Che materia stai cercando?

Anteprima

ESTRATTO DOCUMENTO

Fig. 6.8: Aberrazione sferica traversa. Sono mostrati in sezione uno specchio parabolico, ideale per

sorgenti all’infinito (curva tratteggiata) ed uno specchio sferico generico (curva continua).

dove s′ e' la distanza misurata sull' asse ottico tra superficie riflettente e punto immagine. Se le

superfici in questione non sono specchi ed il mezzo in cui avviene la propagazione non e' il vuoto si

∆z

deve generalizzare ulteriormente la procedura sostituendo a 2 la differenza di cammino ottico, ed

applicare il principio di Fermat (vedi Schroeder 1987).

E' interessante applicare questi risultati al caso di uno specchio sferico (K=0) di diametro D,

decisamente piu' semplice ed economico da costruire che non uno specchio parabolico dello stesso

diametro. Lo specchio sferico illuminato da un fascio parallelo all' asse ottico produrra' sull' asse

ottico una macchia, che nel fuoco parassiale avra' un raggio tipico pari a TSA. Se ci si sposta

rispetto al fuoco parassiale si trova una posizione di minimo del raggio della macchia, (cerhio di

minima confusione) che vale TSA/4, con TSA calcolata per il raggio piu' esterno (ρ = D/2). Lo

specchio sferico potra' essere usato al posto dello specchio parabolico se il raggio di minima

confusione e' inferiore al raggio della figura di diffrazione, che vale approssimativamente

λ

1 R 1 R F#

 

≅ θ λ

r = = (6.13)

 

diff diff

2 2 2 2 2

D

D' altra parte 3

TSA D 1

D

≅ =

2 2

8 R

4 32 F#

<

per cui la condizione TSA/4 r diventa

diff

< λF# → <

3 -5 3

D 128 D (m) 7.04×10 F# (λ = 550 nm) (6.14)

Quindi si possono usare piccoli specchi sferici al posto dei parabolici se la focale e'

∼ >

sufficientemente lunga, ad es. D 10 cm con F# 11. Per specchi piu' rapidi o piu' grandi la forma

parabolica e' assolutamente necessaria. Invece a lunghezze d' onda millimetriche la condizione 6.14

e' molto meno stringente, e (per quanto riguarda l' aberrazione sferica) si potrebbero usare specchi

sferici di alcuni metri con F# 4.

Un diverso tipo di aberrazione viene generata anche dagli specchi parabolici nel caso di raggi non

paralleli all' asse ottico, e viene detta aberrazione fuori asse. Per valutarla consideriamo un fascio di

θ <<

radiazione che incide sullo specchio ad un angolo 1 rad dall' asse ottico, e consideriamo il

raggio che incide sullo specchio a distanza y dall' asse ottico. Seguiamo la prescrizione (6.12) e

∆z:

calcoliamo il risultato (che puo' essere ottenuto attraverso una rotazione del sistema di

θ

coordinate di un angolo intorno all' origine e poi una traslazione fino a far coincidere l' origine

con il punto di incidenza, vedi Schroeder 1987) e'

a a

1 2

∆z θ+ θ θ

3 2 2 3

2 = y y +a y

3

2

R R

dove le a sono opportune costanti dipendenti dalla conica considerata. L' aberrazione angolare vale

i

quindi 3 a 2 a

1 2

θ+ θ θ

2 2 3

AA3 = y y +a (6.15).

3

2

R R

θ

n m

Tutti i termini sono del tipo y con m+n = 3, e sono denominati per questo motivo aberrazioni

del terzo ordine. Vediamo il significato dei tre termini nella (6.15). Il primo e' detto coma, il

secondo astigmatismo, il terzo distorsione.

θ

2

Il termine di coma y e' indipendente dal segno di y: raggi che provengono da sopra e sotto il

raggio centrale vengono quindi focalizzati dalla stessa parte rispetto al raggio centrale nelle

vicinanze del fuoco parassiale (fig.6.9A). Se si calcola la distribuzione nel piano focale parassiale di

tutti i raggi riflessi dall' intero disco si ottiene una figura a forma di cometa (da cui il termine coma)

in cui il fuoco parassiale si trova nel nucleo, mentre la coda e' rivolta sempre verso l' esterno (infatti

θ).

l'aberrazione cambia segno se cambia il segno di

θ

2

Il termine di astigmatismo y cambia invece segno al cambiare del segno di y: raggi provenienti

da sopra e sotto il raggio centrale vengono focalizzati in posizioni simmetriche rispetto al raggio

centrale nelle vicinanze del fuoco parassiale (fig.6.9B).La macchia di astigmatismo e' quindi

lateralmente simmetrica rispetto al raggio centrale(ma non assisimmetrica ).

θ

3

La distorsione e' proporzionale a e non dipende da y: quindi se fosse l' unica aberrazione presente

tutti i raggi del fascio parallelo sarebbero focalizzati in un unico punto. Ne segue che la distorsione

non degrada la qualita' dell' immagine (nitidezza) ma si limita a deformarla: una griglia di punti

equidistanti nell' oggetto viene trasformata in una griglia di punti non equidistanti nell' immagine

(fig.6.9C).

C'e' infine una ulteriore aberrazione fuori asse, che non e' evidente dalla (6.15): la curvatura di

θ

campo. In assenza di ulteriori aberrazioni, i fuochi per diversi angoli di incidenza sono collocati

su una superficie curva (superficie di Petzval) invece che su un piano focale. La forma della

superficie focale dipende solo dalla geometria dello specchio e non dalla posizione dell' oggetto.

Fig. 6.9: Aberrazioni fuori asse: coma (sopra), astigmatismo (centro), distorsione (sotto)

6.2 Telescopi a due specchi

Sono i telescopi piu' utilizzati per due motivi fondamentali: la compattezza e la compensazione

delle aberrazioni.

Grazie al ripiegamento del fascio di luce che si puo' introdurre usando due specchi si possono

ottenere lunghe distanze focali in uno spazio fisico relativamente limitato (fig.6.10). Questo facilita

il progetto della struttura meccanica di supporto (montatura) che deve permettere l' orientazione

(puntamento) del telescopio in qualsiasi direzione, mantenendo allineati gli specchi ed il rivelatore

collocato nel piano focale. Le flessioni del sistema meccanico e le contrazioni termiche saranno

tanto piu' contenute quanto piu' compatto e' il sistema meccanico.

Le aberrazioni introdotte dal primo specchio possono essere compensate grazie ad aberrazioni

opposte prodotte dal secondo specchio. Questo e' evidente dalla prescrizione (6.15): basta trovare

∆z

due superfici per le quali i sono uguali ed opposti.

La configurazione piu' semplice di un telescopio a due specchi e' quella del Cassegrain classico. In

questa lo specchio primario e' un paraboloide, mentre il secondario e' un iperboloide. E' chiaro

come funziona questa configurazione: il paraboloide concentra i raggi provenienti da un fuoco all'

infinito in un unico fuoco al finito; l' iperboloide concentra tutti i raggi provenienti da un fuoco al

finito (coincidente col fuoco dell' iperboloide) in un altro fuoco al finito, che e' il fuoco del

telescopio. Ovviamente non c'e' aberrazione sferica. Lo stesso risultato si puo' ottenere con un

primario parabolico ed un secondario ellittico, ed in tal caso il telescopio e' detto Gregoriano. I due

schemi ottici sono mostrati in fig.6.11.

In fig.6.12 sono riportati invece i parametri rilevanti: abbiamo indicato con D il diametro dello

specchio primario, con y la distanza di un raggio dall' asse ottico, con y e y le distanze dei raggi

1 2

marginali del primario e del secondario; con f la distanza focale del primario; con d la distanza tra

1

vertice del primario e vertice del secondario; con s′ e s i punti coniugati del secondario.

2 2

La trattazione matematica dei telescopi viene fatta introducendo alcuni parametri adimensionali: il

rapporto tra i raggi utili dello specchio secondario e del primario

y s

2 2

k = = (6.16)

y f

1 1

(la seconda uguaglianza si ottiene trascurando le frecce dei due specchi); il rapporto tra i raggi di

curvatura al vertice R

2

ρ = (6.17)

R

1

la distanza focale posteriore F parametrizzata da

P F P

β = (6.18).

f

1

Dalla figura e' chiaro che (trascurando le frecce degli specchi)

βf

f + = s + s′ = s (1 + m) (6.19)

1 1 2 2 2

dove abbiamo indicato con m la magnificazione trasversa (cioe' il rapporto tra le distanze di

immagine ed oggetto dallo specchio) del secondario

s′ 2

m = (6.20).

s

2

Combinando la (6.16) e la (6.20) si ottiene la relazione

β)

(1 + = k (1+m) (6.21).

Fig. 6.10: Confronto tra telescopio a due specchi e lente della stessa focale. E' evidente la

compattezza del telescopio a parità di focale.

Fig. 6.11A: Telescopio Cassegrain (Guillaume Cassegrain, Francia, 1672) ottenuto con primario

parabolico e secondario iperbolico. A tratteggio sono disegnate le coniche, mentre in tratto continuo

sono disegnate le porzioni effettivamente utilizzate per gli specchi.

Fig. 6.11B: Telescopio Gregoriano (James Gregory, Scozia, 1663) ottenuto con primario parabolico

e secondario ellittico.

Fig. 6.12: Definizione dei simboli usati per la trattazione matematica dei telescopi.

Fig. 6.13: Definizione della scala S di un telescopio Cassegrain: S=r /q , e costruzione geometrica

2 1

utilizzata per ottenere la relazione tra scala e magnificazione trasversa (eq.6.23).

La magnificazione trasversa e' legata alla costante conica del secondario: ricordando che ad

esempio per una ellisse e = c/a, 2c+s = s′ , c+a = s′ , da cui c = (s′ - s )/2 e a = (s′ + s )/2 e quindi

2 2 2 2 2 2 2

2 2 2

c (s′ - s ) (m + 1)

2 2 →

2

K = - e = - = - K = - (6.22)

2 2

2 2

2

a (m - 1)

(s′ + s )

2 2

Inoltre la scala nel piano focale (cioe' il rapporto tra distanza dell'immagine dall' asse ottico nel

piano focale e inclinazione del raggio in ingresso) e' anche essa legata alla magnificazione trasversa

m: con riferimento a fig.(6.13) ρ s′

1 2

ρ ρ f

s′

2 1

1 2

s

S = = = = m f (6.23).

2 1

θ ρ

s

1 2 1

θ1

Notiamo infine che la scala e' numericamente uguale alla focale totale del telescopio. Quindi f = m

f : la focale dello specchio primario viene moltiplicata per un fattore pari alla magnificazione del

1

secondario.

L'ottica di un telescopio e' completamente determinata fissando i parametri K , R , K , R , i

1 1 2 2

diametri degli specchi, la loro interdistanza e la posizione del rivelatore.

Il dimensionamento del telescopio viene fatto di solito fissando per prima cosa lo specchio

primario, che supponiamo per ora parabolico: avremo K = -1, diametro 2y e focale f = R /2.

1 1 1 1

Si sceglie poi la scala (mm/arcsec) nel piano focale: questo determina m (equazione 6.23). A questo

punto anche la costante conica K dello specchio secondario e' fissata (eq.6.22).

2

Si decide poi la dimensione del secondario, specificando il parametro k = y /y . Questo fissa la

2 1

posizione del secondario, essendo y

2

s = f = k f (6.24);

2 1 1

y

1

inoltre fissa anche la posizione del rivelatore (eq.6.21), e il raggio di curvatura al vertice per il

secondario (R ). Infatti combinando la formula dei punti coniugati per il secondario

2 1 1 2

+ = (6.25)

s R

s′

2 2

2

con le (6.19), (6.21) e (6.24) si ottiene mk

R

2

ρ = = (6.26)

R m - 1

1

ed essendo m, k e R fissati si ricava R .

1 2

Come esempio di applicazione di questa procedura consideriamo il primario del telescopio

Columbus: si tratta di uno specchio di diametro 8 m, ( y = 4 m) con focale f = 9.6 m. Supponiamo

1 1

per cominciare che sia un paraboloide (K = -1). Avremo R = 2 f = 19.2 m. Scegliamo una scala S

1 1 1

= 0.6 mm / arcsec. La scelta della scala dipende dalle condizioni di seeing del sito astronomico,

dalle dimensioni dei pixel del rivelatore o della fenditura dello spettrometro da montare nel piano

focale. Un valore dell' ordine del mm/arcsec e' una buona scelta se si vogliono ottenere immagini ad

altissima risoluzione angolare. Di conseguenza otteniamo la magnificazione trasversa del

<

secondario (eq.6.23) m = S/f = 12.9 e la sua costante conica (eq.6.22) K = -1.365 -1, come ci si

1 2

aspetta per il secondario iperbolico di un Cassegrain classico. Scegliamo le dimensioni del

secondario D = 0.7 m: queste fissano s = y f / y , la distanza primario - secondario f - s = 8.9

2 2 2 1 1 1 2

β

m, la focale posteriore (eq.6.21) f = 2.1 m ed il raggio di curvatura del secondario (dalla 6.26) R

1 2

= 1.82 m. Questa configurazione e' da considerare come la configurazione di partenza per una

ulteriore ottimizzazione ottica che viene eseguita con programmi di Ray-Tracing. Infatti la

configurazione Cassegrain Classico e' corretta in asse ma ha notevoli aberrazioni fuori asse.

Vedremo qui di seguito che si puo' migliorare questa situazione modificando le costant i coniche

delle due superfici.

Esistono diverse varianti rispetto al Cassegrain classico. Si possono infatti modificare le costanti

coniche K e K in modo da mantenere nulla l' aberrazione sferica. In altre parole l' avanzamento

1 2

del fronte d' onda ottenuto variando una delle costanti coniche viene compensato da un ritardo

ottenuto variando opportunamente la costante conica dell' altro specchio. Nel Cassegrain classico l'

equazione del primario e' 2

y

1

z =

1 2 R

1

e quella del secondario e' (dall' espressione parassiale (6.10))

2 2 4

y (m+1) y

 

2 2

z = + 1 -

 

2 2 3

2 R (m-1) 8 R

2 2

Se modifichiamo le due superfici originali in due nuove coniche di costanti K e K otteniamo

1 2

2 4

y y

 

1 1

*

z = + 1 + K

1 1

  3

2 R 8 R

1 1

2 4

y y

 

2 2

*

z = + 1 + K

2 2

  3

2 R 8 R

2 2

da cui 4

y

1

∆z *

2 = 2(z - z ) = - (1 + K )

1 1 1 1 3

4 R

1

e 2 4

(m+1) y

  2

∆z *

2 = 2(z - z ) = K +

2 2 2 2

 

2 3

(m-1) 4 R

2

Se si vuole che l' avanzamento del fronte d'onda sia completamente compensato dal ritardo si deve

∆z ∆z

imporre 2 = 2 e quindi

1 2 4 3 2 4 2

y R (m+1) k (m+1)

   

2 1

K + 1 = K + = K + (6.27)

   

1 2 2

ρ

4 3 2 2

3

y R (m-1) (m-1)

1 2

Le soluzioni della (6.26) rappresentano la famiglia di telescopi Cassegrain con aberrazione sferica

nulla per sorgenti all' infinito. Una soluzione di questa equazione si trova ad esempio imponendo K

2

= 0: si ottiene un valore di K negativo. Questa configurazione con secondario sferico e primario

1 ρ,

ellittico e' detta Dall-Kirkham. In pratica, fissati k, m, esiste tutta una famiglia di valori di K e

1

K che soddisfano la (6.26). La scelta di certi valori piuttosto che altri viene fatta sulla base di altre

2

considerazioni, ad esempio l' aberrazione fuori asse e la facilita' di costruzione e test degli specchi.

La configurazione Dall-Kirkham ad esempio e' affetta da coma notevole.

Lo studio delle aberrazioni (vedi Schroeder, 1987, cap.6) mostra che per il Cassegrain classico il

campo utile e' limitato dal Coma, mentre le particolari condizioni

2(1+β) m+1 2m(m+1)

 

2

K = -1- ; K = - - (6.28)

 

1 2

2 3

m-1

m (m-β) (m-β)(m-1)

o

permettono di annullare simultaneamente Coma (almeno al 3 ordine) e aberrazione sferica. In

questo caso sia il secondario che il primario sono iperbolici, ed il telescopio si dice Cassegrain

Aplanatico. Il vero e proprio Cassegrain aplanatico e' detto anche Ritchey-Chretien, ed e' la

configurazione preferita in generale per grandi telescopi: infatti rispetto al Gregoriano Aplanatico,

che avrebbe aberrazioni leggermente inferiori, e' quasi 2 volte piu' corto, a parita' di focale e di

primario, ed ha una occultazione del secondario decisamente inferiore. La maggior parte dei

moderni telescopi con primario di diametro superiore a 2 metri (compreso l' Hubble Space

Telescope) sono quindi Ritchey-Chretien.

Possiamo riportare dei numeri esemplificativi delle prestazioni possibili (in termini di aberrazioni

fuori asse) confrontando un Cassegrain Classico (CC) ed uno aplanatico (Ritchey - Chretien, RC) di

β

F# totale pari a 10, F# primario pari a 2.4, magnificazione m = 4, = 0.25, 1-k = 0.75. Per il CC si

ha K = 1, K = -2.778, mentre per il RC K = -1.0417, K = -3.1728. Consideriamo le aberrazioni

1 2 1 2

ad un angolo di 18 arcmin dall' asse ottico: il coma tangenziale e' assente nel RC, mentre vale circa

2 arcsec per il CC. L' astigmatismo vale 0.9 arcsec per il CC e 1.0 arcsec per il RC. La distorsione

vale circa 0.1 arcsec in ambedue le configurazioni. In totale il RC produce immagini di sorgenti ai

bordi del campo circa 3 volte piu' nitide di quelle prodotte dal CC.

6.3: Telescopi Schmidt

Un discorso a parte meritano i telescopi di tipo Schmidt. Questi sono strumenti a largo campo,

utilizzati per effettuare immagini di regioni molto estese (anche alcuni gradi). L' idea e' la seguente:

uno specchio sferico con un diaframma nel centro di curvatura non ha un asse preferito, perche' i

raggi che incidono sullo specchio vedono sempre una sezione di sfera, con lo stesso raggio di

curvatura e alla stessa distanza. Quindi produce immagini della stessa qualita' su tutto il campo utile

(fig.6.14B). D' altra parte questa qualita' e' bassa, a causa della notevole aberrazione sferica; in

compenso non ci sono ne' coma ne' astigmatismo. Si puo' correggere l' aberrazione sferica

utilizzando una lastra correttrice montata nel centro di curvatura, in modo da introdurre, grazie ad

un opportuno andamento dello spessore con la distanza, un ritardo opposto all' avanzamento del

fronte introdotto dallo specchio sferico (fig.6.14C). Il profilo della lastra correttrice e' una superficie

del quarto ordine che si puo' ricavare nel solito modo. Consideriamo la differenza di cammino

introdotta dalla sfera rispetto alla parabola: dalla (6.10) con K = 0 si ha subito

ρ ρ ρ ρ

2 4 2 4

   

∆z

2 = 2 + - =

   

3 3

2 R 8 R 2 R 4 R

τ(ρ)

Sia lo spessore della lastra correttrice ed n l' indice di rifrazione: questa introdurrà una

∆z τ,

differenza di cammino (n-1)τ, per cui annullerà la differenza di cammino se 2 = (n-1) ovvero

se ρ ρ

4 4

τ = = (6.29)

3 3

4 (n-1) R 32 (n-1) f

La correzione dell' aberrazione sferica tuttavia non e' completa, perche' la lastra correttrice e' affetta

da cromatismo (n = n(λ)). Si ha quindi una aberrazione sferica cromatica. Questa viene minimizzata

se per l' immagine si usa la posizione di minima confusione invece che il fuoco. La superficie di

riferimento deve essere allora una parabola con fuoco nella posizione di minima confusione. Se si

rifanno i conti il nuovo profilo risulta

Fig. 6.14A: Schema di telescopio Schmidt. Si tratta dell' United Kingdom 1.2/1.8 m Schmidt

telescope in operazione a Siding Spring, Australia.

Fig. 6.14B: Principio del telescopio Schmidt: per ottenere le stesse aberrazioni su un ampio campo

di angoli di incidenza si usa uno specchio sferico ed un diaframma di ingresso posto nel centro di

curvatura dello specchio. L' immagine di una sorgente puntiforme proveniente dalle direzioni A e B

ha esattamente le stesse aberrazioni, anche per angoli q e q notevoli. Il piano focale (tratteggiato)

A B

e' anche esso sferico.

Fig. 6.14C: Per migliorare la qualità dello Schmidt si introduce una lamina correttrice in vetro nel

centro di cur vatura dello specchio sferico. Con un opportuno spessore t(r ) si può eliminare

1

l'aberrazione sferica.

Fig. 6.14D: Esempio di Ray-Tracing nel caso del telescopio Schmidt 1.2/1.8 m UK. In ogni

riquadro sono riportati i punti in cui una griglia di raggi paralleli incidenti sul telescopio

attraversano il piano focale. Le diverse colonne si riferiscono a diversi angoli di incidenza rispetto

all' asse ottico. Per raggi paralleli all' asse ottico le prestazioni sono in genere migliori, ma fino ad

angoli di circa 4° lo sfuocheggiamento e' inferiore ad 1 secondo d' arco (cerchietto di riferimento al

centro della figura). Le diverse righe corrispondono a diverse lunghezze d'onda: grazie all' adozione

di una lastra correttrice a doppietto acromatico il telescopio risulta corretto dal vicino IR al vicino

UV (da Wynne C.G., 1981, Q. J. R. Astron. Soc., {\bf 22}, 146).

ρ ρ ρ

4 o2 2

3

τ′ = - (6.30)

3 3

32 (n-1) f 64 (n-1) f

ρ

dove e' il raggio del diaframma di ingresso. Restano le aberrazioni fuori asse, introdotte dal fatto

0

che la lastra non ha simmetria sferica. Ma queste sono di solito trascurabili fino ad ango li fuori asse

di alcuni gradi.

I telescopi Schmidt, accoppiati a lastre fotografiche di grandi dimensioni (fino a 50 cm) hanno

permesso di eseguire survey di tutto il cielo con eccellente risoluzione e con un numero

o o

relativamente limitato di esposizioni (ogni lastra copre tipicamente 5 ×5 ). In fig.6.14A e' mostrato

lo schema di un grosso telescopio Schmidt, con lastra correttrice acromatica da 1.2 m e specchio

primario da 1.8 m. Come si vede, la necessita' di montare la lastra correttrice nel centro di curvatura

dello specchio sferico obbliga a costruire una montatura molto lunga (circa il doppio di un normale

telescopio Cassegrain con la stessa focale). Un altro svantaggio e' il fatto che il piano focale (curvo)

si trova all' interno del tubo del telescopio, e quindi non puo' essere utilizzato per strumentazione

pesante, come ad esempio uno spettrometro. Le prestazioni ottenibili con gli Schmidt sono

eccellenti (fig.6.14D): il cerchio di minima confusione e' inferiore ad 1 secondo d' arco per

µm o

lunghezze d'onda da 340 nm a 1 e per angoli fuori asse fino a 4 .

6.4 Montature

E' impossibile costruire un sistema meccanico perfettamente rigido. Eppure primario e secondario

devono essere mantenuti paralleli entro un alto grado di precisione, indipendentemente dalla

direzione di puntamento e quindi dalla direzione del vettore gravita' rispetto all' asse ottico. Infatti la

mancanza di parallelismo genera coma nell' immagine del telescopio. Tipicamente si deve

mantenere il parallelismo entro 1 minuto d' arco se si vuole limitare l' aberrazione angolare al di

sotto del secondo d'arco. Una buona struttura di supporto a traliccio e' quella di Serrieur illustrata in

fig. 6.15. Il telescopio e' collegato alla montatura attraverso un asse nella sezione centrale della

struttura, mentre gli specchi sono montati sulle due parti estreme, con i centri di gravita' complanari

agli apici dei tralicci. Se si calibrano le rigidezze del traliccio del primario e di quello del secondario

in modo proporzionale al momento esercitato dal peso degli specchi, le (piccole) deformazioni

hanno la forma mostrata in figura e conservano l' allineamento degli specchi. Per evitare la

deformazione degli specchi sotto la gravità si adottano opportuni supporti in modo che lo specchio

'galleggi' su di essi (in alcuni casi lo si lascia galleggiare addirittura su un film di mercurio, in modo

da distribuire la sollecitazione sulla maggiore area possibile).

Il puntamento del telescopio viene eseguito grazie ad una montatura con due gradi di liberta'. Sono

adottate due geometrie: la montatura equatoriale (fig.6.16A) e quella altazimutale (fig.6.16B).

Nella prima il movimento di inseguimento e' semplificato: infatti uno degli assi del telescopio e'

parallelo all' asse di rotazione terrestre (asse polare). Una volta fissata la declinazione (secondo

asse, ortogonale all' asse polare) per inseguire la sorgente si deve solo introdurre una rotazione dell'

asse polare a velocità costante (moto siderale). Nel secondo caso un asse e' verticale (elevazione) e l'

altro e' orizzontale (Azimuth). L' inseguimento deve avvenire attraverso una combinazione graduata

dei due movimenti, e le velocita' di inseguimento, variabili nel tempo, devono essere calcolate da un

computer. Inoltre l' immagine del cielo nel piano focale ruota al passare del tempo, il che rende

necessario l' uso di opportuni derotatori per poter usare mosaici di rivelatori.

D'altra parte per medie latitudini le montatura equatoriale e' molto piu' ingombrante e pesante della

altazimutale, e per dimensioni del telescopio superiori al metro si usano montature altazimutali. I

recenti progressi nel controllo di movimenti asservito a computer permette di raggiungere le stesse

precisioni di puntamento ottenibili con le montature equatoriali. La montatura altazimutale non

permette l' inseguimento di sorgenti troppo vicine allo zenith (il motore di azimuth dovrebbe

raggiungere velocita' troppo alte se la sorgente e' entro pochi gradi dallo zenith).

Fig. 6.15: Traliccio di Serrieur (sinistra) e sue deformazioni sotto l’azione della gravità

Fig. 6.16: Montatura equatoriale (sinistra) e altazimutale (destra) a confronto: è evidente la

maggiore compattezza della seconda anche per quanto riguarda le dimensioni della cupola


PAGINE

30

PESO

1.14 MB

AUTORE

Atreyu

PUBBLICATO

+1 anno fa


DESCRIZIONE DISPENSA

Materiale didattico per il corso di Tecniche sperimentali in astrofisica del Porf. Paolo De Bernardis, all'interno del quale sono affrontati i seguenti argomenti: i telescopi; struttura e funzione di un telescopio; telescopi con specchio singolo; telescopi a due specchi; telescopi Schmidt; telescopi ottici di grandi dimensioni; telescopi Infrarossi; telescopi millimetrici.


DETTAGLI
Corso di laurea: Corso di laurea in fisica e astrofisica
SSD:
A.A.: 2011-2012

I contenuti di questa pagina costituiscono rielaborazioni personali del Publisher Atreyu di informazioni apprese con la frequenza delle lezioni di Tecniche sperimentali in astrofisica e studio autonomo di eventuali libri di riferimento in preparazione dell'esame finale o della tesi. Non devono intendersi come materiale ufficiale dell'università La Sapienza - Uniroma1 o del prof De Bernardis Paolo.

Acquista con carta o conto PayPal

Scarica il file tutte le volte che vuoi

Paga con un conto PayPal per usufruire della garanzia Soddisfatto o rimborsato

Recensioni
Ti è piaciuto questo appunto? Valutalo!

Altri appunti di Tecniche sperimentali in astrofisica

Fotometria e misura delle distanze
Dispensa
Rumore - Estrazione del segnale
Dispensa
Tecniche criogeniche e tecniche del vuoto
Dispensa
Rumore
Dispensa