​光学天文望远镜的技术指标

光学天文望远镜的三个基本要求分别是：很高的角分辨率，很大的聚光能力和较大的有效视场。

1. 真实光学系统的近似

第一次近似：在高斯光学中，一个单独的物点经过这种理想光学系统成像以后，会形成一个单独的完美像点。高斯光学实际是真实的光学系统的第一次近似，所以它又被称为近轴光学或者一阶光学系统。在高斯光学系统中不存在任何像差。

第二次近似：像差是指一个实际光学系统所形成的像和一个理想的高斯系统所形成的像在几何形状上的差别。这种像差也被称为几何像差。几何像差可以用多项式形式表示，如果仅仅考虑像差表达式中的前几项，即物点和像点的坐标展开式的三次方项，这时存在的像差称为初级像差，又称为三级像差。这种仅仅考虑初级像差光学系统的第二次近似就是经典光学系统。在经典光学系统中，不存在任何高级像差。

第三次近似：几何光学是在经典光学基础上对实际光学系统的第三次近似，几何光学严格遵循光的直线传播和折反射定理，它实际上考虑了光学系统的所有几何像差。但是它没有考虑由于光的波动性，即光的干涉和衍射所引起的像斑特点。

第四次近似：这次近似被称为物理光学。在物理光学系统中，不但存在几何像差，而且入射光瞳的衍射效应也被包含在内。对于常用的光学望远镜来说，第四次近似已经是足够的了。

第五次近似：对光学系统的第五次近似将包括量子光学在内的光的所有特点。在这次近似中，光是作为一个个量子化的光子来进行探讨和研究的。这些光子具有各自固定的不连续的能量。同时单个光子在空间的位置和动量不可能同时准确地被测量，我们所能获得的仅仅是它出现在某一位置或状态上的概率。同时根据量子理论，电磁场具有零点能量（zero point energy）。根据不确定原则，场的真空能量相当于半个光子的能量。因为是半个光子，它既不能被吸收，又不能被消除。所以在对光子的测量中，不可避免地总是存在噪声。量子光学在光学天文干涉仪中起着非常重要的作用。在射电领域，光子能量低，光子数多，量子效应不明显，则不需要考虑它的量子效应。

2. 角分辨率

望远镜的角分辨率，或空间分辨率，是指望远镜分开两个相邻天体位置能力的指标。影响望远镜角分辨率的因素有三个，它们分别是望远镜口径的衍射，光学系统的像差和大气扰动。

望远镜光学系统的误差包括几何像差和口径衍射两个部分。

2.1 口径场传播和夫朗和费衍射

如果存在一个均匀照明的口径场以及平面电磁波的传播方向，当口径面尺寸远大于电磁波的半个波长时，沿着前进方向，将会产生几个辐射区域，如图1所示。

开始是近场区，近场区的起点距口径场大于一个波长，近场区的最远点连接菲涅尔（Fresnel）区，距口径面距离为

图1：辐射传播的近场区、菲涅尔区和远场区

在望远镜焦点上的辐射分布就等于口径场在远场区的辐射情况。如果应用量子理论，可以为口径场的衍射像斑做出一个初步估计。在测不准定理中海森伯格提出光子动量误差和位置误差的乘积将大于或者等于普朗克常数，即ΔpΔx≥h。而在口径面上光子之间的最大位置误差等于口径直径Δx=D。由于光子动量是普朗克常数和波长的比p=h/λ。则有动量误差Δp≥h/D。由于动量和动量误差相互正交，所以光子可能的速度方向应该等于动量误差和动量的矢量差，即θ=Δp/p≥λ/D。这个值应该就是口径场在远场的像斑角直径，即口径场的最小角分辨率。

应用经典方法求解远场衍射斑大小，需要引入衍射的概念。根据物理光学，光的传播不但具有几何光学的特性，而且具有波动光学的特性。

由于存在衍射，点光源通过望远镜所形成的像，即使在没有像差的情况下，也并不是一个高斯像点，而是一个斑。这个衍射斑的大小决定了望远镜的分辨极限。这个衍射斑有很多不同的名称，如夫朗和费斑、远场方向图、点分布函数、艾里斑，或者能量分布函数。光波在口径场上的分布具有振幅和相位，衍射斑也包括振幅和相位。

在光学系统中，口径（即入瞳）一般是指空间中决定进入焦点的光束大小的平面区域。它常常是主镜面沿光轴方向上的投影。简单地说，口径场的夫朗和费衍射斑就是该口径场函数的傅立叶（Fourier）变换。

图2：口径场任一面积元dS对空间某一方向P的贡献

考虑一个口径场S的夫朗和费像斑，S中任一面积元dS=dxdy的辐射会对空间中某一方向P产生一定作用，如图2所示。这个作用包括两个部分：第一是将这部分场强F（x，y）dxdy进行传递，第二是产生一个附加的相位值（2π/λ）（lx+my）。这里F（x，y）是口径场函数，（l，m，n）为矢量P的方向余弦，λ为电磁波波长。这样在（l，m）方向上的衍射斑复数函数即

公式中振幅部分的贡献为F（x，y）dxdy，相位部分为F（x，y）dxdy的原有相位加上因光程QQ′=lx+my所引起的附加相位。这一公式就是二维复数函数F（x，y）的傅立叶变换公式。口径场中x/λ和y/λ是以波长为单位的长度变量，在衍射斑上l和m是以与口径场法线方向的夹角正弦值为单位的角度变量。

对于一个长方形口径，如果边长为a和b，口径场振幅均匀分布并且有F（x，y）=F₀，则它的衍射斑为.

对于一个半径为a的圆形口径场，常常用极坐标（r，θ）表示。同样在衍射图中的极坐标为（ω，φ），其中rcosθ=x；rsinθ=y；ωcosφ=l；ωsinφ=m；ω是方向P（l，m，n）与口径法线方向夹角的正弦值。圆形口径场的衍射斑函数为

即

上式中A(0,0)是衍射斑中心点的振幅，J₁(x)是x的第一阶贝塞尔函数。

衍射斑的能量分布则是振幅分布的平方，即

上式表明圆形口径场的衍射斑是以中心点为圆心的一组明暗相间的图形。这一图形在光学上称为艾里斑（Airy Disk）。

艾里斑的振幅和能量曲线如图3所示，它的第一圈暗环的半径为1.22λ/d。

图3：圆形口径场的（a）衍射像斑振幅曲线和（b）能量曲线

双反射面望远镜由于副镜的遮挡，衍射斑图形是两个函数的差，即

上式中ε为中央遮挡的相对比例。

进一步可获得衍射斑的能量分布为

表1和表2列出当λ=550nm时各种中心遮挡比对第一圈暗环直径和各环能量分配的影响。和圆形口径衍射斑相比，随着中心遮挡的增大，衍射斑第一圈暗环条纹逐渐向中心移动，中心亮斑的总能量也逐渐减少。

表1：λ=550nm时圆环形口径衍射斑第一圈暗环的角直径

表2：λ=550nm时圆环形口径衍射斑的能量分布（％）

利用傅立叶变换可以求出各种组合口径场的衍射像斑形状，图4为一干涉望远镜阵的口径分布以及其所对应的衍射像斑图形。该望远镜阵由7个子镜面组成。

图4：组合口径场及其衍射像斑的形状

在光学中，通过改变口径场函数中振幅和相位来改变望远镜衍射像斑的形状和大小的方法被称为切趾法（apodization）。这种方法对地外行星的观察有着十分重要的意义。

2.2 分辨率判别准则

望远镜的分辨率是望远镜所能够分辨的最小空间角度。根据口径场强度衍射斑的图形，就可以基本确定望远镜的理论空间分辨率。

一种经典的判断办法是利用两个强度相等的衍射斑，使这两个像斑之间的距离逐渐地减小，而达到一个刚刚可以分辨开的距离。

经典的分辨率判别准则有三种，即瑞利（Rayleigh）准则，斯佩罗（Sparrow）准则和道斯（Dawes）准则。

瑞利准则影响最大，应用最广。瑞利1879年建议当两个等强像斑中的一个主强度极大正好与另一个像斑的第一圈暗环相重合，就称这两个像斑刚刚被分辨开（图5（a））。这就是瑞利准则。在瑞利准则条件下，复合像斑中心点的亮度是单个像斑最大亮度的0.735倍。

斯佩罗准则不很严格。他将两个等强像斑尽量接近，当接近到像中心的暗淡点刚刚消失而不能再靠近的时候，就称作两个像斑刚刚被分开（图5（c））。这时如果再继续靠近，则复合像斑只有一个明亮峰值。斯佩罗准则是人为可分辨像斑的极限情况。

道斯准则与前两种准则不同，是天文学家道斯经过长时间研究确定的，它介于两种分辨准则之间。在这种准则条件下，复合像斑中心点刚刚有一个暗淡的斑点，可以为人眼所觉察（图5（b））。事实上，道斯准则的分辨能力和口径的空间截止频率十分吻合。

对于圆形口径来说，瑞利、道斯和斯佩罗准则所对应的分辨率q_r、q_d、q_s分别为

对于具有中心遮挡的环形口径，由于中心亮斑直径的减小，相应的空间分辨率也将有所提高。

原则上这些分辨准则也适用于非等强像斑的分辨，图6是两个亮度相差1.5星等的星，在瑞利极限下复合像斑的亮度分布。这时在主次极大之间有一明显的暗淡点，可以很容易地进行分辨。应该指出由于数字图像处理技术的发展，望远镜成像的理论分辨率已经高于一般接受的瑞利准则，而接近于在目视观察中不易达到的斯佩罗准则。而更高的空间分辨率则要求望远镜有更大的口径，更合理的口径场分布以及特别的图像处理方法。

图6：亮度差为1.5星等时，瑞利极限下的复合像斑的亮度分布

2.3 大气宁静度

应用普遍接受的瑞利准则，可以计算出各种口径所对应的理论空间分辨率。对于波长为550nm的可见光，帕洛玛山天文台5米海尔光学望远镜的理论分辨率为ω=0.028角秒。然而实际上5米海尔望远镜仅仅能够分辨角距离为1角秒左右的相邻天体。这是因为在地面光学天文望远镜中，望远镜的衍射极限通常是不能实现的。

大气扰动，即大气宁静度（seeing），是影响地面天文光学望远镜分辨能力的最主要限制因素。

大气宁静度是描述经过大气层后星像不规则运动和弥散范围大小的物理量。与之密切相关的另一个概念是大气闪烁（scintillation）。大气闪烁是指经过大气层后星像亮度迅速变化，忽明忽暗的现象。大气宁静度和大气闪烁都是因为地球大气扰动而形成的。

在温度300K、一个标准大气压的条件下，地球大气层中所有气体的厚度大约是8千米，大气层中氮气和氧气最多。标准大气压是指海平面上的大气压，从海平面向上，每上升约18千米，大气压就降低到原来的1/10。同样大气密度也不断降低，大气密度是温度和气压的函数。一般气体的折射率和1之间的差值与气体密度成正比。大气扰动是由于大气层中温度、压力和湿度存在差别，而引起大气密度和折射率改变，形成扰动的结果。大气扰动会产生不同频率的风，而不同的风频又激发了不同线尺度的湍流。在同一个湍流旋涡内温度是相同的，但是在不同的湍流旋涡内温度是不同的。这种温度的分布引起了大气折射率的变化。折射率变化的线尺度可以是几毫米、几米、十几米甚至达到几百米，形成了大气层对星光折射的随机影响。大气扰动的时间尺度为毫秒级，它和光的时间周期10^-15秒相差很大。大气层在很短的时间尺度内是固定不变的，而且大气扰动所引起的绝对的光程差和电磁波的频率基本上没有关系。在光学波段，大气扰动的影响很大；而在射电频段，大气扰动的影响很小。

来自天空的星光可以用光线表示，光线表示光的传播方向。星光也可以用光波表示。用光波表示时，空间中具有相同相位的点的结合就被称为光的波阵面，光的波阵面和光线传播方向相垂直。

在临近点光源的区域，理想波阵面是一个个围绕着光源的同心球面。当距离点光源非常远的时候，理想波阵面是一个个和光线方向相垂直的平面。

图7：星光穿透大气层后平面波阵面的畸变

图7表示从大气层外射入的一束星光，当星光穿透扰动的大气层后，原始的平面波阵面将发生畸变。从较大的线尺度范围看波前的畸变幅度较大，但星光的偏转角小。从较小的线尺度范围看星光偏转角较大，但波前的畸变幅度小。即大口径望远镜像斑弥散大，但像点的位置稳定；而小口径望远镜则像斑比较明锐，但像点位置会不断跳动。由于风力的影响，大气湍流会迅速移入或移出望远镜的上方，波阵面的形状就会发生变化。当这种湍流旋涡距离望远镜很远时，波阵面形状的变化将引起光程差较大的起伏。对于小口径望远镜来说这种光程差的起伏会使星光不连续，产生像点位置的跳动，这就是大气闪烁。对于大口径望远镜来说所产生波阵面的倾斜相对较小，而畸变则较大，使星像弥散范围扩大，这就是大气宁静度的影响。

小尺度的高层大气的湍流对大气闪烁有较大的影响。而大尺度的中、低层大气，包括地面附近，圆顶室内的大气湍流对大气宁静度有较大的影响。大气宁静度一般用星像弥散斑的直径来表示。地球上不同地点，大气宁静度的数值各不相同，因此大气宁静度数值是衡量天文台台址优劣的最重要的指标。对于高度低的台址，星光要经过比较厚的大气层，大气宁静度较差。这也是天文台台址一般都选在高山顶上的原因。

优秀天文台台址的大气宁静度应在0.5角秒以内，较差的台址的这一数值可能达到3到5角秒。地球上最好的天文台台址可能是在南极的高原，南极高原的大气宁静度甚至可以达到0.15角秒。地球大气扰动与光线传播方向有关，当入射方向接近于地平线时光线穿透大气层的距离很大，大气宁静度会下降。对于大口径望远镜来说，大气宁静度是影响望远镜分辨率的最大限制因素。为了努力提高望远镜的分辨率，必须选用优良的台址，同时要改善望远镜圆顶内的宁静度。

提高望远镜分辨率的根本方法是采用自适应光学系统来补偿大气扰动的影响，采用光学天文干涉仪，采用其他高分辨率技术，或者将光学天文望远镜直接送入轨道空间。

3. 聚光本领

望远镜的聚光本领，即灵敏度，是衡量望远镜穿透能力的重要指标。聚光本领强的望远镜能够探测到非常微弱的星光。

在光学天文中天体亮度是用星等来表示的。依巴谷（Hipparchus）在公元前二世纪把人眼看到的星依其视亮度分为6个等级。每一等星的视亮度均是下一等星视亮度的两倍。在十九世纪，天文学家应用现代光度测量方法，对所有星进行了重新校对。

星等与星的辐射能强度之间建立了确定的对数关系，即

上式中m是星等，f是星的辐射能强度。星等越大，它发出的到达地球表面的光子数就越小。只有聚光本领很大的望远镜才能够探测到星等很大的星所发出的微弱辐射。

当光子数目少时，光的量子特性就会显露出来。这时光子会在随机时间点上降落到接收器一些毫不相关的位置上。这时，仅仅能够计算出光子落到某一特定位置的平均概率，而不能推算出下一个光子会在什么时间，什么位置上出现。当光子数太少时，天文望远镜的分辨率是不可靠的。这也是天文学家不断地追求更多光子数的原因。

在天文观察中，光学望远镜对空间某一天体的聚光本领可以用下式表示，即

上式中，A是望远镜的口径面积，t是天文观察的积分时间，Δλ是观察的频谱宽度，n_p是单位时间、单位面积、单位频宽目标天体发出的到达地球表面的光子数，函数Q表示望远镜和接收器的综合量子效率。

对于天体中的零等星，在标准可见光V频段内，每平方厘米、每秒到达大气外层空间的光子数为Δλ·np=100⁷。

而且，从上式可以看出望远镜的聚光本领是口径面积和积分时间的线性函数。在望远镜观察中积分时间常常是有限制的，所以除了提高望远镜和接收器的效率以外，增大望远镜的口径面积是增大聚光本领的根本途径。这也是天文学家不断提出建造新的更大口径的天文望远镜的主要原因。

函数Q包括望远镜本身和接收器的量子效率。相比于照相底片，现代电荷耦合器件（CCD）有非常高的量子效率。影响望远镜本身量子效率的因素包括反射和透射损失。反射望远镜中反射损失是影响望远镜量子效率的主要因素。

图8：金、银、铜和铝镀膜的反射效率

新鲜的铜合金镜面，反射损失约45％。随着反射面的锈蚀，它的反射损失不断增加，这种反射损耗是影响早年光学望远镜量子效率的重要因素。早期接收器（人眼和底片）的量子效率也极低。应用化学镀银方法获得的玻璃镜面，反射损耗只有5％左右。但是由于空气中硫化物的作用，镀银面将很快暗淡，使反射效率急剧降低。现代反射望远镜几乎都采用真空镀铝的镜面。镀铝膜是在小于0.007帕斯卡（Pascal）压强的真空室内进行的，镀膜厚度控制在黄光波长的二分之一左右。在这种条件下反射损失在可见光区域将略高于10％，在250nm的紫外区域，反射损耗约12％。反射损耗在红外波段不断改善，当波长为1000nm时，反射损耗仅仅为9％，在波长为50000nm时，反射损耗仅仅为1％。镀铝的镜面在离开真空室后将迅速氧化，这使镜面的反射损耗略有增加。长时间使用以后，由于灰尘、空气的作用会使反射损耗增加到15％左右，影响望远镜的正常观察。为了降低镜面的反射损耗，镀铝镜面应该每三至六个月冲洗一次，每隔一两年重镀一次。对于双镜面望远镜，总反射效率是单个反射面效率的乘积。折轴焦点由于多次镜面的反射，使用一般的镀铝镜面将使反射损耗高达60％以上，因此必须采用更高效率的反射镀层。在紫外和远紫外区域，大部分反射镀膜的反射率急剧下降，只有铂膜和铟膜反射率较高，其应用波长范围可在红外和紫外波段分别延伸至19微米和2.3微米。

如果某镀膜层对可见光具有吸收作用，则该膜层的复数折射率为

上式中k为膜层的消光系数，n为膜层的折射系数。

根据这一公式可以确定普通厚反射膜的反射效率为

为了提高镜面的反射效率，可以采用多层电介质干涉薄膜。如果周期性的多层电介质膜是由厚度A和B各N个的周期膜层组成，其A和B层的折射率分别为n_A和n_B，镜面的折射率为n，空气的折射率为n′，则最高的反射率将发生在每一层介质的光学厚度均等于波长四分之一的奇数倍的地方，这时总反射率为

当在望远镜中引入透镜时，在透镜与空气的表面会因为反射而产生能量损失。在透明介质之间的折射效率可以用下式表示

上式中n和n′分别为第一和第二介质的折射率，当光线从空气中直接进入玻璃透镜时，对n=1.74的玻璃因表面反射而引起的损失约等于7.3％（当n=1.51时约等于4.1％）。由于折射率n对各种波长略有差异，所以这种透射损耗在蓝光波段较红光波段略高。通过在透镜表面涂镀四分之一波长的氟化镁（MgF₂）层（n=1.38），这种透射损耗可减少到1.3％～1.9％。多层介质增透膜的透射率可以达到99.7％。对于一个或两个很狭窄波段，多层介质增透膜的透射率几乎可以达到100％。

除了反射和透射的损耗外，望远镜的量子效率还受到在透明介质内部吸收损耗的影响，如果介质的吸收系数为τ，则介质的透射率为

上式中l为介质厚度。

透射率的倒数叫不透明度，不透明度的以10为底的对数被称为光学密度。

当望远镜的口径、望远镜和接收器的综合量子效率决定以后，一般就可以确定望远镜的聚光本领。对于天文学家来说这是衡量望远镜穿透能力的主要指标。

但是聚光本领和穿透能力，与观察方法也紧密相关。不同的观察方法决定了望远镜不同的穿透能力，也就是说使用不同的观察方法，所探测到的极限星等是不相同的。

当望远镜的观察是在空间进行或者是在地面应用了自适应光学技术以后，因为艾里斑直径与望远镜口径成反比，所以对于点光源来说，望远镜的穿透能力无论是在背景极限或者是高亮度对比的条件下都与望远镜口径的四次方成正比；而对于面光源来说，则仍然与望远镜口径的二次方成正比。从这一点上看，发射空间望远镜以及应用自适应光学技术对于天文学研究有着十分重要的作用。

4. 视场

天文望远镜作为辐射能收集器主要追求大的聚光本领，然而现代天文光学望远镜同时也是一种成像装置。对于成像装置，视场是衡量其信息传递能力的一个重要指标。大视场可以在同样时间内获取更多的天体信息，从而提高望远镜的效率。

像斑大小是影响视场大小的主要因素，另外望远镜的观察方法、接收器的尺寸、像场的渐晕（指视场中不同视场角对应于不同集光面积的现象）以及大气的较差折射（指大气折射率随高度角不同而变化的现象）等也对望远镜的视场尺寸有较大的影响。

对于给定的望远镜光学系统，像差是决定像斑尺寸的主要原因。比如在单抛物面反射系统中，彗差是影响视场大小的主要因素，彗差的大小等于3Φ/（16F²）。这里Φ为半视场角，F为望远镜焦比，彗差大小的单位和视场角单位相同。

图9：单抛物面系统中不同焦比情况下角彗差与半视场角的关系

图9给出了这种系统在不同焦比情况下角彗差与半视场角之间的关系，如果所允许的像斑尺寸为1角秒，这种系统的有效视场仅仅为几个角分。卡塞格林系统与单反射抛物面系统具有同样的角彗差公式，因此视场大小也受到了限制。而R-C系统将有较大的视场，可以达到30角分左右。

为了增大望远镜的视场，一种有效的办法是引入像场改正镜，采用透镜系统来扩大视场，这样有效视场可以达到1～3度。在扩大视场的努力中施密特望远镜和三镜面大视场望远镜的出现是两个重要的事件。施密特望远镜的有效视场可以达到6度×6度，三镜面系统的视场可以达到3.5度×3.5度。

由于观察方法的不同，望远镜的具体使用视场也有极大的区别，光电测光仅仅使用了极为有限的视场角范围。CCD观测则取决于CCD芯片的尺寸。在分光测光中除了物端棱镜观测外，可达到的视场均小于望远镜的视场。

像场渐晕对大视场仪器有较大的影响。当半视场角为θ时，望远镜的投影面积A(θ）与望远镜垂直照射时的投影面积A(0)之比就是渐晕值的量。

由于像场渐晕的存在，光度校正对于大视场望远镜来说十分重要。

图10：英国1.2米施密特望远镜的视场角与星等下降的关系

图10所示为英国1.2米施密特望远镜的视场角与星等下降的关系。施密特望远镜中主镜直径远大于望远镜口径，但仍然存在渐晕的影响。

大气较差折射对望远镜的视场也有影响。这是因为在跟踪天体时成像面上会产生比例尺的变化，因此可利用的视场大小受到了限制。

5. 综合效率

望远镜的综合效率是一个十分复杂的指标，不同的方法、不同的目的有不同的评价方法。但是最主要的是望远镜的信息传递能力，即集光率（etendue）。

集光率是描述一个光学仪器信息传递能力的物理量。它的数值等于口径面积和视场大小的乘积，即E～D²Φ²。

望远镜的综合效率应该包括它的穿透能力（其表达式为E_t～D^αΦ^β，α、β根据不同的观察方法和条件而决定），望远镜的空间分辨率，望远镜的频谱范围和视场的大小。所有这些都和望远镜的成本造价相关。由于望远镜的很多指标都受到大气宁静度的影响，因此台址的选择也是影响望远镜综合效率的重要因素，当然望远镜最后成果的取得最重要的还取决于使用者的智慧和水平，对于中小型望远镜尤其如此。

6. 大气窗口和台址选择

天体辐射覆盖了整个电磁波谱。在地球表面，由于大气层的吸收、反射和散射，在整个电磁波谱内只有两个比较透明的窗口，这就是光学窗口和射电窗口（见图11）。光学窗口从波长300nm开始至700nm为止。在这一频段范围内大气散射不太明显，透射效率高。当波长小于300nm时，天体辐射分别受到氧原子、氧分子和大气臭氧层的强烈吸收，波长较长的也只能透射到地表以上100千米至50千米处，而不能到达地球表面。当电磁波波长大于700nm时，大气中的水汽分子成为红外辐射的主要吸收体。由于水汽、二氧化碳和臭氧的作用，大气中形成一连串的强烈吸收带，不过也留下一些狭窄的红外窗口。这些透明的窗口主要在8～13微米、17～22微米和24.5～42微米等区间。当海拔高度增至3500千米时，由于大气中水汽含量减少，出现了远红外区的一些窗口。这些窗口与邻近的亚毫米波段窗口相连接。

图11：电磁波谱的全部频段和地球大气的吸收

地球大气层的光学窗口为光学天文望远镜的观察提供了极为重要的条件。长期以来，由于地球大气扰动和人类生活的影响，地球上不同地点的天文观察条件是完全不同的。

从二十世纪五十年代起，各国天文学家就十分注意选择天文台的优秀台址，以充分发挥天文光学望远镜的最大效率。衡量天文台台址好坏的指标有很多，但是主要有下列几个方面：

第一是关于台址大气特点的，这些指标包括无云或少云的天数；大气中水汽含量；大气中雨、雪等沉降物的情况；大气宁静度；大气闪烁；风力；大气消光等。

第二是台址的一些地理环境指标，这些包括台址的高度；地形情况；温度情况；沙尘暴情况；地震活动情况等。

第三是人类活动的情况，如天光背景和大气污染的情况。

第四是台址的其他条件，包括台址经纬度，台址的水、电供应，台址的交通和生活设施等。

总的来说，大口径光学望远镜台址的确定需要经过长时间的台址资料的积累和分析，特别是要对台址的大气宁静度进行充分的调查。通常口径和宁静度之比是望远镜效率的一个重要指标。罗得也指出对于高分辨率的干涉测量，信噪比的变化与口径和宁静度之比成正相关。因此选择宁静度好的台址对于光学望远镜的天文观察具有十分重要。

在大气底层10米至150米的区域，大气宁静度的贡献为0.3～0.4角秒。夏威夷高层大气宁静度的估算值为0.35～0.45角秒，加上圆顶室宁静度为0.25角秒，总的望远镜宁静度为0.7角秒左右。

从已选定的优良台址分布看，它们主要集中在受从西向东的冷洋流控制下的沿海高山地带以及大洋中的孤岛上。这些地方气流平稳，大气宁静度好。同时因为台址高于大气中的气流层，所以晴夜多，水汽含量少，因此也减小了大气对光辐射的吸收和消光作用。优良的台址还必须远离人类活动的地点，以防止人工照明而引起的背景光污染。现在世界上主要的光学台址有夏威夷、智利和西班牙的加纳利岛。因为环境保护的原因，夏威夷的山区已经很难增加新的天文台，所以智利干旱的北部现在成了光学、红外和毫米波望远镜的重要台址。最新的研究证实我国西藏阿里地区也存在良好的天文台址。在地球上，南极高原是水汽含量最低、风力最小的优良台址。不过在南极地区地面边界层内大气宁静度较差，气候寒冷严酷，交通不便，这给天文应用带来一定的困难。

参考资料：《天文望远镜的原理和设计》