相干长度

相干长度 相干光源的条件其中之一是相位差恒定，这是什么意思,频率相同和相位差恒定不是一个意思吗, 问补充:如果是机械波的话，频率相同，相位差一定恒定吗, 提问者: meihua69 - 一级最佳答案频率相同，相位差不一定相同。 我想你是把光想象成了一列一直连续的波，实际上不是这样。 简单理解就是:一个原子跃迁产生一列波，这列波只有数个周期，也就是说这列波总的长度是有限的，所以你看到的光并不是一直“连续”的波，而是无数断续的“片段”的叠加(这里说的“片段”，举个例子理解就是波长600nm，一个片段只有10个周期，那这个“片段”的长就是6000nm)。 又因为不同的原子跃迁的时间是不确定的，也就是说每个“片段”的起始时间是没有规律的，虽然频率相同，但依旧无法保证相位差相同。 获得相干光的之一，分振幅法，就是相当于把每一个“片段”“撕”成了两份，从同一“片段”得到的两份光就可以保证相位差恒定。 获得相干光的另一方法，分波阵面法，原理可以自己去。 根据量子力学、光学的原理，光的光谱宽度和其相位的不确定值比是一个常数。当光谱具有一定的宽度的时，光子前进某一距离后，光子的相位不确定将导致光子不能继续保持一定的相位差，从而不能在形成干涉的关系。这个长度就是相干长度。反映的是光谱的宽度。如果有一个光源的光谱宽度是0，那么它的相干长度就是无穷 只有波才能产生干涉. 在以下条件下才能产生干涉: 需要2束频率相同,而且光程差(光走过路程)为半波长的整数倍,奇数倍为干涉相消,用于减轻光的干扰(相机上的增透膜),偶数倍为干涉相长(激光的形成) 两光波的相干条件 同一光源发出,频率相等,振动方向一致 //频率相等、振动方向一致和初位相恒定 激光是受激辐射光，它的波长分布范围很窄，颜色很纯，其振动、频率、相位都高度一致，而白光是复合光，其频率、振动、相位都不一致，发生干涉时，激光形成的干涉图样更稳定，所以激光的相干性比白光的好。 在普通光源中，原子发光过程都是自发辐射过程，各个原子的辐射都是自发地、独立进行的，因而各个原子发出的光子在频率、发射方向和初位相上都是不相同的，所以，在光源的不同位置发出来的光各不相同，不具备空间相干性;而它的Δυ很大，所以Δt就很短，因而也不具备时间相干性。所以普通光源发出的光不是干涉光。 而对激光器来说，它所发射的激光单色性很好的，即激光的Δυ非常小，比普通光的Δυ要 小得多。因而激光的相 干时间Δt很大，即激光的时间相干性是很好的 激光的相干性可分为:时间的相干性和空间的相干性具体如下: 和普通光一样，激光在时间相干性和空间相干性都比较好( 时间相干性与空间相干性 在第一章里已讲过了光的干涉，光源的相干性是一个很重要的问题，所谓相干性，也就是指空间任意两点光振动之间相互关联的程度， (图9,26) 在图9-26中，如果 和 两点处的光振动之间的位相差是恒定的，那么当 和 处的光振动向前传播并在 点相遇时，这两个振动之间的位相差当然也是恒定的，于是在 点将得到稳定的干涉条纹，这时，我们就称 和 处的光振动为完全在联的，也就是完全相干光，如果 ， 处的光振动之间的位相差是完全任意的，并随时间作无规则的变化，那么在 点相遇时，根本不能给出干涉条纹，这时我们称 ， 处的光振动是完全没有关联的，也就是完全非相干光。 由于原子的发光不是无限制地持续的，每一次发光，有一定的寿命，因此它总是有一个平均发光时间间隔，从干涉的角度来讨论问题时，可以很明显地看到，只有在同一光源同一个发光时间间隔内发出的光，经过不同的光程后再在某点相遇时，才能给出干涉图样，所以我们把原子的平均发光时间间隔叫做相干时间，在这里，把这一个相干时间记为 ，如果光的速度为 则 表示在相干时间内光经过的路程，我们称它为相干长度，记之为 ，于是有 = 在迈克耳孙干涉仪中，如图1-19所示，引起干涉的两束光为 和 ，这两束光的光程差即为平面反射镜 和 之间的空气薄层的厚度，现在令这厚度为 ，只有当 时，才能清楚地看到干涉条纹，这时 和 这两束光才是完全相干光，当 时， 和 这两束光已经不是发光原子同一次发光中发出的了，它们之间已无恒定的位相差，因而干涉条纹非常模糊， 比 大得愈多，干涉条纹愈模糊，甚至完全不能见到，这时 和 是完全不相干光，在这个例子中，我们可以看到，虽然在处理问题时，还是考虑两束光之间的光程差，但这个光程差是和相干时间联系着的，因此在迈克耳孙干涉仪中讨论光的相干性问题，实质上讲座的是光的时间相干性。 在?1-4杨氏实验的装置中可以看到，光源前放置一块开有小孔S的光阑，在光阑的前面，再另外放置一块开有两个小孔 和 的光阑，只有这样的装置，才能使通过 和 ，则通过 和 后再出射的光不可能是相干光，这是因为普通光源本身发光表面上任意两点之间是没有空间相干性，因此可以用杨氏实验来研究光源的空间相干性。 二、 普通光源的相干性 在普通光源中，受激辐射过程总是小于自发辐射过程，由于后者总是占主导地位，因而普通光源所发射的光相干性是很差的，但是这并不是说绝对不能从普通光源中得到时间和空间相干性都很高的光，只要通过一定的方法，还是可能从普通光源中得到时间和空间相干性较好的光，例如，用单色仪分光后，通过狭缝所得到的光，它的单色性很好，因而它的时间相干性也很高，用杨氏实验装置来遮蔽大部分普通光源的发光表面，只留下一个极小的开孔使光通过，这样得到的光，它的空间相干性也可以是很高的，但是，使用这样的办法以取得相干性很好的光时，光强几乎已减弱到实际上不能利用的程度。 三、激光中的衍射损耗 如果把可见波段的激光入射到光屏上，仔细观察激光光斑的光强分布，就会发现它是不均匀的，不同激光器射出来的光斑中的光强分布也是各不相同的，这就是说，激光在谐振腔内振荡的过程中，在光束横截面上形成具有各种不同形式的稳定分布，称为激光束的横向模式，简称横模。 激光束在横截面上呈现各种光强的不同花样的稳定分布而不呈现均匀光强的稳定分布，主要原因就是激光器中有衍射现象，因为谐振腔两端有两块反射镜，它们的大小是有限的，镜面除了对光波起反射作用外，镜面的边缘还起着光阑的作用，任何光束通过光阑时，都会引起衍射现象，因此，激光束在反射镜上反射旱，反射镜也引起了衍射现象，每反射一次，就要产生一次圆孔衍射，假使有一个平行平面腔，两反射镜之间距离为 ，衍射孔径的直径为 、间隔为 的光阑系列，光束在反射镜面上每反射一次，就相当于通过光阑系列中的一个光阑(图9-27)。 (图9,27) 假如有一个平面波在腔内沿轴向传播，在到达第一个光阑时，光强分布为长方形，通过第一个光阑后，光被衍射，这时光强分布就不再保持长方形，边缘部分的光强减弱了，这样依次经过一系列的光阑，由于衍射效庆而使光强分布不断改变 (图9,28) (图9-28)，可以看到，当光束通过一系列光阑时，其振幅和位相的空间分布不可避免地逐次发生畸变，并于最后趋向一定的稳定分布状态，只有在振幅和位相的空间分布达到稳定状态的光波才是最后输出的激光，现在我们取激光器的轴向人微言轻直角坐标系的z轴，以谐振腔的中心点为原点，并在与主轴z垂直的平面上取 轴和 轴，我们用符号 来表示各种横向模式，这里 均为正整数，分别表示在 轴和 轴方向上光强为零的那些零点的序数，称为模式序数， (图9,29) 图9-29表示了横模的光斑图，从图中可以看到，基模是光斑中间没有光强为零的光斑，称为 模; 模由表示在 方向有一个光强为零的光斑; 模表示在 方向有一个光强为零的光斑;以此类推，模式序数 越大，光斑图形中光强为零的数目就越多， 称为低次模式;其它的模式皆称为高次模。(照相图14)。 四、激光的相干性 和普通光一样，激光在相干性和空间相干性，如前所述，原子发光时间 和所发光的频率宽度 是成反比的[(9-26)式]，也就是说， 愈小， 就愈长，而对激光器来说，它所发射的激光的单色性是很好的，即激光的 非常小比普通光的 要小得多，这样就可以很自然地得到结论，激光的相干时间 很大，即激光的时间相干性是很好的。 那么，激光的空间相干性为什么也很好呢,上面已经讲了激光器的衍射现象，正是由于这个衍射作用，使激光在空间相干性提高了，现在来计算一下由于衍射而损耗的能量， (图9,30) 图9-30中，激光从直径为 的小孔 射入，如没有衍射，则能量集中在面积为 的小孔 中，现在因有衍射，能量不可能集中在 这块面积上，即通过小孔边缘的光必然向外扩展，对于圆孔衍射，第一极小值在 ，于是，因为衍射的缘故，能量分布的面积的增量为 ( 为腔长)，衍射能量损耗的百分比为 式中N这菲涅耳数，定义 ，N愈大，衍射损耗愈小，所以菲涅耳数N是描述衍射损耗特性的一个参数。 衍射使激光的能量受到损失，但却为激光的空间相干性创造了条件，如开始时光波是空间不相干的，那么由于衍射的结果，在多次来回反射后的衍射孔边缘处，由于光的衍射扩散，不仅向外并且也向内发射光束，就是说，衍射孔使从光束截面上各点射出的光线互相混合，所以，在许多次衍射后，光束截面上一个点的光，不再仅与原光束的一点有联系，而是和整个 截面有联系，因此截面上各点是相关联的，在这种情况下，就建立了光束的空间相干性，光波就成为空间相干的了。 衍射损耗除了与菲涅耳数N有关外，还与谐振腔的振荡模式有关，不同模式的衍射损耗是不同的，理论计算结果表明，高次模式比低次模式的衍射损耗大，这样，对一定的谐振腔来说，有些模式还没有达到阈值条件时，另一些模式已达到了阈值条件，也就是说，由于衍射损耗的缘故，谐振腔选择了某一种模式，并使它最后稳定下来作为输出激光的模式，而许多其它模式则始终不能达到阈值条件，当然也就不能形成雪崩式的激光输出，输出激光的振荡的稳定模式，所谓稳定，是指光波的振幅和位相在空间的分布是不随时间变化的(当然频率也是确定的)，因此，当激光器以一定的振荡模式输出激光时，显而易见，这种激光具有很好的空间相干性。反之，如果没有衍射，当然也就没有对不同模式的不同的衍射损耗，就会有许多模式同时达到阈值条件，同时形成激光输出，那就不可能有光波的振幅和位相在空间分布的稳定性，当然就不具备好的空间相干性。 1. 由光场的经典干涉效应度量的相干性 在经典光学中,光的相干性是通过两列光波,根据波的 叠加原理,让光波满足一定的条件而出现的干涉现象来说明 的。这里的相干条件是,两列波频率相同,振动方向相同,相 位相同或相差恒定。为了满足相干波的条件,可以使用滤色 片,让来自不同频率的光频率相同,使用偏振片,让振动方向 相同,但相位差恒定这一条件能否满足呢?我们知道,在平 面单色波传播的波场中,任意两个不同的时空点的光场之间 存在着确定的相位关系,这种相位关系原则上可以取场的不 同部分进行叠加,通过观察到的干涉效应而获得证实。当 然,这里的平面单色波只是一种理想的假设。实际中的光 源,是由大量原子构成的,当处于激发态的原子跃迁到低能 级的过程中就会辐射出光波。来自不同原子的辐射是断续 的、无规则的,而且原子的发光彼此独立,互不相关,换言之, 任何两个原子发光时,彼此并无“约定”,即使由同一原子在 不同时刻所产生的辐射场,其相位关系也可以是完全随机 的。由此看出,相位差恒定的条件很难满足。因此,实际光 源产生的光场并不是理想的平面单色波。 在传统的光学中,所谓光场的相干性指的就是场的相位 关联的程度。这种关联由干涉条纹的可见度V[2]来测量。 V =Imax- IminImax+ Imin(1) 式中Imax与Imin分别为最大光强和最小光强,当两个不 同时空点的光场产生干涉图样,其Imin=0(暗条纹全黑)时, V =1,条纹的反差最大,清晰可见,这两时空点的场被认为 是相干的。当Imax= Imin时, V?0,条纹模糊不清,甚至不可 辨认,此情形时,则认为两光场完全不相干。若0< V <1 时,则称光场为部分相干。总之,传统光学中的相干性实质上 是由光场的经典干涉效应来度量的。 2. 光场的时间相干性 真实光场中任两个时空点并不一定具有相干性。当时间 满足一定条件时,我们可认为光场具有时间相干性。它表征 在同一空间点不同时刻光场的相干程度。经典光学中引进相 干时间Δτ0来描述光场的时间相干性,迈克尔逊干涉仪是比 较不同时刻光场的相位关系的典型装置。当两臂光路的时间 延迟Δτ远大于Δτ0时,干涉条纹完全消失,光场的相干时间 取决于其频谱的宽度Δυ,且有如下关系: Δτ0?1Δυ(2) 而长度Lc =Δτ0C =λ2Δλ称为相干长度。对于光场中两个确 定的点,若前后两个时刻传来的光波隶属于同一波列,则它 们是相干光波,称该光波场具有时间相干性,否则为非相干 光波,称该光场无时间相干性。显然,衡量光波场时间相干性 的好坏是Δτ0的长短。Δτ0是光通过相干长度所需的时间。上 述讨论表明,光波场的时间相干性是和光源的单色性紧密相 关的。而光的单色性又和波列的长度有一定的关系。我们知 道,任何光源发射的光波只有在有限的空间范围内,并且在 一定的时间内才可以看作是稳定的,即光源向外发射的是有 限长的波列,而波列的长度是由原子发光的持续时间和传播 速度所确定的。每个原子每次发光持续的时间平均不超过 3. 光场的空间相干性 对于真实光场中任两个时空点来说,当空间点满足一定 条件时,我们可认为光场具有空间相干性。它表征在同一时 刻不同空间点光场的相干程度。经典光学所用相干面积来描 述光场的空间相干性。测量光场空间相干性的典型装置是杨 氏双缝,它可用来比较两个狭缝处光场的相位关系。设两缝 中心为P点,随着两缝间距的增大,在屏上观察到干涉条纹 的可见度将减少。设干涉条纹第一次消失所对应的两缝间距 为2d,那么,相应的面积ΔΑ?d2就定义为场在P点的相干 面积。相干面积和相干长度可以统一表示成相干体积 ΔV =ΔΑ?Lc (3) 围绕着P点的相干体积大致对应于这样的体积,在这个 体积内的任一点光场都与P点的光场产生干涉。 在杨氏双缝实验中,若用的是扩展光源,设它的临界宽 度为a0,则双缝之间的最大距离 2d?λα0(4) 若双缝之间的距离等于或大于2d时,则观察不到干涉 条纹,即光场中狭缝S1和S2处的光矢量在同一时刻无确定 的位相关系。由于S1、S2发出的光波来自同一光源,故与宽 度为a0的光源对应的光场空间相干性较差。若使双缝S1与 S2之间的距离小于2d,则屏幕上能观察到干涉条纹,说明 S1和S2的光场这时是相干的,或者说这时光场具有空间相 干性。显然,光场的空间相干性与光源的线度有关。 4. 光场的相干度 我们先来分析一个光电探测的基本过程。该过程是通 过光探测器来实现的,而且基于光电效应的原理。这个过程 是,吸收一个光子,同时相应地发射一个光电子,原则上说, 若被探测的原子初始时处于激发态,那么,在入射光子作用 下该原子发射一个光子,而返回到基态,当然,对大多数探测 器来说,实际情况是几乎所有原子都处于基态,因此只可能 发生光的吸收过程。我们可以通过量子化的行波电磁场来 讨论光电探测过程,行波电磁场可表为: E (x) = E (+)(x)+ E(-)(x) (5) 理想的光探测器,其空间尺度应可以忽略不计,而且具 有很宽的频带,能够对某确定时刻t,在空间某点r 的光场产 生响应。设场在(r ,t)处于被吸收一个光子而从初态1ψi> 跃迁到终态1ψf>,则其跃迁振幅应当正比于矩阵元 <ψf| E(+)(x) |ψi> x = r ,t 此处假定场只有一个偏振分量,则不必用矢量表示。 一般说,我们无法确定场的终态,所有可能的终态对总 的计数速率都有贡献,因此,必须将每单位时间的跃迁几率 对全部可能的终态求和,总的跃迁几率为: Wi=?iWi?f =?f|ψf| E(+)(x) |ψi>|2 =?i<ψi| E(?)(x) |ψf|><ψf| E(+)(x) |ψi > =<ψi| E(-)(x)E(+)(x) |ψi> (6) 上式中,?i|ψf><ψf|=1(7) 若考虑到光场最初并非处于纯态|ψi>,那么采用场的密度 标符,可将(6)式表为: Wi= Tr[ρ ˇ E(-)(x)E(+)(x)] (8) ρ是光场初始时的密度标符,理想光探测器的计数速率........... 光的干涉 一、光的干涉现象的发现 在光学发展史上，意大利科学家格里马第是第一个发现光的干涉现象的人(他做了一个简单 的实验，其实验设计如下:在房子的窗户板上打两个紧挨着的小孔，太阳光经过这两个小孔 射入室内形成两个锥形光柱(将一个屏放在两个光柱相互重叠的地方，此时可以发现，屏上 一些地方的亮度反而比只用一个光柱照射时的还要暗些(格里马第从这一实验中得出结论: 两根光柱相加并不总是使亮度增加(他通过类比方法，把光的干涉现象和石块投入水中激起 水波的现象作了类比(但他对此干涉现象没有作出深刻的理论分析( 英国物理学家胡克(1635—1703)研究了另一种相干现象，他通过实验研究了用肥皂水形成的薄膜和云母薄片上光的干涉(胡克提出光是一种振幅很小的快速振动，还试图分析薄膜干涉时彩色的成因(他提出在薄膜上观察到彩色必须满足三个条件:膜的厚度有一定的限度;膜必须是透明的;在膜的背面必须有好的反射体(他认为，一束最弱的成分领先而最强的成分随后的倾斜而混杂的光脉冲，在网膜上的印象是蓝色;一束最强的成分领先而最弱部分随后的倾斜而混杂的光脉冲，在网膜上的印象是红色(虽然这种解释是不正确的，但其中它包含了两束光的位相差等现代干涉理论的某些观点，胡克关于光的这些理论研究，对于由笛卡儿提出的光是以太压力的模型过渡到光的波动说起了重要的作用( 牛顿设计并进行了“牛顿环”实验，研究了薄膜干涉问题，从而发现了“牛顿环”现象(牛顿亲自制造了仪器进行实验，他把一块平凸透镜放在一块双凸透镜上面，使平凸透镜的平面向下，然后慢慢压紧，围绕中心便陆续冒出各种颜色的圆环;如果使上面的平凸透镜慢慢抬起离开下面的双凸透镜，则带有颜色的圆环又在中心相继消失，这就是著名的“牛顿环”现象(牛顿还发现色环的颜色有一定的排列次序;当压紧两透镜时，色环的直径会不断增大，其周边的宽度则减小，若是抬起上面的透镜，色环的直径就会缩小，其周边的宽度则增大(牛顿还测量了环的半径，发现它和透镜的曲率半径、空气膜的厚度有一定关系(“牛顿环”现象实际上是两束光发生“干涉”的结果(但是由于牛顿是倾向于光的微粒说的观点，因此对这种光的波动性的表现没有作进一步的实验探索和理论研究( 二、光的干涉理论的建立 格里马第、胡克、牛顿等人相继发现了光的干涉现象，但是都没有得出正确的解释，也没有建立起光的干涉的正确理论(到了十九世纪初经过托马斯?杨、菲涅耳等人的工作，光的干涉理论终于形成与建立起来( 1(托马斯?杨运用类比方法首次把光的干涉概念引入了物理学( 1800年托马斯?杨在《关于光和声的实验和问题》的论文中，根据自己的实验，对当时占统治地位的光的微粒说提出怀疑，为惠更斯的波动理论进行辩护(他通过对声波的研究，提出在声波互相重叠时出现加强和减弱的现象即声波的干涉现象(并摒弃了互相重叠的波只能加强的观念，提出了在某些条件下，重叠的波也可以互相减弱甚至抵消的思想(杨氏在观察了水波的干涉现象后得到了启发，并联想到光的干涉(他运用水波的干涉现象类比提出了光的干涉现象(他说，设想有一组水波，它们以某个不变的速度沿平静的湖面运动，并进入一个狭窄的水道，水道是与湖相连通的(现在我们再设想，在某个因素的作用下形成了另一组同样的波，它与第一组波一样以相同的速度到达该水道(这两组波相互并不干扰，它们的作用将结合在一起(如果它们到达水道后，一组波的波峰与另一组波的波峰相重合，那么将形成一组波峰更高的波(但如果一组波的波峰与另一组波的波谷相重合，那么波峰将恰好填满波谷，水面将保持平静(我假设，如果以与此相同的方式将两束光混合在一起，则会出现与水波叠加类似的效应(我把这一现象称为光的干涉现象( 2(杨氏提出相干条件( 杨氏对干涉现象的研究，提出了产生干涉现象的基本条件是:只有同一光线的两部分才能发生干涉现象(按照现代的说法，即只有两束相干光才能产生干涉( 3(杨氏发现干涉定律 1801年杨氏在一篇论文中提出了他发现的关于光干涉的定律:“凡是同一光线的两部分沿不同的路程进行，而且方向准确地或接近于平行，那么当光线的路程差等于波长的整数倍时，光线相互加强，而在相干部分的中间态上，光线为最强，这波长对各种不同颜色的光各不相同”在这里杨氏还第一次明确地提出了波长、光程的概念和相干光这一名词( 托马斯?杨还做了一个著名的杨氏双缝干涉实验，他第一个提出干涉现象与衍射现象之间的密切联系等(虽然杨氏对光的波动说作出了杰出的贡献，但他的工作没有受到当时科学界的承认，而且还受到了恶意的攻击，他的论文被斥为“没有任何价值”，他所发现的干涉原理被说成是“荒唐的”和“不合逻辑的”(致使杨氏的发现被埋没了整整二十年( 4(光的干涉理论的进一步发展 法国科学家菲涅耳(1788—1827)1815年独立地得到了干涉和衍射方面的规律，同时他称赞了托马斯?杨的杰出工作(使杨氏的干涉理论得到了科学界承认，并使杨氏恢复了对光学的研究工作(菲涅耳用光的干涉的思想补充了惠更斯原理，提出著名的惠更斯——菲涅耳原理，并进行了有名的双面镜和双棱镜的干涉实验(使光的干涉理论更加完善(菲涅耳在光学研究中更多地应用了数学分析进行定量计算的方法，他把正确的物理思想与高超的实验技巧相结合，使他在光学的研究中得到了许多内容深刻和准确定量的成果(他还与阿拉果共同用实验研究了偏振对干涉现象的影响，于1819年得出了相互垂直的两束偏振光不相干涉的原理，从而进一步丰富与发展了光的干涉理论( 三、光的干涉规律的现代表述 1(光的干涉现象 由两个(或两个以上的)光束，在满足一定条件下迭加时，在交迭区的不同地点呈现稳定的互相加强或减弱的现象，称为干涉现象(通常两个独立的光源或同一光源上的两个不同部分都不会产生干涉现象(运用某些方法，如光的反射或折射，可以将同一光源发出的光分成两个光束，当这两光束在空间经不同路径而重新聚合时，就能实现干涉现象( 两束光在交迭区域中的加强和减弱形成“干涉图样”，能产生干涉现象的光称为“相干光”，产生相干光的光源称为“相干光源”，产生干涉的条件称为“相干条件”( 2(光的相干条件 产生光的干涉的必要条件: ?两光波具有相同的振动频率; ?两光波在相遇点有固定的位相差; 若要得到振动最弱点的振幅为零的干涉现象，除了具有上面两个条件外，还要满足下面两个条件: ?两光波在相遇点有相同的振动方向; ?两光波的振幅相同( 若两光波在相遇点所产生的振动不在同一方向，则该点的合成振动将不是简谐振动，因而不能产生干涉现象(若两光波在相遇点的位相差不固定，随时间作无规则且迅速的变化，由这种变化引起的光强改变的次数在观察或测量所需要的时间间隔t内几乎是无限大，在相遇点只能获得t间隔内的平均光强(这与两光波在该点单独产生的光强度之和无区别，因而无干涉现象(所以，只有满足上述?、?、?三条条件才能产生干涉现象(但是，要使产生明显的干涉现象，还必须满足产生光的干涉的充分条件( 产生光的干涉的充分条件: ?两光波在相遇点产生的振动的振幅相差不悬殊; ?两光波在相遇点的光程差不太大( 若两光波在相遇点所产生的振幅相差悬殊，则该点的合成振动的振幅将与单一光波在该点所产生的振动的振幅没有明显的差别，因而实际观察不出干涉现象，如果两光波在相遇点光程差很大，则在一光波的波列已通过时，另一光波相应的波列尚未到达，两相应的波列间无重叠，因而无干涉现象出现(若光程差为中等大小，两相应波列部分重叠，将出现不很明显的干涉现象(故仅当两光波的振幅相差很小、两光波的光程差很小时，方能观察到明显的干涉现象(当两光波的振幅相等时，还可观察到干涉条纹中最暗处光强为零的清晰的干涉图样( 3(光的干涉的种类 光的干涉可以分为两大类，一类是分波阵面的干涉，即从同一光源发出的光波的波阵面上分离出两部分或更多部分，再经两个或多个光具组后，在相遇区域产生干涉现象(如杨氏双缝干涉实验、菲涅耳双棱镜干涉实验和菲涅耳双面镜干涉实验等( 另一类是分振幅的干涉(利用透明薄板的两个表面对入射光的依次反射，将入射光的振幅分解为若干部分，由这些部分光波相遇产生的光波干涉，即为分振幅的干涉(如牛顿环实验、迈克耳逊干涉仪等( 在分振幅干涉中，如干涉条纹对应于同一入射角称为等倾干涉;干涉条纹对应于同一厚度的称为等厚干涉( 利用光的干涉可以测量微小的角度、微小的长度、检查表面的质量，测量长度的微小改变等( 四、几个著名的干涉实验方法分析 由光的干涉规律可知，为了观察到稳定的光的干涉现象，就必须创造特殊的条件(这些条件可归结为:在任何瞬时到达观察点的，应该是从同一批原子发射出来但经过不同光程的两列光波(例如反射或折射等方法)(各原子的发光尽管迅速的改变，但任何位相改变总是同时发生在两列波中，因而它们到达同一观察点时总是保持着不变的位相差，只有经过这样特殊装置的两束光才是相干的(所以历史上进行的一些著名的光的干涉实验都是采用以上的实验设计原理进行设计实验的( 1(杨氏干涉实验 托马斯?杨在1801年以极其简单的装置和巧妙的构思，做到了用普通光源来实现光的干涉(这一实验设计，不仅是许多其它光的干涉实验的装置原型，在理论上还可以从中得到许多重要的概念和启发( 杨氏干涉实验装置如图所示(让光源照射到开有小孔S的不透明的遮光板(称为光阑)上，后面置有另一块光阑，开有两个小孔S1和S2(从针孔S1和S2中发出的两组球面光波互相干涉，结果在屏幕D上形成一个对称而强度有变化的图样(若用单色光作光源，则在屏幕上可以观察到干涉图样(当时杨氏利用了惠更斯对光的传播所提出的次波假设(即惠更斯原理)解释了这个实验( 后来为了提高干涉的亮度，实验中S、S1、S2用三个相互平行的狭缝，即称之为杨氏双缝干涉(并且可以用目镜代替屏幕进行直接观测(在激光出现后，用激光作光源进行实验，则在屏幕可观察到稳定清晰的干涉条纹，还可用目镜放大或用照相机摄像(在杨氏实验装置中一般双孔间距d在0.1mm,1mm之间，横向观测范围在1cm,10cm之间，幕与双孔屏的间隔在1cm,10cm之间( 从杨氏实验中可以得出，从同一列波的波面上取出的两个次波源，总是相干的，后来的一切分波阵面干涉装置的设计思想都是源于杨氏这一精巧的构思(杨氏在分析干涉条纹的特征时推得:双孔干涉条纹的间距: 即光的波长为: 杨氏由此式算出了光的波长，这是人类历史上第一次由实验测得的光的波长(而且杨氏干涉实验在光学发展上是一个决定性的判决实验，由此导致了光的波动理论复兴的开端( 2(菲涅耳双棱镜实验 1817年法国物理学家菲涅耳设计进行了著名的菲涅耳双棱镜实验，如图:缝光源S发出的光经过一个顶角α很小(约1?左右)的薄棱镜P，借助于棱镜的折射，将自S发出的光束分为 两束ac和bd，并沿不同方向传播，这两束光好像自图中所示的虚光源S1和S2发出的一样，在两束光重叠的bc区域产生干涉条纹(测量出由双棱镜所产生的干涉条纹宽度?x，则可由下式计算出光波的波长 式中L1和L2分别为光源及屏幕到棱镜P的距离d为两虚光源S1和S2之间的距离，?x为幕上相邻两个条纹的距离(接着菲涅耳又完成了两束光干涉的双面镜实验( 3(迈克耳逊干涉仪 一种用分光束法产生双光束干涉的精密光学仪器(是由美国物理学家迈克耳逊在1881年提出，故名(如图所示，从单色广光源S发出来的光，在平行平面玻璃板G1上镀有一薄层银的半反射面A，光在A上分成光强近于相等的两束，它们分别从平面镜M1、M2上反射回到A而重新会合，在透镜L2的焦平面F上形成等倾条纹(M2是固定的，而M1安装在一个可以平移调节的座架上(通常在G1与G2之间放一块与G1相同且与G1平行的补偿板G2?当M1与M2对A面互成镜象关 中的像，故在F上的等倾条纹可以看作是在反射面M1和虚反射面M'2之间的平行空气层上产生的(条纹的形状是以焦点为中心的同心圆(M1向M'2移近λ/2，则向中心收缩一个条纹;反之移远λ/2，则在中心冒出一个条纹(测出条纹变化的数目，就可计算M1移动的距离(迈克耳逊曾用此仪器做了如下三个重要实验:1887年测量以太漂移的迈克耳逊莫雷实验;1892年首次系统地研究光谱线的精细结构;1895年首次直接将光的波长与标准米进行比较( 迈克耳逊干涉仪的设计是光的干涉现象的典型应用( 干涉 (正体) 干涉(interference)为两波重叠时组成新合成波的现象。 目录 1 波的重叠原理 2 干涉的种类 3 驻波 4 参见 波的重叠原理 两波在同一介质中传播，相向行进而重叠时，重叠范围内介质的质点同时受到两个波的作用。若波的振幅不大，此时重叠范围内介质质点的振动位移等于各别波动所造成位移的矢量和，称为波的重叠原理。 同相(in phase):若两波的波峰(或波谷)同时抵达同一地点，称两波在该点同相。 反相(out of phase):若两波之一的波峰与另一波的波谷同时抵达同一地点，称两波在该点反相。 两波交会后的波形和行进速度，不会因为曾经重叠而发生变化。 干涉的种类 相长干涉(constructive interference) 两波重叠时，合成波的振幅大于成分波的振幅者，称为相长干涉或建设性干涉。 若两波刚好同相干涉，会产生最大的振幅，称为完全相长干涉或完全建设性干涉(fully constructive interference)。 相消干涉(destructive interference) 两波重叠时，合成波的振幅小于成分波的振幅者，称为相消干涉或破坏性干涉。 若两波刚好反相干涉，会产生最小的振幅，称为完全相消干涉或完全破坏性干涉(fully destructive interference)。 驻波 两个振幅、波长、周期皆相同的正弦波相向行进，会干涉而形成驻波。