telescopѲptics.net ▪ ▪ ▪ ▪ ▪▪▪▪▪▪▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ ▪ CONȚINUT
◄2.1. Puterea de captare a luminii ▐ 2.2.2. Puterea de captare a luminii ▐ 2.3. Mărirea telescopului ►
PAGE HIGHLIGHTS
– Limita de rezoluție Rayleigh, Dawes și de difracție – Limita Sparrow
– Strălucirea stelară telescopică și rezoluția limită – Rezoluția liniilor întunecate – Rezoluția detaliilor extinse
Rezoluția este o altă funcție vitală a telescopului. Simplu spus, limita de rezoluție a telescopului determină cât de mic poate fi rezolvat un detaliu în imaginea pe care o formează. În absența aberațiilor, ceea ce determină limita de rezoluție este efectul de difracție. Fiind supusă proprietăților ochiului (detectorului), rezoluția variază în funcție de forma, contrastul, luminozitatea și lungimea de undă a detaliului. Indicatorul convențional al puterii de rezoluție – numit în mod obișnuit limita de rezoluție prin difracție – este separarea minimă rezolvabilă a unei perechi de imagini apropiate de obiecte punctuale, stabilită oarecum arbitrar de teoria undelor la ~λ/D în radiani pentru lumina incoerentă, λ fiind lungimea de undă a luminii, iar D diametrul diafragmei (exprimat în secunde de arc, este 134/D pentru D în mm sau 4,5/D pentru D în inci, ambele pentru lungimea de undă de 550 nm).
Rezolvarea a două surse punctiforme depinde în mod inevitabil de mărirea telescopului. Pentru ca imaginile a două puncte de lumină să fie pe deplin rezolvate, acestea trebuie să fie separate de cel puțin un singur fotoreceptor retinian neiluminat (probabil un con, deoarece limita de rezoluție a bastonașilor este semnificativ mai mică). Atingerea a aproape 100% din limita de difracție pentru surse punctiforme necesită măriri foarte mari, dar câștigul în rezoluție este relativ mic după aproximativ 25x pe centimetru de deschidere.
În timp ce nu există nici o diferență într-o imagine cu o singură sursă punctiformă între lumina coerentă și incoerentă în ceea ce privește distribuția relativă a intensității – atât timp cât lumina rămâne aproape monocromatică – limita de rezoluție pentru o pereche de surse punctiforme pentru prima variază în funcție de diferența de fază dintre cele două surse, de la ~2λ/D cu o diferență de fază zero, la ~λ/D cu o diferență de fază de π/2, și de aproximativ două ori mai bună decât cea cu diferența de fază egală cu π (i.adică λ/2), așa cum se arată în FIG. 12 stânga (din Optical Imaging and Aberrations 2, Mahajan). Deoarece, conform teoremei Van Cittert-Zernike, lumina care sosește de la stele este coerentă în telescoapele de dimensiuni amatoriale, atâta timp cât este aproape monocromatică, este o întrebare interesantă cât de mult influențează acest factor de coerență, care se modifică în funcție de lățimea de bandă a lungimii de undă și de OPD a sursei, limita reală de rezoluție în câmp.
Limita de rezoluție prin difracție a sursei punctiforme pentru lumină incoerentă, lumină coerentă cu λ/4 OPD între componente și, poate, cazuri specifice de lumină parțial coerentă, este dată de ~λF, F fiind numărul raportului dintre distanța focală și diametrul deschiderii (F=ƒ/D, cu ƒ fiind distanța focală). Este un produs al rezoluției unghiulare și al distanței focale: λF=λƒ/D. Mai exact, aceasta este limita rezoluției pentru două imagini de obiecte punctuale de intensitate aproape egală (FIG.12). Limita de rezoluție poate varia semnificativ pentru două surse punctiforme de intensitate inegală, precum și în cazul altor tipuri de obiecte (FIG. 14-16).
FIGURA 12: STÂNGA: Limita de difracție pentru rezoluția a două imagini punctuale ale unui obiect în lumină incoerentă se apropie atunci când cele două sunt de intensitate aproape egală, optimă. Pe măsură ce cele două PSF se apropie, intensitatea profundă dintre ele scade. La o separație centrală de jumătate din diametrul discului Airy – 1,22λ/D radiani (138/D în secunde de arc, pentru λ=0,55μ și diametrul diafragmei D în mm), cunoscută sub numele de limita Rayleigh – adâncimea este la aproape 3/4 din intensitatea maximă. Reducerea separației la λ/D (113,4/D în secunde de arc pentru D în mm, sau 4,466/D pentruD în inci, ambele pentru λ=0,55μ) reduce intensitatea în adâncime la mai puțin de 2% sub vârf. Aceasta este limita convențională de rezoluție prin difracție pentru două surse punctiforme. Este chiar sub limita empirică de rezoluție a stelelor duble, cunoscută sub numele de limita lui Dawes, dată ca fiind de 116/Dmm secunde de arc pentru stelele albe de magnitudine vizuală m~5logD-5 pentru D în mm (m~5logD+2 pentru D în inci), aproape identică cu lățimea totală la jumătatea maximă, sau FWHM a PSF, egală cu 1,03λ/D. Cu o reducere suplimentară a separării, contrastul profund dispare, iar cele două discuri false se contopesc. Separarea la care intensitatea se aplatizează în partea superioară se numește limita lui Sparrow, dată de 107/D pentru D în mm.
DREAPTĂ: Rezoluția a două stele aproape la fel de strălucitoare în lumină coerentă la o separație unghiulară de 1,22λ/D variază cu OPD dintre două surse punctuale. La o diferență de traiectorie zero, cele două modele fuzionează împreună, formând maximele centrale de 1,83λF în rază și 1,47 intensitate de vârf. La π/2 OPD, modelul combinat este identic cu cel în lumină incoerentă, iar la OPD=π, cele două maxime de 1,11 sunt ceva mai mult separate, intensitatea profundă dintre ele scăzând la zero, ultimele două indicând o rezoluție limită semnificativ mai bună. Rețineți că, pentru un flux dat de unde x, amplitudinile individuale ale undelor A pentru lumina coerentă sunt mai întâi adăugate și apoi ridicate la pătrat, sub forma (xA)2, în timp ce pentru lumina incoerentă sunt ridicate la pătrat și apoi adăugate sub forma xA2, pentru a obține intensitatea lor combinată. Acest lucru face ca intensitatea reală a imaginii de lumină coerentă pentru o amplitudine dată să fie mai mare cu un factor x decât cea a luminii incoerente, iar modificarea sa să fie proporțională cu x2, nu cu x.
Intensitățile maxime ale celor două imagini punctiforme ale obiectului de pe FIG. 12 rămân neschimbate la separarea centrală de 1,22λ/D, și mai mare. La separări mai mici (în interiorul limitei Rayleigh), intensitățile celor două vârfuri încep să crească, la început încet, apoi destul de repede, intensitatea combinată dublându-se pe măsură ce cei doi centri se contopesc.
Separația la care PSF-ul combinat se aplatizează în partea superioară apare la separarea centrului 107/D în secunde de arc, pentru D în mm (4,2/D pentru D în inci). Este așa-numita limită a Vrăbiuței, permițând detectarea dublelor apropiate pe baza alungării vizuale a spotului central luminos al modelului de difracție. Pentru separări mai apropiate, intensitatea maximă a modelului combinat se formează în punctul median dintre două imagini punctiforme gaussiene ale obiectului.
Pragmele PSF de mai sus sunt pentru intensitatea nominală (normalizată). Deși este un mod destul de comun de a ilustra rezoluția surselor punctuale, răspunsul ochiului uman la intensitatea luminii este în principal logaritmic, prin urmare este mai bine ilustrat cu PSF logaritmică. De exemplu, diferența de intensitate dintre vârful central și al doilea maxim în cazul unei deschideri fără aberații este de 57 la 1, respectiv; cu toate acestea, ochiul percepe vârful ca fiind de două ori mai luminos (acest lucru se aplică atunci când ambele se află bine în interiorul pragului de detecție al ochiului; pe măsură ce primul inel luminos mai slab se apropie de pragul de detecție și cade sub acesta, diferența de intensitate percepută crește dramatic). Graficul de mai jos (FIG. 13) arată PSF logaritmică (log10) pentru lumina policromatică (în intervalul care este de 1/10 din lungimea de undă medie, inset H), mai aproape de PSF a unei stele reale decât PSF monocromatică.
FIGURA 13: PSF logaritmică a deschiderii fără aberații pe scara de magnitudine (stelară) arată distribuția intensității în cadrul imaginii stelare mai aproape de cea percepută efectiv de ochiul uman (adică intensitatea aparentă scalează invers cu magnitudinea). Pornind de la steaua de magnitudine zero până la magnitudinea 15, nu există niciun indiciu că dimensiunea vizuală a maximelor centrale diferă considerabil între stelele luminoase față de cele medii și moderat slabe (acest lucru neglijează posibilele – și probabilele – efecte fiziologice secundare asupra retinei, în special în cazul surselor foarte luminoase). Doar pe măsură ce periferia maximei centrale începe să scadă sub pragul de detecție, dimensiunea vizibilă a acesteia scade. Pentru rezoluția teoretică maximă a două surse punctuale, stabilită la λ/D în radiani (206,265λ/D în secunde de arc), discul central vizibil nu poate fi semnificativ mai mare decât λ/D din punct de vedere unghiular (ilustrat pentru steaua de magnitudine zero, pentru comoditate). Un disc moderat mai mare ar trebui totuși să permită o rezoluție clară, datorită intensității scăzute care se formează între imaginile a două stele, discurile apărând probabil mai puțin decât perfect rotunde. Graficul de mai sus implică faptul că aceasta ar avea loc la pragul de detecție cu aproximativ două magnitudini sub intensitatea maximă. Acest lucru nu este departe de baza raportată în stabilirea limitei de rezoluție empirică de către Rev. William Rutter Dawes: perechi aproape la fel de strălucitoare cu aproximativ trei magnitudini mai strălucitoare decât cea mai slabă stea detectabilă cu deschiderea testată (Sky Catalogue 2000.0, Hirshfeld/Sinnott, p.xi). Conform acestuia, limitarea rezoluției este posibilă numai în absența unei structuri vizibile a inelelor (nivelul tipic de aberație, sau obstrucția centrală medie, luminează primul inel luminos cu mai puțin de o magnitudine – așa cum este ilustrat peFIG. 95 – ceea ce echivalează cu o diferență de înălțime de ~2mm pe graficul de mai sus).
După cum s-a menționat, această limită se aplică imaginilor punctuale aproape la fel de luminoase, contrastante, cu obiecte punctuale la nivelul optim de intensitate. Limita de rezoluție pentru perechile de stele de luminozitate inegală sau pentru cele care se află semnificativ deasupra sau sub nivelul optim de intensitate este mai mică. Pentru alte forme de imagine, limita de rezoluție poate, de asemenea, să devieze semnificativ, atât deasupra, cât și sub limita convențională. Un exemplu este o linie întunecată pe fond deschis, a cărei imagine de difracție este definită cu imaginile celor două margini luminoase care o înconjoară. Aceste imagini sunt definite cu ajutorul funcției de împrăștiere a marginilor (Edge Spread Function – ESF), a cărei configurație diferă semnificativ de PSF (FIG. 14). Cu scăderea sa de intensitate în cadrul secvenței principale fiind, pe de altă parte, destul de asemănătoare cu cea a PSF, rezoluția acestui tip de detaliu este mai probabil să fie limitată de sensibilitatea detectorului, decât de difracție (în sensul că diferența de intensitate pentru punctul median dintre imaginile gaussiene ale marginilor față de vârfurile de intensitate, formează o diferență de contrast diferită de zero pentru orice separare finită a marginilor).
FIGURA 14: Limita rezoluției prin difracție variază semnificativ în funcție de forma obiectului/detaliului. Imaginea unei linii întunecate pe un fond luminos este o conjuncție a imaginilor de difracție ale celor două margini luminoase, descrisă de funcția de împrăștiere a marginilor (Edge Spread Function – ESF). După cum arată ilustrația, diferența dintre două profiluri de intensitate la o separare λ/D este mult mai mare pentru ESF decât pentru PSF (care este aproape identică cu funcția de împrăștiere a liniei, determinând rezoluția limită a MTF). Aceasta implică o rezoluție limită considerabil mai bună decât λ/D, ceea ce este în concordanță cu observațiile practice (diviziunea Cassini, rillele lunare etc.). Scăderea treptată a intensității în partea superioară a curbei de intensitate în jurul marginilor poate produce caracteristici foarte subtile cu contrast redus, chiar dacă separarea în sine rămâne invizibilă.
Imaginea de difracție a unei surse punctiforme de pe suprafața celor mai multe obiecte extinse ar putea fi detectată numai dacă este separată de restul suprafeței, nu pentru că este mică și relativ slabă, ci pentru că are de obicei o intensitate mult mai mică decât cea a suprafeței. De exemplu, strălucirea medie totală a lui Jupiter este ca și cum ar avea o stea de magnitudine ~6 în fiecare secundă de arc pătrat de pe suprafața sa. Este 1 secundă de arc pătrat de emisie ca o sursă punctiformă valabilă? Ar putea fi, dar depinde foarte mult de dimensiunea diafragmei. Calculele de difracție (Imaging and aberrations 2, Mahajan) arată că un disc incoerent emițător de lumină – sau o gaură – mai mic de ~1/4 din discul Airy, produce o PSF care nu diferă în mod semnificativ de cea a unei surse punctuale perfecte (FIG. 14). Cu diametrul unghiular al discului Airy dat de 2,44λ/D în radiani (înmulțit cu 206,265 pentru secundele de arc), aceasta stabilește diametrul maxim al discului (găurii) care se califică drept sursă punctiformă la ~0,6λ/D, sau mai mic, în radiani, ~125.000λ/D, sau mai mic, în secunde de arc (dimensiunea liniară corespunzătoare este determinată direct de distanța sa, ca produs al distanței și al dimensiunii sale unghiulare în radiani).
În consecință, imaginea de difracție a unei suprafețe extinse poate fi evaluată ca un produs de puncte de suprafață nu mai mari de 1/4 din diametrul discului Airy (divizarea ulterioară a acestei surse punctiforme efective la o anumită luminanță a suprafeței nu face decât să diminueze maxima PSF reală a unei astfel de unități de suprafață, dar caracteristicile sale spațiale nu se schimbă în mod apreciabil față de cea pentru 1/4 punct de disc Airy, și nici volumul PSF integrat pe 1/4 din suprafața punctului de disc Airy nu diferă în mod apreciabil de cel produs de un astfel de punct). În termeni de secunde de arc pătrate, suprafața corespunzătoare unui punct cu diametrul de 125 000λ/D este pentru partea pătrată mai mică cu un factor de π/4, fiind astfel dată de 99 000λ/D. Pentru λ=0,00055mm (vârful fotopic), aceasta ar da 0,54 secunde de arc pătrate (adică un pătrat cu latura de 0,54 secunde de arc) pentru o deschidere de 100mm, 0,27 secunde de arc pentru 200mm, și așa mai departe.
FIGURA 15: Un obiect nu trebuie să fie strict o sursă punctiformă pentru a produce PSF de sursă punctiformă, dar dacă dimensiunile sale unghiulare depășesc un anumit nivel, maxima sa centrală de difracție se lărgește și se transformă într-o imagine a unui obiect extins. STÂNGA: Schimbarea distribuției radiale a intensității pe măsură ce suprafața de emisie crește de la zero (sursă punctiformă) la un disc cu raza de 2λF. La o rază a discului egală cu λF/4, sau 1/5 din raza discului Airy, PSF rezultată este doar puțin mai largă decât cea a unei surse punctiforme, prin urmare, o zonă de emisie circulară de această dimensiune, sau mai mică, poate fi considerată o sursă punctiformă în ceea ce privește imaginea sa de difracție. DREAPTA: Modificarea intensității centrale odată cu creșterea defocalizării axiale. Cu cât raza discului este mai mare, cu atât mai puțin sensibilă la defocalizare este intensitatea centrală a imaginii sale. În timp ce aceasta scade la zero deja la defocalizarea de 1 undă pentru o rază a discului (găurii) egală cu λF/4, ea rămâne peste zero dincolo de defocalizarea de 4 unde deja la o rază a discului egală cu λF, puțin mai mică decât cea a discului Airy. Rețineți că intensitățile centrale de pe ambele grafice sunt toate normalizate la 1, dar intensitatea reală a vârfului variază în funcție de dimensiunea discului. Cu luminozitatea constantă a suprafeței discului, vârfurile reale de difracție pentru razele 0,25, 0,5, 1 și 2, normalizate la cea mai mare, s-ar raporta ca fiind 0,15, 0,88, 0,97 și, respectiv, 1.
Dincolo de imaginea de difracție a sursei punctiforme, unde nu există o diferență apreciabilă în forma PSF normalizată pentru lumină coerentă și incoerentă, o imagine a unui obiect extins în lumină coerentă dezvoltă vârfuri izolate peste maximele sale centrale, cele mai puternice fiind la marginea sa. Acest lucru duce la efectul numit „edge ringing”, ceea ce face ca integritatea imaginii să fie inferioară celei în lumină incoerentă.
Suprafața unui obiect extins poate fi descompusă pe surse punctiforme, care se suprapun și cresc într-o imagine de difracție mai mare a acestuia. Orice zonă distinctă de pe o astfel de suprafață poate fi, de asemenea, descompusă pe sursele sale punctuale efective. Dacă o astfel de zonă – un detaliu al suprafeței – va fi vizibilă în imaginea telescopului depinde de mai mulți factori: dimensiunea, luminozitatea și contrastul acesteia și, dacă sunt prezente culori, specificitatea și saturația nuanței.
Desigur, aberațiile optice pot avea, de asemenea, un efect semnificativ asupra distribuției intensității, a imaginii față de obiect, a energiei de împrăștiere și a scăderii contrastului/rezoluției. În timp ce aberațiile provoacă aici același efect general, particularitățile sunt diferite față de cele pentru sursa punctiformă (FIG. 16).
FIGURA 16: Distribuția radială a intensității în cadrul imaginii de difracție a discului incoerent, cu raza de 2,3 ori raza discului Airy cu defocalizare zero (negru solid) și cantități specificate de aberație. O defocalizare de 1/4 de undă P-V are un efect neglijabil atât asupra intensității centrale, cât și asupra energiei pierdute în maxima centrală, iar o defocalizare de 1/2 undă reduce doar intensitatea centrală a acestei maxime la 0,91. O undă de defocalizare, care aduce intensitatea centrală a PSF la zero, este încă puțin sub 0,5 aici. Cu toate acestea, valoarea numerică a intensității centrale aici nu are aceleași implicații ca în cazul PSF. În timp ce în aceasta din urmă se apropie îndeaproape de energia relativă păstrată în maxime – implicând astfel în mod direct pierderea relativă de energie – aici este în general optimistă în această privință. Motivul este modul diferit în care aberația afectează forma maximelor centrale: din moment ce energia sa este proporțională cu volumul său, volumul aberației remodelat care, spre deosebire de maximele PSF, pierde relativ mai multă energie din părțile laterale decât din partea superioară a maximelor centrale aberați, determină o disparitate semnificativă între scăderea nominală relativă a maximelor centrale și pierderea relativă de energie. În general, aceasta din urmă este semnificativ mai mare. Astfel, de exemplu, în timp ce scăderea maximelor centrale pentru P-V de defocalizare de 1/4 și 1/2 de undă este de 2% și 9%, pierderea corespunzătoare de energie este – foarte aproximativ – mai aproape de 10% și, respectiv, 30%. În același timp, modificarea dimensiunii relative a FWHM pentru aceste niveluri de eroare, la fel ca în cazul PSF, rămâne nesemnificativă.
Dacă efectul aberațiilor asupra imaginii de difracție a unui obiect extins este atât de mult mai mic, cum se face că aberațiile din acest interval, destul de frecvente în telescoape, provoacă pierderi notabile pentru contrastul detaliilor extinse? Ei bine, nu o fac; nu la acest nivel de detaliu. Cu o rază a imaginii gaussiene de 2,3λF, acest disc este de aproape 4,5 ori mai larg decât frecvența de tăiere MTF (1,03λF), ceea ce plasează frecvența MTF normalizată corespunzătoare la 0,22. Astfel, este în domeniul frecvențelor joase unde scăderea contrastului cauzată de aberații este, în general, mai mică (FIG. 17).
FIGURA 17: Diagrame MTF policromatice (fotopice) în stânga care arată efectul defocalizării asupra transferului de contrast și, pentru comparație, efectul lor asupra CTF (dreapta). MTF cu undă sinusoidală (standard) are în general un transfer de contrast mai mic decât CTF cu undă pătrată, defocalizarea în primul caz scăzând contrastul față de imaginea fără aberații la frecvența 0,22 cu 14% la 1/4 de undăP-V și cu 39% la 1/2 de undă. Aceasta se compară cu o pierdere de contrast de 19% și, respectiv, 56%, în medie pe întreaga gamă de frecvențe. Cu CTF cu undă pătrată, pierderea de contrast corespunzătoare este de 14% și, respectiv, 40%.
Atât MTF cât și CTF dau o pierdere de contrast la această dimensiune de detaliu mai mare decât estimarea aproximativă a pierderii de energie/contract bazată pe distribuția radială a energiei. Diferența este relativ modestă la 1/4 de undă de defocalizare, 14% față de ~10%, și mai ambivalentă la 1/2 undă: 56% și 40% față de ~30% pentru MTF și, respectiv, CTF. Dar era de așteptat, deoarece niciuna dintre ele nu este direct comparabilă din punct de vedere al formei cu un disc coerent (la o eroare de defocalizare de 1/2 undă, diferența de transfer de contrast între cele două este chiar puțin mai mare decât între CTF și disc).
Și nici unul dintre cele două MTF-uri, nici, de altfel, nici discul incoerent pe fond întunecat, nu reprezintă o formă de detaliu similară, să zicem, cu un detaliu planetar tipic. Un astfel de detaliu este încorporat în înconjurarea detaliilor adiacente de intensitate similară. Nivelul de detectare a acestuia depinde la fel de mult – dacă nu chiar mai mult – de distincția de culoare, ca și de diferența de intensitate (contrast). Factorul culoare este neglijat în întregime de MTF. Dacă două obiecte de aceeași intensitate sunt plasate în contact unul cu celălalt, imaginea lor va arăta o suprafață continuă, unică, pur și simplu pentru că nu există discontinuitate în emisia de unde. Dar dacă aceste suprafețe emit la lungimi de undă principale diferite, ochiul va crea distincție, atribuindu-le culori diferite. Cu alte cuvinte, culoarea produce o calitate asemănătoare contrastului, care poate îmbunătăți detecția/rezoluția pentru orice nivel de contrast inerent imaginii, inclusiv zero.
Dacă, totuși, presupunem că astfel de detalii extinse nu sunt lipite fără cusur de mediul lor înconjurător și/sau variază în intensitățile lor relative – scenariul cel mai probabil – atunci există o discontinuitate de emisie de undă între ele, iar imaginile lor de difracție, cel puțin într-o primă aproximație, se suprapun formând imaginea finală complexă. Între două detalii foarte apropiate de intensitate similară – așa cum este ilustrat în FIG. 10C dreapta sus, energia combinată va umple probabil cea mai mare parte a spațiului dintre imaginile lor individuale respective, lăsând doar o zonă de tranziție îngustă, cu contrast foarte scăzut, puțin probabil să fie detectată. Detectarea unor astfel de detalii ar depinde în întregime de distincția lor cromatică; cu cât aceasta este mai scăzută, cu atât mai repede va fi afectată de împrăștierea energiei cauzată de aberații, dar gradul în care va fi afectată depinde, de asemenea, în mod critic de dimensiunea unghiulară a detaliului.
Dacă intensitatea relativă a detaliilor este semnificativ diferită, contrastul devine, de asemenea, un factor semnificativ (FIG. 10C, dreapta jos). Astfel de detalii sunt mai tipice pentru suprafața Lunii. Datorită nivelului lor relativ ridicat de contrast, ele vor fi mai puțin afectate de revărsarea energiei aberante. Din nou, dimensiunea lor unghiulară este principalul factor determinant al efectului unui anumit nivel de aberație asupra detectării lor.
Acest lucru, evident, nu face decât să zgârie suprafața relației dintre calitatea imaginii detaliilor extinse și aberații. Dar acest concept foarte elementar aruncă mai multă lumină asupra acestui subiect destul de întunecat. În general, o diafragmă mai mare va rezolva mai mult, deoarece sursa sa punctuală efectivă (care poate fi văzută și ca pixel al imaginii) este, așa cum am menționat, invers proporțională cu dimensiunea diafragmei. De asemenea, va avea o saturație mai bună a culorilor. Factorul de luminozitate este oarecum ambivalent, deoarece poate fi atât benefic, cât și dăunător. În general, este benefic în detectarea surselor punctiforme și a celor similare, precum și a obiectelor slabe de toate tipurile. Poate fi dezavantajos pentru rezoluția detaliilor obiectelor luminoase punctiforme și extinse. Cu toate acestea, deoarece transmisia luminii telescopului poate fi ușor redusă la orice deschidere dată, acest dezavantaj este mai degrabă de natură formală.
În general, dimensiunea celui mai mic detaliu detectabil de pe suprafața unui obiect extins este aproximativ proporțională cu limita nominală de rezoluție prin difracție a telescopului (obiect punctual) și cu puterea de colectare a luminii, dar este, de asemenea, semnificativ mai mică, variind în funcție de tipul de detaliu și de mediul înconjurător. Pentru detaliile luminoase tipice cu contrast redus (planetele majore) și pentru detaliile slabe cu contrast redus (majoritatea nebuloaselor și galaxiilor), analiza MTF realizată de Rutten și Venrooij (Telescope Optics, p215) indică faptul că limita de rezoluție MTF este mai mică cu aproximativ un factor de ~2 și, respectiv, ~7, decât pentru modelul luminos și contrastat (care este practic identică cu limita nominală de rezoluție stelară a telescopului).
Principiile formale și rezultatele experimentale pe tema rezoluției telescopului sunt tratate în detaliu în Amateur Astronomer’s Handbook, J.B. Sidgwick (p37-51). În mod natural, rezoluția în general se va deteriora odată cu introducerea aberațiilor frontului de undă.
◄ 2.1. Rezoluție. Puterea de captare a luminii ▐ 2.3. 3.2.2. Mărirea telescopului ►
.