物理光学分振幅干涉.ppt

① 等倾圆环的条纹级数 愈接近等倾圆环中心，其相应的入射光线的角度θ2愈 小，光程差愈大，干涉条纹级数愈高。偏离圆环中心愈远， 干涉条纹级数愈小是等倾圆环的重要特征。 设中心点的干涉级数为m0， 则有： 因而 通常，m0不一定是整数，即中心未必是最亮点，故m0可写成： 其中，m1是靠中心最近的亮条纹的级数(整数)， 0＜ε＜1。 对于一定的入射角(当光源距平板较远，或观察干涉条纹用的仪器孔径很小时，在整个视场内可视入射角为常数)，光程差只依赖于反射光处的平板厚度h，所以，干涉条纹与楔形板的厚度一一对应。因此，这种干涉称为等厚干涉，相应的干涉条纹称为等厚干涉条纹。 2.等厚干涉条纹图样 不同形状的楔形板将得到不同形状的干涉条纹。图(a)楔形平板、(b) 柱形表面平板、(c)球形表面平板、(d)任意形状表面平板的等厚干涉条纹。不管哪种形状的等厚干涉条纹，相邻两亮条纹或两暗条纹间对应的光程差均相差一个波长，所以从一个条纹过渡到另一个条纹，平板的厚度均改变λ/（2n)。 * 分波阵面法的干涉，只能使用有限大小的光源，在实际中很难满足条纹亮度的要求。 3. 分振幅法双光束干涉 (1 )平行平板产生的干涉 ——等倾干涉 分振幅法 利用透明介质的第一和第二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，由这些光波相遇所产生的干涉，称为分振幅法干涉。 · p S * 一、干涉条纹的定域 两个单色相干点光源在空间任意一点相遇，总有一确定的光程差，从而产生一定的强度分布，并都能观察到清晰的干涉条纹，称为非定域干涉。 在扩展光源情况下，能够得到清晰条纹的区域称为定域区。（定域干涉） 在使用扩展光源的同时，保持清晰的条纹，解决条纹亮度与可见度的矛盾。 二、平行平板产生的等倾干涉 在一均匀透明介质n’中放入上下表面平行，厚度为h 的均匀介质n 两支相干光的光程差为： 有半波损失。 n’ n n’ C A B h N 在阳光照射下，肥皂膜或水面上的油膜上面呈现美丽的彩色图案，这些都是常见的薄膜干涉现象。 利用薄膜上、下两个表面对入射光的反射和折射，可在反射方向(或透射方向)获得相干光束。 由折射定律和几何关系可得出： n’ n n’ C A B h N 在平行平板的干涉中，光程差只取决于折射角，相同折射角的入射光构成同一条纹，称等倾条纹。 明纹 暗纹 反射光 入射光掠入射（i≈90°）或正入射（i= 0）情况下： 满足 n1n2n3 或 n1n2n3 时，计入半波损失； 满足 n1n2n3 或 n1n2n3 时，不计半波损失。 等倾干涉：非平行光入射平行平面薄膜，e相同，对于不同的入射角i产生不同的干涉条纹， 这种干涉叫等倾干涉 。 薄膜 * * * S 1 S 2 S 3 单 色 光 源 h n 1 n 2 n n 2 n 屏 透镜 玻璃 薄膜 * * * S 1 S 2 S 3 单 色 光 源 h n 1 n 2 n 1 n 2 屏 透镜 玻璃 薄膜 * * * S 1 S 2 S 3 单 色 光 源 h n 1 n 2 n 1 n 2 屏 透镜 玻璃 薄膜 * * * S 1 S 2 S 3 单 色 光 源 h n 1 n 2 n 1 n 2 屏 薄膜 透镜 玻璃 * * * S 1 S 2 S 3 单 色 光 源 h n 1 n 2 n 1 n 2 等倾干涉 条纹 屏 薄膜 透镜 玻璃 条纹定域在 无限远或在 透镜的焦平 面 干涉成因： 薄膜 透镜 扩展 光源 “1” “2” “3” “4” 光线“1”、“2” 不是相干光！ 屏 干涉条纹的干涉级决定于入射光的入射角。 扩展 光源成为观察等倾干涉条纹的有利条件。 不同点光源发出的相同倾角的光线在屏幕上产生的 干涉条纹重合。非相干叠加的结果，明纹的光强增加， 条纹更加清晰。 条纹分布特点 高级次在内 低级次在外 圆心处级次最高 中心处未必是最亮 条纹间隔分布:内疏外密 条纹特点: 形状:一系列同心圆环 较厚的平行平板产生的等倾干涉圆环，其半径要比较薄的平板产生的圆环半径小。 f为透镜焦距 由中心向外计算，第N个亮环的半径 为： 等倾亮圆环的半径 等倾圆环相邻条纹的间距 愈向边缘(N愈大)，条纹愈密；反之，亦然。 透射光的干涉： ? ? 对于同一入射角的光束来说，两支透射光的光程差和两支反射光的光程差恰好相差半个波长，当对应某一入射角的透射光条纹是亮纹时，反射光条纹是暗纹。透射光的等倾条纹和反射光的等倾条纹是互补的。 对于同一厚度的薄膜，在某一方向观察到某一波长对应反射光相干相长，则该波长在对应方向的透射光一定相干相消。因为要满