ІНТЕРФЕРЕНЦІЯ СВІТЛА - просторове перерозподіл енергії світлового випромінювання при накладенні двох або неск. світлових хвиль, окремий випадок загального явища інтерференції хвиль . Нек-риє явища І. с. досліджувалися ще І. Ньютоном в 17 ст., але не могли бути їм пояснені з точки зору його нової теорії. Правильне пояснення І. с. як типово хвильового явища було дано на поч. 19 в. Т. Юнгом (Th. Young) і О. Френеля (A. Fresnel). Наїб, широко відома І. с., Що характеризується утворенням стаціонарної (постійної в часі) інтерференційної картини (і. К.) - регулярного чергування в просторі областей покращення. і пониж. інтенсивності світла, що виходить в результаті накладення когерентних світлових пучків, т. е. в умовах постійної (або регулярно змінюється) різниці фаз. Рідше і тільки в спец. умовах експерименту спостерігаються явища нестаціонарної І. с., до яких відносяться світлові биття і ефекти кореляції інтенсивностей. Суворе пояснення явищ нестаціонарної І. с. вимагає врахування як хвильових, так і корпускулярних властивостей світла і дається на основі квантової електродинаміки . Стаціонарна І. с. виникає при наявності когерентності (Потужність. Кореляції фаз) накладаються хвиль. взаємно когерентні світлові пучки можуть бути отримані шляхом поділу та подальшого зведення променів, що виходять від загального джерела світла. При цьому вимога когерентності накладає нек-риє обмеження на кут. розміри джерела і на ширину спектра випромінювання.

Освіта і. к. зручно простежити на ідеалізованої схемою класичні. експерименту Юнга (рис. 1).

Точкове джерело світла S з довжиною хвилі l висвітлює два малих отвори в екрані А, к-які стають вторинними взаємно когерентним джерелами світла (див. дифракція світла ) .На екрані В спостерігається і. к., викликана інтерференцією двох створених систем хвиль. Відповідно до суперпозиції принципом напруженість ел - магн. поля E Q в довільній точці Q екрану У дається сумою напруженостей полів E 1Q і E2Q, створених в точці Q джерелами 1 і 2. Спостерігається величиною є інтенсивність випромінювання, що падає на екран, пропорційна пор. квадрату напруженості поля. Представляючи напруженість поля Ei (t, s) кожного джерела (i = 1,2) гармонич. ф-цією часу t і відстані s вздовж напрямку поширення

Е i (t, s) = E icos2p (vt + s / l + j0),

де l, - довжина хвилі, v - частота, j0 - поч. фаза світлових коливань , Можна при належному виборі одиниць виміру напруженості поля отримати вираз для інтенсивності IQ в точці Q у вигляді:

Тут I1 = <E21Q> і I2 = <E22Q>-інтенсивності світла в точці Q, створювані кожним джерелом окремо; d - оптич. різниця ходу інтерферуючих променів: d = n1r1-n2r2; r1 і r2 - відстані від отворів 1 і 2 до точки Q: n1 і n2 - показники заломлення середовища (у разі повітря n1 = n2 = 1); d0 - oптіч. різниця ходу променів від джерела S до точок 1 і 2. З (1) випливає, що інтенсивність світла в даній точці екрану відрізняється від суми інтенсивностей I1 + I2, створюваних джерелами 1 і 2 при незалежному висвітленні ними екрану. При спільній дії когерентних джерел 1 і 2 справжня інтенсивність I виявляється відрізняється на величину, яка описується третім, інтерференційним, членом ф-ли (1). Інтерференція, зрозуміло, не змінює повної світлової енергії, що потрапляє на екран В, приводячи лише до її перерозподілу з утворенням характерною і. к. На екрані У виникає система світлових смуг, інтенсивність яких брало в перерізі площиною, що проходить через джерело і отвори 1 і 2, змінюється, як показано графічно суцільною лінією на правій частині рис. 1. Макс, інтенсивність в і. к. спостерігається при різниці ходу, рівній парному числу півхвиль, а мінімальна - при різниці ходу, рівній непарному числу півхвиль. У реальному досвіді кінцевий розмір джерела світла можна врахувати, розглянувши і. к. від іншого, трохи зміщеного щодо S точкового джерела S ', що дає зміщену і. к. (пунктир). Додавання безлічі таких картин від усіх точок джерела призводить до змазування і. к., т. е. до падіння її контрасту. Сумарна і. к. буде мало відрізнятися від ідеальної (створюваної точковим джерелом), якщо лінійний розмір джерела DS задовольняє умові DS <lR / d просторової когерентності (див. когерентність світла ) (D - відстань між отворами 1 і 2, R - відстань від джерела до екрану A). Кінцева ширина Dl спектра випромінювання джерела також є причиною зниження контрасту і. к., зниження тим більшого, чим вище порядок інтерференції h, що дорівнює цілій частині відносини d / l. При висвітленні білим світлом на екрані видно білу центр, смуга нульового порядку з пов'язаними з нею швидко зникаючими райдужними смугами. Забарвлення смуг пов'язана з тим, що положення максимумів інтенсивності, що мають порядок h№0, залежить від довжини хвилі. При квазімонохроматіч. освітленні ( , Пор. довжини хвилі) спостерігається безліч чітких смуг, що відповідають порядку інтерференції аж до Існує безліч схем дослідів і природ. ситуацій, в яких брало спостерігається І. с. Їх наиб, істотні відмінності пов'язані з відмінностями в способах отримання когерентних пучків світла і в числі інтерферуючих променів. За способами створення когерентних пучків світла виділяють схеми з розподілом хвильового фронту і з розподілом амплітуди. При першому способі зводяться разом світлові пучки, початково розрізняються напрямом поширення від джерела. Такий принцип використовується, напр., В експерименті Юнга, а також в демонстрації. дослідах із застосуванням Френеля дзеркал , Билинзи Біє (рис. 2) та ін. Билинзи Біє є опуклу лінзу, розрізану по діаметру на дві частини, трохи розсунуті в напрямку, перпендикулярному до оптич. осі; вони утворюють дійсні зображення S1 і S2 точкового джерела S.

Інтерференційні смуги спостерігаються в монохрома-тич. світлі в будь-якій площині області перекриття розходяться пучків від джерел S1 і S 2 (показано штрихуванням). З інтерференція. пристроїв з розподілом хвильового фронту велике практич. значення в спектроскопії має дифракції . решітка. Всі схеми І. с. з розподілом хвильового фронту пред'являють жорсткі вимоги до малості кут. розміру джерела світла. Напр., В досвіді Юнга при висвітленні отворів 1 і 2 прямим сонячним світлом, т. Е. Джерелом з кут. розміром всього 0,5 °, для отримання чіткої і. к. відстань між отворами не повинно перевищувати дек. десятків мікрон. Саме на різкій критичності контрасту і. к. до розміру джерела в схемах з розподілом хвильового фронту заснований метод вимірювання кут. розмірів зірок за допомогою зоряного інтерферометра (див. інтерферометр зоряний ) .В схемах І. с. з амплітудним розподілом хвильового поля випромінювання первинного джерела ділиться напівпрозорими межами розділу оптич. середовищ. Так, напр., Виникає широко поширена в природ. умовах І. с. в тонких плівках, відповідальна за райдужне фарбування масляних плям на воді, мильних бульбашок, крил комах, окисних плівок на металах і ін. У всіх цих випадках має місце І. с., відбитого двома поверхнями плівок. У тонких плівках змін. товщини при висвітленні протяжним джерелом світла картина інтерференція. смуг сприймається локалізованої на поверхні плівки, причому дана інтерференція. смуга відповідає фіксованої товщині плівки ( смуги рівної товщини .; Мал. 3). Яскраве інтерференція. фарбування виникає тільки для дуже тонких плівок товщиною порядку довжини хвилі, т. е. в низьких порядках інтерференції. Для більш товстих плівок і. к. видна при висвітленні монохроматизованому світлом, напр, в світлі натрієвої лампи низького тиску. У тонких плівках строго

Мал. 3. Смуги рівної товщини , Отримані з тонкою скляною пластинкою.

постійної товщини (з точністю до малих часток довжини хвилі) однакову різницю ходу набувають при відображенні від двох поверхонь плівки промені, які падають на плівку під фіксованим кутом. Ці промені в фокальній площині лінзи утворюють і. к. смуг рівного нахилу . Метод поділу амплітуди широко застосовується в разл. схемах интерферометров , В яких брало для поділу хвильових полів використовуються спец. напівпрозорі дзеркала. Для методу розподілу амплітуди характерно зниження обмежень на кут. розмір джерела світла. Вимоги до монохроматичности світла не залежать від способу розподілу хвильового поля, визначаючись тільки порядком інтерференції. Як зазначалося вище, І. с. в низьких порядках спостерігається навіть в білому світі. У світлі ізольованих спектральних ліній газорозрядних джерел світла можна спостерігати інтерференцію в дуже високих порядках h ~ 105-106, т. Е. При різницях ходу в десятки см. Це ще недавно мало велике практич. значення для створення і контролю вторинних еталонів довжини, що спираються на довжину хвилі потужність. атомної лінії в якості первинного еталона. У 80-і рр. для цієї мети використовується випромінювання одночастотних лазерів, що дозволяють спостерігати інтерференцію при практично необмеженої різниці ходу. Майже всі згадані приклади І. с. ставилися до типу двопроменевий інтерференції, при якій в кожну точку і. к. світло від загального джерела приходить двома шляхами. При цьому інтенсивність світла в і. к. гармонічно залежить від різниці ходу променів [~ cos2 (2pd / l)]. Багатопроменева І. с. виникає при накладенні багатьох когерентних хвиль, одержуваних розподілом вихідного хвильового поля за допомогою багаторазових

Мал. 4. Залежність інтенсивності в інтерференційної картині інтерферометра Фабрі-Перо від різниці ходу d.

відображень (як, напр., в інтерферометрі Фабрі-Перо ) Або дифракцією на багатоелементних периодич. структурах (див. Дифракційна решітка, Майкельсона ешелон). При багатопроменевої І. с. яскравість і. к. є периодич., але не гармонич. ф-цією d. Різка залежність яскравості і. к. від d при багатопроменевої І. с. широко використовується для спектрального аналізу світла. Для прикладу на рис. 4 показана залежність пропускання монохроматічен. світла інтерферометром Фабрі-Перо від відстані між його напівпрозорими дзеркалами, т. е. і від d. Якщо для спостереження І. с. від теплових джерел доводиться дотримуватися ряду обмежень, причому виникає і. к. зазвичай має малу яскравість і розміри, то при використанні в якості джерел світла лазерів явища І. с. настільки яскраві і характерні, що потрібні особливі заходи для отримання рівномірної освітленості. Надзвичайно висока когерентність випромінювання лазерів призводить до появи перешкод інтерференція. походження при спостереженні об'єктів, освітлених лазером. При лазерному висвітленні довільній шорсткою поверхні акомодувати на нескінченність око сприймає хаотичний. картину світлових плям, мерехтливу при зсувах очі (див. спекла ) .Це викликано тим, що шорстка поверхня, розсіюючи лазерне випромінювання, служить джерелом нерегулярної і. к., утворення до-рій в звичайних умовах перешкоджає низька просторово-часова когерентність випромінювання теплових джерел. Близьку до цього природу має ефект мерехтіння зірок, що є джерелами світла з дуже великою площею просторової когерентності. Нестационарная І. с. До неї відносяться світлові биття, що спостерігаються при накладенні світлових полів разл. частот. В цьому випадку виникає біжить в просторі і. к., так що в заданій точці простору інтенсивність світла періодично змінюється в часі з частотою, що дорівнює різниці частот интерферирующих хвиль. Биття виникають у звичайних (нелазерних) схемах І. с. при зміні в часі різниці ходу інтерферуючих променів. Прикладом може служити інтерферометр Майкел'сона з перем. довжиною одного з плечей. При переміщенні вздовж променя світла одного з дзеркал інтенсивність світла на виході інтерферометра періодично змінюється, що може служити засобом виміру швидкості дуже повільних переміщень. Наприклад, при русі дзеркала зі швидкістю 10-6 м / с інтенсивність світла змінюється з частотою ~ 4 Гц. Биття можуть спостерігатися і в випромінюванні незалежних джерел світла. Для цього їх яскравості і спектральні щільності випромінювання повинні бути дуже великі. Обидві ці характеристики виражаються через параметр r, наз. параметром виродження фотонів, що дорівнює числу фотонів в обсязі когерентності. При фотоелектріч. реєстрації биття параметр r в творі з квантовим виходом приймача визначає величину сигналу биття по відношенню до фону фотонного шуму. Випромінювання лазерів сильно виродилися - rд1, внаслідок чого биття в світлі двох лазерів і між разл. типами коливань одного лазера легко спостерігаються. Ці биття часто грають шкідливу роль як джерело потужного шуму інтенсивності лазера. Для теплових джерел зазвичай r'1, тому ефекти нестаціонарної І. с. в їх випромінюванні вкрай малі. Проте їх вдалося виявити в тонких експериментах по кореляції інтенсивностей (див. інтерферометр інтенсивності ), Що здобули широку популярність у зв'язку з їх значенням для зоряної астрономії, оскільки з їх допомогою можливо вимірювати кут. розміри настільки віддалених зірок, що це не вдається зробити за допомогою зоряного інтерферометра. Сліди нестаціонарної інтерференції були виявлені також при аналізі спектра шумів фотоелемента, освітленого двома дуже близькими спектральними лініями атомів ртуті. На частоті биття був виявлений пік в спектрі шумів, що становив 10-4 від фону дробових шумів [4]. І. с. використовується при спектральному аналізі світла, для точного вимірювання відстаней, кутів, швидкостей, в рефрактометрії. Велике значення интерферометрия має в оптич. виробництві як засіб контролю якості поверхонь і лінзових систем. Інтерференція. явища використовуються для створення світлофільтрів, висококачеств. дзеркал, що просвітлюють покриттів для оптич. деталей. І. с. становить основу голографії . Важливим окремим випадком І. с. є інтерференція поляризованих променів . Літ .: 1) Борн М., Вольф Е., Основи оптики, пер. з англ., 2 вид., М., 1973; 2) Калітеевскій Н. І., Хвильова оптика, 2 вид., М., 1978; 3) Глаубер Р., Оптична когерентність і статистика фотонів, в кн .: квантова оптика і квантова радіофізика, М., 1966; 4) Forrester А. Т., Gudmundsen RA, Johnson P. О., Photoelectric mixing of incoherent light, "Phys. Rev.", 1955, v. 99, p. 1691. E. Б. Александров.

покажчик >>