E2>，干涉项不为零时产生干涉。
实际光波的干涉及实现方法
（1）两束光的频率相等（探测器干涉干涉现象）
（2）两束光的偏振方向不能垂直（有干涉项）
（3）位相差恒定（出现稳定条纹）
分波前法：
光波通过并排的两个小孔或利用反射和折射方法把光波的波前分割出两个部分，装置为分波前干涉仪；
分振幅法：
利用两个部分反射的表面通过振幅分割产生两个反射光或两透射光波，装置为分振幅干涉仪。
杨氏干涉实验
s是一个受光源照明的小孔，从s发散出的光波射在光屏A的两小孔s1?
和s2上，s1和s2?
相距很近，且到s等距，从s1和s2分别发射出的光波是由同一光波分出来的，所以是相干光波，它们在距离光屏为D的屏幕Π上叠加,形成干涉图样。
点光强度有最大值4I0；
点光强度有最小值0；
m称为干涉级
光程差：
屏E上极大强度点的位置：
屏E上极小强度点的位置：
条纹间距：
且即
条纹的对比度
K=1，完全相干
；K=0，非相干；1>K>0，部分相干；
条纹对比度的因素主要有3个：
光源大小、光源非单色性和叠加光束的强度比。
1.光源的临界宽度
当偏离量正好为条纹宽度的一半时，即极大与极小重合时，观察屏上的条纹将消失，此时，对应的光源的扩展量称为光源的临界宽度。
光源的临界宽度：
β称为干涉孔径角：
2.条纹对比度随光源大小的变化
条纹对比度随光源大小的变化：
光源宽度小于临界宽度时，光源越大，条纹对比度越小。
光源临界宽度的1/4称为许可宽度，此时对应的对比度K≈
3.空间相干性
空间相干性：
指光场中两点的光扰动相叠加时的表现。
若通过面上s1和s2两点的光在空间再度会合时能够产生干涉，则称通过空间这两点的光具有空间相干性。
光源为点光源时，考察区域内的点是总是相干的；扩展光源时，考察区域内具有空间相干性的各点的范围与光源大小成反比。
通过s1,s2两点的光不发生干涉，因而通过这两点的光没有空间相干性，我们称此时的s1,s2的距离称为横向相干宽度，用dt表示。
光场的时间相干性：
指光场中同一点不同时刻光扰动相叠加时的表现。
光源的时间相干性取决于光源的带宽Δν。
波列的平均持续时间τ0称为相干时间；波列的平均长度Lc称为相干长度。
时域理解：
当光程差大于相干长度时，同一波列分出的子波列不会交叠，这时干涉场上无条纹。
频域理解：
每种波长的光在屏上各自产生一套干涉条纹，但彼此错开，当波长成分较多时，叠加后使对比度降低为零。
相干长度：
平行平板的干涉
分振幅干涉条纹的定域性质
对比度V不随考察点变化，我们把这种对比度不随考察点位置变化的干涉条纹称为非定域条纹。
分振幅干涉，采用扩展光源时，条纹的对比度将随着考察点的位置而改变。
这种对比度于考察点的位置有关的干涉条纹称为定域条纹。
对比度最大的观察面叫做定域面。
同一入射线分出的两光线的交点是定域面上的点。
平行平板的等倾干涉
两光束光程差：
等强度线即等相位差线，也即等光程差线。
等光程差就是等倾角。
特点：
内疏外密，内高外低。
光程差由倾角决定
①等倾条纹的干涉级
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。
0级条纹光程差为0；越往中心级数越高。
楔形平板产生的干涉（光程差由厚度决定，牛顿环，F-P）
（条纹改变一个，干涉级改变一级，厚度，0级）
在薄膜的表面以上，两个表面反射的光在广大的区域内交叠。
从薄膜表面附近到无穷远，在广阔的区域里都有干涉条纹。
干涉孔径角为0的那些叠加点的对比度最大，也就是定域面所在。
楔形平板产生的等厚条纹（劈尖，间距厚度差条纹变化，光程差，棱为暗纹）
考虑到光束在楔形板表面可能产生的“半波损失”，
光程差应为
等厚干涉：
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。
相应的干涉条纹称为等厚干涉条纹。
（1）等厚干涉条纹图样
（2）劈尖的等厚干涉条纹
亮线位置的厚度h
：
；m=1,2,…
暗线位置的厚度h：
；m=0,1,2…
棱线总处于暗条纹的位置（半波损失）
总厚度差（暗纹，由于可消去半波损失）：
条纹间距：
劈角α小，条纹间距大；反之，劈角α大，条纹间距小。
当劈尖上表面绕棱线旋转时，随着α的增大，条纹间距变小，条纹将向棱线方向移动。
使用白光照射时，除光程差等于零的条纹仍为白光外，其附近的条纹均带有颜色，颜色的变化均为内侧波长短，外侧波长长。
用牛顿环测量透镜的曲率半径（必考，两种牛顿环，光程差，计算暗纹半径，第n个暗环半径）
当以单色光垂直照射时，在空气层上会形成一组以接触点O为中心的中央疏、边缘密的圆环条纹，称为牛顿环。
它的形状与等倾圆条纹相同，但牛顿环内圈的干涉级次小，外圈的干涉级次大，恰与等倾圆条纹相反。
中心向外数第N个暗环的半径为r：
半径R远大于暗环对应的空气层厚度：
暗环满足的光程差条件写出：
暗环半径：
迈克尔逊干涉仪（必考）结构，器件作用，分析方法，利用虚像，色散，条纹变化，条纹运动，M级条纹等于光x度除波长，条纹间距，光程差梯度，双臂式干涉仪）
G1和G2：
平行平面玻璃板，称为分光板和补偿板，G1背面有镀银的半反射面A，G1和G2互相平行。
M1和M2是两块平面反射镜，与G1和G2成45°设置。
分析方法：
相对于半反射面A，作出平面反射镜M2的虚像M2′。
虚平板的厚度和楔角可通过调节M1和M2反射镜控制。
可以产生厚的或者薄的平行平板（M1和M2′平行）和楔形平板（M1和M2′有一小的夹角）的干涉现象。
如果调节M2，使得M2′与M1平行，所观察到的干涉图样就是一组在无穷远处（或在L的焦平面上）的等倾干涉圆环。
当M1向M2′移动时（虚平板厚度减小），圆环条纹向中心收缩，并在中心一一消失。
M1每移动一个λ/2的距离，在中心就消失一个条纹。
于是，可以根据条纹消失的数目，确定M1移动的距离。
根据式，此时条纹变粗（因为h变小，间距变大），同一视场中的条纹数变少。
当M1与M2′完全重合时，因为对于各个方向入射光的光程差均相等，所以视场是均匀的。
如果继续移动M1，使M1逐渐离开M2′，则条纹不断从中心冒出，并且随虚平板厚度的增大，条纹越来越细且变密。
如果调节M2，使M2′与M1相互倾斜一个很小的角度，且当M2′与M1比较接近，观察面积很小时，所观察到的干涉图样近似是定域在楔表面上或楔表面附近的一组平行于楔边的等厚条纹。
在扩展光源照
明下，如果M1与M2′的距离增加，则条纹将偏离等厚线，发生弯曲，弯曲的方向是凸向楔棱一边（图，同时条纹可见度下降。
干涉条纹弯曲的原因如下：
如前所述，干涉条纹应当是等光程差线，当入射光不是平行光时，对于倾角较大的光束，若要与倾角较小的入射光束等光程差，其平板厚度应增大（这可由D=2nhcosθ2看出）。
由图可见，靠近楔板边缘的点对应的入射角较大，因此，干涉条纹越靠近边缘，越偏离到厚度更大的地方，即弯曲方向是凸向楔棱一边。
在楔板很薄的情况下，光束入射角引起的光程差变化不明显，干涉条纹仍可视作一些直线条纹。
对于楔形板的条纹，与平行平板条纹一样，M1每移动一个λ/2距离，条纹就相应地移动一个。
补偿板G2的作用：
消除分光板分出的两束光Ⅰ和Ⅱ的不对称性。
但对于白光光源，因为玻璃有色散，不同波长的光有不同的折射率，通过玻璃板时所增加的光程不同，无法用空气中的行程补偿，因而观察白光条纹时，补偿板不可缺少。
白光条纹只有在楔形虚平板极薄（M1与M2′的距离仅为几个波长）时才能观察到，白光条纹一般是白色的。
交线条纹的两侧是彩色条纹。
第四章多光束干涉与光学薄膜
多光束干涉的条件是：
参与干涉的各光束之间满足相干条件，即频率相同振动方向一致，有恒定的初位相差，也就是说这些光束应该来自同一个光源。
与双光束相同的是：
多光束干涉装置也有分振幅（透明平行平板）和分波面（衍射光栅）。
平行平板的多光束干涉（重点）光程差
在镀高反膜的情况下，除Er1外，其余反射光和透射光强度比较接近，可产生对比度较高的多光束干涉条纹。
产生干涉条件：
各相干光束强度相近，位相差按一定规律分布。
计算干涉场中任一点P（透射光方向相应点为P’）的光强度。
与P点对应的多光束的出射角为θ0。
它们在平板内的入射角为θ。
两相邻光线的光程差：
两相邻光线的相位差：
（光程差乘以波数）
爱里公式：
精细度系数：
透射光强与入射光强的关系式：
由平板表面反射系数、透射系数与反射率、透射率的关系r2=r'2=R；tt'=1-R=T
（1）互补性
（2）等倾性（相位差只与光束倾角θ有关）
（3）干涉强度曲线的特点（条纹对比度、条纹锐度与R有关）
透射光的干涉条纹极为明锐，是多光束干涉最显着的特点。
条纹的锐度用条纹的位相差半宽度来表示：
条纹中强度等于峰值强度一半的两点间的位相差距离，记为Δδ，
条纹半宽度（ε）：
（R愈大,ε愈小,条纹愈尖锐）
S表征（条纹精细度）：
（R接近1时，条纹的精细趋于无穷大，条纹将变得极细）
法布里-珀罗干涉仪
F－P干涉仪由两块略带楔角的玻璃或石英板构成。
如图所示，两板外表面为倾斜，使其中的反射光偏离透射光的观察范围，以免干扰。
条纹的干涉级决定于空气平板的厚度h，一般来说，条纹的干涉级非常高，因而这种仪器只适用于单色性很好的光源。
相继两光束的位相差为：
（φ为金属表面反射时的相变）
A：
金属膜吸收率（吸收光强度与入射光强度之比）
干涉图样的强度公式：
如图所示，对于靠近条纹中心的某一点
对应于两个波长的干涉级差:
Δe为两个波长的同级条纹的相对位移。
e是同一波长的条纹间距。
1.研究光谱线的超精细结构
F－P标准具：
常用来测量波长相差很小的两条光谱线的波长差，即光谱学中的超精细结构。
对于同一个干涉级，不同波长光的亮纹位置将有所不同，两组亮纹的圆心虽然重合，但它们的半径略有不同，位置互相错开。
Δe为两个波长的同级条纹的相对位移；e是同一波长的条纹间距。
Δe恰好等于e时，相应的波长差称为标准具常数或标准具的自由光谱范围。
（注：
标准具所能测量的最大波长差）
标准具的另一重要参数为能分辨的最小波长差（Δλ）m分辨极限。
分辨本领：
N称为有效光束数，
当λ+Δλ的m级外侧第一个半强点，恰恰与λ的m级内侧第一个半强点相重，则认为这两谱线恰可分辨．（此时两干涉极大的角宽度恰为半强角宽）这个判据叫瑞利判据．
2.用做激光器的谐振腔
多光束干涉原理在薄膜理论的应用
光学薄膜：
是指在透明平整的基片或金属光滑表面上，用物理或化学的方法涂敷的单层或多层透明介质薄膜。
利用在薄膜上、下表面反射光干涉相长或相消的原理，使反射光得到增强或减弱，可制成光学元件增透膜或增反膜,满足不同光学系统对反射率和透射率的不同要求。
当n在nG与n0之间时增透
当n不在nG与n0之间时增反
单层增透膜的缺点：
1.增透带宽窄；2.材料限制；
λ/4厚度最好
①要获得高反射率，膜系的两侧最外层均应为高折射率层（H层），因此，高反射率膜一定是奇数层。
②λ/4膜系为奇数层时，层数愈多，反射率R愈大。
③上述膜系的全部结果只对一种波长λ成立，这个波长称为该膜系的中心波长。
第五张光的衍射
基本要素：
1.光源发出的光波；2.衍射物；3.衍射图形
衍射过程可以分为三个阶段：
1.光源发出的光波到达衍射物的过程；
2.衍射物对入射光波的限制过程；
3.被衍射物限制后的光波到达屏的过程。
惠更斯-菲涅尔原理（相位不可旁轴近似）
惠更斯--菲涅耳原理：
波前上任何一个未受阻挡的点都可以看作是一个频率（或波长）与入射波相同的子波源；在其后任何地点的光振动，就是这些子波叠加的结果。
波动具有两个基本性质：
一方面，它是扰动的传播，一点的扰动能够引起其它点的扰动，各点相互之间是有联系的。
另一方面，它具有时空周期性，能够相干迭加。
菲涅尔衍射和夫琅禾费衍射（3个近似
（1）旁轴近似
（2）菲涅尔和夫琅禾费近似）
基尔霍夫衍射积分公式：
基尔霍夫衍射公式的旁轴近似：
①cosα≈1,于是D（θ）≈1②r≈z1
相位内r不可旁轴近似，对cos值影响很大。
简化得：
（注：
r0为光源到衍射物，r为衍射物到屏幕）
距离近似——菲涅耳近似和夫琅和费近似
其中对上式二项式展开
只取前两项表示r（菲涅尔近似）
菲涅耳衍射的计算公式：
夫琅和费近似与夫琅和费衍射：
在菲涅耳衍射区更远的地方，放置观察屏
（注：
菲涅耳衍射就过渡到了夫琅和费衍射）
矩孔和单缝的夫琅禾费衍射（（考点）相距，特点，暗纹位置）
点光源
衍射物只在ξ方向上限制入射光波，在η方向不受限制。
中央亮斑的条纹宽度：
其他条纹的宽度是中央条纹宽度的1/2
单缝夫琅和费衍射屏上的辐照度分布：
暗纹位置：
（a0为单缝宽度）
圆孔的夫琅禾费衍射（重点）
照度分布：
衍射角：
（1）衍射图样：
夫朗和费圆孔衍射的光强度分布仅与衍射角θ有关（或者，由θ=r/f，仅与r有关），而与方位角ω坐标无关。
这说明，夫朗和费圆孔衍射图样是圆形条纹。
（2）爱里斑：
中央亮斑集中了入射在圆孔上能量的%，这个亮斑叫爱里斑。
爱里斑的半径r0由第一光强极小值处的ψ值决定。
令：
解得：
（注：
ε是衍射圆孔的半径）
或：
光学成像系统的衍射和分辨本领（计算人眼的分辨本领（必考）计算望远镜的分辨本领）
（1）人眼睛的分辨本领
敏感波长：
λ=μm人眼瞳孔直径：
De=2mm
人眼的最小分辨角αe：
实验测得的人眼最小分辨角约为1′（=×10-4rad）
（2）望远镜的分辨本领
望远镜物镜的圆形通光孔径直径为：
D
物点对望远镜的张角α：
（望远镜物镜的直径D愈大，分辨本领愈高）
衍射光栅（振幅与位相光栅区别，根据光栅方程计算主极大位置，主极大的宽度，角宽度，全宽度（暗纹间距），缺级，判断那一段缺级，）
光栅：
能使入射光的振幅或位相，或者两者同时产生周期性空间调制的光学元件。
光栅分为：
透射光栅；反射光栅（TR分类）。
振幅光栅；位相光栅（调制分类）。
照度分布：
单缝夫琅禾费衍射因子：
N个等振幅，等相位差的光束干涉因子:
［sin（Nφ/2）/sin（φ/2）］2
多缝衍射现象包含有衍射和干涉双重效应。
（1）主极大值和主亮纹
当得：
正入射时的光栅方程：
（m为干涉级）
（2）暗纹和次极大
当Nφ/2等于π的整数倍，而φ/2不是π的整数倍
（m=0,±1,±2,…;m′=1,2,…,N-1）
相邻两个极小（零值）之间（Δm′=1）的角距离Δθ：
（3）主极大宽度
主极大的边界为：
与它最近的暗纹。
主极大的条纹角宽度为：
（4）主极大的强度
栅衍射是多缝干涉对单缝衍射的调制，所以存在缺级现象。
光栅衍射主极大强度为0时：
衍射角：
得：
n=±1,±2,…
主极大满足光栅方程：
m=0,±1,±2,…
此时m所对应的主极大将消失，成为缺级。
（5）单缝衍射0级区域内主极大的数目
（1）分辨本领：
表征光谱仪分辨开两条波长相差很小的谱线能力的参量
根据瑞利判据，当λ+Δλ的第m级主极大刚好落在λ的第m级主极大旁的第一极小值处时，这两条谱线恰好可以分辨开。
如果光栅所能分辨的最小波长差为Δλ，
则分辨本领定义：
光栅的分辨本领：
m是光谱级次；N是光栅的总刻痕数。
光栅分辨本领与光栅常数无关，只与m和N有关。
（2）自由光谱范围：
光谱仪的自由光谱范围（或称为色散范围）是指它的光谱不重叠区
光谱不重叠区Δλ应满足：
得：
意义：
波长为λ的入射光的第m级衍射，只要它的谱线宽度小于Δλ=λ/m，就不会发生与λ的（m-1）或（m+1）级衍射光重叠的现象。
（1）闪耀光栅的结构
闪耀光栅又叫炫耀光栅、定向光栅，也是一种相位型光栅，它弥补了平面光栅的不足。
平面衍射光栅之所以零级主极大占有很大的一部分光能量，是由于干涉零级主极大与单缝衍射主极大重合，而这种重合起因于干涉和衍射的光程差均由同一衍射角决定。
假设闪耀角为θ0，刻槽周期d，则对于按φ角入射的平行光束A来说，其单槽衍射中央主极大方向为其槽面的镜反射方向B。
因干涉主极大方向由光栅方程决定：
d（sinθ+sinφ）=mλ
在这种结构中，光栅面和锯齿槽面方向不同，光栅干涉主极大方向是以光栅面法线方向为其零级方向，而衍射的中央主极大方向则是由刻槽面法线方向等其它因素决定。
单槽衍射中央主极大方向且为第m级干涉主极大方向
α是入射光线在刻槽面上的入射角；
β是衍射零级方向与刻槽面法线的夹角；
φ是入射光线在光栅面上的入射角；
θ是衍射零级方向与光栅面法线的夹角；
若m、λ、d和入射角φ已知，即可确定角度θ0。
若光沿槽面法线方向入射，则α=β=0，因而φ=θ=θ0。
在这种情况下
简化为2dsinθ0=mλb主闪耀条件λb称为一级闪耀波长
波长λb称为该光栅的闪耀波长，m是相应的闪耀级次，这时的闪耀方向即为光栅的闪耀角θ0的方向。
对于一定结构（θ0）的闪耀光栅，其闪耀波长λb，闪耀级次和闪耀方向均已确定。
一级闪耀光栅光强分布
圆孔和圆屏的菲涅尔衍射（什么是半波带，什么时候中心为亮点和暗点
菲涅尔衍射（无计算）平行光照明，屏幕前后移动，点明暗变化
单色点光源S照射圆孔衍射的情况，P0是圆孔中垂线上的一点，在某时刻通过圆孔的波面为MOM′，半径为R。
现在以P0为中心，以r1,r2,…,rN为半径，在波面上作圆，把MOM′分成N个环带，
相邻两个环带上的相应两点到P0点的光程差为半个波长，这样的环带叫菲涅耳半波带。
各波带在P0点产生的振幅aN主要由三个因素决定：
波带
升级会员 