光的干涉基本原理.doc

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1、第三章 光的干涉 3.1 两列单色波的干涉花样一两个点光源的干涉球面波，在场点P相遇，则有 可设初位相均为零，则位相差光程差在真空中 干涉相长： 即干涉相消： 即j=0，1，2，3，4，被称做干涉级数。亮条纹和暗条纹在空间形成一系列双叶旋转双曲面。在平面接收屏上为一组双曲线，明暗交错分布。干涉条纹为非定域的，空间各处均可见到。对于距离为d的两个点源的干涉，如果物点和场点都满足近轴条件，则两点发出的光波在屏上的复振幅分别为合成的复振幅为强度分布为为从一个孔中出射的光波在屏上的强度。是一系列等间隔的平行直条纹。间距由决定，为。二两个线光源的干涉（双缝干涉）在接收屏上，为相互平行的直条纹，明暗交错。

2、满足近轴条件时， ， 则亮条纹在处 暗条纹在处亮（暗）条纹间距如两列波初位相不为零，则条纹形状不变，整体沿X向移动。如光源和接收屏之间充满介质，因为，则条纹间距为 ， n为折射率。干涉条纹为非定域的，接收屏在各处均可看到条纹。三干涉条纹的反衬度（可见度）反衬度的定义：在接收屏上一选定的区域中，取光强最大值和最小值，有而 则有 ，当A1=A2时，=1；当A1A2时，即A1、A2相差悬殊时，=0。记I0=I1+I2，则条纹亮度可表示为四两束平行光的干涉两列同频率单色光，。振幅分别为A1，A2；初位相为，方向余弦角为（），（）在Z=0的波前上的位相为，位相差（x，y）处的强度为可得干涉条纹=即亮、暗

3、条纹都是等间隔的平行直线，形成平行直线族，斜率为条纹间隔为 或条纹的空间频率为是非定域的。 3.2 相干光的获得一原子发光的特点原子从较高的能量状态变化（跃迁）到较低的能量状态时，便会有多余的能量，可以以各种形式释放出来。如果两能量之差合适，则以发光的形式释放能量。所以，发光是原子在不同的能量状态之间跃迁的结果。光源中总是包含大量的原子，总是有大量的原子同时发光，不同原子所发的光波，都有随意的传播方向、振动方向、位相和频率。所以，不同原子在同一时刻所发出的光波是不相干的；同一原子在不同时刻所发出的光波也是不相干的。即普通光源所发的光都是不相干的。所以，在通常情况下看不到光的干涉。即普通光源所发

4、的光在相遇时总是强度相加，不会产生干涉，出现光强的重新分布。二相干光的获得对于普通的光源，要想得到相干光，只有一种方法，就是设法将同一个原子在同一时刻所发出的一列光波分为几部分，这几部分光波由于来自同一列光波，所以具有相同的频率、固定的位相差，而且存在相互平行的振动分量，就是相干的。这就是干涉的物理本质。所以，也可以说，干涉是一列光波自己和自己的干涉，也只有自己和自己之间才有可能发生干涉。光源所发出的大量光波，其中的每一列都与自己干涉，形成一个干涉花样，有一个光强分布；不同的光波之间，则是干涉花样的强度叠加。可以用数学表达式表示如下：在时刻t，光源中第I个原子跃迁发出的波记为Ui，该列波经分光

5、装置后分为两部分，这两部分是相干的。这两部分到达场点P时振幅为，位相差为，该原子发出的波在P点的干涉强度为，对于点光源和相同的干涉装置，所有原子的是相同的。所有原子在t时刻发出的波在P点形成的总的干涉强度为可以通过分波前或分振幅的方法得到相干光。三、杨氏干涉一列光波经过双缝或双孔，分成相干的两列光波，两列相干光在空间P处相遇，位相差为产生干涉。第二列光波分成的两列相干光，在P处的位相差与第一列光波相同，亦为，产生与第一列相同的干涉强度分布，与第一列所产生的干涉，进行强度叠加。依此类推，得到一个干涉花样。其物理过程为：第一步是相干叠加，第二步是强度叠加（非相干）。光源发出的任一列光波，经过双缝或

6、双孔，分成相干的两列，在空间相遇，产生干涉。光源发出的不同光波波列是不相干的，各自干涉后，相互之间只能进行强度叠加。上述物理过程为：第一步是同一列波的相干叠加；第二步是不同波列间的强度叠加（非相干）。四、干涉的特点干涉是一列一列分立的光波之间的相干叠加干涉是一列光波自己和自己的干涉干涉的结果，使得光的能量在空间重新分布，形成一系列明暗交错的干涉条纹干涉之后的光波场仍然是定态波场 3.3 分波前的干涉装置一杨氏干涉一列光波经过双缝或双孔，分成相干的两列光波，两列相干光在空间P处相遇，位相差为产生干涉。第二列光波分成的两列相干光，在P处的位相差与第一列光波相同，亦为，产生与第一列相同的干涉强度分布

7、，与第一列所产生的干涉，进行强度叠加。依此类推，得到一个干涉花样。其物理过程为：第一步是相干叠加，第二步是强度叠加（非相干）。二菲涅耳（Fresnel）双镜三罗埃镜四. 菲涅耳（Fresnel）双棱镜五维纳驻波的干涉入射波 反射波 ，合振动 形成驻波。在，说明，反射时有半波损失。则，光强 ，z=0处，I=0，为极小值。暗纹间隔，可得，板G上条纹间隔为斜入射时，将波矢分解为平行和垂直于z的两部分。与z平行部分无反射波，不发生干涉。六光场的空间相干性1、光源宽度对干涉条纹可见度的影响对于由S点发出的光波，到达P点时，光程差包括两部分：，。设S的坐标为x，考虑到对于天体的测量，则bd，同时l也很大。

8、，光源中心对双缝的张角，称为干涉孔径。S上下移动时，不变。扩展光源上一段形成的干涉强度干涉场的强度为可见度 ，即时，=0，此时b为扩展光源的极限宽度。由于扩展光源导致干涉消失，此为光的空间相干性。要求相干光源宽度，或者在光源一定的情况下，双缝间距，干涉孔径角 。可得最大干涉孔径角，即相干孔径。，空间相干性的反比公式。当双缝处于相干孔径之内时，可出现干涉，否则无干涉。相干面积。七光场的时间相干性光源的非单色性对干涉的影响。入射光波长范围为，在屏上位置除j=0级之外，第j级亮纹的宽度从到。当的j级与的j+1级重合时，干涉消失。即，可得，最大相干级数。对应的光程差=，相干长度。关于相干长度的说明。一

9、列单色波可表示为，复色光是波长有一定范围的光波，实际上是波长不同的一系列单色波的叠加。即，波长连续变化时，求和变为积分，有波矢的范围为，各单色波振幅相等，即，,对于准单色波，由于其波长范围很小，有，记，积分式为，记，则有是波矢为k0，有效分布区域为的波包。其中高频部分的波矢为，频率为，波包的速度为，是这些不同频率的单色波叠加之后的波群传播的速度，称为群速度。由于，所以有，而，所以波列等效长度，用频率表示，故，。波包传过这一长度的时间为，有，即。时间相干性的反比公式。以上的计算表明，非单色波列是在空间有限上的一个波包，长度即为其相干长度。两列波到达某一点的光程差大于波列长度时，它们是不能相遇的，

10、因而不可能进行叠加，这就是相干长度的物理本质。也是时间相干性的物理本质。 3.4 菲涅耳（Fresnel）公式入射光在媒质界面处分为反射和折射两部分。一振动矢量的分解将振动矢量分解为垂直于入射面的S分量和平行于入射面的P分量。P 、S和k构成右手系。S沿+y方向为正。图示为各个分量的正方向。Fresnel公式描述了各个分量的电矢量之间的关系。对于定态光波，Fresnel公式也是各个分量复振幅之间的关系式。 二Fresnel公式反射、折射瞬间的电矢量与入射电矢量之间的关系。反射光 折射光 三、反射率与透射率从Fresnel公式可以直接得到反射率和透射率。振幅反射率，光强反射率， 振幅透射率，光强

11、透射率，能流反射率等于光强的反射率能流透射率， 四半波损失的解释光波由光疏介质射向光密介质，n1A3A4，反射光，A1，A2起主要作用；透射光，可见度极小。如果是高反射率膜，则r很大，而t很小，故透射的各列波的振幅比较接近，此时就必须考虑多光束的干涉。 二、 干涉光的定域由于用波的模型描述光，从上表面反射的光，可以向任意方向传播，从薄膜内部透射出来的光，同样也可以向任意方向传播，所以在空间各处都有交叠，都可以产生干涉。但是，一方面，反射波和透射波的能量最大的方向，还是符合几何光学定律得反射和折射方向，另一方面，可以采用特定的光路，使波列在特定的区域内进行交叠，产生干涉，观察光的干涉。对于薄膜的

12、干涉，最常用的有两种方法，第一，让波列在无限远处产生干涉，由于只有相互平行的波列在能在无限远处相遇，或者这些波的倾角是相同的，被称为等倾干涉；第二、让波列在薄膜的表面进行干涉，由于在膜厚相等的区域，具有相同的光程或光程差，所以，这类干涉被称为等厚干涉。一 . 等倾干涉薄膜两表面平行在所有的反射光和透射光中，相互平行的光将汇聚在无穷远处，则它们的干涉也将在无穷远处发生。如果在薄膜上表面用凸透镜观察，则所有相互平行的光将汇聚在凸透镜的焦平面上。在这种干涉装置中，只需要考虑相互平行的光即可。1 干涉级与透镜光轴夹角为的光，则在薄膜内，其折射角为，这两条光线在透镜焦平面相遇时的光程差可以按如下方法计算

13、，两列波之间有半波损失，则或=干涉相长，干涉相消。入射角相同时，光程差相同，是同一干涉级，故名等倾干涉。入射点不同、入射面不同，只要相对于界面法线，有相同的角度，经透镜后，在焦平面上汇聚为同心圆。定域于无穷远处。所以等倾干涉的条纹是一系列的同心圆环。其中每一条纹对透镜光心的张角为。2 干涉条纹的分布特征（1） 中央条纹，垂直入射，干涉级最大，即中央条纹的干涉级数最大，由决定。h增大，对同一j，i1增大，即圆环膨胀。h减小，对同一j，i1减小，即圆环收缩。（2） 条纹间距相邻条纹，厚度大，条纹间隔小。（3） 条纹角宽度相邻亮暗条纹之间的角距离。=，=,（4） 条纹分布，中心处，角度小，大，即条纹

14、中心疏，周围密。二 . 等厚干涉薄膜两表面不平行，有一夹角，则在光波相交处均有干涉，整个空间都有干涉条纹，是非定域的。如果仅仅观察薄膜上表面处的干涉，则计算方法如下。由于实用的等厚干涉装置，薄膜两面间的夹角是很小的，计算光程差的方法同前，有或=干涉相长，干涉相消。正入射时，h相同处，j相同，故名等厚干涉，定域于薄膜上表面。则亮纹位置为 j，j+1间高度差，在表面间距在尖端处，只有半波损失，反射光永远是暗纹。透射光是亮纹。可用于检测表面平整，确定凸凹。由于厚度相等处是同一级干涉条纹，所以有凹坑处，厚度增大，不符合干涉的条件，但是，在凹坑附近靠近薄膜尖端的一侧，由于厚度较小，符合干涉的条件，则条纹

15、将向此处弯曲。对于凸起，则条纹向厚的一侧偏移。 3.6 分振幅的干涉装置一 .Michelson干涉仪G1：分光板，G2：补偿板。G1与M1，M2成45o角。两镜均有半波损失。为等倾或等厚干涉，。相当于空气膜的干涉。用于精确测量长度。条纹形状1、M1M2 等倾干涉同心圆环，圆心在视场中央。2、M1不垂直于M2 等厚干涉P1，P2点进入光瞳的光线必须是倾斜的，故其入射角比中央O点大，所以h必须增大才能使得满足干涉相长条件，故条纹向厚的一端弯曲。傅里叶变换光谱仪在Michelson干涉仪中，可以让进行干涉的两束光的强度相等，即它们的振幅相等，记为，则干涉强度可表示为，而仪器接收到的光强为各种波长的

16、强度之和。，其中，为光源光强按波数的分布。即有与波长无关，而后面的积分是一个傅里叶余弦变换的表达式。其逆变换为。在Michelson干涉仪中，光程差即为两反光镜之间距离的两倍，即2D，所以，只要在任何位置上记录得到衍射光强，即可通过傅里叶变换得到光源的光谱分布。由此可以得到光源的光谱分布或。二 .干涉滤波片利用干涉相长或干涉相消原理，对某些波长增透或增反，制成光学镜头或反射镜以及滤光镜。三 .牛顿环（圈）反射光：一列在球面被反射，另一列在平面被反射，有半波损失。是等厚干涉。亮纹，即，。而，因为2Rh，所以，。Newton Ring 半径为 。透射光：一列直接透过，另一列在平面和球面间反射后透过

17、，由于两次反射，无半波损失。Newton Ring 半径 。可以通过测量Newton Ring半径得到球面透镜曲率半径R。 3.7 多光束干涉Fabry-Perot干涉仪一 .光强分布两相对反射面严格平行，由于镀有高反射率膜，光线在两面间多次反射。等倾干涉，条纹为同心圆环。除第一列反射光外，相邻两列反射光相同光程差，相邻两列透射光也有相同光程差和位相差，第一列位相为，第n列位相为对于透射光，振幅可表示为=，对光强的反射率。第n列透射光的复振幅为相干叠加=，当时，透射光强而，反射光半值宽度：光强降为峰值一半时峰的宽度。光强按为周期分布，可在附近计算半值宽度，得，即，得到。越大，越小，条纹越锐。二

18、 .光波场特性1、 条纹角分布，当时，条纹半角宽度大，h长，小，条纹锐。中央条纹宽，周围细锐。薄膜干涉，即双光束干涉时，可见FP条纹锐得多。即出射的条纹发散角很小。保证了激光的平行性。2、 频率（波长）分布只有特殊的波长满足极大条件，即，在附近，虽经干涉，并未全部相消，设可见的波长范围为，则有，可得h大，大时，小。可用于选模。保证了激光的单色性。3、 光谱的精细结构分析，即为波长差为的同一级亮条纹的角距离。与薄膜干涉相同，但由于条纹锐得多，所以靠得很近的条纹也可以分辨清楚。当时，即相邻两条纹的角距离等于每一个条纹的半角宽度时，为可以分辨的极限。此为Taylor判据。，可分辨最小波长间隔，色分辨本领为32 / 3232