Кафедра № 37

Лабораторна робота №

Електричні модулятори лазерного випромінювання.

Київ 2012

Лабораторна робота № 3.

Електричні модулятори лазерного випромінювання.

1. Мета роботи.

Вивчення властивостей і характеристик електрооптичних кристалів типа КДР, АДР і ніобаталітія, що володіють лінійним ефектом Поккельса; принципу дії і конструкції електрооптичного модулятора лазерного випромінювання і дослідження його режимів роботи при поляризаційній, фазовій модуляції і модуляції інтенсивності.

2. Теоретичні відомості.

Модуляція лазерного віпромінювання.

Модуляція лазерного випромінювання – це зміна одного або декількох параметрів випромінювання по заданому закону в часі або в просторі. Закон зміни модульованого параметра випромінювання зазвичай відповідає змінам передаваній за допомогою лазерного випромінювання інформації.

Існує модуляція інтенсивності; частотна модуляція; фазова модуляція і модуляція поляризації.

Фізичні основи модуляції лазерного випромінювання.

Найбільше вживання в модуляційних пристроях когерентної оптоелектроніки знайшли електричні ефекти і магнітооптичний ефект Фарадея, а також різні фотоефекти.

Електрооптичні ефекти характеризуються виникненням оптичної анізотропії (нерівномірності) в речовині під впливом зовнішнього електричного поля, внаслідок чого змінюється показник заломлення речовини. Поява оптичної анізотропії – наслідок зміни діелектричній проникності речовини під дією електричного поля.

Лінійний електрооптичний ефект виявляється в п'єзокристалах КДР (КН2РО4) і АДР (NН4Н2РО4), а також в кристалах (Ga, As, GAP, Zns, CUCI), (Batio3), (Linbo3, Litao3), (Lijo3), (ZNO, CDS) і ін. Останнім часом з'явилися модулятори на основі електрооптичної кераміки ЦТЛС, що володіють значним електрооптичним ефектом.

Електрооптичні ефекти супроводяться зазвичай явищем подвійного променезаломлення, тобто розщеплюванням проходящего світла на два світивши. Ці промені (звані звичайним і незвичайним) поширюються з різними швидкостями і по-різному поляризовані. Якщо в таких кристалах виділити два взаємно-перпендикулярні напрями х, в, то показники заломлення світла уздовж кожного з цих напрямів будуть, взагалі кажучи, різними. Позначимо показники заломлення по кожній з осей nх, nу. Тоді кристали, в яких показники заломлення по кожній з осей різні (n_хn_у), називатимемо двухосними. Кристали, в яких напрям х і у виявляються оптично однорідними, тобто n_хn_у=n_о, називаються одноосними. Для одноосних кристалів показник заломлення для звичайної хвилі рівний n_х=n_у=n_о, а для незвичайної хвилі n_е=n_z.

При поширенні світивши уздовж осі z в основному кристалі швидкість світла не залежить від характеру поляризації. Якщо ж до кристала прикладається електричне поле, то рівність n_х и n_у порушується і кристал стає двухосним. При цьому швидкості поширення світлових хвиль, поляризованих по осях х і в, також починають розрізнятися.

Показник заломлення для звичайної хвилі по осі z змінюється лінійно з напруженістю електричного поля:

n_o(E)=n_o+r_nE,

де r_n – електрична стала Поккельса;

n_o – показник заломлення у відсутність поля.

Це зміна показника заломлення, пропорційно напруженості електричного поля, і складає суть ефекту Поккельса, званого лінійним електрооптичним ефектом. Під дією зовнішнього поля одноосний вихідний кристал набуває властивостей двухосного, ставати оптично анізотропним унаслідок зміни коефіцієнта заломлення. При проходженні світловою хвилею деякої дороги L в такому кристалі виникає різниця фаз між звичайними променями:

_ое=2n_o³r_nEL/.

У міру проникнення випромінювання в глиб кристала змінюється різниця фаз між сигналами з різною поляризацією. В результаті поляризації вихідних і вхідних сигналів виявляється різною. Залежно від довжини хвилі в кристалі і, відповідно, різниці фаз, що вийшла _ое поляризація вихідного сигналу змінюватиметься так, як це показано в таблиці 1:

Таблиця 1. Залежність поляризації вихідного світивши від зрушення фаз звичайного і незвичайного променів.

ое	0	/4	/2	3/4		5/4	3/2	7/4	2
Поляризація

Відповідно до взаємної орієнтації напрямів поширення світивши z і напруженості електричного поля Е виділяють подовжній (z  Е) і поперечний (z  Е) ефекти Поккельса мал.1:

а б в

мал.1. модуляція на основі ефекту Поккельса:

а) – подовжній ефект;

б) – поперечний эфект;

в) – подовжній ефект з набору пластин.

Знаходить вживання в оптоелектроніці і електричний ефект Керр. В цьому випадку залежність показника заломлення від напруженості електричного поля описується співвідношенням:

n_o=n_o+r_kE²

де r_k – електрооптична стала Керра.

Виникаюче зрушення фаз між оптичними сигналами до додатка поля і після описується вираженням:

r_kLE²

де r_k – постійна Керр залежить від природи речовини, температури і довжини хвилі сигналої;

L – довжина дороги, прохідної сигналом;

Е – напруженість електричного поля.

Ефект Керр характерізіруєтся квадратичною залежністю фазового зрушення від напруженості поля. Тому його називають квадратичним електрооптичним ефектом.

Магнітооптичний ефект – це зміна деяких оптичних параметрів речовини під дією магнітного поля.

Магнітооптичний ефект Фарадея може бути пояснений відмінністю в швидкостях поширення оптичних хвиль різної поляризації. Передбачимо, що лінійно-монохроматична світлова хвиля подає на речовину, поміщену в постійне магнітне поле з індукцією В; напрям поширення хвилі збігається з напрямом поля. Відомо, що лінійно поляризована хвиля може бути представлена у вигляді суми двох хвиль різної поляризації. Магнітне поле робить різними показники заломлення для цих двох хвиль різними (n1, n2). В результаті після проходження дороги L в речовині виникає різниця фаз цих хвиль, рівна:

L/cn1 – n2),

де різниця n1 – n2 пропорційна магнітній індукції.

Модулятори.

Електромеханічні перетворювачі одночастотного когерентного випромінювання в двочастотне з фазовою пластиною, що обертається.

Перетворення одинприватного когерентного випромінювання в двочастотне здійснюється при проходженні електромагнітної хвилі циркулярно або лінійно поляризованою через той, що обертається півхвильову або чвертьхвильову фазові пластини.

Схема електромеханічного перетворювача в двочастотне з проходженням циркулярно поляризованого випромінювання через чвертьхвильову фазову пластину, що обертається, приведена на мал. 2:

Мал. 2. Перетворювач циркулярно поляризованого випромінювання фазовою пластиною, що обертається.

Лінійно поляризоване випромінювання l_x= E exp jx проходить через чвертьхвильову пластину 1, вісь якої орієнтована під кутом  = -45° до осі ОХ.

Поляризаційна матриця пластини 1 має вигляд:

Циркулярно поляризоване випромінювання на виході пластинки 1 визначається поляризаційною матрицею:

Матриця перетворення лінійної фазової пластини 2 із зрушенням фази , вісь якої складає кут  з віссю ОX, має вігляд:

Поляризована матриця когерентного випромінювання на виході що обертається з частотою  фазової пластини (2=2).

Можливі два варіанти побудови перетворювачів одночастотного когерентного випромінювання в двочастотне: з півхвильовою фазовою пластиною, що обертається ()і з чвертьхвильовою фазовою, що обертається () пластиною.

1.) Для пристрою з пластиною /2 поляризаційна матриця випромінювання на виході пластини, що обертається, визначається:

Когерентне випромінювання при проходженні через нерухому чвертьхвильову пластину з поляризаційною матрицею:

на виході (після проходження нерухомої чвертьхвильової пластини

3) Має вигляд:

Тобто вся потужність вихідного когерентного випромінювання сосредотачиваєтся в складовій з частотою , поляризованою по осі ОУ:

2.) Для електромеханічних перетворювачів з чвертьхвильовою фазовою пластинкою, що обертається, поляризована матриця когерентного випромінювання на виході чвертьхвильової фазової, що обертається /4 пластини 2 має вигляд:

З вираження видно, що якщо в електромеханічному перетворювачі обертається чвертьхвильова фазова пластинка, то на його виході отримаємо дві ортогонально поляризовані складові з частотами  та  - 2 і рівними амплітудами.

3.) Перетворювач одночастотного когерентного випромінювання в двочастотне з проходженням лінійно поляризованого випромінювання через фазову пластинку, що обертається, відрізняється від приведеного на мал. 3 тим, що в нім відсутня нерухома чвертьхвильова пластинка 1.

Мал. 3. Перетворювач лінійно поляризованого випромінювання з фазовою пластиною, що обертається.

Лінійно поляризоване когерентне випромінювання {е_х = Eexpjt} відразу прямує на півхвильову фазову пластинку 1, що обертається з кутовою швидкістю  (мал.3).

Поляризаційна матриця М₂ пластини описується в цьому випадку вираженням:

Поляризаційна матриця М₂ випромінювання на виході півхвильової фазової пластинки, що обертається:

На виході електромеханічного перетворювача (нерухомої чвертьхвильової фазової пластинки 2) утворюються дві ортогонально поляризовані складові

(1)

Для ідеальної півхвильової фазової пластини ()вирази наберуть вигляду:

(2)

З виразів (1; 2) видно, що при =; на виході електромеханічного перетворювача присутні дві ортогонально - поляризовані складові з частотами  + 2 и  - 2.

Достоїнствами пристроїв перетворення одночастотного когерентного випромінювання в двочастотне з механічним обертанням фазової пластинки є високий ККД і простота конструкції, а недоліками - мала стабільність і максимально досяжна величина перетвореної частоти (до 2-3 кГц).

Електромеханічний перетворювач одночастотного когерентного випромінювання в двочастотне, з проходженням циркулярно поляризованого випромінювання через півхвильову фазову пластинку, що обертається, доцільно використовувати для перетворення випромінювання в одному з плечей лазерної вимірювальної системи. Електромеханічний перетворювач з проходженням циркулярно поляризованого випромінювання через чвертьхвильову фазову пластинку, що обертається, доцільно застосовувати для забезпечення двочастотного режиму роботи джерела випромінювання і оптичною частиною лазерної вимірювальної системи.

Електрооптичні перетворювачі одночастотного когерентного випромінювання в двочастотне.

Циркулярно поляризоване випромінювання проходить через кристал LiNbO₃ ніобату літію, поміщений в електричне поле, що обертається мал.4:

Мал. 4. Електрооптичний перетворювач частоти випромінювання. Випромінювання в кристалі поширюється уздовж оптичної осі. Якщо до кристала прикладена напруга U_x и U_y, то випромінювання ділиться на дві складові уздовж наведених осей ОХ і ОУ, повернених відносно головних осей на кут . Показник заломлення уздовж наведених осей можна записати у вигляді:

r₂₂ - електрооптичний коефіцієнт.

Зрушення фази між складовими випромінювання з напрямом поляризації уздовж осей Оx' і OY' після проходження через кристал довжиною l і товщиною d визначається:

Якщо U_x=Um_xsint, U_y=Um_ycost и Um_x = Um_y =U, то ₁U.

Таким чином, електрооптичний кристал, поміщений в електричне поле, що обертається, еквівалентний фазовій пластинці з фазовим зрушенням, яке пропорційне амплітуді прикладеної до електрооптичного кристала напруги. А електрооптичний перетворювач одночастотного когерентного випромінювання в двочастотне випромінювання, з проходженням циркулярно поляризованого випромінювання через кристал ніобату літію (мал.4.) аналогічний електромеханічному перетворювачу, приведеному на мал. 3.

У електрооптичному перетворювачі (мал.3) лінійно поляризоване випромінювання {е_х = Eехрjt} проходить через нерухому чвертьхвильову пластинку 1, встановлену під кутом ₁ = —45°, і електрооптичний кристал 2, в якому електродами створюється електричне поле, що обертається.

Поляризаційна матриця на виході електрооптичного кристала випромінювання для фазової пластинки з врахуванням рівності 2 = має вигляд:

(3)

Можливі два режими роботи електрооптичного перетворювача:

• при напрузі на кристалі відповідному півхвильовому запізнюванню;

• при напрузі на кристалі відповідному чвертьхвильовому запізнюванню.

При напрузі на кристалі відповідному півхвильовому запізнюванню, поляризаційна матриця випромінювання на виході кристала 2 формула (3) набирає вигляду:

Випромінювання на виході електрооптичного перетворювача (чвертьхвильової пластинки 3) складатиметься з двох ортогонально поляризованих складових з частотою  - 2 и , тобто

(4)

З вираження (4) видно, що вся потужність вхідного когерентного випромінювання зосереджена в складовій з частотою  - 2, поляризованої по осі ОY.

При напрузі на кристалі, відповідному чвертьхвильовому запізнюванню ()матриця випромінювання на його виході має вигляд:

Випромінювання на виході електрооптичного перетворювача (чвертьхвильової пластинки 3) складатиметься з двох ортогонально поляризованих складових з частотами  - 2 и , т.е.

Електрооптичний перетворювач з проходженням лінійно поляризованого випромінювання через електрооптичний кристал аналогічний електромеханічному перетворювачу з проходженням лінійно поляризованого випромінювання через фазову пластинку, що обертається.

При проходженні лінійно поляризованого випромінювання через кристал LiNbО₃, поміщений в електричне поле, що обертається, поляризаційна матриця випромінювання на його виході при заміні 2.

(5)

З виразу (5) видно, що на виході електрооптичного кристалу присутня лінійно поляризована складова з частотою  і дві циркулярно поляризовані ортогональні складові з частотами  и -

На виході чвертьхвильової пластинки при = же отримаємо дві ортогонально поляризовані складові з частотою  и -, т. е.

Основними достоїнствами електрооптичних перетворювачів є висока стабільність частоти перетворення, визначувана стабільністю частоти формування, що створює електричне поле, що обертається, а також висока частота перетворення (до 10 Мгц) в порівнянні з електромеханіче¬ськимі перетворювачами.

Електрооптичні перетворювачі можна використовувати в лазерних вимірювальних системах: з проходженням циркулярно поляризованого випромінювання через електрооптичний кристал (при =) у одному з плечей лазерної системи; з проходженням лінійно поляризованого випромінювання через електрооптичний кристал для створення двочастотного режиму роботи джерела випромінювання, розташовуючи його між джерелом випромінювання і оптичною частиною лазерної системи, для цієї ж мети можна використовувати електрооптичний перетворювач з проходженням циркулярно поляризованого випромінювання через електрооптичний кристал при .

До недоліків електрооптичних перетворювачів слід віднести обмеженість арматури, а також нерівномірність частотної характеристики електрооптичного кристала, яка приводить до різкого зменшення амплітуди вихідного сигналу електрооптичного перетворювача при деяких моделюючих частотах.

Акустико-оптичні перетворювачі одночастотного когерентного випромінювання.

Перетворення одночастотного лазерного випромінювання за допомогою акустіко-оптічного перетворювача засноване на явищі дифракції світла на ультразвукових хвилях і полягає в тому, що акустичні хвилі, що поширюються в оптично прозорому середовищі, діють на проходящєє одночастотне когерентне випромінювання подібно до фазових дифракційних грат.

Мал 5. Акустико-оптичний перетворювач частоти випромінювання.

У прозорому середовищі модулятора 1 (мал. 5) за допомогою п'езоїзлучателя 2, що збуджується від генератора 3, на частоті f збуджується ультразвукова хвиля, що біжить. Розподіл показника заломлення середовища, що створюється хвилею, має вигляд:

де n_o - показник заломлення середовища, не обуреного звуком;

n₀ - амплітуда зміни показника заломлення;

2/ — хвильове число звукової хвилі;

 - довжина звукової хвилі;

f - кругова частота звукової хвилі.

Одночастотне когерентне випромінювання 4 при проходженні через ультразвукову хвилю модулюється по фазі, і для плоскої ультразвукової хвилі функція пропускання модулятора 1 має вигляд:

F(x)=exp{-j(2)n₀l}exp{-j(2)n₀lcos((2)x-t)}

нехтуючи постійним фазовим зрушенням, отримаємо

F(x)=exp{-j_Фcos((2)x-t)},

Где _Ф=(2)n₀l – амплітуда фазової модуляції випромінювання; l – глибина звукового поля.

При проходженні через модулятор когерентного випромінювання e₀=E₀exp(-jt) на виході модулятора матимемо е_вих=е₀F(x),

де Е₀ - амплітуда електричного вектора випромінювання

 - кругова частота коливань випромінювання ( = 2v).

Кутовий спектр поля евих визначається як перетворення Фур'є функції пропускання F(x):

де U - просторова частота (U=sin);  - кутова координата. Вираження для спектру при безконечній апертурі матиме вигляд:

де Jm(_Ф)- Бесселева функція 1-го роду m-го порядку; (U –m()) – дельта функція; m-0, ±1,2,3... - номер дифракційного максимуму. Якщо апертуру вхідного випромінювання обмежити величиною D,тобто

то угловой спектр описуватиметься сверткой спектру S₀(U) з Фур'є перетворенням функції rect(x/D):

(6)

де sin[D(U-m(1/)] = F{rect(x/D)} = (sin[(D)/(sin-m(/)]) / ((D)/) (sin-m(1/)), а знак - операція рівняння.

И з виразів (5) і (6) витікає, що кутовим спектром є набір складових когерентного випромінювання, що поширюються під різними кутами. Ці складові є порядками дифракційного спектру, максимуми яких направлені під кутами _m, відповідними умові дифракції sin =m(/) . Частота в кожному дифракційному порядку має зрушення відносно частоти вхідного когерентного випромінювання на величину, кратну ультразвуковій частоті, _mm. Частотні зрушення в порядках кратні частоті ультразвукового генератора. У загальному випадку вираження (5) для спектру містить декілька дифракційних інтенсивність яких убуває пропорційно I²_m(_ф). Оскільки інтенсивність в модуляторі мала (_ф0.1), дифракційними порядками вище 1-го можна нехтувати. Тоді дифракційний спектр з достатнім наближенням представляється трьома складовими когерентного випромінювання 0 та ±1-го порядків (мал. 6)

Мал. 6. Дифракційний спектр 0± 1-го порядків

e₍₀₎=E₀J₀(_ф)exp{-jt}

e₍₁₎=-jE₀J₁(_ф)exp{-j(+)t}

e₍₁₎=-jE₀J₀(_ф)exp{-j(-)t} (7)

Спектр (7) симетричний і відповідає романовськой дифракції світла на ультразвуку, для якої задовольняється умова l<²/ . З підвищенням ультра звукової частоти ця умова порушується, і спектр стає асиметричним, наближаючись до картини брегівської дифракції. В цьому випадку вхідне когерентне випромінювання 1 складає кут _в= з фронтом акустичної хвилі в модуляторі, і залежно від знаку кута _в дифрагує в +1 (мал.7) та в –1 порядки (мал. 8):

мал. 7. Дифракційний спектр +1-го порядку.

мал. 8. Дифракційний спектр –1-го порядку

У обох випадках дифраговане випромінювання складає кут = з напрямом вхідного випромінювання і має зміщену оптичну частоту. _ 1=+.

Таким чином, дифракція когерентного випромінювання на ультразвуку забезпечує здобуття на виході акустіко-оптічного модулятора когерентних складових випромінювання із зрушенням частоти.

Гідністю акустіко-оптічніх модуляторів є велика апертура вхідного випромінювання.

Оптичні модулятори.

Модуляція випромінювання необхідна для введення інформації в оптичний сигнал. Відповідно до рівняння світлової хвилі інформацію можна вводити в амплітуду. Частоту, фазу і напрям вектора поляризації. Далі модульований сигнал поступає на фотоприймач. Сучасні фотоприймачі реагують лише на інтенсивність випромінювання. Тому найбільш поширеним виглядом оптичних модуляторів є модулятори інтенсивності.

За допомогою модулятора забезпечується зовнішня модуляція лазерного випромінювання, тобто модуляція лазерного випромінювання поза випромінювачем лазера.

Мал.9. Структурна схема електрооптичного модулятора.

а б

Мал. 10. Статична характеристика пропускання оптичного модулятора.

а)- без напрягу зміщення;

б)- с напрягом зміщення.

Це характеристика модулятора, що управляє. Процес модуляції на мал. 10.а. відбувається без постійного електричного зсуву (U_cм=0), яке прикладається до тих же електродів, що і змінне U_ynp. Модулятор при цьому має низьку ефективність: при значній зміні напруги, що управляє, інтенсивність випромінювання на виході модулятора практично незмінна. Кількісно ефективність модулятора можна характеризувати глибиною модуляції m:

m=E_max/E_min

див.мал. 10.

При U_см=0 маємо m—0.

Якщо до модулятора прикласти постійний зсув (U_см=U_ мал. 3.б.), то амплітуда постійної складової і глибина модуляції істотно збільшуються. Модулятор працює на крутій ділянці характеристики, що управляє.

Граничні частоти роботи такого пристрою складають 10⁸-10⁹ Гц. Якість модулятора інколи характеризують добротністю, яка дорівнює відношенню граничної частоти модулятора до потужності управління: D_м=f_ср/Р_упр. Для електрооптичних модуляторів це значення добротності близьке до 10 МГц/мВт.

Можлива і внутрішня модуляція, яка здійснюється в самому лазері, шляхом зміни параметрів активного лазерного елементу або резонатора. Внутрішня модуляція в напівпровідникових лазерах здійснюється за рахунок зміни режиму накачування. У газових лазерах внутрішня модуляція можлива за рахунок зміни добротності оптичного резонатора. Проте, здійснення в одному пристрої генерації і модуляції, погіршує параметри лазерного випромінювання, призводить до зниження когерентності випромінювання.

Пристрій оптичного модулятора показаний на мал.9. основу модулятора складають два кристали однакових розмірів. Кристалографічні осі кристалів взаємно перпендикулярні, що забезпечує компенсацію температурного впливу на модуляцію: температурні зміни як би віднімаються при проходженні оптичного сигналу послідовно через обидва кристали.

Модулятор працює на електрооптичному ефекті Поккельса поперечного типа (zE). Змінюючи напругу управління U_ynp, тобто змінюючи напруженість електричного поля Е, можна регулювати фазу вихідного оптичного сигналу по відношенню до вхідного. Для перетворення зміни фази в зміни інтенсивності випромінювання на виході електрооптичного модулятора знаходиться аналізатор.

Інтенсивність випромінювання на виході модулятора без врахування поглинання в кристалі визначається вираженням:

Е_вих=Е_вхsin²[(/2)(U_упр/U_/2)]

Де Е_вх – інтенсивність випромінювання на вході модулятора;

U_упр – напруга управління;

U_/2 – півхвильова напруга управління.

Півхвильовою напругою є найважливіший параметр модулятора. Проте такій напрузі управління, при которам досягається зміна коефіцієнта пропускання модулятора від мінімального до максимального (або навпаки). При цьому два променя зрушуються відносно один одного на половину довжини хвилі, тобто фазове зрушення . Для розглянутого модулятора півхвильова напруга:

U_/2=(/2n₀³r_п)(d/L).

Значення параметру U_/2 для різних електрооптичних модуляторів лежить в діапазоні від сотень вольт до одиниць кіловольт. Така висока напруга, що управляє, – істотний недолік електрооптичних модуляторів.

Графік залежності інтенсивності випромінювання на виході модулятора Е_вих від напруги, що управляє (у відносних одиницях U_упр) замальований на малюнку 10.

У таблиці 2 приведені характеристики електрооптичних модуляторів, що випускаються вітчизняною промисловістю. Для видимої області спектру застосовують модулятори МЛ-3, МЛ-4 і МЛ-5. В порівнянні з модулятором МЛ-3 модулятори МЛ-4 і МЛ-5 більш термоустойчиви, не гігроскопічні, мають ширший спектральний діапазон і меншу півхвильову напругу.

Таблиця 2.

Характеристика	МЛ-3	МЛ-4	МЛ-5	МЛ-7
Электрооптичний матеріал.	Кристал дигідрофосфату калия KH2PO4 (KDP).	Кристал ніобата літію LiNbO3.	Кристал ніобата лития LiNbO3.	Монокристал арсеніла галлия GaAs.
Область прозорості, мкм	0,35…1,2	0,45…2	0,45…2	1
Робоча довжина хвилі випромінення, мкм.	0,63	0,51;0,63	0,63	10,6
Напруга повного прояснення, В	700; 480 (=0,63 мкм)	130(=0,5мкм) 190(=0,63мкм)	185	2700
Максимальний діаметр світлового променя на вході, мм	2,5; 1,5	1	1,5	---
Максимальна кутова раходімость світивши, рад.	5,2*10-3	4,5*10-3	4,5*10-3	---
Втрати світла в режимі повного прояснення, %	30	40	20	40
Смуга модулюючих частот, МГц.	0,001…100	0…100	0…200	0…25
Лінійна апертура, мм2	3Х3 2Х2	1,5Х1,5	2,4Х2,4	3Х3