乙型光学干涉装置.ppt

第5章 干涉装置分波前的干涉装置 分振幅的干涉装置 光波场的空间相干性 光波场的时间相干性5.1 干涉装置• 最典型的是杨氏装置 • 将每一列光波分为两列，或多列 • 这些光波列之间有相关联的相位，因而是 相干的 • 所有的干涉装置都是按照这一思路设计的5.2 分波前的干涉装置 • 一．杨氏干涉 （双孔干涉或双缝干涉） • 每一孔或狭缝都是从光源发出的波场中的 一点，相当于将波前分割，然后相遇、交 叠，进行相干叠加 • 称为分波前的干涉 • 关键是设法获得两个或更多个相干的波列 菲涅耳（Fresnel）双镜重叠区域出现干涉条纹由图可见，∠S1OS＝2α， ∠ S2OS＝2α＋2ε，所以∠ S1OS2＝2ε两反射镜面间夹角ε，光源到两镜面交线距离为r两光源间隔光源到接收屏距离条纹间距Lloyd Mirror中央条纹 是暗点 半波损失菲涅耳（Fresnel）双棱镜平行光的干涉两个球面波的干涉梅斯林（L. Meslin）对切透镜 发散光源汇聚光源比累(Billet)对切透镜：虚像干 涉光轴1光轴2L2L1虚像的 干涉区域发散球面波的干涉比累对切透镜：实像干涉实像的 干涉区域汇聚球面波的干涉5.3 薄膜干涉 • 光波在介质的界面处分为反射和折射两部 分，折射部分再经下界面反射，然后又从 上界面射出。

• 由于这些光都是从同一列光分得的，所以 是相干的 • 这些光是将原入射光的能量（振幅）分为 几部分得到的，被称为分振幅的干涉光波在薄膜上的多次反射与折射薄膜干涉的复杂性• 仅仅从一个点光源发出的光波，经过薄膜不同表 面的多次反射就可以在各处进行干涉 • 所以，要采用一定的方法或装置，观察某一类光 波的干涉两类典型的薄膜干涉• 用特殊的方式，可观察到不同类型的干涉 • 一、相互平行的光波之间的干涉二、不同的光波在薄膜表面处的干涉菲涅耳公式• 光波在均匀介质中传播，形成电磁场的分布 • 光波在介质的分界面处，由于其中有电荷， 会改变电磁场的分布，从而引起光波传播的 改变 • 可以用电磁学定律（Maxwell 方程组）解出 电磁场的分布情况，进而确定光波传播的情 况光矢量的正交分解P、S、k构成右手系 以此确定各分量的正负P分量平行于入射面 S分量垂直于入射面菲涅耳公式（电场强度） 折射光 反射光菲涅耳公式的物理意义• 菲涅耳公式反映的是在反射、折射瞬间， 反射光、折射光的电场强度之间的关系 • 公式中是电场分量，即电矢量、或光矢量 的比值，不是振幅的比值 • 由于光矢量与复振幅间的关系为 E(P,t)=Ũ(P)e－iωt，定态光波e－iωt相同 • 所以，菲涅耳公式也反映了分界面处复振 幅的比值，是复振幅的反射率、透射率复振幅的反射率、透射率• 既反映了振幅间的关系，同时也反映了相 位间的关系 • 可能出现负值光强的反射率和透射率• 可以从菲涅耳公式得到光强的反射率和透射率能流反射率、透射率 • 能流是光功率，等于光强×光束截面• 光强是能流密度• 反射光束截面不变，所以能流反射率等于光强反射率• 但折射光束截面改变，能流透射率不等于光强透 射率反射后光束截面不变折射后光束截面改变反射率、透射率与入射角的关系复振幅光强能流空气射向玻璃玻璃射向空气复振幅光强能流相位关系• 如果将公式中的振动量作为复振幅处理， 则反射率、透射率即为两个复数的比值， 其幅角便是相应两列波的相位差。

• 无论何种情况，透射率总是正实数，其幅 角为0说明折射时没有出现相位的突变但反射率较为复杂临界角 布儒斯特角0ππππ0000~ π0~ π反射光的相位关系垂直入射Eye掠入射Eye从光疏进入光密反射光有半波损失 如果从光密介质到光疏介质，当入射角 大于全反射临界角时（掠入射），没有半 波损失；当入射角大于全反射临界角时，情况复 杂衰失波第一列反射光只有一次1→2的反射，而其他的反射光都有奇数 次2→1的反射，产生了相反的附加相位，等效于产生了半波损 失透射光都不需要考虑半波损失Stocks倒逆关系 • 入射波振幅为A •r，r′，t，t′：界面对复振幅的反射率和透射 率光路可逆原理Stocks倒逆关系透明薄膜的干涉• 光波在薄膜的两表面间可多次反射，有多列（ 上表面）反射光和（下表面）透射光 • 透明薄膜，透射率接近于1，反射率很小振幅相差太大干涉效果不显著A1’A1等倾干涉• 在薄膜上方放置一凸透 镜，在凸透镜的像方焦 平面观察干涉条纹 • 此时只有相互平行的光 才能相遇，进行叠加 • 相互平行的光有相同的 倾角，故称等倾干涉薄膜面积比光波长大得多，可以应用反射折射定律光程差等倾光波的光程差由于反射，记入半波损失相互平行的光，汇聚到焦平面上同一点；系统是轴对称的 ，所以干涉条纹是同心圆环。

同一倾角的光是同一干涉级 ，故称等倾干涉等倾干涉的条纹是同心圆环透反镜等倾干涉的观察装置等倾条纹的特性• 光强分布由双光束干涉决定，即• 光程差屏上条纹 对透镜光 心的张角第j级亮条纹相邻条纹间的角距离中心处条纹较稀疏膜厚增大，条纹变密中心处级数最高条纹的角宽度（亮条纹中心到相邻暗条纹中 心的角距离）亮纹暗纹膜厚增大，条纹细锐中心条纹没有周围细锐等厚干涉 • 定域在薄膜上表面的干涉条纹 厚度相等的地方，是同一 级亮条纹故称等厚干涉 是一系列等间距的平行直条纹垂直入射相邻条纹的厚度差分振幅的干涉装置• Michelson干涉仪 • 干涉滤波片 • Newton Ring干涉装置空气薄膜（没有半波损失 ）Michelson干涉仪补偿板分光板接收装置Michelson干涉仪装置示意图迈克耳孙干涉仪观察到的条纹 等倾干涉等厚干涉等厚条纹的弯曲进入视场的光线，相互间不平行，大部分入射角≠0o因而折射角≠0o同一级条纹值不变i2越大，厚度h越大条纹向膜厚处弯曲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 现在多利用多层膜制作增透或增反的滤波片干涉滤波片 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。

由相交弦定理亮条纹的 光程差Newton Ring 半径 Newton环干涉装置透射光：一列直接透过，另一列在平面和球面间反射后透 过，由于两次反射，无半波损失 Newton Ring 半径 j=0，1，2，3…… 反射光 j=0,1,2…… 可测球面透镜曲率半径R 反射光与透射光是 互补的4.3 光场的空间相干性 • 1、光源宽度对干涉条纹可见度的影响• 2、杨氏干涉中，如果光源上下移动，条纹相应移 动• 3、如果光源扩展，则接收屏上亮条纹的区域相应 扩展，最终导致条纹消失• 4、干涉现象消失 干涉孔径角由于扩展光源导致干涉消失 ，称为光的空间相干性 可得最大干涉孔径角，即相干孔径 扩展光源的宽度应满足一定的要求 或者，在扩展光源的宽度一定时 ，双缝间距应满足一定的要求 干涉条纹消失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 4.4 光场的时间相干性 • 光源的非单色性对干涉的影响 • 杨氏干涉中，如果入射光是非单色光，则 除零级之外，所有的亮条纹都会展宽 • 当短波的j+1级与长波的j级重合时，条纹 将无法分辨，干涉现象消失最大相干级数 对应的光程差 相干长度 相干长度的物理意义• 非单色波场不是定态光波场。

• 不同波长的光波要进行叠加 • 这种叠加不是相干叠加 • 波长连续分布的非单色光，叠加应该用积 分方法求得 • 积分的微元是一列单色波可表示为 非单色光的波长有一定范围，是波 长不同的一系列单色波的叠加 波长连续变化时，求和变为积分 设振幅具有方波线型，在 Δk内为常数，其外为0波包，波矢为k0，分布区域为 ΔZ为波包的有效宽度，即为非单色波列的有效长度L0 返回时间相干性的反比公式 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，因而不可能进行叠加 波列的有效长度非单色波不是定态光波，所以其在空间是一有限长的波列 不是在所有的地方，两列光波都能够相遇。