Дальнее поле излучения

Рис. 10.3. Мощность и длина холостой волны как функция сигнальной длины волны (верхняя шкала). На вставке показаны распределения интенсивности в дальнем поле излучения, соответствующие двум основным пикам [6]

В этих условиях когерентное сложение волн в дальнем поле, излученных на частоте Q, возникает, очевидно, в направлении 0о, [c.130]

Для определения структуры мод проще всего поставить фотопленку или пластинку прямо на пути лазерного пучка, что даст возможность качественно оценить распределение интенсивности на заданном расстоянии от лазера. Можно взять дополнительно л инзу для фокусировки на пленку ближнего или дальнего поля излучения. Тип пленки и время экспозиции нужно выбирать в соответствии с длительностью, энергией, мощностью и частотой лазерного излучения. В таком простом случае полученная информация не носит количественного характера, а фотография только грубо показывает размер и форму структуры мод. Нужно быть осторожным, чтобы не прожечь пленку, особенно когда используются линзы. Апертура камеры должна быть больше сечения пучка для того, чтобы избавиться от нежелательных дифракционных эффектов. [c.44]

Считая поток несжимаемым и оставляя главные части интегралов в выражении (11.1), получаем, что дальнее поле излучения звука, возникающего благодаря движению жидкости вблизи твердой границы, определяется выражением [c.431]

Рассмотрим дальнее поле излучения йг > 1, йг os а > 1 (заметим, что в точках а = а = О контура Fj последнее неравенство не выполняется, однако всегда можно так деформировать контур, чтобы он не проходил через эти точки). Воспользовавшись асимптотическим представлением функции Ханкеля, запишем [c.156]

Дальнее поле излучения ДГС-лазеров с широким контактом 205 [c.358]

Индекс а в дальнейшем опустим. Предположим, что при t = io —оо поле излучения отсутствует и система находится в состоянии статистического равновесия. В момент времени to включается взаимодействие с электромагнитным полем. Основной динамической величиной, характеризующей взаимодействие частиц и поля, является обобщенная энергия ро, равная значению гамильтониана Н на траекториях системы. Мощность, потребляемая системой электронов после включения взаимодействия [c.288]

Здесь начальное и конечное состояния системы электрон поле излучения определяются заданием квантовых чисел, описывающих состояние электрона, а также чисел заполнения фотонных состояний (в данном случае индексом отмечено одно из фотонных состояний с энергией Й(01=ез—el). Если в переходе участвуют также и фононы, то надо указать дополнительно числа заполнения фононных состояний. В дальнейшем полный набор квантовых чисел, определяющий некоторое т-е состояние рассматриваемой системы, будем обозначать для краткости как R , а энергетические состояния системы — как Wm- [c.285]

Дальнейшее изложение вопроса дано применительно к полю излучения по амплитуде. Характеристики преобразователя как приемника определяются при использовании его в качестве излучателя на основе принципа взаимности. [c.214]

В пределах основного лепестка сосредоточено около 85 % энергии поля излучения. Вне основного лепестка имеются боковые лепестки (рис. 29 и 30). Уровень боковых лепестков определяют отношением амплитуд поля на акустической оси к амплитуде поля вне основного лепестка. Формулы для расчета поля в дальней зоне некоторых простых преобразователей при непрерывном излучении волн даны в табл. 8. [c.216]

Дальняя зона. В этой зоне амплитуда монотонно убывает с увеличением расстояния от преобразователя до точки В. Поле излучения в дальней зоне также можно представить графически в виде функции от тех же безразмерных параметров. Однако более удобно представление поля в виде множителя, убывающего при увеличении расстояния, и диаграммы направленности, имеющей форму лучей, исходящих из центра преобразователя, для которых амплитуда (и интенсивность) меняется в зависимости от направления. Обоснуем возможность такого представления поля. [c.78]

В пределах основного лепестка диаграммы направленности в дальней зоне сосредоточено более 80 % энергии поля излучения. Этим обосновано схематичное представление поля преобразователя (см. рис. 1.43,6). На границе ближней зоны происходит сжатие поля, что также нашло отражение на схеме. [c.83]

Па рис. 7.1 показана типичная схема теневого дефектоскопа с визуальным, изображением поля прошедшего излучения. Источник 1 УЗ-волн обычно достаточно большой, чтобы интерференционными явлениями в ближней зоне можно было пренебречь и считать с достаточной точностью поле излучения плоской однородной волной. С этой же целью его, наоборот, можно сделать малым, чтобы работать в дальней зоне, но в этом случае амплитуда поля суш,ественно снизится. УЗ-волны проходят через объект контроля 2. При наличии в объекте контроля дефекта однородность поля нарушается и позади дефекта образуется звуковая тень. Для повышения контрастности и четкости изображения прошедшие лучи обычно фокусируют ультразвуковой линзой 3. В фокальной плоскости линзы возникает акустический рельеф, т. е. определенное распределение интенсивности или амплитуды в плоскости поперечного сечения звукового пучка, соответствуюш,ее наблюдаемому дефекту. Чтобы сделать звуковой рельеф видимым, применяют различные устройства, называемые акустико-оптическими преоб-разователя.ми 4. [c.392]

В др. предельном случае систем, развитых в одном пли неск. направлениях, говорят о протяжённых одномерных А. (1 К) или об А. с большой апертурой (1 , 1у >Х), при этом обычно распределения токов в таких А, воссоздают протяжённые участки плоских фазовых фронтов, так что уже в непосредственной близости формируется чистое>> (без квазистационарных добавок) поле излучения прожекторного типа с острой направленностью в дальней ионе (рупоры, линзы, параболич. зеркала и т. и.). [c.94]

Хотя при принятом выше предположении о постоянстве числа Струхаля частота звука должна меняться пропорционально QR/ , вследствие линейного изменения величины скорости по длине Лопасти, а также изменения ее направления по отношению к наблюдателю вихревой шум характеризуется довольно большим диапазоном частот. Допуш,ение о том, что вихревой шум вызывается флуктуацией подъемной силы, приводит к диаграмме его направленности, соответствующей вертикально ориентированному диполю, когда максимум излучения совпадает с направлением оси винта (0q = 9O°), а в плоскости вра-ш,ения (00 = 0°) излучение отсутствует. С удалением от винта мощность звукового излучения в дальнем поле, согласно условию постоянства общего потока излучаемой энергии, уменьшается пропорционально При фиксированных площади лопасти и значении Ст/а вихревой шум пропорционален шестой степени концевой скорости, что связано с изменением по скорости величины Fz. сли же звуковое давление выразить через силу тяги винта, то получим 7 (й/ ) /Лл. Несколько обобщая выведенное выше выражение для вихревого шума, можем написать [c.830]

И наклон диска винта. Распределение нагрузки по лоПасти предполагалось заданным, причем нагрузка считалась распределенной вдоль хорды по простому закону. Оказалось, что при численном интегрировании шаг по азимуту следует брать равным Г или менее и что приближение дальнего поля заметно занижает расчетные значения в ближнем поле. Влияние скорости полета в основном сводилось к повышению уровня высших гармоник звукового давления. Направленность излучения пра этом оставалась почти осесимметричной. Было получено хорошее соответствие расчетных и экспериментальных уровней шума для низких гармоник, но расчетные гармоники (полученные на основе измеренных нагрузок) быстро уменьшались q увеличением их номера в отличие от экспериментальных. [c.851]

Каждая точка х, z поверхности будет рассеивать некоторую часть излучения падающего пучка. Вклад элемента поверхности dz в точке Р в амплитуду отраженной волны в дальней зоне имеет дополнительный фазовый множитель ехр(/к,.т ) относительно соответствующего вклада от точки, отвечающей началу координат О (см. рис. 9.10). Здесь — волновой вектор отраженной волны, а г — вектор ОР. Предположим теперь, что амплитуда а волнообразного возмущения поверхности много меньше длины волны света (т. е. ка < 1), так что каждая точка такой поверхности дает одинаковый вклад. Тогда амплитуда отраженной волны в дальнем поле пропорциональна интегралу [c.386]

Таким образом, рассмотренную задачу формирования поля излучения (близкого к плоскому) СОз-лазера в дальней зоне решает резонатор, одно из зеркал которого имеет коэффициент отражения, заданный функцией (рис. 2.32). [c.108]

Рис. 2.32. Зависимость коэффициента отражения зеркала R (г), обеспечивающая заданное распределение поля излучения лазера в дальней зоне (/д (г)

Формирование каустики поля и его распределение на зеркалах в ближней и дальней зонах излучения в таком резонаторе на частоте выделенной продольной моды, если коэффициенты отражения [c.109]

Итерационный процесс расчета распределения поля с зеркала на зеркало с учетом формулы (3.87) осуществляется до тех пор, пока Uiq (г) == Uzq (О И Xg+j (г) == Хд (г). На рис. 3.31 приведен результат расчета распределения поля накачки (О которое создает пространственное распределение коэффициента х (г), обеспечивающее в резонаторе формирование заданного распределения поля излучения в дальней зоне. Чтобы задача была законченной и служила рекомендацией к эксперименту, необхо- [c.173]

При анализе переходного излучения в электродинамике и акустике основной интерес представляет поле излучения в дальней зоне и проблема расходимости в точке нахождения излучателя, связанная с разрывом размерности (излучатель - точечный, среда - трехмерная), играет вторичную роль. В механике это не так. Первостепенную важность представляет информация о динамических процессах, происходящих вблизи излучателя. Вследствие этого модель упругой системы и движущегося объекта, представляющая практический интерес, должна давать конечное поле деформаций вблизи движущегося объекта. Чтобы удовлетворить данному требованию при анализе двумерных систем можно пойти двумя путями 1) считать движущийся объект не точечным (обычный для физики путь) 2) учесть изгибную жесткость упругой системы и описывать колебания упругой системы уравнениями четвертого порядка по про странственным переменным. Воспользуемся вторым путем, являющимся естественным для механики, так как изгибная жесткость присуща в той или иной мере всем упругим направляющим. [c.283]

Для технологических лазеров важным является и ряд характеристик пучка лазерного излучения, среди которых следует отметить такие, как энергия и мощность излучения, характеристики распределения поля в ближней и дальней зоне излучения, [c.172]

Фотографирование ближней и дальней зон. Если считать лазерный источник идеальным излучателем ограниченной плоской волны, то, как показано для твердотельного лазера на фиг. 3.8, поле излучения на расстояниях, очень больших по сравнению с D = а /2Я, наилучшим образом может быть представлено в приближении Фраунгофера, или приближении дальней зоны . Величина а равна, скажем, радиусу, ограничивающему площадь, с которой излучается 95% света излучающей моды, и для твердотельных лазеров она может быть значительно меньше диаметра самого лазерного стержня. Приближение Френеля, или приближение ближней зоны , справедливо при расстояниях, значительно меньших D. Для типичных твердотельных лазеров мы получим характеристики, приведенные Б таблице (Я = 6943 А). [c.50]

В дальнейшем будут представлять интерес следующие выражения для цилиндрических волн, излучаемых волнами различных типов из открытого конца плоского волновода согласно принципу Гюйгенса. А именно, волнам 1-го типа соответствует поле излучения [c.43]

Это обстоятельство, как будет показано в дальнейших главах нашей книги, не является случайным. Поле излучения различных волн из круглого волновода также выражается через универсальную функцию U s, q),. определяемую интегралом [c.53]

Явления дифракции в дальней зоне, или дифракцию Фраунгофера, мол<но наблюдать и в зоне Френеля [128 получается некоторая путаница в терминологии скольку часто бывает желательным измерить картины дальнего поля, не находясь в области дальнего поля, полезно познакомиться с этим весьма ценным методом. В основном он состоит в том, что устанавливают собирающую линзу с фокусным расстоянием f так, чтобы она принимала все лазерное излучение, и наблюдают изображение в фокальной плоскости линзы. Например, если в фокальной плоскости диаметр контура пятна по, полуинтенсивности равен rf, в области дальней зоны угловая ширина пучка в радианах дается формулой 0 = rf/f. Очевидно, что для лазеров, излучение которых заключено в дифракционных пределах, требуются линзы с большим фокусным расстоянием для того, чтобы получить в фокальной плоскости изображение удовлетворительных размеров. Это требование легко удовлетворяется, поскольку при измерении картин дальнего поля излучения лучших одномодовых газовых лазеров можно пользоваться очень простыми линзами. [c.133]

Условия возникновения поперечных мод высокого порядка были рассмотрены Енезу и др. [50]. Как показано на рнс. 7.4.3, порядок поперечной моды легко можно установить из рассмотрения картины дальнего поля излучения. При уменьшении толщины активной области до достаточно малых величин происходит отсечка мод высокого порядка. Если величина й такова, что моды высокого порядка могут существовать, усиление в каждой из мод определяется коэффициентом оптического ограничения моды Гт и потерями на отражение моды 1п ( // ), приведенными на рис. 2.5.14 и 2.8.2 соответственно. Порог будет достигнут той модой, для которой раньше выполнится пороговое условие (3.8.42) в форме [c.204]

Многие излучательные свойства полосковых лазеров идентичны свойствам лазеров с широким контактом, описанным ранее. В силу того что площадь сечения полосковых лазеров меньше, чем у лазеров с широким контактом, получаемые значения выходной мощности здесь меньше. Для лазеров с шириной полоски 15 мкм и длиной резонатора 250 мкм с одного зеркала обычно получают 20—30 мВт световой мощности в непрерывном режиме при типичном значении рабочего тока 200 мА [149]. На таких лазерах были получены значения выходной мощности вплоть до 85 мВт при 310 мА, прежде чем происходило катастрофическое разрушение зеркала [149]. Сообщалось о лазерах мезаполосковой геометрии с шириной полоски 80 мкм и длиной резонатора 300 мкм, в которых была достигнута мощность 390 мВт [119]. На рис. 7.11.1 показана картина-дальнего поля излучения полоскового ДГС-лазера. Для случая, показанного на этом рисунке, толщина активной области и ширина полоски достаточно малы, чтобы обеспечить излучение в основной моде в параллельном и перпендикулярном плоскости р — п-перехода направлениях. Типичные значения полного угла расходимости пучка, взятого по точкам половинной интенсивности (угловой полуширины), равны 45° в направлении, перпендикулярном плоскости р — л-перехода, и 9° в направлении вдоль плоскости р — п-перехода. [c.288]

Условия возникновения мод высокого порядка здесь те же самые, что и в лазерах с широким контактом, которые обсуждались в гл. 2 и 4 этой главы [см. (7.4.2)]. Картины дальнего поля излучения ДГС-лазера на GaAs — Alo,4зОао,57Аз при т = [c.289]

Рис. 7.11.1. Схематическое представление дальнего поля излучения полоско-. вого ДГС-лазера на GaAs — AUGai-xAs. Показаны типичные значения полуширины угла расходимости в направлениях, перпендикулярном и параллельном

Диффузионное приближение. Дальнейшее развитие дифференциальных методов расчета процесса переноса излучения привело к. созданию диффузионного приближен ия (В. А. Фок, С. Росселанд). В рамках указанного приближения можно показать, что связь вектора лучистого потока энергии qR с полной объемной плотностью энергии излучения аналогична известному соотношению между диффузионным потоком и градиентом концентрации. Далее сформулирован метод расчета поля излучения в рамках диффузи энного приближения с учетом селективности излучения и п эо-извольной формы индикатрис рассеяния [20]. [c.168]

Автор дал приближенный анализ влияния анизотропии поля излучения на коэффициенты переноса в диффузионных уравнениях, провел расчеты интегральных коэффициентов поглощения для реальных топочных сред и использовал диффузионное приближение для решения ряда задач радиационного теплообмена в неподвижной и движущейся среде. В дальнейшем совместно с другими исследователями [Л. 27, 69] С. Н. Шориным была предпринята экспериментальная проверка оправедливости формул диффузионного нриближения а световых моделях с ослабляющей средой. [c.144]

Кроме ДН по амплитуде и. мощности часто используют поляризационные и фазовые ДН. Поляриаад. ДН е 0, ф) — это зависимость поляризации поля (ориентации вектора JS) от направления в дальней зоне (векторы И п И в дальней зоне лежат в плоскости, нормальной к направлению распространения). Различают линейную и эллиптич, (в частности, круговую) поляризацию (см. Поляризация волн). Если нлоскость, проходящая через е ж п (направление распространения), с течением времени не меняет своей ориентации, то поляризация поля линейная, если конец вектора е описывает в плоскости, перпендикулярной и, эллипс или окружность (по часовой стрелке относительно п — правое вращение, против — левое), то поляризация эллиптическая или круговая. В общем виде поляризац. свойства полей излучении А. удобно описывать такими энер-гетич. параметрами, как матрица когерентности или Стокса параметры. Последние имеют размерность плотности потока энергии и могут быть непосредственно измерены, что позволяет экспериментально исследовать поляризац. ДН. [c.96]

Применение когерентных источников излучения позволяет наблюдать методами М. с. весьма узкие спектральные линии, т. е. достигать высокого спектрального разрешения. Типичные ширины линий, обусловленные столкновениями частиц в газе,— от 10 МГц до 1 МГц при давлениях от 1 до 10 Па. При разрежении газа ширины линий определяются Доплера эффектом при движении частиц и соударениями со стенками поглощающей ячейки, они составляют в микроволновом диапазоне от 1 МГц до 0,1 МГц. Для дальнейшего сужения линий применяют ряд способов устранения доплеровского уширения. Ширины линий в таких субдоплеровских спектрометрах определяются временем взаимодействия частиц с полем излучения (см. Неопределенностей соотношения). В молекулярных и атомных перпен- [c.133]

Наиболее интенсивные источники широкополосного шума находятся в переходном участке струи. Угол (р, при котором наблюдается максимум излучения в дальнее поле, увеличивается с ростом скорости истечения и температуры струи. Так, для холодной струи (Мо = 1,5, То = 288 К) угол максимального излучения 25°, а для высокотемпературной струи (Mq = = 3,5, То = 3000К)угол(/ %65° [7.3]. Следует отметить, что если максимум акустического излучения шума смешения соответствует диапазону углов (/3 3 30 - 60°, то широкополосный шум, обусловленный скачками уплотнения, не обладает ярко выраженной направленностью. Интенсивность этого шума определяется интенсивностью скачков уплотнения в струе и практически не зависит от температуры торможения на срезе сопла. В то же время шум смешения возрастает с ростом температуры торможения. Поэтому шум, вызванный скачками уплотнения, в наибольшей степени проявляется для холодных струй и при больших углах (f, где шум смешения относительно мал. [c.180]

Несмотря на значительные усилия по уменьшению шума рулевого винта, на многих вертолетах именно он является источником наиболее сильного и неприятного шума, уступающего только хлопкам лопастей. Ограничения, связываюш,ие конструктора при создании малошумящего рулевого винта (обычно ограничение концевой скорости), приводят к небольшому ухудшению его аэродинамических характеристик, которое допустимо, поскольку рулевой винт потребляет лишь малую часть обш,ей мош,ности. В основном источники образования шума у рулевого винта те же, что и у несуш,его, но его основная частота значительно выше (от 40 до 120 Гц). Вследствие этого по субъективным оценкам для рулевого винта наиболее суш,е-ствен шум враш,ения лопастей. Двигатель и трансмиссия вертолета являются источниками высокочастотного шума, суш,ествен-ного лишь внутри вертолета и в ближнем поле звукового излучения. Поскольку высокочастотный шум быстро затухает с увеличением расстояния, шум дальнего поля в основном определяется винтами вертолета. [c.824]

Дальнейшее совершенствование квантового метода зависит от степени приближения задания электрического момента активных центров. Если принять электрический момент центра не зависящим от напряженности поля излучения, то (учитывая известные правила ортонормировки волновых функций в представлении [c.35]

ПОЛЯ излучения СОд-лазера t/д (г) в дальней волновой зоне известно и задано равномерным и плоским зеркала резонатора плоские с круглой апертурой, зеркало 2 (рис. 2.30) имеет постоянный по апертуре коэффициент отражения (Т 2 = onst), а на зеркале 1 коэффициент отражения задается неизвестной функцией ( 1 ( ))> которую нужно определить. Так как резонатор считается заполненным однородной средой, то с точки зрения формирования поля в нем, он эквивалентен пустому резонатору. Согласно этому поле в резонаторе нашего СОз-лазера при заданных граничных условиях удовлетворяет уравнению Гельмгольца, записанному в следуюп ем виде [c.106]

О (в нашей задаче начало отсчета выбирается на выходном зеркале 1 ГЛОН)к. Начальное распределение функций я (г) задается равномерным вдоль координаты г. Распределение поля t/i (г) можно получить путем пересчета распределения поля в дальней зоне /Уд (г) (заданное распределение) на зеркало 1 через свободное пространство, задавая размеры апертуры ГЛОН и расстояние, на котором при заданной длине волны генерации определяется дальняя зона излучения этого лазера. На рис. 3.30 приведен результат пересчета и определения поля Ui (г) для ГЛОН на молекулах аммиака (NH3). Зная теперь начальные распределения я (г) и (г) при 2 = 0, можно осуществить последовательный пересчет распределения поля (г) с зеркала 1 на зеркало 2 (поле /72 (О) резонатора ГЛОН (первая итерация). Осуществляя далее последовательные итерации по пересчету поля на зеркала резонатора ГЛОН, можно построить итерационный процесс и для зависимости % (г) с помощью соотношения, вытекающего из закона поглощения Бугера [c.172]

Важную роль как предшественники голографии сыграли работы Брэгга [4—6] в рентгеновской микроскопии и еш,е раньше работы Вольфке [36]. Исследования Брэгга были связаны также с получением полной записи рассеянного волнового поля от объекта, а именно от кристалла, облученного рентгеновскими лучами. Как и голография, метод Брэгга представлял собой двухступенчатый дифракционный процесс. Зафиксированное на фотопленке рентгеновское излучение, рассеянное кристаллом, использовалось затем для восстановления аналогичной волновой картины в видимом свете. Брэгг, как и Вольфке, рассматривал кристалл в виде трехмерной периодической структуры следовательно, если кристалл освещается плоской волной, то в соответствии с правилами брэгговской дифракции в каждый момент времени создается только одна составляющая (пространственная частота) дифрагированной волны. С точки зрения теории это различие непринципиально. В любом случае необходимо записать фазу и амплитуду, однако детекторы позволяют регистрировать лишь амплитуду. В методе Брэгга кристалл выбирался такой симметрии, что дифракционная картина (фурье-образ) в дальнем иоле, создаваемая точками объекта, становилась вещественной, т. е. лишенной какой-либо фазовой модуляции. Кроме того, исследуемые кристаллы имели в центре ячейки тяжелый атом, что обеспечивало смещенный фон, в результате чего фурье-образ представлял собой не только вещественную, но и положительную величину. Таким образом, достаточно было измерить только амплитуды плоских волн, соответствующих фурье-компонентам. Брэггу оставалось лишь, после того как он записал амплитуду волны, сконструировать маску с отверстиями, расположение и размер которых соответствовали бы значениям фурье-компонент. При освещении маски когерентным светом формировалась бы дифракционная картина дальнего поля, представляющая собой изображение атомной структуры кристалла. Эти исследования были продолжены Бюргером [7] и Бёршем [3], выполнившими аналогичные эксперименты в ФРГ. [c.13]

Horo лучистого потока в сторону корабля А была максимальной, поскольку это увеличивает дальность действия локатора, расположенного на корабле. На языке радиолокации это явление носит название искусственного увеличения эффективной площади цели аппарата В. Для такого зеркального отражателя необходимо строгое выполнение его формы. Так, в сообщении подчеркивается, что точность изготовления призм такова, что угол между падающим и отраженным лучами не должен превышать 9,6-10 рад. В изготовленном блоке расстояние между параллельными сторонами шестиугольной входной грани одной призмы равно 6 см, а всего блока — 18 см [29]. Здесь же находится приемная оптическая система с диссектором (фотоэлемент, обеспечивающий определение координат светового пятна, падающего на его поверх ность). Подчеркивается, что это устройство нужно для того, чтобы принимать излучение лазера, установленного на аппарате А, и удерживать направление оптической оси приемного устройства, аппарата В строго по лучу лазера, что и обеспечивает следящая система корабля В. В левой части рисунка расположена схема аппаратуры, находящейся на корабле А. В нее входят два источника излучения — лазер и полупроводниковый диод, приемная оптическая система, два приемника излучения ФЭУ и диссектор, система обнаружения и сопровождения, а также системы ближнего и дальнего действия. Излучение полупроводникового диода сосредоточено в угле 2,5-1,74-10 2 рад, т. е. примерно 2,5 углового градуса, а излучение лазера сосредоточено в угле 0,5-1,74-10 рад т. е. в угле 0,5 углового градуса. Система углового сопровождения — по существу оптико-электронное следящее устройство с электронным сканированием, схема которого рассчитана на работу от импульсного источника. Для уменьшения влияния фоновых засветок в оптическую систему разработчики включили интерференционный фильтр, не показанный на рисунке. Поле зрения приемного устройства углового сопровождения формируется объектом с фокусным, расстоянием 90 мм и относительным отверстием 1 0,95 и составляет 10-1,74-10 рад, т. е. примерно 10 угловых градусов. Система обнаружения и сопровождения должна обеспечивать первоначальное обнаружение корабля В по его маячку и слежения за ним вначале по излучению маяка, а впоследствии по излучению собственного лазера, отраженного блоком [c.91]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...