|
| 155 |
|
161 |
|
| 156 |
\begin{itemize}
|
162 |
\begin{itemize}
|
| 157 |
\item Měření geometrického posunu stopy laseru na předmětu
|
163 |
\item Měření geometrického posunu stopy laseru na předmětu
|
| 158 |
\item Měření fázového posunu přijímaného a vysílaného signálu
|
164 |
\item Měření fázového posunu přijímaného a vysílaného signálu
|
| 159 |
\item Měření časového zpoždění vyslaného a odraženého fotonu (ToF - Time of Flight measurement).
|
165 |
\item Měření časového zpoždění vyslaného a odraženého fotonu \gls{TOF}.
|
| 160 |
\end{itemize}
|
166 |
\end{itemize}
|
| 161 |
|
167 |
|
| 162 |
\subsection{Triangulační metoda}
|
168 |
\subsection{Triangulační metoda}
|
| 163 |
|
169 |
|
| 164 |
Tato metoda měření je založena na geometrické vlastnosti světelného paprsku - světlo se v homogenním prostředí šíří přímočaře. Toho lze využít tak, že použijeme-li zdroj světla, který vydává málo rozbíhavý světelný paprsek (LASER) a pod určitým úhlem vůči ose pozorovatele jej budeme promítat na předmět, tak pozorovatel bude mít světelnou stopu v různých bodech zorného pole podle vzdálenosti pozorovaného předmětu.
|
170 |
Tato metoda měření je založena na geometrické vlastnosti světelného paprsku - světlo se v homogenním prostředí šíří přímočaře. Toho lze využít tak, že použijeme-li zdroj světla, který vydává málo rozbíhavý světelný paprsek \acrshort{LASER} a pod určitým úhlem vůči ose pozorovatele jej budeme promítat na předmět, tak pozorovatel bude mít světelnou stopu v různých bodech zorného pole podle vzdálenosti pozorovaného předmětu.
|
| 165 |
|
171 |
|
| 166 |
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 použita cylindrická čočka, která svazek rozšíří do roviny ve směru řezu předmětu (laser-sheet). V tomto uspořádání pak stačí s laserem, nebo promítacím zrcátkem hýbat pouze v jedné ose, pro kompletní 3D obraz objektu.
|
172 |
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 použita cylindrická čočka, která svazek rozšíří do roviny ve směru řezu předmětu (laser-sheet). V tomto uspořádání pak stačí s laserem, nebo promítacím zrcátkem hýbat pouze v jedné ose, pro kompletní 3D obraz objektu.
|
| 167 |
|
173 |
|
| 168 |
Ke snímání obrazu je v tomto případě obvykle využíván maticový snímač - CCD, nebo CMOS. A metoda funguje pouze v rozsahu vzdáleností daných úhlem ve kterém se laser na předmět promítá a také úhlovou velikostí zorného pole snímače.
|
174 |
Ke snímání obrazu je v tomto případě obvykle využíván maticový snímač - \acrshort{CCD}, nebo \acrshort{CMOS} sensor. A metoda funguje pouze v rozsahu vzdáleností daných úhlem ve kterém se laser na předmět promítá a také úhlovou velikostí zorného pole snímače.
|
| 169 |
|
175 |
|
| 170 |
Z praktických důvodů a požadavků na přesnost měření je tato metoda využívána pouze v rozsahu několika centimetrů až několika metrů.
|
176 |
Z praktických důvodů a požadavků na přesnost měření je tato metoda využívána pouze v rozsahu několika centimetrů až několika metrů.
|
| 171 |
|
177 |
|
| 172 |
\subsection{Fázová metoda}
|
178 |
\subsection{Fázová metoda}
|
| 173 |
|
179 |
|
| Line 182... |
Line 188... |
| 182 |
Tato fázová metoda má ještě další variaci a to tu, že jako modulaci signálu je možné v určitých podmínkách využít samotnou vlnovou strukturu světla. A vysílaný i od předmětu odražený svazek nechat interferovat na maticovém snímači. Výsledná interference je pak velmi citlivá na vzájemný fázový posun obou svazků ve zlomcích vlnové délky.
|
188 |
Tato fázová metoda má ještě další variaci a to tu, že jako modulaci signálu je možné v určitých podmínkách využít samotnou vlnovou strukturu světla. A vysílaný i od předmětu odražený svazek nechat interferovat na maticovém snímači. Výsledná interference je pak velmi citlivá na vzájemný fázový posun obou svazků ve zlomcích vlnové délky.
|
| 183 |
|
189 |
|
| 184 |
Tím lze dosáhnout velmi velkého prostorového rozlišení ve smyslu měření změn vzdálenosti až na atomární úroveň tedy desítky až jednotky nanometrů. Tento princip je pak využíván ve specializovaných aplikacích, jako jsou velmi přesné obráběcí automaty, AFM mikroskopy, detektory gravitačních vln, nebo špionážní zařízení měřící zvukem vybuzené vibrace okenních výplní.
|
190 |
Tím lze dosáhnout velmi velkého prostorového rozlišení ve smyslu měření změn vzdálenosti až na atomární úroveň tedy desítky až jednotky nanometrů. Tento princip je pak využíván ve specializovaných aplikacích, jako jsou velmi přesné obráběcí automaty, AFM mikroskopy, detektory gravitačních vln, nebo špionážní zařízení měřící zvukem vybuzené vibrace okenních výplní.
|
| 185 |
|
191 |
|
| 186 |
|
192 |
|
| 187 |
\subsection{Měření doby šíření (ToF)}
|
193 |
\subsection{Měření doby šíření (ToF) }
|
| 188 |
|
194 |
|
| 189 |
Další metodou, kterou můžeme využít pro měření vzdálenosti na základě známé a konečné rychlosti šíření světla, je změření doby šíření určitého balíku fotonů, který vygenerujeme vysílačem a následně po odrazu od měřeného objektu detekujeme v detektoru. Změřená doba šíření pak odpovídá dvojnásobku vzdálenosti mezi vysílačem a měřeným předmětem.
|
195 |
Další metodou, kterou můžeme využít pro měření vzdálenosti na základě známé a konečné rychlosti šíření světla, je změření doby šíření určitého balíku fotonů, který vygenerujeme vysílačem a následně po odrazu od měřeného objektu detekujeme v detektoru. Změřená doba šíření pak odpovídá dvojnásobku vzdálenosti mezi vysílačem a měřeným předmětem.
|
| 190 |
|
196 |
|
| 191 |
\begin{equation}
|
197 |
\begin{equation}
|
| 192 |
d = \frac{ct}{2n}
|
198 |
d = \frac{ct}{2n}
|
| Line 209... |
Line 215... |
| 209 |
\item[$\eta$] - koeficient celkové optické optické účinnosti přístroje.
|
215 |
\item[$\eta$] - koeficient celkové optické optické účinnosti přístroje.
|
| 210 |
\item[$R$] - vzdálenost cíle.
|
216 |
\item[$R$] - vzdálenost cíle.
|
| 211 |
\item[$r$] - označuje efektivní reflektivitu cíle.
|
217 |
\item[$r$] - označuje efektivní reflektivitu cíle.
|
| 212 |
\end{description}
|
218 |
\end{description}
|
| 213 |
|
219 |
|
| 214 |
Dále vzhledem k tomu, že pro větší vzdálenosti je pravděpodobnost zachycení zpětně odraženého fotonu malá, tak jsou využívány různé techniky pro zlepšení poměru S/N. Často jde o metody statického zpracování nebo o lock-in měření.
|
220 |
Dále vzhledem k tomu, že pro větší vzdálenosti je pravděpodobnost zachycení zpětně odraženého fotonu malá, tak jsou využívány různé techniky pro zlepšení poměru \acrshort{SNR}. Často jde o metody statického zpracování nebo o lock-in měření.
|
| 215 |
|
221 |
|
| 216 |
Tato metoda má vzhledem k předchozím podstatnou výhodou především v tom, že její princip umožňuje změřit vzdálenosti v obrovském rozsahu a přitom neklade (díky pokročilým možnostem zpracování) vysoké nároky na odstup signálu od šumu. Běžně se proto využívá například pro měření a následné výpočty korekcí drah družic, nebo i měření podélných parametrů optických komunikačních vláken, kde je metoda známa, jako TDR (Time domain refractometry)
|
222 |
Tato metoda má vzhledem k předchozím podstatnou výhodou především v tom, že její princip umožňuje změřit vzdálenosti v obrovském rozsahu a přitom neklade (díky pokročilým možnostem zpracování) vysoké nároky na odstup signálu od šumu. Běžně se proto využívá například pro měření a následné výpočty korekcí drah družic, nebo i měření podélných parametrů optických komunikačních vláken, kde je metoda známa, jako \acrshort{TDR}.
|
| 217 |
Možnosti aplikace metody měření doby šíření jsou tak rozsáhlé, že z ní vychází i další přistroje, jako radiolokátory nebo echolokátory.
|
223 |
Možnosti aplikace metody měření doby šíření jsou tak rozsáhlé, že z ní vychází i další přistroje, jako radiolokátory nebo echolokátory.
|
| 218 |
|
224 |
|
| 219 |
V principu existují dvě možné varianty implementace 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.
|
225 |
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.
|
| 220 |
Problémem ale je 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.
|
226 |
Problémem ale je 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.
|
| 221 |
Používá se proto i méně náročná implementace, která využívá kvantovou povahu světla a detektorem jsou detekovány jednotlivé odražené fotony, což umožňuje podstatně snížit nároky na špičkový výstupní výkon i na sběrnou plochu detektoru. Nevýhodou ale je 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).
|
227 |
Používá se proto i méně náročná implementace, která využívá kvantovou povahu světla a detektorem jsou detekovány jednotlivé odražené fotony, což umožňuje podstatně snížit nároky na špičkový výstupní výkon i na sběrnou plochu detektoru. Nevýhodou ale je 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).
|
| 222 |
|
228 |
|
| 223 |
Tato práce je proto zaměřena právě na tento princip měření.
|
229 |
Tato práce je proto zaměřena právě na tento princip měření.
|
| 224 |
|
230 |
|
| Line 233... |
Line 239... |
| 233 |
\includegraphics[width=150mm]{./img/atmospheric_absorption.png}
|
239 |
\includegraphics[width=150mm]{./img/atmospheric_absorption.png}
|
| 234 |
\caption{Závislost transmisivity čisté atmosféry na vlnové délce záření}
|
240 |
\caption{Závislost transmisivity čisté atmosféry na vlnové délce záření}
|
| 235 |
\label{atmosfera_ztraty}
|
241 |
\label{atmosfera_ztraty}
|
| 236 |
\end{figure}
|
242 |
\end{figure}
|
| 237 |
|
243 |
|
| 238 |
Ovšem vzhledem k tomu, že na krátkých vlnových délkách směrem k UV oblasti strmě stoupá vliv nežádoucího Rayleighova rozptylu (rovnice \ref{Raylengh}), který omezuje použitelný dosah měření. Tak je vhodné použít střední vlnovou délku optického záření, ze zelené oblasti spektra. Která relativně dobře prochází čistou atmosférou.
|
244 |
Ovšem 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. Tak je vhodné použít střední vlnovou délku optického záření, ze zelené oblasti spektra. Která relativně dobře prochází čistou atmosférou.
|
| 239 |
|
245 |
|
| 240 |
\begin{equation}
|
246 |
\begin{equation}
|
| 241 |
\kappa _R (\lambda) = K \frac{1}{\lambda ^4}
|
247 |
\kappa _R (\lambda) = K \frac{1}{\lambda ^4}
|
| 242 |
\label{Raylengh}
|
248 |
\label{Raylengh}
|
| 243 |
\end{equation}
|
249 |
\end{equation}
|
| Line 274... |
Line 280... |
| 274 |
\theta = \frac{2 \lambda}{\pi w_0}
|
280 |
\theta = \frac{2 \lambda}{\pi w_0}
|
| 275 |
\label{difrakcni_limit}
|
281 |
\label{difrakcni_limit}
|
| 276 |
\end{equation}
|
282 |
\end{equation}
|
| 277 |
|
283 |
|
| 278 |
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}).
|
284 |
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}).
|
| - |
|
285 |
Větší divergence svazku však vyžaduje stejný \acrshort{FOV} na teleskopu přijímače, což komplikuje dosažení dobrého poměru \acrshort{SNR}.
|
| 279 |
|
286 |
|
| 280 |
\subsection{ Nejistota spouštění (Trigger jitter)}
|
287 |
\subsection{ Nejistota spouštění (Trigger jitter)}
|
| 281 |
|
288 |
|
| 282 |
Nejistota spuštění 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.
|
289 |
Nejistota spuštění 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.
|
| 283 |
|
290 |
|
| 284 |
Pro jednoduchost konstrukce laserového vysílače je výhodné, pokud laser generuje impulsy se známým zpožděním, nebot pak není nutné měřit přesnou dobu, kdy vygenerovaný balík fotonů ve skutečnosti opustil vysílač. Vzhledem k plánovanému použití vysílače, je asi rozumné požadovat aby jitter spuštění byl maximálně srovnatelný s generovanou délkou pulsu.
|
291 |
Pro jednoduchost konstrukce laserového vysílače je výhodné, pokud laser generuje impulsy se známým zpožděním, nebot pak není nutné měřit přesnou dobu, kdy vygenerovaný balík fotonů ve skutečnosti opustil vysílač. Vzhledem k plánovanému použití vysílače, je asi rozumné požadovat aby jitter spuštění byl maximálně srovnatelný s generovanou délkou pulsu.
|
| 285 |
Tento požadavek by byl nejlépe splnitelný pro polovodičový diodový laser. Ale vzhledem ke konstrukci DPSS modulu není úplně zřejmé, zda tohoto stavu je možné dosáhnout.
|
292 |
Tento požadavek by byl nejlépe splnitelný pro polovodičový diodový laser. Ale vzhledem ke komplikovanější konstrukci \gls{DPSS} modulu není úplně zřejmé, zda tohoto stavu je možné dosáhnout.
|
| 286 |
|
293 |
|
| 287 |
\chapter{Rozbor problému}
|
294 |
\chapter{Rozbor problému}
|
| 288 |
|
295 |
|
| 289 |
\section{Druhy modulovatelných laserů}
|
296 |
\section{Druhy modulovatelných laserů}
|
| 290 |
|
297 |
|
| Line 294... |
Line 301... |
| 294 |
|
301 |
|
| 295 |
Polovodičové laserové diody, jsou 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 laserových diod v barevných skenovacích projektorech s vysokým kontrastem a rozlišením.\cite{LD_zelene} Zatím ale nedosahují potřebných výstupních energií a navíc jejich pořizovací cena je stále dosti vysoká.
|
302 |
Polovodičové laserové diody, jsou 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 laserových diod v barevných skenovacích projektorech s vysokým kontrastem a rozlišením.\cite{LD_zelene} Zatím ale nedosahují potřebných výstupních energií a navíc jejich pořizovací cena je stále dosti vysoká.
|
| 296 |
|
303 |
|
| 297 |
\subsection{Pevnolátkový diodově čerpaný LASER s generací druhé harmonické}
|
304 |
\subsection{Pevnolátkový diodově čerpaný LASER s generací druhé harmonické}
|
| 298 |
|
305 |
|
| 299 |
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 DPSSFD (Diode Pumped Solid State Frequency Doubled) LASER.
|
306 |
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}.
|
| 300 |
|
307 |
|
| 301 |
|
308 |
|
| 302 |
\section{Teoretické limity konstrukce}
|
309 |
\section{Teoretické limity konstrukce}
|
| 303 |
|
310 |
|
| 304 |
\subsection{Metody generace krátkých impulzů}
|
311 |
\subsection{Metody generace krátkých impulzů}
|
| 305 |
Pro měření vzdálenosti metodou ToF je klíčové aby vysílač mohl generovat krátké světelné impulzy. Obvykle se toho dosahuje několika různými metodami.
|
312 |
Pro měření vzdálenosti metodou \gls{TOF} je klíčové aby vysílač mohl generovat krátké světelné impulzy. Obvykle se toho dosahuje několika různými metodami.
|
| 306 |
|
313 |
|
| 307 |
\subsubsection{Volně běžící pulzní režim (PCW)}
|
314 |
\subsubsection{Volně běžící pulzní režim (PCW)}
|
| 308 |
|
315 |
|
| 309 |
Volně běžící laser je základní metodou, jak se pokusit generovat krátký laserový puls. Princip spočívá v pulzně modulovaném čerpání aktivního prostředí. Laser se pak chová tak, že v době kdy je čerpání pod prahovou úrovní, tak 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 impulzů o intenzitě vyšší, než je ustálený kontinuální režim do kterého tyto pulzy postupně konvergují.
|
316 |
Volně běžící laser je základní metodou, jak se pokusit generovat krátký laserový puls. Princip spočívá v pulzně modulovaném čerpání aktivního prostředí. Laser se pak chová tak, že v době kdy je čerpání pod prahovou úrovní, tak 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 impulzů o intenzitě vyšší, než je ustálený kontinuální režim do kterého tyto pulzy postupně konvergují.
|
| 310 |
Po skončení čerpacího pulzu (sestupná hrana) dochází k postupnému exponenciálnímu snižování výstupní intenzity vlivem nenulové doby života fotonů v rezonátoru.
|
317 |
Po skončení čerpacího pulzu (sestupná hrana) dochází k postupnému exponenciálnímu snižování výstupní intenzity vlivem nenulové doby života fotonů v rezonátoru.
|
| 311 |
|
318 |
|
| 312 |
Toto chování je důsledkem, rychlostních rovnic popsaných v kapitole \ref{ryclostni_rovnice}
|
319 |
Toto chování je důsledkem, rychlostních rovnic popsaných v odstavci \ref{rychlostni_rovnice}.
|
| 313 |
|
320 |
|
| 314 |
\subsubsection{Q spínání}
|
321 |
\subsubsection{Q spínání}
|
| 315 |
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.
|
322 |
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.
|
| 316 |
|
323 |
|
| 317 |
\subsubsection{Synchronizace módu (Mode-locking)}
|
324 |
\subsubsection{Synchronizace módu (Mode-locking)}
|
| Line 398... |
Line 405... |
| 398 |
\end{figure}
|
405 |
\end{figure}
|
| 399 |
|
406 |
|
| 400 |
|
407 |
|
| 401 |
\subsubsection{Čerpací dioda}
|
408 |
\subsubsection{Čerpací dioda}
|
| 402 |
|
409 |
|
| 403 |
Polovodičová čerpací dioda, která je na začátku DPSSFD modulu 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. Tyto dvě diody mají běžně společný jeden terminál. Protože každá z diod má dva vývody, tak je možných několik způsobů zapojení v pouzdře. Označují se písmeny P, N, M. Referenční dioda pak dále bývá rozlišována jako MD (Monitor Diode) a laserová dioda LD (LASER Diode) viz. obr. \ref{LD_diody}.
|
410 |
Polovodičová čerpací dioda, která je na začátku DPSSFD modulu 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, tak je možných několik způsobů zapojení v pouzdře. Označují se písmeny P, N, M. Referenční dioda pak dále bývá rozlišována jako MD (Monitor Diode) a laserová dioda LD (LASER Diode) viz. obr. \ref{LD_diody}.
|
| 404 |
|
411 |
|
| 405 |
Referenční zpětnovazebná fotodioda, se ale nedá použít ke kalibračním účelům, protože takto indikovaný výkon se může měnit mezi jednotlivými várkami laserů až o jeden řád.
|
412 |
Referenční zpětnovazebná fotodioda, se ale nedá použít ke kalibračním účelům, protože takto indikovaný výkon se může měnit mezi jednotlivými várkami laserů až o jeden řád \cite{LD_driving}.
|
| 406 |
|
413 |
|
| 407 |
Její vyzařovaná vlnová délka je ovšem 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. Absorpční čára aktivního prostředí laseru Nd:YVO$_4$ je však široká pouze XX nm. Což klade poměrně vysoké nároky i na stabilizaci vlnové délky. Vysoká provozní teplota čerpací laserové diody navíc vede ke zvýšení prahu laserové generace a tím pádem, ke zvýšení potřebného budícího proudu, který má za následek vyšší ztrátový výkon. Další problémem, který při vysokých pracovních teplotách může nastat, je mode-hopping, který se projevuje náhodným přeskakováním vyzařovaných vlnových délek.
|
414 |
Její vyzařovaná vlnová délka je ovšem 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. Absorpční čára aktivního prostředí laseru Nd:YVO$_4$ je však široká pouze XX nm. Což klade poměrně vysoké nároky i na stabilizaci vlnové délky. Vysoká provozní teplota čerpací laserové diody navíc vede ke zvýšení prahu laserové generace a tím pádem, ke zvýšení potřebného budícího proudu, který má za následek vyšší ztrátový výkon. Další problémem, který při vysokých pracovních teplotách může nastat, je mode-hopping, který se projevuje náhodným přeskakováním vyzařovaných vlnových délek.
|
| 408 |
|
415 |
|
| 409 |
Z tohoto důvodu, byl pro měření celý modul společně s čerpací diodou vybaven masivním chladičem umožňujícím dobrý odvod tepla z laserového systému.
|
416 |
Z tohoto důvodu, byl pro měření celý modul společně s čerpací diodou vybaven masivním chladičem umožňujícím dobrý odvod tepla z laserového systému.
|
| 410 |
|
417 |
|
| Line 593... |
Line 600... |
| 593 |
|
600 |
|
| 594 |
\subsection{Pulsní budič laserové diody}
|
601 |
\subsection{Pulsní budič laserové diody}
|
| 595 |
|
602 |
|
| 596 |
Pulsní 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.
|
603 |
Pulsní 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.
|
| 597 |
|
604 |
|
| 598 |
Vzhledem k tomu, že od pulzního budiče jsou vyžadovány vysoké nároky na strmost proudových impulzů při proudech v rozsahu stovek mA, tak 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}.
|
605 |
Vzhledem k tomu, že od pulzního budiče jsou vyžadovány vysoké nároky na strmost proudových impulzů při proudech v rozsahu stovek mA, tak 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}.
|
| 599 |
|
606 |
|
| 600 |
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.
|
607 |
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.
|
| 601 |
|
608 |
|
| 602 |
\begin{description}
|
609 |
\begin{description}
|
| 603 |
\item[CX02068] - obvod pro buzení laserových diod pro ptické spoje. Náběžná a sestupná hrana má délku menčí než 180ps. Nedostatekem je však nízký bias proud, který je maximálně 100mA a modulační proud pouze 85mA.
|
610 |
\item[CX02068] - obvod pro buzení laserových diod pro ptické spoje. Náběžná a sestupná hrana má délku menčí než 180ps. Nedostatekem je však nízký bias proud, který je maximálně 100mA a modulační proud pouze 85mA.
|
| Line 698... |
Line 705... |
| 698 |
\listoftables
|
705 |
\listoftables
|
| 699 |
\pagebreak
|
706 |
\pagebreak
|
| 700 |
|
707 |
|
| 701 |
\appendix
|
708 |
\appendix
|
| 702 |
|
709 |
|
| 703 |
%\printglossaries
|
710 |
\printglossaries
|
| 704 |
%\glsaddall
|
711 |
\glsaddall
|
| 705 |
|
712 |
|
| 706 |
\chapter{Schéma pulsního budiče}
|
713 |
\chapter{Schéma pulsního budiče}
|
| 707 |
\includepdf[pages={1},landscape=true]{LDD01A.pdf}
|
714 |
\includepdf[pages={1},landscape=true]{LDD01A.pdf}
|
| 708 |
|
715 |
|
| 709 |
\end{document}
|
716 |
\end{document}
|