hotchpotch/wikipedia-multilingual-ir-pairs huggingface dataset:
처프 펄스 증폭 회절격자 사용
그림 1은 가장 간단한 회절격자 구성을 보여주는데, 여기서 긴 파장 구성 요소는 짧은 파장 구성 요소보다 더 큰 거리를 이동한다(음의 분산). 종종 단일 회절격자만 사용되며, 그림에 표시된 두 번 대신 빔이 회절격자를 네 번 치도록 추가 거울이 있다.
이 설정은 고강도 펄스를 다룰 때 원치 않는 부작용을 일으킬 수 있는 투과성 구성 요소를 포함하지 않으므로 일반적으로 압축기로 사용된다. 두 회절격자 사이의 거리를 변경하여 분산을 쉽게 조정할 수 있다. 이러한 압축기에 의해 도입된 분산은 종종 분산 차수, 즉 군 지연 분산(GDD), 3차 분산(TOD) 등으로 설명된다. 그림 2는 도나 스트리클런드와 제라르 무루의 원래 설계(1985)에 설명된 대로 홈 밀도 , 입사각 , 정상 회절격자 간격 를 갖는 회절격자 압축기의 분산 차수를 보여주며, 이는 Lah-Laguerre 광학 형식론 - 고차 분산의 일반화된 공식을 사용하여 평가되었다.
처프 펄스 증폭 회절격자 사용
그림 3은 렌즈로 묘사된 초점 요소를 포함하는 더 복잡한 회절격자 구성을 보여준다. 렌즈는 서로  거리에 (1:1 망원경으로 작동), 회절격자와는  거리에 배치된다. 만약 이면, 이 설정은 양의 분산 스트레처로 작동하고, 만약 이면 음의 분산 스트레처로 작동한다.  경우는 펨토초 펄스 형성에 사용된다. 보통 초점 요소는 렌즈보다는 구형 또는 원통형 거울이다. 그림 1의 구성과 마찬가지로, 추가 거울을 사용하여 두 개의 개별 회절격자 대신 단일 회절격자를 사용하는 것이 가능하다. 이 설정은 빔 직경이 망원경 길이에 비해 매우 작아야 하며, 그렇지 않으면 원치 않는 수차가 발생한다. 이러한 이유로, 저강도 시드 펄스는 작은 직경의 빔으로 콜리메이션될 수 있으므로 일반적으로 증폭 단계 전에 스트레처로 사용된다.
처프 펄스 증폭 프리즘 사용
그림 4와 같이 분산 요소로 회절격자 대신 프리즘을 사용할 수 있다. 이러한 간단한 변화에도 불구하고, 이 설정은 1차적으로 군 지연 분산이 도입되지 않으므로 상당히 다르게 작동한다. 이러한 스트레처/압축기는 프리즘의 기하학적 구조와 재료 특성에 따라 양의 분산 또는 음의 분산을 가질 수 있다. 렌즈를 사용하면 그림 3과 유사하게 분산의 부호를 바꿀 수 있다. 분산 요소 사이의 주어진 거리에서 프리즘은 회절격자보다 훨씬 적은 분산을 생성한다. 프리즘과 회절격자는 때때로 고차 분산("그리즘")을 보정하기 위해 결합되는데, 이 경우 프리즘 사이의 거리는 회절격자 압축기의 50 cm 대신 10 미터 정도이다. 회절격자는 다른 차수로 전력을 잃는 반면, 프리즘은 레일리 산란으로 인해 전력을 잃는다. 예를 들어, 융합 실리카 프리즘 쌍 압축기의 분산 차수는 첫 번째 프리즘의 가변 삽입 깊이 에 대해 그림 5에 설명되어 있다. 분산은 스펙트럼 대역폭 를 가진  레이저 펄스에 대해, Lah-Laguerre 광학 형식론 - 고차 분산의 일반화된 공식을 사용하여 평가되었다. 브루스터 입사각 근처에서의 압축기 매개변수는 다음과 같다: 프리즘 사이의 정상 거리 , 에서의 두 번째 프리즘 삽입 깊이 , 그리고 융합 실리카 프리즘의 꼭지각 . 특정 값은 프리즘 재료, 관심 파장 및 압축기 매개변수에 따라 달라진다.
처프 펄스 증폭 처프 펄스의 위상 공액
개의 레이저 증폭기에서 나오는 처프 펄스는 위상 공액 거울에서의 반사를 통해 위상 고정되어 만큼 밝기를 증가시킬 수 있다. 이를 위해 퇴화된 4파 혼합 커 위상 공액이 관련된다.
처프 펄스 증폭 기타 기술
펄스를 늘리고 압축하는 데 사용할 수 있는 다른 기술도 있지만, 이러한 기술은 제한된 분산량과 고강도 펄스를 처리할 수 없기 때문에 CPA의 주요 스트레처/압축기로는 적합하지 않다.
펄스는 단순히 200 mm 유리와 같은 두꺼운 투명 재료 슬래브를 통해 전파되도록 함으로써 늘려질 수 있다. 프리즘과 마찬가지로 물리적으로 실용적인 차원 내에서 제한된 양의 분산만 달성할 수 있다. 가시광선 스펙트럼 외부에는 양의 분산과 음의 분산 모두에 대한 재료가 존재한다. 가시광선 및 근적외선 파장의 경우 거의 모든 투명 재료는 양의 분산을 갖는다. 그러나 유리 섬유는 요구 사항을 충족하도록 분산을 맞춤 제작할 수 있다.
처프 펄스 증폭 응용
CPA는 전 세계적으로 가장 높은 출력(약 100 테라와트 이상)을 가진 모든 레이저에 사용되는데, ≈500 TW 국립점화시설은 예외이다. 이러한 레이저의 몇 가지 예로는 러더퍼드 애플턴 연구소의 중앙 레이저 시설에 있는 불칸 레이저, 네브래스카 대학교 링컨에 있는 디오클레스 레이저, 오사카 대학 레이저 공학 연구소의 GEKKO XII 시설에 있는 GEKKO XII 레이저, 로체스터 대학 레이저 에너지 연구소의 OMEGA 레이저 및 OMEGA EP 레이저, 그리고 현재는 해체된 로렌스 리버모어 국립연구소의 이전 노바 레이저에 있던 페타와트 라인이 있다. 제라르 무루는 CPA를 사용하여 고에너지 및 저지속 레이저 펄스를 생성하여 고방사성 물질(표적에 포함된)을 변환하여 반감기를 수천 년에서 단 몇 분으로 크게 줄일 것을 제안했다.
이러한 최첨단 연구 시스템 외에도 여러 상업 제조업체에서 10~100 기가와트의 최대 출력을 가진 Ti:사파이어 기반 CPA를 판매하고 있다.
가우시안 빔
광학에서 가우시안 빔(Gaussian beam)은 횡단면에서 가우스 함수로 주어진 진폭 포락선을 갖는 전자기파의 이상적인 광선빔이다. 이는 또한 가우스 세기 프로파일을 의미한다. 이 기본(또는 TEM00) 횡모드 가우스 모드는 많은 레이저의 의도된 출력을 설명하는데, 이러한 빔은 다른 어떤 빔보다 덜 퍼지고 더 잘 초점을 맞출 수 있기 때문이다. 가우시안 빔이 이상적인 렌즈에 의해 재초점되면, 새로운 가우시안 빔이 생성된다. 주어진 파장과 편광을 갖는 원형 가우시안 빔을 따라 있는 전기장 및 자기장 진폭 프로파일은 두 가지 매개변수에 의해 결정된다. 가장 좁은 지점에서의 빔 폭을 측정하는 허리 w0와 허리에 대한 상대적인 위치 z이다.
가우시안 빔
가우스 함수는 무한한 범위를 가지므로, 완벽한 가우시안 빔은 자연에 존재하지 않으며, 그러한 빔의 가장자리는 모든 유한한 렌즈나 거울에 의해 잘려나갈 것이다. 그러나, 가우스는 빔 내의 렌즈나 거울이 빔의 스폿 크기 w(z)보다 상당히 큰 경우 실제 빔에 대한 유용한 근사치이다.
근본적으로, 가우스는 전자기장 파동 방정식인 근축 헬름홀츠 방정식의 해이다. 다른 해들도 존재하지만, 가우스 계열의 해들은 컴팩트한 빔을 포함하는 문제에 유용하다.
가우시안 빔 수학적 형태
아래 방정식들은 z의 모든 값에서 원형 단면을 가진 빔을 가정한다. 이는 단일 횡단면인 r이 나타나는 것으로 알 수 있다. 타원 단면을 갖거나, 두 횡단면(x 및 y)에 대해 z의 다른 위치에 허리를 갖는 빔(비점수차 빔)도 가우시안 빔으로 설명될 수 있지만, 두 횡단면에 대해 w0의 고유한 값과 z = 0 위치를 갖는다.
가우시안 빔은 횡단면 전자기 모드이다. 전기장 진폭에 대한 수학적 표현은 근축 헬름홀츠 방정식의 해이다. x 방향으로의 편광과 +z 방향으로의 전파를 가정할 때, 페이저 (전자)(복소수) 표기법으로 전기장은 다음과 같이 주어진다.
여기서
물리적 전기장은 위에서 주어진 페이저 필드 진폭에 시간 요소를 곱한 실수부를 취하여 얻어진다.

여기서 는 빛의 각진동수이고 t는 시간이다. 시간 요소는 복소 켤레 모호성에서 논의된 바와 같이 임의의 부호규약을 포함한다.
이 해는 근축 근사에 의존하므로, 매우 강하게 퍼지는 빔에는 정확하지 않다. 위의 형태는 w0 ≫ λ/n인 대부분의 실제 경우에 유효하다.
해당하는 세기(또는 복사조도) 분포는 다음과 같이 주어진다.
가우시안 빔 수학적 형태
여기서 상수 η는 빔이 전파되는 매질의 파동 임피던스이다. 자유 공간의 경우, η = η0 ≈ 377 Ω이다. I0 = |E0|2/2η는 빔 허리 중앙에서의 세기이다.
만약 P0가 빔의 총 일률이라면,
빔을 따라 (초점으로부터 측정된) z 위치에서, 스폿 크기 매개변수 w는 쌍곡선 관계에 의해 주어진다.

여기서

는 아래에서 더 자세히 논의될 레일리 범위라고 불리며, 은 매질의 굴절률이다.
빔을 따라 어떤 위치 z에서의 빔 반경 w(z)는 그 위치에서의 세기 분포의 반치전폭 (FWHM)과 다음과 같이 관련된다.
파면은 허리에서 곡률이 0이다(반경 = ∞). 파면 곡률은 허리에서 멀어질수록 크기가 증가하며, 레일리 거리에서 극값에 도달한다(z = +zR에서 최대, z = -zR에서 최소). 레일리 거리 너머에서는 |z| > zR 곡률이 다시 크기가 감소하며 z → ±∞로 갈수록 0에 접근한다. 곡률은 종종 그 역수인 곡률 반경 R로 표현된다. 기본 가우시안 빔의 경우 위치 z에서의 곡률은 다음과 같이 주어진다.
따라서 곡률 반경 R(z)은

곡률의 역수인 곡률 반경은 곡률이 0을 통과하는 빔 허리에서 부호가 반전되고 무한대가 된다.
가우시안 빔 수학적 형태
많은 레이저 빔은 타원형 단면을 가지고 있다. 또한 두 횡방향 치수에 대해 허리 위치가 다른 빔(비점수차 빔)도 일반적이다. 이러한 빔은 위의 두 진화 방정식을 사용하여 처리할 수 있지만, x 및 y에 대해 각 매개변수의 고유한 값을 사용하고 z = 0 지점의 고유한 정의를 사용한다. 구이 위상은 각 차원의 기여도를 합산하여 올바르게 계산되는 단일 값이며, 각 차원에서 ±π/4 범위 내의 구이 위상이 기여된다.
타원형 빔은 원거리장에서 허리로 전파됨에 따라 타원률이 역전될 것이다. 허리에서 멀리 떨어진 곳에서 더 컸던 차원은 허리 근처에서 더 작아질 것이다.
가우시안 빔 수학적 형태
근축 헬름홀츠 방정식의 임의의 해는 에르미트-가우스 모드(진폭 프로파일이 데카르트 좌표계를 사용하여 x와 y로 분리 가능) 또는 라게르-가우스 모드(진폭 프로파일이 원통 좌표계를 사용하여 r과 θ로 분리 가능)의 합으로 분해될 수 있으며, 유사하게 인스-가우스 모드(진폭 프로파일이 타원 좌표계를 사용하여 ξ와 η로 분리 가능)의 조합으로 분해될 수 있다. 빔을 따라 어떤 지점 z에서도 이러한 모드들은 지정된 모드에 대한 추가 기하학적 요인을 곱하는 기본 가우스 모드와 동일한 가우스 요인을 포함한다. 그러나 다른 모드들은 다른 구이 위상으로 전파된다. 이것이 모드의 중첩으로 인한 순수한 횡단면 프로파일이 z에서 변화하는 이유이며, 반면에 단일 에르미트-가우스(또는 라게르-가우스) 모드의 전파는 빔을 따라 동일한 형태를 유지한다.
다른 횡모드 분해들이 있지만, 가우스는 축을 따라 광학적 출력이 상당히 밀접하게 제한되는 경우, 즉 컴팩트한 빔을 포함하는 문제에 유용하다. 레이저가 기본 가우스 모드로 작동하지 않을 때에도, 그 출력은 일반적으로 이러한 분해를 사용하여 가장 낮은 차수 모드들에서 발견될 것이다. 왜냐하면 고차 모드의 공간적 확장은 레이저 공진기(캐비티)의 경계를 초과하는 경향이 있기 때문이다. "가우시안 빔"은 일반적으로 기본(TEM00) 가우스 모드에 국한된 복사를 의미한다.
가우시안 빔 빔 매개변수
가우시안 빔 필드의 기하학적 의존성은 빛의 파장 λ(유전체 매질 내에서, 자유 공간이 아닌 경우)과 다음 빔 매개변수에 의해 결정되며, 이들 모두는 다음 섹션에 자세히 설명된 대로 연결되어 있다.
주어진 파장 λ을 갖는 가우시안 빔의 모양은 단 하나의 매개변수인 빔 허리 w0에 의해서만 결정된다. 이는 초점 지점(위 방정식에서 z = 0)에서의 빔 크기 측정값이며, 이 지점에서 빔 폭 w(z)(위에서 정의된 대로)가 가장 작다(마찬가지로 축상(r = 0) 세기가 가장 크다). 이 매개변수로부터 빔 기하학을 설명하는 다른 매개변수들이 결정된다. 여기에는 아래에 자세히 설명된 레일리 범위 zR와 점근적 빔 발산 θ가 포함된다.
레일리 거리 또는 레일리 범위 zR는 가우시안 빔의 허리 크기가 주어지면 결정된다.
여기서 λ는 빛의 파장이고, n은 굴절률이다. 허리로부터 레일리 범위 zR와 같은 거리에서 빔의 폭 w는 허리에서 w = w0일 때보다 √2배 더 크다. 이는 또한 그곳에서 축상(r = 0) 세기가 최대 세기(z = 0)의 절반이라는 것을 의미한다. 빔을 따라 그 지점은 파면 곡률(1/R)이 가장 큰 지점이기도 하다.
가우시안 빔 빔 매개변수
두 지점 z = ±zR 사이의 거리는 빔의 공초점 매개변수 또는 초점 심도라고 불린다.
가우스 함수의 꼬리가 실제로는 0에 도달하지 않지만, 다음 논의의 목적을 위해 빔의 "가장자리"는 r = w(z)인 반경으로 간주된다. 즉, 세기가 축상 값의 1/e2로 떨어진 곳이다. 이제 z ≫ zR의 경우 매개변수 w(z)는 z에 비례하여 선형적으로 증가한다. 이는 허리에서 멀리 떨어진 곳에서 빔 "가장자리"(위에서 언급한 의미에서)가 원뿔형이라는 것을 의미한다. 그 원뿔(whose r = w(z))과 빔 축(r = 0) 사이의 각도는 빔의 발산을 정의한다.
우리가 고려해 온 근축의 경우, θ(라디안)는 대략
여기서 n은 빔이 전파되는 매질의 굴절률이고, λ는 자유 공간 파장이다. 발산하는 빔의 총 각도 퍼짐, 또는 위에서 설명된 원뿔의 정점 각도는 다음과 같이 주어진다.
이 원뿔은 가우시안 빔의 총 일률의 86%를 포함한다.
가우시안 빔 빔 매개변수
발산은 스폿 크기에 반비례하므로, 주어진 파장 λ에 대해 작은 스폿에 초점을 맞춘 가우시안 빔은 초점에서 멀어질수록 빠르게 발산한다. 반대로, 원거리장에서 레이저 빔의 발산을 최소화하려면(그리고 먼 거리에서 최대 세기를 높이려면) 허리에서 큰 단면(w0)을 가져야 한다(따라서 발사될 때 큰 직경을 가져야 한다. 왜냐하면 w(z)는 w0보다 작을 수 없기 때문이다). 빔 폭과 발산 사이의 이러한 관계는 회절과 프라운호퍼 회절을 설명하는 푸리에 변환의 근본적인 특성이다. 어떤 지정된 진폭 프로파일을 갖는 빔도 이 역 관계를 따르지만, 기본 가우스 모드는 초점에서의 빔 크기와 원거리장 발산의 곱이 다른 어떤 경우보다 작은 특수한 경우이다.
가우시안 빔 모델은 근축 근사를 사용하므로, 파면이 빔 축에서 약 30° 이상 기울어질 때는 정확하지 않다. 위 발산식에서 보면, 이는 가우시안 빔 모델이 허리가 약 2λ/π보다 큰 빔에 대해서만 정확하다는 것을 의미한다.
가우시안 빔 빔 매개변수
레이저 빔 품질은 빔 매개변수 곱(BPP)으로 정량화된다. 가우시안 빔의 경우, BPP는 빔의 발산과 허리 크기 w0의 곱이다. 실제 빔의 BPP는 빔의 최소 직경과 원거리장 발산을 측정하고 그 곱을 취하여 얻어진다. 실제 빔의 BPP와 동일한 파장에서 이상적인 가우시안 빔의 BPP 비율은 M2 ("M 제곱")로 알려져 있다. 가우시안 빔의 M2는 1이다. 모든 실제 레이저 빔은 1보다 큰 M2 값을 가지지만, 매우 고품질의 빔은 1에 매우 가까운 값을 가질 수 있다.
가우시안 빔의 개구수는 NA = n sin θ로 정의되며, 여기서 n은 빔이 전파되는 매질의 굴절률이다. 이는 레일리 범위가 개구수와 다음과 같이 관련된다는 것을 의미한다.
구이 위상은 초점 영역 주변에서 빔이 점진적으로 얻는 위상 이동이다. 위치 z에서 기본 가우시안 빔의 구이 위상은 다음과 같이 주어진다.
가우시안 빔 빔 매개변수
구이 위상은 허리 근처(z ≈ 0)에서 겉보기 파장의 증가를 초래한다. 따라서 그 영역에서의 위상속도는 형식적으로 빛의 속도를 초과한다. 이 역설적인 행동은 근거리장 현상으로 이해되어야 하는데, 빛의 위상속도(정확히 평면파에 적용될 것임)와의 편차는 큰 개구수를 가진 빔의 경우를 제외하고는 매우 작다. 이 경우 파면의 곡률(이전 섹션 참조)이 단일 파장의 거리에서 상당히 변한다. 모든 경우에 파동 방정식은 모든 위치에서 만족된다.
구이 위상의 부호는 전기장 페이저에 대해 선택된 부호규약에 따라 달라진다. eiωt 의존성의 경우, 구이 위상은 -π/2에서 +π/2로 변하는 반면, e-iωt 의존성의 경우 축을 따라 +π/2에서 -π/2로 변한다.
기본 가우시안 빔의 경우, 구이 위상은 허리 한쪽의 원거리장에서 다른 쪽의 원거리장으로 이동할 때 빛의 속도에 대해 π 라디안(따라서 위상 반전)에 해당하는 순 위상 불일치를 초래한다. 이 위상 변화는 대부분의 실험에서 관찰할 수 없다. 그러나 이는 이론적으로 중요하며 고차 가우스 모드의 경우 더 넓은 범위로 변한다.
가우시안 빔 조리개를 통한 일률
가우시안 빔이 빔 허리에서 거리 z에 있는 반경 r의 원형 조리개에 중심을 맞추고 있다면, 조리개를 통과하는 일률 P는 다음과 같다.
반경 r = w(z)의 원의 경우, 원을 통해 전달되는 일률의 비율은
마찬가지로, 빔 일률의 약 90%는 반경 r = 1.07 × w(z)의 원을 통해 흐르고, 95%는 반경 r = 1.224 × w(z)의 원을 통해, 99%는 반경 r = 1.52 × w(z)의 원을 통해 흐른다.
가우시안 빔 복소 빔 매개변수
빔을 따라 z의 함수로서 가우시안 빔의 스폿 크기와 곡률은 복소 빔 매개변수 q(z)에 인코딩될 수도 있으며, 이는 다음과 같이 주어진다.
q(z)의 역수는 각각 실수부와 허수부에 파면 곡률과 상대적 축상 세기를 포함한다.
복소 빔 매개변수는 가우시안 빔 전파의 수학적 분석을 단순화하며, 특히 행렬광학을 사용한 광학 공진기 분석에서 그렇다.
이 형태를 사용하면 전기장(또는 자기장)에 대한 이전 방정식이 크게 단순화된다. u를 타원형 가우시안 빔(타원형 축이 x 및 y 방향에 있는)의 상대적 필드 강도라고 하면, 다음과 같이 x 및 y로 분리될 수 있다.
여기서
여기서 qx(z)와 qy(z)는 x 및 y 방향의 복소 빔 매개변수이다.
원형 대칭 빔 프로파일의 일반적인 경우, qx(z) = qy(z) = q(z) 및 x2 + y2 = r2이며, 이는 다음을 산출한다.
가우시안 빔 빔 광학
가우시안 빔이 얇은 렌즈를 통과할 때, 빔이 렌즈의 원통형 대칭 축을 따라 이동하고 렌즈가 빔 폭보다 크다면, 나가는 빔도 (다른) 가우시안 빔이 된다. 렌즈의 초점 거리 , 들어오는 빔의 빔 허리 반경  및 빔 허리 위치 는 나가는 빔의 빔 허리 반경  및 위치 를 결정하는 데 사용될 수 있다.
살레와 타이히가 유도한 바와 같이, 들어오는 빔과 나가는 빔 사이의 관계는 가우시안 빔의 각 점 에 렌즈를 통과하면서 추가되는 위상을 고려하여 찾을 수 있다. 셀프가 제시한 대안적인 접근 방식은 얇은 렌즈가 가우시안 빔 파면에 미치는 영향을 고려하는 것이다.
위 문제의 정확한 해는 확대 로 간단히 표현된다.
와 에 의존하는 확대는 다음과 같이 주어진다.
여기서
빔 위치 에 대한 동등한 표현은 다음과 같다.
이 마지막 표현은 인 한계에서 얇은 렌즈 방정식이 회복된다는 것을 명확히 한다. 또한 이면 들어오는 빔이 "잘 시준"되어 가 된다는 점도 주목할 수 있다.
가우시안 빔 빔 광학
일부 응용 분야에서는 수렴 렌즈를 사용하여 레이저 빔을 매우 작은 지점에 초점을 맞추는 것이 바람직하다. 수학적으로 이것은 확대 의 최소화를 의미한다. 빔 크기가 사용 가능한 광학 장치의 크기에 의해 제한되는 경우, 이는 일반적으로 가능한 가장 큰 시준 빔을 짧은 초점 거리 렌즈를 통해 보내는 방식으로 가장 잘 달성된다. 즉, 을 최대화하고 를 최소화하는 것이다. 이 상황에서는 이라는 근사를 하는 것이 정당하며, 이는 을 의미하고 이라는 결과를 산출한다. 이 결과는 종종 다음과 같은 형태로 제시된다.
여기서
이는 매질의 굴절률이 이라고 가정하고 를 대입한 후에 얻어진다. 빔 크기를 허리 반경 와  대신 빔 허리 직경 와 로 나타내는 것을 선호하는 경우가 많기 때문에 2의 인수가 도입되었다.
가우시안 빔 파동 방정식
전자기파의 특수한 경우로, 가우시안 빔(및 아래에 자세히 설명된 고차 가우스 모드)은 자유 공간 또는 균일한 유전체 매질에서 전자기장 파동 방정식의 해이다. 이는 E의 컬과 H의 컬에 대한 맥스웰 방정식을 결합하여 얻어진다.

여기서 c는 매질에서의 빛의 속도이며, U는 전기장 또는 자기장 벡터를 나타낼 수 있다. 어느 한 쪽의 특정 해는 다른 쪽을 결정하기 때문이다. 가우시안 빔 해는 근축 근사에서만 유효하다. 즉, 파동 전파가 축에 대한 작은 각도 내의 방향으로 제한될 때이다. 일반성을 잃지 않고, 그 방향을 +z 방향이라고 가정하자. 이 경우 해 U는 일반적으로 시간 의존성이 없고 공간적으로 상대적으로 부드럽게 변하며, 주요 공간적 변화가 z 방향의 파수 k에 해당하는 u로 표현될 수 있다.
이 형태를 근축 근사와 함께 사용하면, ∂2u/∂z2는 본질적으로 무시될 수 있다. 전자기 파동 방정식의 해는 전파 방향(z)에 직교하는 편광에 대해서만 유효하므로, 일반성을 잃지 않고 편광을 x 방향으로 간주하여 이제 u(x, y, z)에 대한 스칼라 방정식을 푼다.
가우시안 빔 파동 방정식
이 해를 위 파동 방정식에 대입하면 스칼라 파동 방정식의 근축 근사가 산출된다.

빛원뿔 좌표계로 파동 방정식을 작성하면 어떤 근사도 사용하지 않고 이 방정식이 반환된다. 어떤 빔 허리 w0를 가진 가우시안 빔도 스칼라 파동 방정식의 근축 근사를 만족한다. 이는 위에서 정의된 복소 빔 매개변수 q(z)로 z에서의 파동을 표현함으로써 가장 쉽게 확인할 수 있다. 다른 많은 해들이 있다. 선형계의 해로서, 해들의 어떤 조합(덧셈 또는 상수로 곱셈)도 해이다. 기본 가우스는 위에서 언급했듯이 최소 스폿 크기와 원거리장 발산의 곱을 최소화하는 것이다. 근축 해, 특히 기본 가우스 모드가 아닌 레이저 복사를 설명할 해를 찾을 때, 우리는 발산과 최소 스폿 크기의 곱이 점진적으로 증가하는 해의 계열을 찾을 것이다. 이 종류의 두 가지 중요한 직교 분해는 에르미트-가우스 또는 라게르-가우스 모드이며, 각각 직사각형 대칭과 원형 대칭에 해당하며 다음 섹션에 자세히 설명되어 있다. 이 두 가지 모두에서 우리가 고려해 온 기본 가우시안 빔은 가장 낮은 차수 모드이다.
가우시안 빔 고차 모드
소위 에르미트-가우스 모드의 직교 집합을 사용하여 일관성 있는 근축 빔을 분해할 수 있으며, 이들 각각은 x의 인자와 y의 인자의 곱으로 주어진다. 이러한 해는 데카르트 좌표계로 작성된 근축 헬름홀츠 방정식에서 x와 y의 분리 가능성 때문에 가능하다. 따라서 x 및 y 방향을 참조하는 차수 (l, m)의 모드가 주어지면, x, y, z에서의 전기장 진폭은 다음과 같이 주어질 수 있다.

여기서 x 및 y 의존성에 대한 인자는 각각 다음과 같이 주어진다.

여기서 우리는 초점으로부터 z에 있는 허리 w0를 가진 빔에 대해 위에서 정의된 복소 빔 매개변수 q(z)를 사용했다. 이 형태에서 첫 번째 인자는 uJ 집합을 정규직교로 만들기 위한 정규화 상수일 뿐이다. 두 번째 인자는 w(z)/w0에 따라 모드의 공간적 확장을 보상하는 z에 의존하는 추가 정규화이다(마지막 두 인자로 인해). 또한 구이 위상의 일부도 포함한다. 세 번째 인자는 고차 J에 대한 구이 위상 이동을 강화하는 순수한 위상이다.
가우시안 빔 고차 모드
마지막 두 인자는 x(또는 y)에 대한 공간적 변화를 설명한다. 네 번째 인자는 차수 J의 에르미트 다항식("물리학자 형태", 즉 H1(x) = 2x)이며, 다섯 번째 인자는 가우스 진폭 감소 exp(−x2/w(z)2)를 설명하지만, 지수에서 복소 q를 사용하면 명확하지 않다. 그 지수 함수를 확장하면 빔을 따라 z에서의 파면 곡률(1/R(z))을 설명하는 x의 위상 인자도 생성된다.
에르미트-가우스 모드는 일반적으로 "TEMlm"으로 지정된다. 따라서 기본 가우시안 빔은 TEM00으로 언급될 수 있다(여기서 TEM은 횡단면 전자기장이다). ul(x, z)과 um(y, z)을 곱하여 2D 모드 프로파일을 얻고, 선행 인자가 단순히 E0라고 불리도록 정규화를 제거하면, (l, m) 모드를 더 접근하기 쉬운 형태로 작성할 수 있다.
가우시안 빔 고차 모드
이 형태에서, 매개변수 w0는 이전과 같이 모드 계열을 결정하며, 특히 기본 모드의 허리 및 z = 0에서의 다른 모든 모드 패턴의 공간적 범위를 스케일링한다. w0, w(z), R(z)이 위에 설명된 기본 가우시안 빔과 동일하게 정의된다고 가정한다. l = m = 0일 때 이전에 설명된 기본 가우시안 빔을 얻는다는 것을 알 수 있다(H0 = 1이므로). 어떤 z에서의 x 및 y 프로파일의 유일한 특정 차이는 차수 번호 l 및 m에 대한 에르미트 다항식 인자에 기인한다. 그러나 z에 대한 모드의 구이 위상 진화에는 변화가 있다.
여기서 모드의 결합 차수 N은 N = l + m으로 정의된다. 기본 (0,0) 가우스 모드의 구이 위상 변화는 z 전체에서 ±π/2 라디안만 변하지만(±zR 사이에서는 ±π/4 라디안만 변함), 고차 모드의 경우 이 값은 인자 N + 1만큼 증가한다.
직사각형 대칭을 갖는 에르미트 가우스 모드는 직사각형 방식으로 공동 설계가 비대칭인 레이저에서 나오는 복사의 모드 분석에 특히 적합하다. 반면에 원형 대칭을 갖는 레이저와 시스템은 다음 섹션에서 소개되는 라게르-가우스 모드 집합을 사용하여 더 잘 처리할 수 있다.
가우시안 빔 고차 모드
원형 대칭을 갖는 빔 프로파일(또는 원통형 대칭 공동을 갖는 레이저)은 종종 라게르-가우스 모드 분해를 사용하여 가장 잘 해결된다. 이러한 함수는 일반화 라게르 다항식을 사용하여 원통 좌표계로 작성된다. 각 횡모드는 이 경우 반경 지수 p ≥ 0와 양수 또는 음수(또는 0)가 될 수 있는 방위각 지수 l의 두 정수를 사용하여 다시 레이블이 지정된다.
여기서 Lpl은 일반화 라게르 다항식이다. CLGlp는 필요한 정규화 상수이다.
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가우시안 빔 고차 모드
w(z)와 R(z)은 위와 동일한 정의를 갖는다. 고차 에르미트-가우스 모드와 마찬가지로 라게르-가우스 모드의 구이 위상 이동 크기는 인자 N + 1에 의해 과장된다.

여기서 이 경우 결합된 모드 번호 N = |l| + 2p이다. 이전과 마찬가지로 횡방향 진폭 변화는 방정식 상단 줄의 마지막 두 인자에 포함되어 있으며, 이는 다시 r에서의 기본 가우스 감소를 포함하지만 이제 라게르 다항식이 곱해진다. 회전 모드 번호 l의 효과는 라게르 다항식에 영향을 미치는 것 외에도 주로 위상 인자 exp(−ilφ)에 포함되어 있으며, 이 인자에서는 빔 프로파일이 빔 주위로 한 번 회전할 때(φ에서) l개의 완전한 2π 위상만큼 진행(또는 지연)된다. 이것은 위상하전 l의 광학 소용돌이의 한 예이며, 해당 모드의 빛의 궤도 각운동량과 관련될 수 있다.
타원 좌표계에서는 인스 다항식을 사용하여 고차 모드를 작성할 수 있다. 짝수 및 홀수 인스-가우스 모드는 다음으로 주어진다.
여기서 ξ와 η는 다음으로 정의되는 반경 방향 및 각도 타원 좌표이다.

Cmp(η, ε)는 차수 p 및 정도 m의 짝수 인스 다항식이며, 여기서 ε은 타원 매개변수이다. 에르미트-가우스 및 라게르-가우스 모드는 각각 ε = ∞ 및 ε = 0에 대한 인스-가우스 모드의 특수한 경우이다.
원통 좌표계에는 합류형 초기하 함수에 비례하는 복소 진폭을 갖는 또 다른 중요한 종류의 근축 파동 모드가 있다.
이 모드들은 특이한 위상 프로파일을 가지며 광자 궤도 각운동량의 고유함수이다. 이들의 세기 프로파일은 단일의 빛나는 고리로 특징지어진다. 라게르-가우스 모드와 마찬가지로, 기본 (0,0) 모드를 제외하고는 중심(광학 축상)에서 세기가 0으로 떨어진다. 모드의 복소 진폭은 정규화된 (무차원) 반경 좌표 ρ = r/w0와 정규화된 종방향 좌표 Ζ = z/zR로 다음과 같이 작성될 수 있다.
여기서 회전 지수 m은 정수이고, 는 실수값이며, Γ(x)는 감마 함수이고 1F_1(a, b; x)는 합류형 초기하 함수이다.
초기하-가우스 (HyGG) 모드의 일부 하위 계열은 수정된 베셀-가우스 모드, 수정된 지수-가우스 모드 및 수정된 라게르-가우스 모드로 나열될 수 있다.
초기하-가우스 모드 집합은 과도하게 완전하며 직교 모드 집합이 아니다. 복잡한 필드 프로파일에도 불구하고 HyGG 모드는 빔 허리(z = 0)에서 매우 간단한 프로파일을 갖는다.
가우시안 빔 각주
Karimi, E.; Zito, G.; Piccirillo, B.; Marrucci, L.; Santamato, E. (2007). 《초기하 가우시안 빔》. 《옵틱스 레터스》 32 (OSA). 3053–3055쪽. arXiv:0712.0782. Bibcode:2007OptL...32.3053K. doi:10.1364/OL.32.003053. PMID 17975594. S2CID 46526713.
Sakpal, S.; Milione, G.; Li, M.; Nouri, M.; Shahoei, H.; LaFave, T.; Ashrafi, S.; MacFarlane, D. (2018). 《타원형 코어 소모드 광섬유에서 인스-가우시안 빔의 안정성》. 《옵틱스 레터스》 43. 2656–2659쪽. Bibcode:2018OptL...43.2656S. doi:10.1364/OL.43.002656. PMID 29856389. S2CID 46921059.
Q 스위칭
Q 스위칭(Q-switching), 거대 펄스 형성(giant pulse formation) 또는 Q 스포일링(Q-spoiling)은 레이저가 펄스 출력 빔을 생성하도록 하는 기술이다. 이 기술은 동일한 레이저가 연속파 (일정한 출력) 모드로 작동할 때보다 훨씬 높은 (기가와트) 피크 전력을 가진 광 펄스를 생성할 수 있게 한다. 레이저를 이용한 펄스 생성의 또 다른 기술인 모드 동기와 비교할 때, Q 스위칭은 훨씬 낮은 펄스 반복률, 훨씬 높은 펄스 에너지 및 훨씬 긴 펄스 지속 시간을 초래한다. 두 기술은 때때로 함께 적용된다.
Q 스위칭은 1958년 고든 굴드에 의해 처음 제안되었으며, 1961년 또는 1962년에 R.W. 헬워스(Hellwarth)와 F.J. 맥클렁(McClung)이 휴즈 연구소에서 전기적으로 스위칭되는 커 셀 셔터를 루비 레이저에 사용하여 독자적으로 발견하고 시연했다. Q 스위칭과 같은 광학 비선형성은 이 연구로 1981년에 노벨상을 수상한 니콜라스 블룸베르헌에 의해 완전히 설명되었다.
Q 스위칭 Q 스위칭의 원리
Q 스위칭은 레이저의 광공진기 내부에 일종의 가변 감쇠기를 배치함으로써 달성된다. 감쇠기가 작동할 때, 이득 매질을 떠나는 빛은 돌아오지 않아 레이저 발진이 시작될 수 없다. 공동 내부의 이 감쇠는 광공진기의 Q 인자 또는 품질 인자 감소에 해당한다. 높은 Q 인자는 왕복당 낮은 공진기 손실에 해당하며 그 반대도 마찬가지이다. 이 목적으로 사용될 때 가변 감쇠기는 일반적으로 "Q 스위치"라고 불린다.
Q 스위칭 Q 스위칭의 원리
처음에 레이저 매질은 Q 스위치가 빛의 피드백을 이득 매질로 막도록 설정된 상태에서 펌핑된다(낮은 Q를 가진 광 공진기를 생성). 이것은 인구 반전을 생성하지만, 공진기에서 피드백이 없기 때문에 레이저 작동은 아직 발생할 수 없다. 자극 방출 속도는 매질로 들어오는 빛의 양에 따라 달라지므로, 매질이 펌핑됨에 따라 이득 매질에 저장된 에너지의 양이 증가한다. 자연방출 및 다른 과정으로 인한 손실 때문에, 일정 시간 후 저장된 에너지는 특정 최대 수준에 도달하며; 매질은 이득 포화 상태에 있다고 말한다. 이 시점에서 Q 스위치 장치는 빠르게 낮은 Q에서 높은 Q로 변경되어 피드백과 자극 방출에 의한 광 증폭 과정이 시작되도록 한다. 이득 매질에 이미 많은 양의 에너지가 저장되어 있기 때문에, 레이저 공진기 내의 빛의 세기는 매우 빠르게 증가한다; 이것은 또한 매질에 저장된 에너지가 거의 같은 속도로 고갈되도록 한다. 그 결과는 레이저에서 나오는 짧은 빛 펄스인 거대 펄스로, 매우 높은 피크 세기를 가질 수 있다.
주요 Q 스위칭 유형은 두 가지가 있다:
Q 스위칭 Q 스위칭의 원리
여기서 Q 스위치는 외부에서 제어되는 가변 감쇠기이다. 이는 셔터, 헬리컬 휠 또는 회전 거울/프리즘과 같은 기계 장치일 수 있으며 공동 내부에 배치되거나 (더 일반적으로) 음향-광학 장치, 자기-광학 장치 또는 전기-광학 장치 –  포켈스 셀 또는 커 셀과 같은 일종의 변조기일 수 있다. 손실 감소(Q 증가)는 외부 이벤트, 일반적으로 전기 신호에 의해 트리거된다. 따라서 펄스 반복률은 외부에서 제어할 수 있다. 변조기는 일반적으로 낮은 Q에서 높은 Q로 더 빠른 전환을 허용하며 더 나은 제어를 제공한다. 변조기의 추가적인 장점은 거부된 빛이 공동 밖으로 결합될 수 있고 다른 용도로 사용될 수 있다는 것이다. 또는 변조기가 낮은 Q 상태에 있을 때, 외부에서 생성된 빔이 변조기를 통해 공동으로 결합될 수 있다. 이는 원하는 특성(예: 횡 모드 또는 파장)을 가진 빔으로 공동에 "시드"를 제공하는 데 사용될 수 있다. Q가 상승하면 초기 시드에서 레이저 발진이 발생하여 시드로부터 특성을 상속받은 Q 스위치 펄스를 생성한다.
Q 스위칭 Q 스위칭의 원리
이 경우, Q 스위치는 포화 흡수체로, 빛의 세기가 특정 임계값을 초과할 때 투과율이 증가하는 물질이다. 이 물질은 Nd:YAG 레이저의 Q 스위칭에 사용되는 Cr:YAG와 같은 이온 도핑 결정, 표백성 염료 또는 수동형 반도체 장치일 수 있다. 처음에는 흡수체의 손실이 높지만, 이득 매질에 많은 양의 에너지가 저장되면 일부 레이저 발진이 가능할 만큼 충분히 낮다. 레이저 전력이 증가함에 따라 흡수체가 포화되어 공진기 손실을 빠르게 줄여 전력이 훨씬 더 빠르게 증가할 수 있다. 이상적으로, 이것은 흡수체를 낮은 손실 상태로 만들어 레이저 펄스에 의해 저장된 에너지를 효율적으로 추출할 수 있게 한다. 펄스 후, 흡수체는 이득이 회복되기 전에 높은 손실 상태로 회복되므로, 다음 펄스는 이득 매질의 에너지가 완전히 보충될 때까지 지연된다. 펄스 반복률은 레이저의 펌프 전력과 공동 내 포화 흡수체의 양을 변화시키는 방식으로만 간접적으로 제어할 수 있다. 펄스형 펌프 소스와 수동형 Q 스위칭을 함께 사용하면 반복률을 직접 제어할 수 있다.
Q 스위칭 Q 스위칭의 원리
지터는 Q를 그만큼 많이 줄이지 않음으로써 줄일 수 있으며, 따라서 소량의 빛이 여전히 공동 내에서 순환할 수 있다. 이것은 다음 Q 스위치 펄스 생성을 돕는 "시드" 빛을 제공한다.
공동 덤핑의 경우, 공동 끝 거울은 100% 반사율을 가지므로 Q가 높을 때 출력 빔이 생성되지 않는다. 대신, Q 스위치는 시간 지연 후 빔을 공동 밖으로 "덤프"하는 데 사용된다. 공동 Q는 레이저 생성을 시작하기 위해 낮음에서 높음으로 가고, 그런 다음 빔을 공동에서 한 번에 "덤프"하기 위해 높음에서 낮음으로 간다. 이것은 일반 Q 스위칭보다 짧은 출력 펄스를 생성한다. 전기-광학 변조기는 빔을 공동 밖으로 결합하기 위한 거의 완벽한 빔 "스위치"로 쉽게 기능하도록 만들 수 있기 때문에 일반적으로 이에 사용된다. 빔을 덤프하는 변조기는 공동을 Q 스위치하는 동일한 변조기일 수도 있고, 두 번째 (가능하면 동일한) 변조기일 수도 있다. 덤프된 공동은 단순 Q 스위칭보다 정렬하기가 더 복잡하며, 빔을 공동에서 덤프할 최적의 시간을 선택하기 위한 제어 루프가 필요할 수 있다.
재생 증폭에서는 광 증폭기가 Q 스위치 공동 내부에 배치된다. 다른 레이저("마스터 발진기")에서 나오는 빛 펄스는 펄스가 들어오도록 Q를 낮춘 다음 펄스를 공동에 가두어 이득 매질을 반복적으로 통과하면서 증폭될 수 있도록 Q를 증가시켜 공동으로 주입된다. 그런 다음 펄스는 다른 Q 스위치를 통해 공동을 떠나도록 허용된다.
Q 스위칭 일반적인 성능
예를 들어 10cm의 공진기 길이를 가진 일반적인 Q 스위치 레이저(예: 네오디뮴 야그 레이저)는 수십 나노초 지속 시간의 빛 펄스를 생성할 수 있다. 평균 전력이 1W보다 훨씬 낮더라도 피크 전력은 수십 킬로와트일 수 있다. 대규모 레이저 시스템은 수십 줄의 에너지와 기가와트 영역의 피크 전력을 가진 Q 스위치 펄스를 생성할 수 있다. 반면에 수동 Q 스위치 마이크로칩 레이저(매우 짧은 공진기 포함)는 1나노초 미만의 지속 시간과 수백 헤르츠에서 수 메가헤르츠(MHz)까지의 펄스 반복률을 가진 펄스를 생성했다.
Q 스위칭 응용 분야
Q 스위치 레이저는 금속 절단 또는 펄스 홀로그래피와 같이 나노초 펄스에서 높은 레이저 강도를 요구하는 응용 분야에서 자주 사용된다. 비선형 광학은 종종 이러한 레이저의 높은 피크 전력을 활용하여 3D 광학 데이터 저장 및 3D 미세 제조와 같은 응용 분야를 제공한다. 그러나 Q 스위치 레이저는 펄스가 특정 목표물에 도달하고 반사된 빛이 발신자에게 돌아오는 데 걸리는 시간을 측정하여 거리 측정(거리 측정)과 같은 측정 목적으로도 사용될 수 있다. 또한 화학 동역학 연구, 예를 들어 온도 점프 완화 연구에도 사용될 수 있다.
Q 스위칭 응용 분야
Q 스위치 레이저는 또한 잉크 안료를 몸의 림프계에 의해 제거되는 입자로 분쇄하여 문신을 제거하는 데 사용된다. 완전히 제거하려면 잉크의 양과 색상에 따라 6회에서 20회 사이의 시술이 필요하며, 다른 색상의 잉크에는 다른 파장을 사용하여 최소 한 달 간격으로 시술한다. 네오디뮴 야그 레이저는 높은 피크 전력, 높은 반복률 및 비교적 낮은 비용 때문에 현재 가장 선호되는 레이저이다. 2013년에는 녹색과 연한 파란색과 같이 제거하기 어려운 색상을 더 잘 제거하는 것으로 임상 연구를 통해 나타난 피코초 레이저가 도입되었다. Q 스위치 레이저는 또한 다크 스팟을 제거하고 다른 피부 색소 침착 문제를 해결하는 데 사용될 수 있다.
에네루프
에네루프 (일본어: エネループ, 헵번: Enerūpu)(Eneloop)라는 제품은 산요 전기가 개발하고 2005년에 출시한 1.2-볼트 저자가방전 니켈-수소(NiMH) 이차 전지 및 액세서리 브랜드이다. 파나소닉은 2009년 산요 전기의 지배 지분을 인수했고, 에네루프 건전지는 이후 파나소닉 브랜드로 판매되었으나, 제조는 파나소닉이 하지 않았다.
에네루프 전지는 기존 NiMH 건전지의 하루 0.5~4% 손실보다 훨씬 느리게 전하를 잃어, 충전 후 1년 동안 약 85%의 전하를 유지한다. 이로 인해 이 건전지는 사전 충전된 상태로 판매될 수 있다. 그 이후로 많은 다른 NiMH 건전지들이 사전 충전된 상태로 공급되며, 긴 충전 유지 시간을 자랑한다.
에네루프
산요 전기가 에네루프를 도입한 이후, "저자가방전", "LSD", 또는 "사전 충전"이라고 설명되는 다른 많은 저자가방전 건전지 브랜드들이 출시되었다. 2020년까지 대부분의 NiMH 건전지는 다양한 용량, 자가 방전율, 수명을 가진 이 유형이었다. 일본에서 제조된 건전지는 모두 같은 공장에서 생산되지만, 에네루프 브랜드와 반드시 동일한 사양으로 제작되는 것은 아니다. 또한 에네루프 및 기타 유명 브랜드의 모조품도 존재한다.
수명 주기 동안 많은 수의 알카라인 건전지를 대체할 수 있기 때문에, 에네루프는 친환경적인 것으로 판매된다.
에네루프 역사
산요 전기는 2009년 파나소닉에 인수되었다. 파나소닉은 인수 승인을 위해 미국 FTC의 승인을 얻기 위해 산요 전기의 휴대용 NiMH 건전지 사업을 후지쯔 자회사 FDK에 매각하여 경쟁을 유지하기로 합의했고, 나중에 그렇게 했다.
파나소닉은 "에네루프" 상표를 보유했으며, FDK(구 산요 전기) 공장에서 건전지를 공급받았다.
에네루프 기술
NiMH 이차 전지가 도입된 후, 용량을 늘리기 위해 개발되었다. 이는 내부적으로 더 얇은 절연체를 사용하여 더 많은 활성 구성 요소를 사용할 수 있게 하여 용량을 증가시킴으로써 이루어졌다. 얇은 절연체는 상당한 누출을 허용하여 상대적으로 짧은 자가 방전 시간을 초래했다. 에네루프 건전지는 다소 낮은 용량 대신 훨씬 느린 자가 방전율을 교환하는 방식으로 설계되었다. 이 트레이드오프는 에네루프 프로 시리즈에서 수정되어 더 높은 용량을 제공하지만 더 많은 자가 방전과 더 짧은 수명을 가진다. 에네루프 라이트 시리즈는 상당히 낮은 용량을 더 긴 수명과 더 빠른 충전, 더 가벼운 무게와 교환했다.
에네루프 변형 설명
에네루프는 표준 범용 전지이다. 더 저렴한 에네루프 라이트는 용량이 더 낮고 충전 주기 수명이 더 길지만, 표준 및 라이트는 거의 같은 기간 동안 와트시 단위로 매우 유사한 총 수명 용량을 가진다. 더 비싼 에네루프 프로는 훨씬 더 높은 용량을 가지며 고전류 애플리케이션에 적합하지만, 충전 유지율이 좋지 않고 충전 주기 수명이 짧다. 와트시 단위의 총 수명 용량은 다른 버전보다 훨씬 적다. 수치 데이터는 변형 비교표 섹션에 나열되어 있다. 단종된 에네루프 플러스는 과열 방지 기능이 있는 표준 에네루프와 유사했다.
오리지널 에네루프 건전지는 AA 및 AAA 사이즈로 출시되었으며, 용량은 각각 2,000 mAh 및 800 mAh였다. 이들은 1,000번 재충전될 수 있었고 1년 후에도 충전량의 최대 75%를 유지했다. 1세대 전지의 부품 번호는 HR-3UTG(AA) 및 HR-4UTG(AAA)이다.
에네루프 변형 설명
2세대 에네루프 AA 및 AAA 건전지는 2010년에 출시되었다. 방전 심도(DOD) 60%에서 1,500번 재충전 주기를 견뎌냈고, 1년 후 충전량의 85%, 3년 후 75%를 유지했다. 2세대 전지의 부품 번호는 HR-3UTGA(AA) 및 HR-4UTGA(AAA)이다. 산요 전기는 2009년에 최소 용량 2,700 mAh 및 3,000 mAh의 C 및 D 사이즈 에네루프 건전지와 새로운 범용 충전기를 출시했다. 이 사이즈는 일본과 싱가포르에서만 구할 수 있었기 때문에, 산요 전기는 C 또는 D 건전지를 사용하는 장치에 AA 건전지를 장착할 수 있는 어댑터 슬리브를 제공했다.
에네루프 변형 설명
2011년 10월, 건전지는 다시 개선되어 1년 후 용량의 90%, 3년 후 80%, 5년 후 70%를 유지하게 되었다. 건전지는 이전 버전의 1,500회 대신 최대 1,800회까지 재충전될 수 있다. 3세대 전지의 부품 번호는 HR-3UTGB(AA) 및 HR-4UTGB(AAA)이다. 동시에 C 및 D 사이즈 에네루프 건전지의 명시된 최소 용량은 각각 3,000 mAh 및 5,700 mAh로 증가했다. 이들은 2011년 11월부터 일본에서 판매되었다. 유럽 모델은 2012년 10월 초부터 판매되었다.
파나소닉의 산요 전기 인수에 이어, 2013년 4월에 4세대가 도입되었다. AA(BK-3MCC) 및 AAA(BK-4MCC) 모델 모두에서 전지당 충전 횟수가 1800회에서 2100회로 증가했다. 일부 국가에서는 건전지가 파나소닉 브랜드로 판매된다.
2022년에 5세대가 도입되었다(적어도 2021년 4월부터 제조). 최소 (보증) 용량은 AA(BK-3MCDx)의 경우 1900mAh에서 2000mAh로, AAA(BK-4MCDx)의 경우 750mAh에서 800mAh로 증가했다. 이 건전지들은 20°C에서 10년 보관 후에도 충전량의 70%까지 유지될 것으로 예상된다.
에네루프 변형 설명
에네루프 라이트 라인은 2010년 6월 일본에서 출시되었다. 이들은 알카라인 및 기타 NiMH 건전지의 두 가지 단점인 초기 비용과 긴 충전 시간을 해결했는데, 이는 건전지의 용량을 줄임으로써 달성되었다. 이 건전지는 리모컨 장치 및 알람과 같이 저용량이 문제가 되지 않는 저전력 장치에 적합하게 사용된다. AA 건전지는 1,000 mAh의 용량을 가지며, AAA 건전지는 600 mAh의 용량을 가진다. 일반 에네루프 전지에 비해 용량이 줄어들었기 때문에, AA 건전지의 충전 시간은 절반으로 줄고, AAA 건전지의 충전 시간은 25% 줄어든다. 반면에, 이들은 3,000번 재충전될 수 있다. 용량 감소는 생산 비용도 줄여 재충전 건전지에 대한 초기 투자를 감소시켰다. 또한 30% 더 가볍다. 제품 번호는 HR-3UQ(AA) 및 HR-4UQ(AAA)이다.
에네루프 변형 설명
2013년 4월 일반 에네루프 전지가 업그레이드됨과 함께 라이트 버전도 업그레이드되었다. 파나소닉에 따르면, 이제 이 전지는 최대 3,000번(DOD 60%의 수명 주기) 재충전될 수 있다(AA는 BK-3LCC, AAA는 BK-4LCC 모델 번호). 업그레이드된 건전지는 일반 에네루프 전지처럼 1년 후에도 90%의 충전량을 유지한다. 포장에는 특히 유럽 시장에서 'DECT에 가장 적합'하다고 크게 표시되어 있는데, 이는 이 건전지가 가정용 무선 전화기와 같이 '거의 항상 충전 중'인 애플리케이션에 적합하다는 것을 시사한다.
에네루프 프로 제품군은 더 높은 mAh 용량을 가지며, 충전 유지율이 좋지 않고 수명이 짧은 단점을 교환한다.
에네루프 프로(미국, 캐나다, 유럽에서는 Eneloop Technology 기반 XX) 시리즈는 2011년에 출시되었다. 이들은 일반 에네루프 전지보다 높은 용량을 가지며, AA의 경우 2,500 mAh (최소 2,400 mAh)이다. 이들은 1년 후 초기 충전량의 75%를 유지하며, 표준 비프로 에네루프 라인보다 훨씬 적은 500번 재충전될 수 있다. 제품 번호는 HR-3UWX(AA) 및 HR-3UWXA(AA)이다.
2013년 1월, 산요 전기는 2세대 에네루프 XX(모델 HR-3UWXB, 또는 파나소닉 BK-3HCC)를 에네루프 프로 브랜드로 발표했다. 새 세대는 50 mAh 더 높은 용량(공칭 2,550 mAh, 최소 2,450 mAh)을 가지며, 자가 방전율이 개선되어 1년까지 85%를 유지한다. 또한 공칭 용량 950 mAh(최소 900 mAh)의 AAA 버전 에네루프 XX(모델 HR-4UWXB)를 출시했다. 파나소닉에 인수된 후, 유럽(BK-4HCCE) 및 미주(BK-4HCCA)에서는 에네루프 프로(모델 BK-4HCC)로 이름이 변경되었다.
2015년 10월, 파나소닉은 에네루프 프로(BK-3HCD/BK-4HCD)를 리모델링했다. 건전지의 최소 용량은 AA의 경우 50mAh 증가하여 2500mAh로, AAA의 경우 30mAh 증가하여 930mAh로 늘어났다.
에네루프 플러스 전지는 과열 시 전력을 차단하는 PTC 서미스터가 내장되어 있다. 이로 인해 장난감 및 상당한 열을 발생시키는 장치에 특히 적합하다. 다른 사양은 2세대 에네루프 건전지와 동일하다. 제품 번호는 HR-3UPT(AA)이며, 이 건전지는 2011년 12월 일본에서 출시되었다.
AnyDVD
AnyDVD는 마이크로소프트 윈도우용 장치 드라이버로, DVD, HD DVD, 블루레이 디스크를 실시간으로 해독하고 여러 유형의 복사 방지 및 디지털 권리 관리(DRM)를 제거하거나 우회한다. 보호 기능은 백그라운드에서 투명하게 제거되어 미디어 플레이어나 다른 소프트웨어가 디스크를 읽고 재생하거나 복사할 수 있도록 직접 디스크 접근을 허용한다.
AnyDVD에 의해 제거되는 보호 기능에는 콘텐트 스크램블 시스템(CSS), AACS, BD+, DVD 지역 코드, 아날로그 보호 시스템, 사용자 작업 금지(UOP), RipGuard, ARccOS가 포함된다. AnyDVD는 또한 마스터링 오류를 수정하여 디스크 표준을 엄격하게 준수하게 함으로써 특히 DVD 슈링크 및 네로 리코드와 같은 타사 도구와의 호환성을 향상시킬 수 있다. AnyDVD는 Key2Audio와 같은 오디오 CD의 복사 방지 기능을 제거할 수도 있다.
AnyDVD
AnyDVD에는 타사 소프트웨어를 사용할 필요 없이 디스크에서 디스크 이미지를 생성하는 DVD 리퍼가 포함되어 있다. 리퍼 모듈은 Elby의 CloneDVD 소프트웨어 코드를 기반으로 한다. 이전 버전은 FixVTS를 기반으로 한 리퍼를 사용했지만, FixVTS는 2007년 6월 소니의 법적 위협으로 인해 폐쇄되었다.
AnyDVD AnyDVD HD
원래 AnyDVD는 DVD만 지원했다. 2007년 2월 17일, SlySoft는 블루레이 및 HD DVD 디스크 기능을 추가한 소프트웨어 업그레이드인 AnyDVD HD를 출시했다. AnyDVD HD는 AACS 암호화 디스크와 지역 코드가 있는 블루레이 디스크를 지원한다(HD DVD 디스크에는 지역 코드가 없음).
2008년 3월 19일, SlySoft는 AnyDVD HD 버전 6.4.0.0을 출시했는데, 이 버전은 BD+도 제거한다. 2008년 8월 22일에 출시된 버전 6.4.6.2는 영화를 ISO 형식으로 리핑하는 기능을 도입했다.
AnyDVD 리브랜딩
Redfox 브랜드로 AnyDVD가 부활한 후, AnyDVD는 2016년 5월 17일에 새로운 버전(V8.0.1.0)으로 출시되었다. 이전 버전(V7.6.9.5 및 이전)의 SlySoft 라이선스 키는 "영원히 무료 업데이트"로 판매된 키를 포함하여 새 버전에서 지원되지 않는다. 새 버전용 새 라이선스 키는 Redfox에서 구매해야 한다(1, 2, 3년간의 지원 및 업데이트 또는 '평생' 지원용으로 사용 가능). 이전 버전(V7.6.9.1 ~ V7.6.9.5 포함)의 새 Redfox 온라인 보호 데이터베이스 접근 기능은 2016년 5월 31일부터 차단될 예정이다.
AnyDVD CD
AnyDVD는 또한 백그라운드에서 작동하여 복사 방지 조치를 포함하는 오디오 CD에 포함된 추가 데이터 세션을 자동으로 감지하고 제거할 수 있다. 이를 통해 시스템에서 오디오 트랙에 직접 접근하여 직접 재생하고 CD 리핑 소프트웨어로 접근할 수 있다. 오디오에 의도적인 트래킹 오류가 발견될 수도 있는데, 예를 들어 key2AudioXS와 관련된 오류는 리핑된 오디오 트랙에서 심각한 건너뛰기 왜곡을 유발할 수 있다. 이러한 방법을 우회함으로써 AnyDVD는 깨끗하고 왜곡 없는 재생 및 리핑을 제공할 수 있다.