La seule explication qui tienne vraiment est la présence de l’aberration chromatique qui affecte tout système dioptrique (composé de lentilles).  On peut penser au sphérochromatisme du Schmidt-Cassegrain, mais la majorité du problème est à chercher du coté du réducteur de focale. La délocalisation des étoiles consécutive dans le bleu et l’UV élargie leur image au foyer du télescope, ce qui réduit d’autant la quantité de lumière parvenant au spectrographe. Le flux optique déborde en effet du diamètre de la fibre. Le phénomène s’accentue au fur et à mesure que l’on plonge dans le bleu profond. On retrouve le même phénomène si le C11 est remplacé par une télescope Richey-Chrétien GSO (RC), en soit potentiellement excellent (pas de lame de fermeture), mais détérioré par l’ajout d’un réducteur de focale dioptrique (pour passer de f/8 à f/6,5) :

Ici encore, la dégradation du rendement dans le bleu du RC équipé d’un réducteur est très forte (un facteur 4 par rapport au Newton, dont la formule optique ne comporte que des miroirs).  Voici ce même rapport lorsqu’on retire le réducteur de focale  de la combinaison RC :

2. L’optique du spectrographe

La qualité image délivrée par le spectrographe eShel est rapidement dégradé en dessous de la longueurs d’onde de 425 nm. C’est encore l’aberration chromatique qui fait ses oeuvres. Le flou généré rend délicat l’exploitation à des longueurs d’onde plus courtes. Rappelons que eShel comporte deux éléments qui ont une puissance optique et sont donc capables de produire du chromatisme : le doublet achromatique constituant le collimateur et l’objectif de caméra, une optique photographique Canon de 85 mm de focale ouverte à f/1,8.

Il est vite apparu que les optiques Samyang étaient d’une qualité supérieure à celle de l’objectif Canon 85 mm f/2,8 en terme de piqués d’images, en tout cas, dans le contexte de l’utilisation avec eShel. Le document qui suit montre un ensemble de sous-images d’un spectre Thorium-Argon pour plusieurs objectifs (la capture est faite avec une caméra Aik460EX dans le cas de l’objectif de base 85 mm f/2 et avec une caméra ASI1600MM pour les objectifs Samyang, le plus gros capteur CMOS auquel j’avais accès au moment de ces essais).

Avec le Canon 85 mm f/1.8, le défaut de chromatisme se révèle élevé dans la partie inférieure de l’image (le flou constaté dans les les monochromatique de la lampe Thorium Argon), une zone correspondant à la partie bleue du spectre.  L’objectif Samyang 85 mm f/1.2 donne un résultat meilleur. Mais c’est surtout l’objectif Samyang de 135 mm f/2  a suscité un grand espoir en permettant d’étendre le domaine spectral exploitable de 4 ordres de diffraction dans le bleu ; un gain très fort. Bien sûr, cette longue focale implique l’utilisation d’un détecteur de plus grande taille pour saisir toute l’image du spectre échelle. Mais cela tombe bien avec l’arrivée de capteurs CMOS de qualité pour un prix relativement modeste (comparativement au CCD), comme le capteur Panasonic qui équipe la caméra ASI1600MM. Une très belle conjonction technique ! Voici la même comparaison, mais sous la forme d’un profil spectral, celui de l’étoile 28 Tau (le continuum est rectifié pour une meilleure lisibilité) :

Malheureusement, un déficit de flux a été vite repéré dans le bleu avec les objectifs Samyang. La mesure de la transmission optique de l’ensemble de ces objectifs confirme ce point (mesuré par l’auteur avec un spectrographe LISA) :

La transmission optique des objectifs Samyang testé s’écroule en dessous de 400 nm (aussi bien le 85 mm que le 135 mm). La chose ne va pas gêner le photographe, et c’est même plutôt un avantage car l’objectif coupe par lui-même le rayonnement ultraviolet nuisible à cause de la mauvaise correction optique des objectifs en général dans ces longueurs d’onde. C’est une autre affaire pour la spectrographie, où la chose est totalement rédhibitoire (car aucun signal n’est mesurer au final). L’explication technique n’est pas connue officiellement, mais je soupçonne que les optiques Samyang comportent des lentilles en plastique pour abaisser le coût. Si c’est le cas, cela ne signifie pas pour autant que ces optiques sont de mauvaises qualité. On voit le contraire même, car on sait faire aujourd’hui des lentilles en plastique aussi efficaces que des lentilles en verre pour ce qui concerne la conduite des rayons lumineux.  Pas de soucis de ce coté là. 

Malheureusement la transmission optique en pâtit, et gravement pour nous : le plastique absorbe le bleu profond et l’ultraviolet. Mais la piste d’une longue focale pour équiper eShel est correcte, et finalement, la bonne pioche a été l’objectif Canon 135 mm f/2 Série L, de facture plus classique et plus cher, mais qui c’est révélé très bon pour notre application. En outre, le couplage avec la nouvelle optimisation du collimateur a permis d’atteindre une forme d’apochromatisme permettant d’observer le spectre avec la quasi résolution spectrale théorique jusqu’à 3750 A environ, ce qui est remarquable. Les images suivantes montrent le très bon couplage trouvé entre le nouveau collimateur (disponible auprès de Shelyak) et le Canon 135 mm f/2 :

Ci-dessous, l’ensemble de l’image du spectre échelle du Soleil, dans la version optique optimisée de eShel (noter la large couverture spectrale depuis les raies Ca II infrarouge jusqu’aux raies Ca II ultraviolette et au delà) :

Conclusion de cette partie : pour optimiser le fonctionnement de eShel, ce procurer le couple constitué du nouveau collimateur Shelyak et de l’objectif Canon 135 mm f/2, puis utiliser un capteur grand-format pour saisir le large spectre ainsi produit. Tout ceci a un coût financier malheureusement, mais c’est aussi le prix d’une performance supérieure.  

On trouvera sur la page : http://www.astrosurf.com/buil/modal_noise/, un article sur cette question. Ne pas secouer la fibre induit un bruit dans les données, dans la valeur est traduites dans mon cas en chiffres dans le tableau suivant :

Les valeurs du tableau expriment le bruit mesuré dans un spectre d’une lampe tungstène, c’est-à-dire un spectre continu. On étudie l’ordre 37 de eShel. Si la distribution statistique du bruit de mesure est gaussien, ce qu’il faut toujours viser, le bruit doit diminuer en racine carrée du nombre d’images que l’on moyenne. Par exemple, entre un spectre et la moyenne de deux spectres (indépendants) le bruit est réduit d’un facteur RACINE(2)=1,414. C’est la situation idéale en mesure physique. La colonne « Gain théorique » du tableau montre ce gain attendu si on moyenne 5, 10 et 24 spectres. Il atteint 4,9 pour 24 pour un nombre de 24 spectres par rapport à l’acquisition d’un seul spectre.

La colonne « Fibre secouée » montre le gain constaté lorsque la fibre est agitée durant l’observation (avec un jeu de deux ventilateurs). Dans la parenthèse j’indique aussi le rapport signal sur bruit mesuré (RSB). Pour une moyenne de 5 spectres, la réduction du bruit est significative, mais on s’aperçoit que l’on n’atteint pas tout à fait la valeur théorique (1,87 pour 2,24). La moyenne de 10 spectres apporte aussi un bénéfique, mais à partir de cette valeur, l’augmentation du rapport signal à bruit stagne sérieusement. L’explication vient de ce que la bruit gaussien (essentiellement le bruit de lecture du détecteur et le bruit de photon du signal) devient négligeable à partir d’une moyenne de 10 images face à un bruit structurel, ou bruit fixe : le bruit de speckle produit par les modes de la fibre. Cette expérience montre qu’au-dessus d’un rapport signal sur bruit de 400, mon système de brouillage de fibre devient insuffisamment efficace. Il faudrait l’améliorer pour dépasser cette valeur (agiter plus fortement et à plusieurs fréquences, réaliser un brouilleur optique, etc). Je considère qu’un RSB de 400 est un résultat très honnête, car on ne l’obtient que sur des astres très brillants, rarement observés 

Mais que ce passe-t-il si la fibre n’est pas du tout secouée durant les observations ? La dernière colonne du tableau donne la réponse Dans ma configuration, que l’on moyenne 5, 10, 24,… ou 1000 spectres, le rapport signal sur bruit ne change pas et reste bloqué autour de 150 à 160. Autrement dit, lorsque le signal produit par l’objet permet d’atteindre ce RSB, il ne sert plus à rien de continuer à moyenner des spectres. Cette sérieuse limitation est illustrée sur la figure suivante :

Ces profils correspondent à des prises d’images de la lampe tungstène très brèves, avec un temps d’intégration inférieur à 0,1 seconde. Le seul  moyen d’accroître le rapport signal sur bruit consiste ici à calculer la moyenne de plusieurs acquisitions successives. Dans la situation de la ligne du haut de la figure, alors que la fibre est agitée en permanence, la moyenne de 24 profils est efficace pour augmenter le RSB.  Dans la situation de la ligne du bas, la fibre n’est pas agitée, et la moyenne n’améliore quasiment pas le bruit pas rapport à une pose unique. 

Le même phénomène s’observe en visant des étoiles, sauf que l’effet moyenne est réalisé sur la durée totale de la prise d’un spectre, qui peut durer plusieurs minutes voir plusieurs dizaines de minutes. Si sur cette durée la fibre n’est pas secouée, le bruit modal demeure visible, même après une longue exposition.

Si l’origine de ce bruit est parfaitement établie (propagation de modes dans une fibre), son importance apparente peut varier assez fortement d’une configuration à l’autre (ce problème est un grand classique de la spectrographie à fibre, y compris  chez les professionnels !). Mon constat, sur un petit échantillon, laisse penser que l’ensemble des spectrographes eShel distribué est affecté (à des degrés divers ?). En ce qui me concerne, l’agitation mécanique de la fibre est le seul moyen technique trouvé pour réduire le bruit modal. Il faut noter en outre que ce bruit s’accroît si le télescope est optiquement fermé : dans mon cas, fort à f/4,5, très fort à f/8 et énorme à f/10. Les utilisateurs de fibres à fort diamètre (100 microns pour le coeur) sont en revanche avantagés car le nombre de modes propagé augmente, ce qui réduit l’effet de speckles. Les professionnels qui exploitent des fibres de 80 à 100 microns de diamètres, couplées à de gros télescope, sont avantagés. Je soupçonne que la manière d’éclairer le collimateur a aussi un effet.

Bien sur, si on observe des étoiles avec un rapport signal à bruit de 10 à 50 (correspondant à des astres de faible éclat), le bruit modal est négligeable, et l’agitation n’est donc pas nécessaire. Mais, très souvent les objets sont plus lumineux et dans ce cas, quoi qu’on fasse, le bruit modal devient la limite. Tout utilisateur sérieux de eShel devrait (1) tester la présence du bruit modal, comme indiqué ci-avant (est-ce que le bruit diminue en racine du nombre de spectres moyennés ?), (2) se résigner à agiter la fibre par le moyen de son choix si le bruit modal est présent (ce qui est hautement probable).

Dans c’est exemple, une poussière déposée sur la face de la fibre coté spectrographe, comme ici,  est facile a repérer dans les images monochromatiques des raies du thorium-argon. Elle doit être éliminer sous peine de perdre un flux optique significatif ((la surface collectrice équivalente du miroir principal de télescope peut passer de 250 mm à 200 mm. dans les mauvaises situations). Pensez que la même chose peut se produire coté télescope.

Après un léger frottement de l’extrémité de fibre avec un papier optique doux, le problème est réparé et le gain en flux es très significatif.

5. Le détecteur

En spectrographie, et tout particulièrement en spectrographie échelle, la valeur du bruit de lecture a un impact très fort sur le résultat obtenu.  Le bruit du fond de ciel étant en effet ici très faible en général, sinon nul, c’est bien le bruit de lecture (+ le bruit du signal thermique) qui domine et qui détermine la magnitude limite de l’instrument. Ce bruit est appelé RON, pour Read Output Noise. Dans les capteurs CMOS actuels, il est compris entre 1 et 2 électrons, alors qu’il est de 4 à 6 électrons dans les caméras CCD, dont l’usage devient de plus en plus marginal. Cette valeur exceptionnellement basse en CMOS est un atout potentiel en spectrographie, mais d’autres sources de bruits s’ajoutent (ce sont des pseudo-bruits),  qu’il faut savoir reconnaître et maitriser pour exploiter au mieux ce type de capteur (voir section suivante).

J’utilise ici une caméra toute récente au moment où est écrit cet article, la ASI6200MM (ZWO) équipée du détecteur CMOS Sony IMX455, de taille imposante (au format photo 24x36), et dont voici les principales caractéristiques mesurées par l’auteur sont résumées dans le tableau suivant :

Ce que ne précise pas le tableau, se sont deux points de rupture forts par rapport aux anciennes générations de capteur CMOS : l’absence totale d’électroluminescence, ou AmpGlow et la numérisation sur 16 bits, soit 65536 niveaux ou ADU (alors que pour la plupart des modèles antérieurs, la numérisation se fait sur 12 bits ou 14 bits). On entre donc dans l’âge adulte du CMOS. Un autre point fort à relever est la large taille du capteur, au format 24x36. Cette taille généreuse permet de saisir l’ensemble du spectre échelle délivré par le spectrographe eShel avec une bonne marge de sécurité, y compris avec un objectif de 135 mm de focale, comme l’indique l’image ci-après du spectre solaire, où la surface sensible totale est représentée  :

Bien entendu, lors des acquisitions effectives, on ne sauvegarde sur le disque que la portion juste utile (le fenêtrage réduit d’un facteur deux la taille des images dans le cas présent, et aussi le temps passé aux calculs). Attention, en CMOS il y a une règle d’or à respecter : il faut TOUJOURS acquérir les données spectrales en binning 1x1 afin de se donner le moyen de réduire le bruit par la suite, même si les fichiers paraissent encore gros, ici 117 Mo après le fenêtrage  - j’y reviens plus loin. Voici l’aspect de l’image « croppée » : 

Grace à cet équipement et au traitement appliqué, je peux acquérir des spectres jusqu’à la longueur d’onde de 3725 A (ordre 60) , un record pour le spectrographe eShel. Par exemple, ci-après,  le spectre de la brillante étoile Véga, qui sert classiquement d’objet de référence ; 

Malheureusement, comme dans tous les capteurs CMOS testés jusqu’alors, le IMX455 présente un défaut typique qui prend la forme d’un taux de génération de charges qui varie brusquement et aléatoirement dans le temps au niveau du pixel, produisant alors un signal aléatoire dit télégraphe (ou en abrégé RTS, pour  « Random Telegraph Signal »). De ce fait, l’histogramme du bruit de lecture s’éloigne de la forme gaussienne idéale (caractéristique des capteurs CCD). Voici une image à très haut contraste du signal d’offset du IMX455 qui montre bien le RTS (des pixels éparpillés et isolés dont le niveau monte ou descend significativement par rapport au niveau moyen) :

Cette structure évolue plus ou moins vite dans le temps, ce qui rend le défaut impossible à étalonner (c’est bien un bruit, du type 1/f). Notez bien que le RTS n’est pas propre au IMX455 ; on le rencontre par exemple dans le capteur CMOS Sony IMX183, qui équipe une caméra populaire comme la ASI183MM de ZWO. Notez encore que le bruit RMS de 1,6 électron indiqué dans le tableau de performance ci-devant prend en compte le bruit RS, ce qui signifie qu’il est assez discret, fort heureusement. Mais nous allons chercher malgré tout à l’éliminer grâce à un processus décrit à la section suivante.

Une question qui revient très souvent lorsqu’on utilise un capteur CMOS est celle du réglage des paramètres « gain » et « offset ». Ces réglages sont possibles en CMOS, et pas en CCD, ce qui déroute les utilisateurs de ces derniers capteurs. Le cas IMX455 est particulier, car à partir du gain de 100 (dans la terminologie ZWO), le bruit de lecture est quasi constant, compris entre 1,5 et 1,6 électron. Pour les utilisations courantes, il y a donc tout intérêt à travailler avec le gain de 100, car outre le bruit le plus bas, il offre alors aussi la dynamique maximale.

Noter que les auteurs du driver ASCOM de la caméra ASI6200MM n’autorisent pas actuellement un gain supérieur à 100, ce qui correspond donc à une dégradation d’un élément de la performance de la caméra. Il faut espérer que cette limitation sera corrigée dans le futur. J’utilise ici le driver natif du logiciel Prism, qui n’a pas cette limite en gain. Le tableau suivant permet de comparer les paramètres de la caméra ASI6200MM pour les gains de 100 et 200 :

Le rendement quantique « système » de la caméra ASI6200MM a été évalué au travers d’une campagne intensive de comparaison inter-caméras. Au minimum, les valeurs relatives entre caméras indiquées dans le tableau suivant sont correctes. Par QE « système », j’entends un rendement  qui inclue la transmission optique du hublot qui ferme la caméra et du fin hublot qui recouvre la surface sensible du détecteur. A priori, les fabricants donnent le rendement quantique de la puce photosensible nue, ce qui peut expliquer des valeurs mesurées ici légèrement inférieures à celles données par le fabricant généralement, surtout dans le bleu.

On remarque que le rendement quantique mesuré sur une caméra ASI183MM et une caméra ASI6200MM est fort semblable, sauf dans le bleu profond, où la performance de cette dernière est légèrement en retrait, ce qui constitue une déception. Par ailleurs, le rendement quantique au pic à 90% parfois affiché pour le IMX455 semble bien optimiste. La valeur absolue du rendement est sûrement plus proche de celle indiquée dans le tableau (80%, ou 82% au mieux si on retire la transmission des divers hublots que traverse la lumière jusqu’à la puce photosensible), ce qui représente déjà une très bonne performance. Si le QE était de 90% ou plus, la surface sensible aurait un aspect visuel s’approchant de celui du charbon (forte absorption de la lumière), ce qui n’est pas le cas ici.

Voici ces mêmes étapes illustrées en images, celles de la lampe Thorium/Argon, réalisées avec un eShel équipé de la nouvelle optique (collimateur + Canon 135 f/2)) et d’une caméra ASI6200 exploité en mode binning 1x1. D’abord l’image brute :

Autour de la raie Halpha, l’échantillonnage spectral est de 0,048 A/pixel. En outre, on calcule que le pouvoir de résolution doit être de R = 13000 environ compte tenu du diamètre de la fibre et de la dispersion spectrale. On en déduit le FWHM d’une raie monochromatique, soit 6563 / 13000 = 0,505 A, soit encore 0,505 / 0,048 = 10,5 pixels. On est très au-dessus du critère de Shannon de 2 pixels/FWHM, le sur-échantillonnage est massif, ce qui est idéal pour CMED.

L’image suivante montre l’effet d’un filtrage median 3X3 du document précédent :

La finesse du spectre est un peu plus affectée mais demeure très bonne. Le pouvoir de résolution passe de R=13000 à R=12000 environ. Cette opération de filtrage gaussien casse l’aspect trop géométrique (« boxy ») de la réponse impulsionnelle spectrale en donnant un profil plus naturel aux raies étroites, tout en améliorant encore le rapport signal sur bruit.

Finalement, la taille de l’image est réduite d’un facteur 2 par agglomération 2x2 des pixels (binning), afin surtout que le poids des images pèse moins lourd pour la suite des traitements. Le FWHM reste fort correct pour ces traitements ultérieurs (FWHM=5 à 6), donc sans risque de générer des pseudo-bruits (par exemple lors de la correction des  distorsions géométriques) :

Voici la même séquence de traitement, mais cette fois vis-à-vis du bruit, en utilisant une image d’offset. D’abord l’image brute, où on mesure un bruit de 1,49 électron RMS :

Puis après le filtrage médian 3x3, avec pour résultat un bruit mesuré à 0,38 électron :

Puis après le filtrage gaussien de force 2  (dans le référentiel ISIS), avec un bruit RMS qui passe à 0,14 électron :

Puis enfin le binning 2x2, qui n’améliore pas très significativement le bilan de bruit, ici 0,13 électron au final (soit un bruit apparent de seulement 1,7 ADU — on comprend ici l’utilité de travailler avec un gain de 200 sur la caméra plutôt que 100, car on frise le bruit de quantification) : 

Cette dernière performance est en mettre en regard avec le pouvoir de résolution, qui lui reste stable du début à la fin. L’algorithme CMED permet un gain en détectabilié assez considérable dans la situation décrite, certes favorable (fort échantillonnage spatial du spectre, bon détecteur et faible bruit de photon). On estime que ce gain est voisin d’une magnitude, ce qui est très élevé lorsque l’on songe ce que cela représente en terme de diamètre de télescope (et on n’est plus très loin de pouvoir compter les photons un à un…).

6. Utilisation pratique du logiciel ISIS

La version 6 de ISIS ajoute un outil qui facilite la mise en oeuvre de l’algorithme CMED (onglet Instruments/CMOS).  Je vais ici en décrire l’usage,  qui reprend exactement les étapes exposées  précédement. Mais avant, j’évoque mes conditions d’acquisition des spectres et de pré-traitement, car ces éléments ont un impact sur le résultat final.

Le premier point que je développe est la question du temps de pose optimal en observation très faible flux. Une manière de faire pour établir un critère de choix est de s’intéresser au bruit thermique. La méthode consiste à calculer le temps de pose de manière à ce que le bruit thermique (égal à la racine carré edu signal thermique) soit voisin du bruit de lecture. A ce jeu, compte tenu du taux de charges thermique du capteur IMX455 utilisé  à -15°C, à savoir seulement 0,00049 électron par seconde (voir le tableau au début de cet article), ce temps avoisine une heure (3600 secondes). Cela signifie que le temps de pose idéal s’il faut réaliser le spectre d’un objet très faible est d ‘une heure. Et il vaut sûrement mieux réaliser une pose unique de 3600 secondes que fragmenter en 4 poses de 900 secondes, par exemple. Ce sont ici des considérations assez nouvelles en matière d’utilisation des capteurs CMOS (note : en imagerie planétaire avec capteur CMOS, on cumule un très grand nombre d’images, ce qui est un autre moyen de supprimer le bruit RTS et aussi faire de la sélection d’images, mais ici, en imagerie très faible flux, les temps de pose très longs sont fort efficaces,  en particulier grâce à l’algorithme CMED, capable d’éliminer efficacement des accidents comme les rayons cosmiques).

La situation de l’image « maitre » du signal d’offset est différente avec les capteurs CMOS. Même en moyennant un nombre considérable d’images élémentaires, il est très difficile de faire ressortir une image qui ressemble à autre chose qu’à un signal constant sur toute la surface, en tout cas avec le IMX455. C’est assez impressionnant. Il s’agit plus d’un biais électronique qu’un offset. . En fin de compte, le mieux et le plus expéditif est de synthétiser une carte d’offset artificielle en utilisant le niveau le plus approchant de celui trouvé dans des images d’offset caractéristiques. Voici donc comment je calcule mon image d’offset, donc exempte de tout bruit : 

En spectrographie échelle, je réalise toujours l’image flat-field (et LED) en positionnant la fibre d’étalonnage de 200 microns devant une lampe halogène de 4700 K (lampe d’éclairage musée, SOLUX MR16, 12V 50W). Je n’utilise jamais la lampe tungstène interne du boîtier d’étalonnage Shelyak, d’une température bien trop froide pour pouvoir étalonner les spectres dans le bleu profond avec un bon rapport signal à bruit. Je réalise donc une bonne vingtaine d’images tungstène externe au boîtier, en pensant à agiter la fibre (le « scrambleur » évoqué au début de l’article). Le temps de pose est ajusté pour s‘approcher du niveau de saturation au pic (les 16 bits du détecteur IMX455 sont ici particulièrement appréciés). 

Il ne reste plus qu’à traiter la séquence de spectres échelle neowise_bin-xxx d’une façon (presque) normale depuis l’onglet eShel de ISIS :

Le résultat est une image 2D spectaculaire de la comète NEOWISE (24 juillet 2020), qui est la somme des 7 images neowise_bin-xxx, et profil spectral correspondant :

On procède de la même manière pour générer l’image « thor_neowise » à partir d’une séquence neowise_thor-xxx.  Astuce, je capture en général 6 à 8 images de la lampe Thorium-Argon avec des temps de pose différents, qui s’étalent dans mon cas entre 5 et 30 secondes (certaines avec des raies saturées). Le fait de réaliser une addition à la fin de toutes ces images donne une image spectrale d’étalonnage de haute dynamique qui fonctionne très bien sur l’ensemble du spectre. 

Ce discret objet de magnitude V = 12 est inclu dans la base d’étoiles BeSS (étoiles Be), mais n’avait pas de spectre jusqu’alors en raison de sa relative faiblesse d’éclat. Le document montre que l’on peut entreprendre l’observation d’étoiles de cette magnitude avec eShel et un pouvoir de résolution R = 12000, alors que normalement elle est est plutôt réservé à des spectrographes dotés d’une basse résolution spectrale. L’extrait de spectre à gauche correspond à un temps de pose de 20 minutes seulement et un rapport signal sur bruit mesuré de 14 (RSB = 14), ce qui suffit pour bien détailler la raie en émission.  Le spectre à droite correspond à une pose de 2 heures dans les mêmes conditions (télescope Newton 250 mm f/4.0, caméra ASI6200MM). Le rapport signal sur bruit est à présent de 30 (RSB =30), ce qui permet d’étudier le continuum,  bardé de raies fines. En deux heures de pose il est donc possible d’atteindre V = 13 avec un RSB de 15 dans le continuum avec un télescope somme toute modeste, de 250 mm de diamètre. La puissance de eShel optimisé s’exprime aussi lorsqu’on examine un large domaine spectral de l’étoile EM* MWC 622 : il se révèle bien trop rouge pour être celui d’un objet de type Be :

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