Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - H. 22. 31 maj 1955 - Fotografiska objektiv, av Evert Aulin
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
516
TEKNISK TIDSKRIFT
Fig. 20. Intensitetsfördelningen i en av ett felfritt objektiv
avbildad punkt representeras av en besselfunktion av första
ordningen. Upplösnings förmågan definieras som
inverterade värdet av den första mörka ringens diameter d.
Fig. 22. Zonfelets a variation med avståndet h mellan
optiska axeln och strålarnas skärning med linsen.
höva försaka en korrigering av felteckningen,
vilket skulle vara störande vid denna stora
bildvinkel, har man måst införa en del aberration i
likhet med vad som är fallet vid Hypergon- och
menisklinsen. Detta har emellertid ur
upplösningssynpunkt ej mycket att betyda vid de små
brännvidder det här är fråga om.
Upplösningsförmåga
Intensitetsfördelningen inom bildpunkten är av
stor betydelse för kännedomen om objektivets
upplösningsförmåga. Bildpunktens storlek
begränsas å ena sidan av diffraktionen och å andra
sidan av de geometriska aberrationerna.
Samverkan mellan dessa båda är ur
matematisk-fysikalisk synpunkt mycket svår att utreda.
Vid ett fullkomligt felfritt objektiv blir på grund
av diffraktion genomskärningen av den
rotationsfigur som representerar intensitetsfördelningen
i en avbildad punkt en besselfunktion av första
ordningen, fig. 20. Upplösningsförmågan brukar
definieras som inverterade värdet av den första
mörka ringens diameter. Den uppgår för mitten
av det synliga våglängdsområdet till omkring
1 400 dividerat med objektivets
öppningsförhållande. Upplösningsförmågan är alltså oberoende
av objektivets brännvidd och mäts i linjer/mm.
Däremot är de geometriska aberrationerna
proportionella mot brännvidden.
De geometriska aberrationerna, som anses
kända genom den trigonometriska genomräkningen,
ger upphov till en kaustika i ljusknippets rikt-
ning nära fokalplanet, fig. 21. Den sfäriska
aberrationen har oftast en form som kan uttryckas
i formeln 4 (h* — h2). Om man i en bild av
kaus-tikans axiala snitt låter varje linje representera
ett lika stort ytelement pä linsen vinkelrätt mot
dess meridionalsnitt så representerar alla linjer
samma tillskott i ljusintensitet. I ett tvärsnitt av
denna kaustika vinkelrätt mot optiska axeln
representerar antalet genomgående linjer per
ytenhet i stort sett den geometriska
intensitetsfördelningen, då de geometriska aberrationerna
är stora i förhållande till diffraktionen.
Betraktar man i tur och ordning strålar som
genomgår linsen på ökande avstånd h från den
optiska axeln så finner man att deras
skärningspunkt flyttar sig från det paraxiala fokalläget
(fokalläget vid öppningen noll) mot linsen (detta
avstånd kallas zonfelet) till ett visst maximum
(zonfelet = 1) för att sedan gå tillbaka, fig. 22.
I allmänhet beräknas linsen så att de paraxiala
strålarna och kantstrålarna skär varandra i
samma punkt. Intensitetsfördelningen ändrar
utseende i ett snitt vinkelrätt mot optiska axeln för
olika fokusering, fig. 22.
Detta betyder att bildpunktens återgivning
ändras med fokalläget a på grund av zonfelet. 1
fokalläget 0 (jfr fig. 21) ligger största delen a\
intensiteten i en liten cirkel och avtar starkt inål
mitten (fig. 23 t.v.). Förskjuter man fokallägel
mot objektivet minskas cirkelns diameter och
småningom utbildas i centrum en efter hand
växande intensitetsspets. Denna når sin största
Fig. 21. Tvärsnittet av en
kaustika representerar den geometriska
intensitetsfördelningen då de
geometriska aberrationerna är
stora i förhållande till
diffraktionen. Där de närmast optiska
axeln liggande strålarna skär
varandra ligger paraxiala
fokal-ögat. Strålar som genomgår
linsen på större avstånd från
optiska axeln skär varandra
närmare linsen. Skärningspunktens
förskjutning är zonfelet a.
Normalt växer a för allt längre från
optiska axeln genomgående
strålar till ett maximum (a = 1) för
att därefter minska till 0 för
kantstrålarna.
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
