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R. SISSINGH. 



rapport, ainsi que les amplitudes des points A x et A 2 . En vertu du 

 théorème précédent, la direction des rayons émergents À x L x et A 2 B x 

 est d'ailleurs la môme. Faisons encore remarquer qu'en O x et en 0 2 

 sont placées les images virtuelles du diaphragme, formées par chacune 

 des deux moitiés de l'objectif et par des rayons dont les amplitudes cor- 

 respondent à A x et A 2 . Le point lumineux est placé sur la ligne O x A x et 

 son image sur la ligne 0 2 A 2 , puisque ces deux lignes sont les axes des 

 faisceaux incident et émergent. Soit L x le point lumineux pour lequel 

 le grossissement est 1 : JV, de sorte que L x L = N X -^1 B\ il résulte 

 alors de la similitude des A A O x //, L et 0 2 B x B que LO x =JVy[B0 2 , 

 de sorte que L C Y = N X B€ % . Si par un point quelconque L 2 de la 

 ligne L\ 1j nous menons un rayon principal qui passe par 0 après 

 réfraction à travers la première moitié de F objectif, une application 

 répétée du théorème donné tantôt nous apprend que ce rayon coupe, 

 après réfraction à travers la deuxième moitié, le plan B B x en un point 

 B 2 , iV fois plus rapproché de Faxe que le point conjugué L 2 de L x . 

 Bien que tous les rayons du faisceau émanant de L 2 , passant par le 

 diaphragme, se coupent en un point du rayon principal émergent 

 passant par B 2 , ce point d'intersection ne coïncidera toutefois pas exac- 

 tement avec B 2 par suite de F aberration de sphéricité. B 2 est néanmoins 

 le centre du petit cercle de diffusion que le faisceau forme en B 2 . Si 

 nous considérons ce petit cercle comme l'image, nous voyons par là 

 qu'un objet placé dans L x L forme sur B B { une image semblable 

 dont le grossissement est 1 : N. 



Pour un objectif symétrique N — 1, et ce sont les images de même 

 grandeur que l'objet qui ne sont pas déformées. De plus, pour des 

 raisons de symétrie, l'image est dépourvue d'aberration de sphéricité, 

 indépendamment de l'aberration par chacune des deux moitiés de l'ob- 

 jectif. ] ) 



6. Lentilles hyper achromatiques. En exposant les principes de la 

 construction des lentilles planaires, M. Eudolph 2 ) a introduit le nom 



T ) Cette propriété des objectifs symétriques peut encore être déduite en con- 

 sidérant comme des prismes les parties des lentilles que traversent les axes des 

 faisceaux. Il est notamment aisé de faire voir que les prismes en A x et A 2 sont 

 contraires, d'où résulte le parallélisme des rayons L A A 2 et B t A 2 . 



2 ) Voir e. a. Rudolph dans Eder's Jahrbuch fur Photographie und Repro- 

 ductionstechnik, 1898. 



