telescopeѲptics.net ▪ ▪ ▪ ▪ ▪▪▪▪▪▪▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ TARTALOM
◄2.1. Fénygyűjtő képesség ▐ 2.3. Távcső nagyítása ►
LAPSZEMLE FELSŐSZÖVEG
– Rayleigh-, Dawes- és diffrakciós felbontási határ – Veréb-határ
– Teleszkópos csillagfényesség és határfelbontás – Sötét vonalfelbontás – Kiterjesztett részletfelbontás
A felbontás egy másik létfontosságú távcsőfunkció. Egyszerűen fogalmazva, a távcső felbontási határa azt határozza meg, hogy milyen kicsi részletet lehet felbontani az általa alkotott képen. Aberrációk hiányában, ami a felbontási határt meghatározza, az a diffrakció hatása. Mivel a felbontás a szem (detektor) tulajdonságaitól függ, a felbontás a részlet alakjától, kontrasztjától, fényerejétől és hullámhosszától függ. A felbontóképesség hagyományos mutatója – amelyet általában diffrakciós felbontási határnak neveznek – egy közeli pont-tárgy képpár minimálisan felbontható távolsága, amelyet a hullámelmélet némileg önkényesen ~λ/D-ben határoz meg sugárban inkoherens fény esetén, λ a fény hullámhossza, D pedig az apertúra átmérője (ívmásodpercben kifejezve ez 134/D, ha D mm-ben van megadva, vagy 4,5/D, ha D hüvelykben, mindkettő 550 nm hullámhossz esetén).
Két pontforrás felbontása elkerülhetetlenül függ a távcső nagyításától. Ahhoz, hogy két fénypont képe teljesen felbontható legyen, legalább egyetlen nem megvilágított retinális fotoreceptornak (feltehetően kúpnak, mivel a pálcikák felbontási határa lényegesen alacsonyabb) el kell választania őket egymástól. A pontszerű fényforrások diffrakciós határának közel 100%-os eléréséhez nagyon nagy nagyításokra van szükség, de a felbontás növekedése körülbelül 25x per inch apertúra után viszonylag csekély.
Míg egyetlen pontforrás leképezésénél nincs különbség a koherens és inkoherens fény között a relatív intenzitáseloszlás tekintetében – amíg a fény közel monokromatikus marad -, addig egy pontforráspár felbontási határa az előbbi esetében a két forrás közötti fáziskülönbséggel változik, ~2λ/D-től nulla fáziskülönbség esetén ~λ/D-ig π/2 fáziskülönbség esetén, és körülbelül kétszer jobb, mint π-vel egyenlő fáziskülönbség esetén (i. m.azaz λ/2), amint az a 12. ábrán balra látható (az Optical Imaging and Aberrations 2-ből, Mahajan). Mivel a Van Cittert-Zernike-tétel szerint a csillagokból érkező fény az amatőr méretű távcsövekben koherens, amíg közel monokromatikus, érdekes kérdés, hogy ez a hullámhossz-sávszélességgel és a forrás OPD-jével változó koherenciafaktor mennyire befolyásolja a tényleges felbontási határértéket a mezőben.
A pontszerű forrás diffrakciós felbontási határát inkoherens fényre, koherens fényre a komponensek közötti λ/4 OPD-vel és talán a részben koherens fény speciális eseteire ~λF adja meg, ahol F a fókusztávolság és az apertúra átmérőjének hányadosszáma (F=ƒ/D, ahol ƒ a fókusztávolság). Ez a szögfelbontás és a fókusztávolság szorzata: λF=λƒ/D. Konkrétan ez a felbontás határa két közel azonos intenzitású pontszerű tárgy képe esetén (12. ábra). A felbontási határ két egyenlőtlen intenzitású pontforrás esetén, valamint más tárgytípusok esetén jelentősen változhat (14-16. ÁBRA).
12. ÁBRA: Balra: Két pontszerű tárgy képeinek felbontásának diffrakciós határa inkoherens fényben közelít, ha a kettő közel azonos, optimális intenzitású. Ahogy a két PSF közeledik egymáshoz, a köztük lévő intenzitás mélység csökken. Az Airy-korong átmérőjének felével egyenlő középponti távolságnál – 1,22λ/D radián (138/D ívmásodpercben, λ=0,55μ és a D apertúraátmérő mm-ben), az úgynevezett Rayleigh-határnál – a mélység a csúcsintenzitás közel 3/4-ére csökken. Az elválasztás λ/D-re csökkentése (113,4/D ívmásodpercben D mm-ben kifejezve, vagy 4,466/D D hüvelykben kifejezve, mindkettő λ=0,55μ esetén) az intenzitás mélységét a csúcsérték alatt kevesebb mint 2%-ra csökkenti. Ez a hagyományos diffrakciós felbontási határ két pontforrás esetén. Ez éppen a Dawes-határként ismert empirikus kettőscsillag felbontási határérték alatt van, amely D mm-ben m~5logD-5 vizuális magnitúdójú fehér csillagok esetén 116/Dmm ívmásodpercben van megadva (m~5logD+2 D-ben inch-ben m~5logD+2), ami közel azonos az 1,03λ/D-nek megfelelő PSF teljes szélesség-az-fél-maximumon, vagy FWHM-nek (Full-Width-at-Half-Maximum). A szeparáció további csökkentésével a kontraszt mélyen eltűnik, és a két hamis korong összeolvad. Azt a szeparációt, amelynél az intenzitás a tetején ellaposodik, Sparrow-határnak nevezzük, amelyet D mm-ben megadott 107/D-vel adunk meg.
Jobbra: Két közel egyformán fényes csillag felbontása koherens fényben 1,22λ/D szögeltávolságnál a két pontforrás közötti OPD-vel változik. Nulla útkülönbségnél a két minta összeolvad, kialakítva az 1,83λF sugarú és 1,47 csúcsintenzitású központi maximumot. π/2 OPD-nél az egyesített mintázat megegyezik az inkoherens fényben lévővel, OPD=π-nél pedig a két 1,11-es maximum valamivel távolabb van egymástól, és a köztük lévő intenzitás mélyen nullára csökken, ez utóbbi kettő lényegesen jobb határfelbontást jelez. Megjegyzendő, hogy adott x hullámáram esetén a koherens fény esetében az A hullám amplitúdóit először összeadjuk, majd négyzetre állítjuk, mint (xA)2, míg az inkoherens fény esetében négyzetre állítjuk, majd összeadjuk, mint xA2, hogy megkapjuk az együttes intenzitásukat. Ezáltal a koherens fény tényleges képintenzitása adott amplitúdó esetén x-szer nagyobb lesz, mint az inkoherens fény esetében, és változása nem x-szel, hanem x2-vel arányos.
A 12. ÁBRÁN látható két pontszerű tárgy képének csúcsintenzitásai változatlanok maradnak az 1,22λ/D központi elválasztásnál, és ennél nagyobbaknál. Kisebb szeparációknál (a Rayleigh-határon belül) a két csúcsintenzitás növekedni kezd, először lassan, majd meglehetősen gyorsan, és az együttes intenzitás megduplázódik, ahogy a két középpont összeolvad.
A szeparáció, amelynél a kombinált PSF a csúcson ellaposodik, 107/D középponti szeparációnál következik be ívmásodpercben kifejezve, D mm-ben kifejezve (4,2/D D hüvelykben kifejezve). Ez az úgynevezett Sparrow-határ, amely lehetővé teszi a közeli kettősök észlelését a diffrakciós mintázat fényes központi foltjának vizuális megnyúlása alapján. Közelebbi távolságok esetén a kombinált mintázat csúcsintenzitása a két Gauss-pontos objektumkép középpontjában alakul ki.
A fenti PSF-diagramok a névleges (normalizált) intenzitásra vonatkoznak. Bár ez meglehetősen gyakori módja a pontforrás-felbontás szemléltetésének, az emberi szem fényintenzitásra adott válasza elsősorban logaritmikus, ezért jobban szemlélteti a logaritmikus PSF. Például a központi csúcs és a második maximum közötti intenzitáskülönbség aberrációmentes apertúrában 57-1; a szem azonban a csúcsot kevesebb mint kétszer világosabbnak látja (ez akkor érvényes, ha mindkettő jóval a szem észlelési küszöbén belül van; ahogy a halványabb 1. fényes gyűrű megközelíti az észlelési küszöböt és alatta marad, az észlelt intenzitáskülönbség drámaian megnő). Az alábbi grafikon (13. ábra) logaritmikus (log10) PSF-et mutat polikromatikus fényre (az átlagos hullámhossz 1/10-ének megfelelő tartományban, H betét), amely közelebb áll egy tényleges csillag PSF-éhez, mint a monokromatikus PSF.
13. ábra: Aberrációmentes apertúra logaritmikus PSF-je a (csillag) magnitúdóskálán a csillagképen belüli intenzitáseloszlást mutatja, amely közelebb áll az emberi szem által ténylegesen érzékelthez (azaz a látszólagos intenzitás fordítottan skálázódik a magnitúdóval). A nulla magnitúdójú csillagtól a 15-ös magnitúdójúig nincs jele annak, hogy a központi maximumok vizuális mérete jelentősen különbözne a fényes és az átlagos és közepesen halvány csillagok között (ez figyelmen kívül hagyja a retinára gyakorolt lehetséges – és valószínű – másodlagos fiziológiai hatásokat, különösen a nagyon fényes források esetében). Csak ahogy a központi maximum peremei kezdenek az észlelési küszöb alá esni, úgy csökken a látható mérete. Két pontforrás maximális elméleti felbontása esetén, amelyet λ/D radiánban (206,265λ/D ívmásodpercben) határoztunk meg, a látható központi korong nem lehet jelentősen nagyobb, mint λ/D szögben kifejezve (az egyszerűség kedvéért a nulla magnitúdójú csillagra illusztrálva). A mérsékelten nagyobb korongnak még mindig világos felbontást kell lehetővé tennie, a két csillag képe között kialakuló intenzitáscsökkenés miatt, a korongok valószínűleg nem tűnnek tökéletesen kereknek. A fenti grafikon azt sugallja, hogy ez az észlelési küszöbértéknél körülbelül két magnitúdóval a csúcsintenzitás alatt történne. Ez nem áll messze a Rev. William Rutter Dawes által az empirikus felbontási határ megállapításakor közölt alaptól: közel egyformán fényes párok körülbelül három magnitúdóval fényesebbek, mint a vizsgált apertúrával detektálható leghalványabb csillag (Sky Catalogue 2000.0, Hirshfeld/Sinnott, p.xi). Eszerint a határfelbontás csak látható gyűrűszerkezet hiányában lehetséges (tipikus aberrációs szint, vagy átlagos központi obstrukció, az 1. fényes gyűrűt kevesebb, mint egy magnitúdóval fényesebbé teszi – ahogy a 95. ábrán látható -, ami a fenti grafikonon ~2mm magasságkülönbséget jelent).
Mint említettük, ez a határ közel egyformán fényes, kontrasztos pontszerű objektumképekre vonatkozik az optimális intenzitásszint mellett. Az egyenlőtlen fényességű, vagy az optimális intenzitásszintet jelentősen meghaladó, illetve alatta lévő csillagpárok felbontási határa alacsonyabb. Más képformák esetében a felbontási határ szintén jelentősen eltérhet és eltér is, mind a hagyományos határérték felett, mind az alatt. Ilyen például egy sötét vonal világos háttéren, amelynek diffrakciós képét az azt körülvevő két fényes él képe határozza meg. Ezeket a képeket az élszórásfüggvénnyel (ESF) határozzuk meg, amelynek konfigurációja jelentősen eltér a PSF-től (14. Ábra). Mivel a fősorozaton belüli intenzitásesés viszont meglehetősen hasonló a PSF-hez, az ilyen jellegű részletek felbontását inkább a detektor érzékenysége, mint a diffrakció korlátozza (abban az értelemben, hogy az élek Gauss-képének középpontjára vonatkozó intenzitáskülönbség az élek intenzitáscsúcsaihoz képest egy nem nulla kontrasztkülönbséget képez bármely véges éleltávolítás esetén).
14. Ábra: A diffrakciós felbontás határai jelentősen változnak a tárgy/detail formájától függően. Egy sötét vonal képe világos háttéren a két világos él diffrakciós képének együttese, amelyet az élszórási függvény (Edge Spread Function, ESF) ír le. Amint az ábrán látható, a két intenzitásprofil közötti különbség λ/D elválasztásnál sokkal nagyobb az ESF esetében, mint a PSF esetében (amely közel azonos a vonalszórásfüggvénnyel, amely meghatározza az MTF-felbontás határértékét). Ez a λ/D-nél lényegesen jobb határfelbontást implikál, ami megegyezik a gyakorlati megfigyelésekkel (Cassini-osztás, Hold-rillek stb.). Az intenzitásgörbe csúcsán a szélek körül bekövetkező fokozatos intenzitáscsökkenés nagyon finom, alacsony kontrasztú vonásokat eredményezhet, még akkor is, ha maga a szétválás láthatatlan marad.
A legtöbb kiterjedt objektum felszínén lévő pontforrás diffrakciós képe csak akkor lenne detektálható, ha elkülönülne a felszín többi részétől, és nem azért, mert kicsi és viszonylag halvány, hanem mert jellemzően sokkal kisebb intenzitású, mint a felszíné. Például a Jupiter teljes átlagos fényessége olyan, mintha a felszínének minden egyes négyzet ívmásodpercében egy ~6. magnitúdós csillag lenne. Vajon 1 négyzet ívmásodperc sugárzó terület érvényes pontforrásként? Lehet, de ez tényleg az apertúra méretétől függ. A diffrakciós számítás (Imaging and aberrations 2, Mahajan) azt mutatja, hogy a fényt kibocsátó inkoherens korong – vagy lyuk -, amely kisebb, mint az Airy-korong ~1/4-e, nem produkál észrevehetően eltérő PSF-et, mint egy tökéletes pontforrásé (14. ÁBRA). Mivel az Airy-korong szögátmérője rádiánban kifejezve 2,44λ/D (ívmásodpercben kifejezve 206,265-tel szorozva), ez a pontforrásnak minősülő korong (lyuk) maximális átmérőjét ~0,6λ/D, vagy annál kisebb, rádiánban kifejezve, ~125,000λ/D, vagy annál kisebb, ívmásodpercben kifejezve (a megfelelő lineáris méretet közvetlenül a távolsága határozza meg, a távolság és a szögméretének rádiánban kifejezett szorzataként).
Következésképpen egy kiterjedt felület diffrakciós képe az Airy-korong átmérőjének 1/4-nél nem nagyobb felületi pontok szorzataként értékelhető (ennek az effektív pontforrásnak a további felosztása adott felületi fénysűrűségnél csupán az ilyen felületi egység tényleges PSF-maximumait csökkenti, de térbeli jellemzői nem változnak észrevehetően az 1/4 Airy-korong ponthoz képest, és az 1/4 Airy-korong pont területére integrált PSF-térfogat sem különbözik észrevehetően az ilyen pont által előállítotttól). Négyzet ívmásodpercben kifejezve a 125 000λ/D átmérőjű pontnak megfelelő terület a négyzetoldalra nézve π/4-gyel kisebb, tehát 99 000λ/D-vel adódik. λ=0,00055mm (fotopikus csúcs) esetén ez 100mm-es apertúra esetén 0,54 négyzet ívmásodpercet (azaz 0,54 ívmásodperces oldalú négyzetet) adna, 200mm esetén 0,27 ívmásodpercet, és így tovább.
15. ábra: Egy objektumnak nem kell szigorúan pontforrásnak lennie ahhoz, hogy pontforrás PSF-et produkáljon, de ha a szögméretei meghaladnak egy bizonyos szintet, a központi diffrakciós maximum kiszélesedik, és kiterjedt objektum képévé alakul át. Balra: A sugárirányú intenzitáseloszlás változása a kibocsátó terület növekedésével a nullától (pontforrás) egy 2λF sugarú korongig. A λF/4-nek, azaz az Airy-korong sugarának 1/5-ének megfelelő korongsugárnál a keletkező PSF csak kissé szélesebb, mint egy pontforrásé, ezért egy ekkora vagy annál kisebb kör alakú kibocsátó terület a diffrakciós képét tekintve pontforrásnak tekinthető. Jobbra: A központi intenzitás változása az axiális defókusz növekedésével. Minél nagyobb a korong sugara, annál kevésbé érzékeny a defókuszra a képének központi intenzitása. Míg λF/4-nek megfelelő korong (lyuk) sugár esetén már 1 hullám defókusznál nullára csökken, addig 4 hullám defókuszon túl már λF-nek megfelelő, az Airy-korongénál valamivel kisebb korong sugaránál már nulla fölött marad. Megjegyzendő, hogy mindkét grafikonon a központi intenzitások mindegyike 1-re van normalizálva, de a tényleges csúcsintenzitás a korong méretétől függően változik. Állandó korongfelszíni fénysűrűség mellett a tényleges diffrakciós csúcsok 0,25, 0,5, 1 és 2 sugár esetén, a legnagyobbra normalizálva, 0,15, 0,88, 0,97 és 1-re vonatkoznának.
A pontszerű diffrakciós képpel ellentétben, ahol koherens és inkoherens fény esetén nincs érzékelhető különbség a normalizált PSF alakjában, a kiterjedt tárgy képe koherens fényben a központi maximumok felett elszigetelt csúcsokat fejleszt, a legerősebbek a szélén vannak. Ez a “edge ringing”-nek nevezett hatást eredményezi, ami a kép integritását rosszabbá teszi, mint inkoherens fényben.
A kiterjesztett objektum felszíne pontforrásokra bontható, amelyek átfedik és egy nagyobb diffrakciós képpé növekednek róla. Az ilyen felületen lévő bármely megkülönböztető terület szintén felbontható annak effektív pontforrásaira. Az, hogy egy ilyen terület – egy felületi részlet – látható lesz-e a távcső képén, több tényezőtől függ: a méretétől, a fényességétől és a kontrasztjától, és ha vannak színek, akkor az árnyalati sajátosságaitól és a telítettségétől.
Az optikai aberrációk természetesen szintén jelentős hatással lehetnek az intenzitáseloszlásra, a kép vs. tárgy, a szórási energia és a kontraszt/felbontás csökkentésére. Bár az aberrációk itt is ugyanazt az általános hatást okozzák, a sajátosságok eltérnek a pontforrás (16. ÁBRA) esetében tapasztaltaktól.
16. ÁBRA: Radiális intenzitáseloszlás az inkoherens korong diffrakciós képén belül, az Airy-korong sugarának 2,3-szorosával, nulla defókusz (tömör fekete) és meghatározott mennyiségű aberrációval. Már 1/4 hullámnyi P-V defókusz elhanyagolható hatással van mind a központi intenzitásra, mind a központi maximumra elvesztett energiára, és 1/2 hullámnyi csak ennek a maximumnak a központi intenzitását csökkenti 0,91-re. Az egy hullámnyi defókusz, amely a PSF központi intenzitását nullára csökkenti, itt még mindig éppen 0,5 alatt van. A központi intenzitás számszerű értéke azonban itt nem ugyanazokkal a következményekkel jár, mint a PSF esetében. Míg az utóbbinál szorosan közelíti a maximumokban megőrzött relatív energiát – tehát közvetlenül utal a relatív energiaveszteségre -, addig itt általában optimista ebben a tekintetben. Ennek oka az az eltérő mód, amellyel az aberráció a központi maximumok alakját befolyásolja: mivel annak energiája arányos a térfogatával, az átformált aberrált térfogat, amely a PSF maximáktól eltérően viszonylag több energiát veszít az aberrált központi maximumok oldaláról, mint a tetejéről, jelentős eltérést okoz a központi maximumok relatív névleges csökkenése és a relatív energiaveszteség között. Általában az utóbbi lényegesen nagyobb. Így például, míg a központi maximumok csökkenése 1/4 és 1/2 hullámú P-V defókusz esetén 2% és 9%, addig a megfelelő energiaveszteség – nagyon durván – közelebb van a 10%-hoz, illetve a 30%-hoz. Ugyanakkor a FWHM relatív méretének változása ezeknél a hibaszinteknél – a PSF-hez hasonlóan – jelentéktelen marad.
Ha az aberrációk hatása egy kiterjesztett objektum diffrakciós képére ennyivel kisebb, akkor hogyan okozhatnak a távcsövekben meglehetősen gyakori aberrációk ebben a tartományban észrevehető veszteséget a kiterjesztett részlet kontrasztjára? Nos, nem okoznak; ezen a részletességi szinten nem. A Gauss-kép 2,3λF sugarával ez a korong közel 4,5-szer szélesebb, mint az MTF határfrekvenciája (1,03λF), ami a megfelelő normalizált MTF frekvenciát 0,22-re teszi. Tehát az alacsony frekvenciatartományban van, ahol az aberrációk okozta kontrasztcsökkenés általában kisebb (17. ÁBRA).
17. ÁBRA: Polikromatikus (fotopikus) MTF-ábrák, amelyek balra a defókusznak a kontrasztátvitelre gyakorolt hatását, és összehasonlításképpen a CTF-re gyakorolt hatásukat (jobbra) mutatják. A szinuszos (standard) MTF általában alacsonyabb kontrasztátvitelt mutat, mint a négyszögletes CTF, az előbbinél a defókusz csökkenti a kontrasztot az aberrációmentes képhez képest 0,22 frekvencián 14%-kal 1/4 hullámP-V-nél, és 39%-kal 1/2 hullámnál. Ez a teljes frekvenciatartományra átlagolva 19%-os, illetve 56%-os kontrasztveszteséget jelent. A négyzetes hullámú CTF esetén a megfelelő kontrasztveszteség 14%, illetve 40%.
Az MTF és a CTF is nagyobb kontrasztveszteséget eredményez ennél a részletméretnél, mint a sugárirányú energiaeloszláson alapuló energia/kontrasztveszteség durva becslése. A különbség viszonylag szerény a defókusz 1/4 hullámánál, 14% vs. ~10%, és ambivalensebb 1/2 hullámnál: 56% és 40% vs. ~30% az MTF és a CTF esetében. De ez várható, mivel egyik sem hasonlítható közvetlenül a koherens koronghoz (1/2 hullám defókuszhibánál a kontrasztátvitel különbsége a kettő között még valamivel nagyobb, mint a CTF és a korong között).
És sem a két MTF, sem, ami azt illeti, az inkoherens korong sötét háttéren, nem olyan részletforma, amely hasonlít mondjuk egy tipikus bolygó részletéhez. Az ilyen részletek beágyazódnak a szomszédos, hasonló intenzitású részletek környezetébe. Észlelésének szintje legalább annyira – ha nem jobban – függ a színkülönbségtől, mint az intenzitáskülönbségtől (kontraszt). A színtényezőt az MTF teljesen elhanyagolja. Ha két azonos intenzitású tárgyat egymás mellé helyezünk, képük egy folytonos, egységes felületet fog mutatni, egyszerűen azért, mert a hullámkibocsátásban nincs megszakítás. Ha azonban ezek a felületek különböző fő hullámhosszon sugároznak, a szem különbséget fog tenni azáltal, hogy különböző színeket rendel hozzájuk. Más szóval, a szín kontraszt-szerű minőséget hoz létre, ami a képben rejlő kontraszt bármely szintjén, beleértve a nullát is, fokozhatja az észlelést/felbontást.
Ha azonban feltételezzük, hogy az ilyen kiterjedt részletek nem kapcsolódnak zökkenőmentesen a környezetükhöz, és/vagy relatív intenzitásukban változnak – ez a valószínűbb forgatókönyv -, akkor hullámemissziós diszkontinuitás van közöttük, és a diffrakciós képeik, legalábbis első közelítésben, egymásra rakódva alkotják a komplex végső képet. Két nagyon közeli, hasonló intenzitású részlet között – amint az a 10C. ábra jobb felső részén látható – az egyesített energia valószínűleg kitölti az egyéni képeik közötti rés nagy részét, és csak egy keskeny, nagyon alacsony kontrasztú átmeneti területet hagy, amelyet valószínűleg nem lehet észlelni. Az ilyen részletek észlelése teljes mértékben a színkülönbségüktől függne; minél alacsonyabb ez, annál hamarabb hat rá az aberráció okozta energiaszóródás, de ennek mértéke döntően függ a részlet szögméretétől is.
Ha a részletek relatív intenzitása jelentősen eltér, a kontraszt is jelentős tényezővé válik (10C. ábra, jobbra lent). Az ilyen részletek inkább a Hold felszínére jellemzőek. Viszonylag magas kontrasztszintjük miatt kevésbé érinti őket az aberrált energia átcsapódása. Ismét a szögméretük a fő meghatározója annak, hogy egy adott aberrációs szint milyen hatással van az észlelésükre.
Ez nyilvánvalóan csak a felszínét karcolja a kiterjedt részletek képminősége és az aberrációk közötti kapcsolatnak. De ez a nagyon alapvető koncepció több fényt vet erre a meglehetősen homályos témára. Általánosságban elmondható, hogy a nagyobb apertúra többet fog felbontani, mert az effektív pontforrás (ami képpixelnek is tekinthető), mint említettük, fordítottan arányos a rekesz méretével. Emellett jobb lesz a színtelítettség is. A fényerőfaktor kissé ambivalens, mivel lehet előnyös és hátrányos is. Általában előnyös a pontforrások és hasonlók, valamint mindenféle halvány objektum észlelésekor. Hátrányos lehet a fényes pontszerű és kiterjedt objektumok részleteinek felbontásában. Mivel azonban a távcső fényáteresztése könnyen csökkenthető bármely adott apertúránál, ez a hátrány inkább formális jellegű.
Általában egy kiterjedt objektum felületén a legkisebb észlelhető részlet mérete nagyjából arányos a távcső névleges (pontszerű objektum) diffrakciós felbontási határával és fénygyűjtő képességével, de a részlet típusától és környezetétől függően jelentősen kisebb is lehet. A tipikus fényes, alacsony kontrasztú részletek (nagybolygók) és halvány, alacsony kontrasztú részletek (a legtöbb köd és galaxis) esetében a Rutten és Venrooij által végzett MTF-elemzés (Telescope Optics, p215) szerint az MTF felbontási határ körülbelül ~2, illetve ~7-szeresével alacsonyabb, mint a fényes, kontrasztos mintázat esetében (ami gyakorlatilag megegyezik a távcső névleges csillagfelbontási határával).
A távcsőfelbontással kapcsolatos formális előfeltevésekkel és kísérleti eredményekkel részletesen foglalkozik az Amateur Astronomer’s Handbook, J.B. Sidgwick (p37-51). Természetesen a felbontás általában véve romlik a hullámfront-aberrációk bevezetésével.
◄ 2.1. A felbontás a hullámfront-aberrációkkal együtt romlik. Fénygyűjtő képesség ▐ 2.3. A távcső nagyítása ►