thumbupright 在水波槽裡，兩個點波源共同產生的干涉圖樣。 干涉在物理學中，指的是兩列或兩列以上的波在空間中重疊時發生疊加，從而形成新波形的現象。 例如採用分束器將一束單色光束分成兩束後，再讓它們在空間中的某個區域內重疊，將會發現在重疊區域內的光強並不是均勻分佈的：其明暗程度隨其在空間中位置的不同而變化，最亮的地方超過了原先兩束光的光強之和，而最暗的地方光強有可能為零，這種光強的重新分佈被稱作 干涉條紋。在歷史上，干涉現象及其相關實驗是證明光的波動性的重要依據，但光的這種干涉性質直到十九世紀初才逐漸被人們發現，主要原因是相干光源的不易獲得。 為了獲得可以觀測到可見光干涉的相干光源，人們發明製造了各種產生相干光的光學器件以及干涉儀，這些干涉儀在當時都具有非常高的測量精度：阿爾伯特邁克耳孫就藉助邁克耳孫干涉儀完成了著名的邁克耳孫 莫雷實驗，得到了以太風觀測的零結果。邁克耳孫也利用此干涉儀測得的精確長度，並因此獲得了 1907 年的諾貝爾物理學獎。而在二十世紀六十年代之後，雷射這一高強度相干光源的發明使光學干涉測量技術得到了前所未有的廣泛應用，在各種精密測量中都能見到雷射干涉儀的身影。現在人們知道，兩束電磁波的干涉是彼此振動的電場強度向量疊加的結果，而由於光的波粒二象性，光的干涉也是光子自身的機率幅疊加的結果。 產生的條件 波的疊加 波 1 波 2 相長干涉 相消干涉 兩列波在同一介質中傳播發生重疊時，重疊範圍內介質的質點同時受到兩個波的作用。若波的振幅不大，此時重疊範圍內介質質點的振動位移等於各別波動所造成位移的向量和，這稱為波的疊加原理。若兩波的波峰（或波谷）同時抵達同一地點，稱兩波在該點同相，干涉波會產生最大的振幅，稱為相長干涉（建設性干涉）；若兩波之一的波峰與另一波的波谷同時抵達同一地點，稱兩波在該點反相，干涉波會產生最小的振幅，稱為相消干涉（摧毀性干涉）。 理論上，兩列無限長的單色波的疊加總是能產生干涉，但實際物理模型中產生的波列不可能是無限長的，並從波產生的微觀機理來看，波的振幅和相位都存在有隨機漲落，從而現實中不存在嚴格意義的單色波。例如太陽所發出的光波出自於光球層的電子與氫原子的相互作用，每一次作用的時間都在 109 秒的數量級，則對於兩次發生時間間隔較遠所產生的波列而言，它們無法彼此發生干涉。基於這個原因，可以認為太陽是由很多互不相干的點光源組成的擴充套件光源。從而，太陽光具有非常寬的頻域，其振幅和相位都存在著快速的隨機漲落，通常的物理儀器無法跟蹤探測到變化如此之快的漲落，因此無法透過太陽光觀測到光波的干涉。類似地，對於來自不同光源的兩列光波，如果這兩列波的振幅和相位漲落都是彼此不相關的，稱這兩列波不具有相干性。相反，如果兩列光波來自同一點光源，則這兩列波的漲落一般是彼此相關的，此時這兩列波是完全相干的。 如要從單一的不相干波源產生相干的兩列波，可以採用兩種不同的方法：一種稱為波前分割法，即對於幾何尺寸足夠小的波源，讓它產生的波列透過並排放置的狹縫，根據惠更斯－菲涅耳原理，這些在波前上產生的子波是彼此相干的；另一種成為波幅分割法，用半透射、半反射的半鍍銀鏡，可以將光波一分為二，製造出透射波與反射波。如此產生的反射波和透射波來自於同一波源，並具有很高的相干性，這種方法對於擴充套件波源同樣適用。 兩列波的干涉 基礎理論 光作為電磁波，它的強度 I 定義為在單位時間內，垂直於傳播方向上的單位面積內能量對時間的平均值，即玻印亭向量對時間的平均值： I left langle mathbf S right rangle frac c4pisqrt frac epsilonmuleft langle mathbf E2 right rangle 從而光強可以用 left langle mathbf E2 right rangle 這個量來表徵。對於單色光波場，電向量 mathbf E 可以寫為 mathbf Emathbf r t frac 12left mathbf Amathbf r ei omega t mathbf Amathbf r ei omega tright 這裡 mathbf Amathbf r 是復振幅向量，在笛卡爾直角座標系下可以寫成分量的形式 mathbf Amathbf r sum_i13 a_i mathbf r eiphi_i mathbf rmathbf e_i qquad i 123。 這裡 a_i mathbf r 是在三個分量上的（實）振幅，對於平面波 a_i mathbf r a_i，即振幅在各個方向上是常數。phi_i mathbf r 是在三個分量上的相位，boldsymbol phimathbf r mathbf kcdot mathbf r delta_i，delta_i 是表徵偏振的常數。 要計算這個平面波的光強，則先計算電場強度的平方： mathbf E2 frac 14left mathbf A2e2i omega t mathbf A2 e2i omega t 2mathbf A cdot mathbf Aright 對於遠大於一個週期的時間間隔內，上式中前兩項的平均值都是零，因此光強為 I left langle mathbf E2 right rangle frac 12 mathbf A cdot mathbf A frac 12left a_12 a_22 a_32 right 對於兩列頻率相同的單色平面波 mathbf E_1、mathbf E_2，如果它們在空間中某點發生重疊，則根據疊加原理，該點的電場強度是兩者的向量和： mathbf E mathbf E_1 mathbf E_2 則在該點的光強為 I left langle mathbf E2 right rangle left langle mathbf E_12 right rangle left langle mathbf E_22 right rangle 2left langle mathbf E_1 cdot mathbf E_2right rangle 。 其中 left langle mathbf E_12 right rangle、left langle mathbf E_22 right rangle 是兩列波各自獨立的光強，而 2left langle mathbf E_1 cdot mathbf E_2right rangle 是干涉項。 用 mathbf A、mathbf B 表示兩列波的復振幅，則干涉項中 mathbf E_1 cdot mathbf E_2 可以寫為 begin align mathbf E_1 cdot mathbf E_2 frac 14 left mathbf A eiomega t mathbf A eiomega t right left mathbf B eiomega t mathbf B eiomega t right frac 14 left mathbf Acdot mathbf B e2iomega t mathbf Acdot mathbf B e2iomega t mathbf Acdot mathbf B mathbf Acdot mathbf B right end align 前兩項對時間取平均值仍然為零，從而干涉項對光強的貢獻為 2left langle mathbf E_1 cdot mathbf E_2right rangle frac 12left mathbf Acdot mathbf B mathbf Acdot mathbf B right 根據前面復振幅的定義，mathbf A、mathbf B 可以在笛卡爾座標系下分解為 mathbf A sum_i13 a_i eiphi_imathbf e_i qquad i 123 和 mathbf B sum_i13 b_i eipsi_imathbf e_i qquad i 123 將分量形式代入上面干涉項的光強，可得 2left langle mathbf E_1 cdot mathbf E_2right rangle a_1b_1cos phi_1 psi_1 a_2b_2cos phi_2 psi_2 a_3b_3cos phi_3 psi_3 倘若在各個方向上，兩者的相位差 delta_i phi_i psi_i 都相同並且是定值，即 delta phi_1 psi_1 phi_2 psi_2 phi_3 psi_3 frac 2pilambdaDelta L 其中 lambda 是單色光的波長，Delta L 是兩列波到達空間中同一點的光程差。 此時干涉項對光強的貢獻為 2left langle mathbf E_1 cdot mathbf E_2right rangle a_1b_1 a_2b_2 a_3b_3cos delta a_1b_1 a_2b_2 a_3b_3cos frac 2pilambdaDelta L 光波是電向量垂直於傳播方向的橫波，這裡考慮一種簡單又不失一般性的情形：線偏振光，電向量位於 x 軸上，傳播方向為 z 軸方向，則兩列波在其他方向上的振幅都為零： a_2 b_2 a_3 b_3 0 代入總光強公式： begin align I frac 12 a_12 frac 12 b_12 a_1b_1cosdelta I_1 I_2 2sqrt I_1 I_2cosdelta end align 因此干涉後的光強是相位差的函式，當 delta 02pi4pi 時有極大值 I_rm max I_1 I_2 2sqrt I_1 I_2；當 delta pi3pi5pi 時有極小值 I_rm min I_1 I_2 2sqrt I_1 I_2。 特別地，當兩列波光強相同即 I_1 I_2 I_0 時，上面公式可化簡為 I 4I_0 cos2 frac delta2，此時對應的極大值為 4I_0，極小值為 0。 顯然，對於不同的干涉情形，產生的極大值和極小值差異是不同的。由此可以定義條紋的 mathcal V 作為條紋清晰度的量度： mathcal V frac I_max I_minI_max I_min，即可見度的範圍為 0 到 1 之間。 雖然以上的討論是基於兩列波都是線偏振光的假設，但對於非偏振光也成立，這是由於自然光可以看作是兩個互相垂直的線偏振光的疊加。 波前分割干涉（分波前干涉） 楊氏雙縫 英國物理學者托馬斯楊於 1801 年做實驗演示光的干涉演示，稱為楊氏雙縫實驗。這實驗對於光波動說給出有力支援，由於實驗觀測到的干涉條紋是艾薩克牛頓所代表的光微粒說無法解釋的現象，雙縫實驗使大多數的物理學家從此逐漸接受了光波動說。楊氏雙縫的實驗設定如右圖所示，從一個點光源出射的單色波傳播到一面有兩條狹縫的擋板，兩條狹縫到點光源的距離相等，並且兩條狹縫間的距離很小。由於點光源到這兩條狹縫的距離相等，這兩條狹縫就成為了同相位的次級單色點光源，從它們出射的相干光發生干涉，因此可以在遠距離的屏上得到干涉條紋。 如果兩條狹縫之間的距離為 a，狹縫到觀察屏的垂直距離為 d，則根據幾何關係，在觀察屏上以對稱中心點為原點，座標為 x y 處兩束相干光的光程分別為 L_1 sqrt d2 y2 x frac a22 L_2 sqrt d2 y2 x frac a22 當狹縫到觀察屏的垂直距離 d 遠大於 x 時，這兩條光路長度的差值可以近似在圖上表示為：從狹縫 1 向光程 2 作垂線所構成的直角三角形中，角 alphaprime 所對的直角邊 Delta s。而根據幾何近似，這段差值為 Delta s a sin alphaprime approx a frac xd 如果實驗在真空或空氣中進行，則認為介質折射率等於 1，從而有光程差 Delta L Delta s a frac xd，相位差 delta frac 2pilambdafrac axd。 根據前文結論，當相位差 delta 等於 2mpi quad m 0 1 2 時光強有極大值，從而當 x frac mdlambdaa quad m 0 1 2 時有極大值；當相位差 delta 等於 2mpi quad m frac 12 frac 32 frac 52 時光強有極小值，從而當 x frac mdlambdaa quad m frac 12 frac 32 frac 52 時有極小值。從而楊氏雙縫干涉會形成等間距的明暗交替條紋，間隔為 frac dlambdaa。 若在雙縫干涉中增加狹縫在兩條狹縫連線上的線寬，以至於狹縫無法看作是一個點光源，此時形成的擴充套件光源可以看作是多個連續分佈的點光源的集合。這些點光源由於彼此位置不同，在屏上同一點將導致不同的相位差，將有可能導致各個點光源干涉的極大值和極小值點重合，這就導致了條紋可見度的下降。 菲涅耳雙面鏡 菲涅耳雙面鏡是一種可以直接產生兩個相干光源的儀器。菲涅耳雙面鏡是兩個長度相同的平面鏡 M1、M2 的組合，兩個平面鏡的擺放相對位置成一個很小的傾角 α。當光波從點光源 S 的位置入射到兩個鏡面發生各自的反射後，分別形成了兩個虛像 S1 和 S2。由於它們是同一光源的虛像，因此是相干光源，左圖中藍色陰影的部分即為兩束光的干涉區域。 從圖中可見菲涅耳雙面鏡干涉的幾何關係與楊氏雙縫相同，因此只要求得兩個虛像間的距離 d 就可以推知干涉條紋的位置。如果設光源 S 到兩個平面鏡交點 A 的距離為 b，根據鏡面對稱可知兩個相干光源到鏡面交點的距離也等於 b，即 S_1A S_2A SA b， 而虛光路 S1A、S2A 和平分線（圖中水平的點劃線）的夾角都等於平面鏡傾角 α，從而有 d 2bsin alpha。 這個距離等效於楊氏雙縫中兩條狹縫的間距，代入上文中公式即可得到干涉條紋的位置。光波入射到兩個鏡面時各自都會發生 pi 的反射相變，從而不會影響兩者最終的相位差，因此菲涅耳雙面鏡干涉條紋的形狀與楊氏雙縫完全相同，都是等間距的明暗相間條紋，中間為零級亮紋。 菲涅耳雙稜鏡 thumb200pxright 菲涅耳雙稜鏡干涉的幾何示意圖 菲涅耳雙稜鏡是一種類似於菲涅耳雙面鏡的形成相干光源的儀器，它由兩塊相同的薄三稜鏡底面相合而構成，三稜鏡的折射角很小，並且兩者的折射稜互相平行。當位於對稱軸上的點光源 S 發出光時，入射光在兩塊稜鏡的作用下部分向上折射，部分向下折射，從而形成兩個對稱的虛像，這兩個虛像即為兩個相干光源。 如果三稜鏡的頂角為 α，折射率為 n，則當 α 很小時光線因折射的偏折角度 beta approx alpha n 1。 如果點光源 S 到三稜鏡的距離為 a，則根據幾何關係可知兩個相干光源間的距離為 d 2atan beta approx 2a beta 2a alpha n 1 以下關於條紋間距的計算和楊氏雙縫相同。 洛埃鏡 洛埃鏡，又譯勞埃德鏡、勞埃鏡，是一種更簡單的波前分割干涉儀器，本質為一塊平置的平面鏡 M。點光源 S 位於離平面鏡 M 較遠且相當接近平面鏡所在平面的地方，因此入射光傾角非常小。點光源 S 和它在平面鏡所成虛像 S 形成了一對相干光源。根據圖中幾何關係，若點光源 S 到鏡平面的距離為 d，則兩個相干光源間的距離為 2d。由於兩條相干光路中其中一條經過了鏡面反射，因此只有一束相干光發生了 pi 的反射相變，出於這個原因干涉條紋的正中為零級暗紋。 邁克耳孫測星干涉儀 邁克耳孫測星干涉儀是利用干涉條紋的可見度隨擴充套件光源的線度增加而下降的原理（參見下文空間相干性一節）來測量恆星角直徑的干涉儀。其基本光路如右圖所示，它的概念首先由美國物理學家阿爾伯特邁克耳孫和法國物理學家阿曼德斐索在 1890 年提出，並由邁克耳孫和美國天文學家於 1920 年在威爾遜山天文臺首次用干涉儀對恆星的角直徑進行了測量。邁克耳孫測星干涉儀的長度約為 6 米，架設在口徑為 25 米的胡克望遠鏡之上。其中兩面平面鏡 M1、M2 的最大間距為 61 米，並且是可調的；而平面鏡 M3、M4 的位置是固定的，等於 114 米。當有星光入射到干涉儀上時，兩組平面鏡所構成的光路是等光程的，從而會形成等間距的干涉直條紋，而條紋間距為 Delta x frac lambda fd 這裡 f 是望遠鏡的焦距，d 是平面鏡 M3 和 M4 之間的距離。而平面鏡 M1 和 M2 之間的距離相當於擴充套件光源的線度，當 M1 和 M2 靠得很近時干涉條紋的可見度接近於 1，隨著兩者間距增加可見度會逐漸下降為零。如果認為恆星是一個角直徑為 2alpha，光強均勻分佈的圓形光源，其可見度由下面公式給出 mathcal V frac 2J_1 uu， 其中 u 2pialpha Dlambda，J_1 u 是貝塞爾函式。隨著逐漸增加平面鏡 M1 和 M2 之間的距離 D，當滿足下面關係時，可見度首次降為零： D 122frac lambda2alpha 邁克耳孫測星干涉儀首次成功測量的恆星是參宿四，測得其角直徑為 0047 弧度秒，根據它到太陽的距離（約 600 光年）就可得到它的直徑約為 41108 千米，是太陽直徑的 300 倍。事實上，這一臺邁克耳孫測星干涉儀所能測量的都是直徑在太陽直徑數百倍的巨星，因為測量體積更小的恆星要求更大的 M1 和 M2 之間的距離，架設一臺如此龐大的干涉儀對當時的技術而言相當困難。 振幅分割干涉（分振幅干涉） 等傾干涉 如右圖所示，一個單色點光源 S 所發射的電磁波入射到一塊透明的平行平面板上。在平行平面板的上表面發生反射和折射，而折射光其後又被下表面反射，反射光再被上表面折射到原先介質中。這條折射光必然會與另一條直接被上表面反射的反射光重合於空間中某一點，由於它們都是同一波源發出的電磁波的一部分，因此是相干光，這時會形成非定域的干涉條紋。若光源為擴充套件光源，一般而言干涉條紋的可見度會下降，但若考慮兩條反射光平行的情形，即重合點在無限遠處，此時會形成定域的等傾干涉條紋。根據幾何關係，兩束光的光程差可以表示為 Delta L n_2 overline AB overline BC n_1 overline AN 其中 n_2 是平行平面板的折射率，n_1 是周圍介質的折射率。具體長度可以表示為 overline AB overline BC frac dcos thetaprime， overline AN overline ACsin theta 其中 d 是平行平面板的厚度，theta 是入射角，thetaprime 是折射角，兩者滿足折射定律。 這樣得到的光程差為 Delta L 2 n_2 d cos thetaprime，對應的相位差為 delta frac 4pilambda n_2 d cos thetaprime，另外考慮到發生於上表面或下表面的反射相變，相位差應為 delta frac 4pilambda n_2 d cos thetaprime pm pi。 干涉條件為 2 n_2 d cos thetaprime pm frac lambda2 mlambda，當 m 是整數時，則有亮條紋，當 m 是半整數時，則有暗條紋。 由此，每一條條紋都對應一個特定的折射角 入射角，從而被稱作「等傾干涉」。如果觀測方向垂直於平行平面板，則可以觀察到一組同心圓的干涉條紋。 此外，從平行平面板下表面透射的兩束平行光也會形成等傾干涉，但由於不存在反射相變，相位差不需要新增 pm pi 項，從而導致透射光的干涉條紋的明暗位置與反射光完全相反。 等厚干涉 若等傾干涉中的平行平面板兩個表面不是嚴格平行的，如右圖所示，則對於單色點光源 S 的出射光，其上下表面的反射光總會在空間中某一點 P 上形成干涉，並且其干涉條紋是非定域的。此時這兩束光的光程差可以寫為 Delta L n_1 overline SB overline DP overline SA overline AP n_2 overline BC overline CD 類似地，n_1 是周圍介質的折射率，n_2 是平行平面板的折射率。 一般來說這個計算相當困難，但在平行平面板足夠薄，且兩面夾角足夠小的情形下（例如薄膜），光程差可近似得出為 Delta L 2n_2 dcos thetaprime 其中 d 是薄膜在反射點 C 的厚度，thetaprime 是在該點的反射角。從而對應的相位差 delta frac 4pilambda n_2 d cos thetaprime。 若光源為擴充套件光源，則會使干涉光在點 P 的相位差範圍擴大，從而導致條紋可見度下降，但例外情形是點 P 位於薄膜表面：此時對從擴充套件光源各點出射的干涉光而言厚度 d 都是相同的，當 cos thetaprime 變化範圍很小時，干涉條件可寫為 2n_2 d overline cos thetaprime pm frac lambda2 mlambda 當 m 為整數時有干涉極大，m 為半整數時有干涉極小。其中 overline cos thetaprime 是對擴充套件光源各點取平均得到的 cos thetaprime 的平均值，而 pm frac lambda2 項的存在是考慮到反射相變。如果 overline cos thetaprime 是常數，則條紋是薄膜中厚度為常數的點的連線，這被稱作等厚條紋。等厚干涉經常被用來檢測光學表面的厚度是否均勻，對正入射的情形，overline cos thetaprime 1，則干涉極小條件為 d frac mlambda2quad m 012，即對於相鄰明條紋，在該點的厚度差為 frac lambda2；若表面厚度絕對均勻，則在表面上無干涉條紋。 等厚干涉的一個例子是，即光線垂直入射到劈形的薄膜上，若劈尖的折射率為 n，則根據前面結論干涉條件為 2nd pm frac lambda2 mlambda 其中 m 為整數時是亮條紋，m 為半整數時是暗條紋，條紋是一組平行於劈尖稜邊的平行線，並且稜邊上是零級暗紋。相鄰明條紋對應的厚度差因而為 frac lambda2n。 進一步可得出條紋間距 frac lambda2nsin alpha approx frac lambda2nalpha，其中 alpha 是劈角，即劈尖干涉的條紋等間距。 等厚干涉的另一個著名例子是牛頓環。如右圖所示，它是將一個曲率半徑很大的透鏡的凸表面置於一個玻璃平面上，並由平行光垂直入射而形成的干涉條紋。此時凸透鏡和玻璃平面間的間隙形成了空氣（折射率近似為 1）為介質的劈尖，從而干涉條件為 2d pm frac lambda2 mlambda，其中 m 為整數時是亮條紋，m 為半整數時是暗條紋。其干涉條紋是一組同心圓，並且中心為零級暗紋。 設透鏡的曲率半徑為 R，則條紋半徑 r 與劈尖厚度 d 滿足關係 r2 R2 Rd2 2Rd d2 approx 2Rd 從而可以得到干涉條紋的半徑為 r sqrt mRlambda，其中 m 為整數時是暗條紋，m 為半整數時是亮條紋。由此可知牛頓環從中心向外條紋的間隔越來越密。 邁克耳孫干涉儀 邁克耳孫干涉儀是典型的波幅分割干涉儀，它透過將一束入射光分為兩束後，兩束相干光各自被對應的平面鏡反射回來從而發生波幅分割干涉。兩束干涉光的光程差可以透過調節干涉臂長度以及改變介質的折射率來實現，從而能夠形成不同的干涉圖樣。邁克耳孫干涉儀的著名應用是美國物理學家邁克耳孫和愛德華莫雷使用它在 1887 年進行了著名的邁克耳孫－莫雷實驗，得到了以太風測量的零結果。另外，邁克耳孫還用它首次系統研究了光譜線的精細結構，並且用它在與譜線波長之間做直接比較。 右圖是邁克耳孫干涉儀的基本構造：從光源到光檢測器之間存在有兩條光路：一束光被分束器（例如一面半透半反鏡）反射後入射到上方的平面鏡後反射回分束器，之後透射過分束器被光檢測器接收；另一束光透射過分束器後入射到右側的平面鏡，之後反射回分束器後再次被反射到光檢測器上。透過調節平面鏡的前後位置，可以對兩束光的光程差進行調節。值得注意的是，被分束器反射的那一束光前後共三次透過分束器，而透射的那一束光只通過一次。對於單色光而言只需調節平面鏡的位置即可消除這個光程差；但對於複色光而言，在分束器介質內不同波長的色光會發生色散，從而需要在透射光的光路中放置一塊材料和厚度與分束器完全相同的玻璃板，稱作補償板，如此可消除這個影響。 當兩面平面鏡嚴格垂直時，單色光源會形成同心圓的等傾干涉條紋，並且條紋定域在無窮遠處。如果調節其中一個平面鏡使兩束光的光程差逐漸減少，則條紋會向中心亮紋收縮，直到兩者光程差為零而干涉條紋消失。若兩個平面鏡不嚴格垂直且光程差很小時，光源會形成定域的等厚干涉條紋，其為等價於劈尖干涉的等距直條紋。 馬赫 曾德爾干涉儀 邁克耳孫干涉儀中，分束器被用來使兩束相干光重新會合發生干涉，而倘若採用另外一塊獨立的半透半反鏡來使兩束光重新會合，則可構造成馬赫 曾德爾干涉儀。它是由德國物理學家和路德維曾德爾於十九世紀末設計的，其基本光路如左圖所示：光源位於透鏡的焦平面上，從透鏡出射的平行光入射到第一面半透半反鏡上分為兩束，各自經一面平面鏡反射後在完全相同的第二面半透半反鏡重新會合，之後在兩個方向上的光檢測器都能發生干涉。通常，干涉儀中四個反射面需要被儘量設定為嚴格平行，並且四個反射點構成一個平行四邊形以保證準直。由此，兩列干涉臂的長度差異高度影響著兩個方向上的光檢測器所接收到的干涉訊號，任何一個微小的光程差變化都會導致入射光能量的重新分配。當兩列干涉臂的光程完全相等，並考慮光波在半透半反鏡和平面鏡上反射產生的多次半波損失，則可知此時兩列相干光在光檢測器 1 的光路上有相長干涉，所有入射光的能量都將進入光檢測器 1；而在光檢測器 2 的光路上有相消干涉，沒有入射光能量進入光檢測器 2。 在實際操作中，若其中一塊半透半反鏡和平面鏡之間稍有傾斜，則會形成類似邁克耳孫干涉儀的劈尖干涉，即得到定域的平行等距直條紋。 透過測量光程差改變引起的光檢測器所接收到的光強變化，馬赫 曾德爾干涉儀經常用於測量可壓縮氣流中折射率的變化。即對於兩條相干光路，其中一條作為參考光路，另一條置於待測氣流中作為測試光路，從而可測得氣流的折射率改變，進一步即可得到待測氣流的密度改變。 相干性 在邁克耳孫干涉儀或馬赫 曾德爾干涉儀這樣的波幅分割干涉裝置中，雖然兩束光來自同一光源，但在實驗中會發現如果過度增加兩束光的光程差，會導致干涉條紋的可見度下降直至條紋消失；而在楊氏雙縫干涉中，如果逐漸擴充套件兩條狹縫彼此之間的距離，也會導致干涉條紋可見度的下降並最終消失。這種干涉條紋最終消失的現象是由於相干性，前者是由於實際的光波並非嚴格的無限長單色波列，它具有有限的縱向相干長度；後者是由於擴充套件光源造成了橫向相干長度減小，因此空間中不同點之間彼此的相干性下降。例如在邁克耳孫干涉儀中，一列有限長度的入射波進入干涉儀後被分成長度相等的兩列波，如果 干涉儀兩臂的光程差大於這兩列波的長度，則對於這一入射波而言它產生的兩列分波無法發生干涉，即兩列波沒有相干性。從而在任意時刻，到達空間中某一點的所有波列都來自不同的入射波的疊加，而這些入射波本身具有隨機的相位和振幅漲落，在可觀測時間內它們的疊加不產生干涉。 時間相干性 時間相干性是光波單色性的一種反映，如果光波的單色性越好則它具有越好的時間相干性。也就是說，對於一列光波，將它延遲一段時間後再將其與自身延遲後的版本發生干涉，如果延遲的這段時間即使很大，而它仍然能與自身發生干涉，則稱這列波或對應的波源有很好的時間相干性。對於嚴格的無限長單色波，無論延遲多久它仍然能與自身發生干涉；而對於實際的有限長波列超過一段特定時間之後則無法發生干涉，這段時間被稱作相干時間，它也就是這列光波的持續時間。根據定義，自相關函式可以用來描述時間相干性。 設有限長波列 F t f_0 e2ipi nu_0 t，其持續時間為 Delta tau，即當 t frac Delta tau2 時，F t 0。對這個波列做傅立葉變換，可得它的頻譜為 begin align f nu f_0 int_frac Delta tau2frac Delta tau2 e2ipi nu nu_0 t dt f_0 Delta tau left frac sin pi nu nu_0Delta tau pi nu nu_0Delta tau right end align 這個積分的結果是一個歸一化的 Sinc 函式，而頻譜的模平方 f nu2（功率譜）對應著光強。從函式可知光強的第一個零值對應著 nu nu_0 pm frac 1Delta tau。 從而得到這列有限長波列的頻率範圍 Delta nu sim frac 1Delta tau，即波列的頻率範圍近似為波列持續時間的倒數。事實上，實際的光波滿足關係 Delta tau Delta nu geqq frac 14pi。由此可知雷射的線寬也是時間相干性的反映，雷射的線寬越窄則說明這束雷射的時間相干性越高。 從相干時間可以進一步定義相干長度 Delta L cDelta tau sim frac bar lambda2Delta lambda，Delta lambda 是波長的範圍。對於兩列光波的光程差接近或大於它們的相干長度時，干涉效應將難以發生。 空間相干性 空間相干性是電磁波傳播過程中在空間中兩點的電場相關程度的反映，可以用互相關函式來描述。如果一束電磁波在空間中傳播的同一波陣面上不同點的相位彼此間很相關，則認為這束電磁波有很強的空間相干性。例如，在一束雷射的橫截面上，向不同方向振盪的電場在相位變化上是高度一致的，即使這束雷射的線寬很寬從而不具有很好的時間相干性。空間相干性是雷射能夠保持高度方向性的關鍵因素。 根據，波源光強在二維平面上的分佈的傅立葉變換，即是干涉條紋的可見度函式。從而對於線度為 b 的擴充套件光源，其可見度是一個 Sinc 函式，因而在距離為 R 的波陣面上，具有空間相干性的範圍近似可表為 mathcal L sim frac Rblambda 這個距離被稱為「縱向相干距離」，由此可定義「相干孔徑角」Delta theta frac dR frac lambdab，也就是說在這個範圍的光場內，波陣面上任意兩點具有空間相干性。 由於楊氏雙縫實驗中條紋的可見度和狹縫在彼此連線上的擴充套件線度有很大關係，利用這個方法可以測量一些小光源的角幅度，這也正是邁克耳孫測星干涉儀的原理。 多光束干涉 對於入射光照射到平行平面板產生波幅分割等傾干涉的情形，由於從下表面反射的光有可能上表面再次反射，並且會有第三束透射光從上表面出射並與前兩束光發生干涉。以此類推，如果平行平面板對電磁波的損耗可以忽略（介質對電磁波沒有吸收或散射），則理論上會有無窮多束光從上表面出射，並且這些光彼此都是相干光。 平行平面板的多光束干涉 設平行平面板的折射率為 n，厚度為 d，入射的單色光傾角為 theta_1，折射角為 theta_2，則根據前面結論，相鄰反射光或透射光之間的光程差為 Delta L 2ndcostheta_2，對應相位差為 delta frac 4pilambda ndcostheta_2。 如果要計算多束反射光或透射光的干涉，還需要計算這些光場的電場強度的向量和（若用復振幅表示則為代數和）。對於平行平面板的上表面和下表面，都有特定的反射率（反射波振幅與入射波振幅之比）和透射率（透射波振幅與入射波振幅之比），這裡設光波從周圍介質進入板內的反射率和透射率分別為 r_1、t_1，從板內進入周圍介質的反射率和透射率分別為 r_2、t_2。若入射波在入射點 A1 的復振幅為 A，則從上表面反射出的各光束的復振幅依次為 r_1A quad t_1t_2r_2Aeidelta quad t_1t_2r_23Ae2idelta quad t_1t_2r_22p 3 Aei p1delta quad 而忽略第一條透射波在平行平面板中傳播產生的相移（因為它是一個在所有透射波中都會出現的常數），從下表面透射出的各光束的復振幅依次為 t_1t_2A quad t_1t_2r_22Aeidelta quad t_1t_2r_24Ae2idelta quad t_1t_2r_22p 2 Aei p1delta quad 根據邊界條件，光疏媒質到光密媒質有 pi 的相移，而反過來則沒有，因此存在關係 r_1r_2 r。進而對所有反射光的復振幅求和，這是一個等比數列的無窮級數，結果為 A_r frac r 1 r2 t_1t_2 eidelta1 r2eidelta A 如果定義平行平面板的反射比為 R r2，透射比 T t_1t_2。反射比和透射比是反射波和透射波的能量與入射波能量的比值，因此在忽略損耗的情形下需要滿足能量守恆條件 R T 1。 由此可以將反射光的振幅表示為 A_r frac sqrt R1 eidelta1 Reidelta A 反射光的光強是復振幅的模平方，其表示式為 I_r frac 4Rsin2frac delta21 R2 4Rsin2frac delta2 I 在無損耗情形下透射光的光強可以直接用入射光強 I 減去反射光光強得到，也可以透過等比數列無窮級數求和： begin align A_t frac t_1t_21 r_22eidelta A frac T1 Reidelta A I_t frac T1 R2 4Rsin2frac delta2 I end align 反射光強與透射光強的表示式也被稱作艾裡函式。 根據透射光強的表示式，其干涉條件為 2ndcostheta_2 mlambda 當 m 是整數時有透射光強的極大值，m 是半整數時有透射光強的極小值。由於光強分佈與傾角 theta_2 有關，因此得到的是等傾條紋。 通常在討論反射光強和透射光強時，會引入一個參量 F frac 4R1R2，從而得到平行平面板的反射率函式和透射率函式： frac I_rI frac Fsin2frac delta21 Fsin2frac delta2 frac I_tI frac 11 Fsin2frac delta2 反射率和透射率都是波長的函式，在透射率函式上兩個相鄰的透射峰值之間的波長間隔被稱作，它由下式給出： Deltalambda approx frac lambda_022ndcostheta_2 其中 lambda_0 是最近峰值的中心波長。 用自由光譜範圍除以透射率函式的半高寬（峰值高度一半時的透射峰寬度），得到的值稱作： mathcal F frac Deltalambdadeltalambdafrac pi2 arcsin 1sqrt F 對於較高的反射比（R 05），細度通常可近似為 mathcal F approx frac pi sqrt F2frac pi R12 1R 從這個公式可知反射比越高時細度越高，對應其透射峰的形狀越銳利。注意到在平面板上下表面嚴格平行，入射光源為單色平面波的理想情形下，干涉條紋細度和入射傾角以及平面板上下表面距離都無關。 法布里－珀羅干涉儀 法布里－珀羅干涉儀是一種由兩塊平行的玻璃板組成的多光束干涉儀，本質和上節所述的平行平面板的干涉原理相同。其中兩塊玻璃板的內表面都有相當高的反射率，以確保得到細度足夠高的干涉條紋。由於平行平面板只對特定波長的光有透射極大值，法布里－珀羅干涉儀能夠對頻率滿足其共振條件的光進行透射或反射，並且能達到非常高的透射率和反射率，它因此也被稱作「法布里－珀羅諧振腔」或「法布里－珀羅標準具」。 法布里－珀羅干涉儀被廣泛應用於遠端通訊、雷射、光譜學等領域，它主要用於精確測量和控制光的頻率和波長。例如，在光學中就使用了數臺法布里－珀羅干涉儀的組合。此外，在雷射領域法布里－珀羅干涉儀還被用來抑制譜線的展寬，從而獲得單模雷射，而在引力波探測中法布里－珀羅干涉儀和邁克耳孫干涉儀組合使用，透過使光子在諧振腔內反覆振盪增加了邁克耳孫干涉儀的干涉臂的有效長度。 如要觀察到法布里－珀羅干涉儀的等傾干涉條紋，要在透射光的傳播方向上垂直放置一透鏡，當透鏡光軸垂直於屏時，等傾干涉的條紋是一組同心圓，圓心對應著正入射透射光的焦點。此時由於是正入射，theta_2 0，在干涉條件中 m 有最大值 m_0： m_0 frac 2 n dlambda 一般情況下 m_0 不是整數，如將其整數部分設為 m_1，小數部分設為 e，即 m_0 m_1 e，則從中心亮紋數起，外圈第 p 個亮紋的角半徑為 theta_p sqrt frac nlambdadsqrt p 1 e 從而圓條紋的直徑 D_p 滿足 D_p2 2ftheta_p2 frac 4nlambda f2dp 1 e 其中 f 是透鏡焦距。 法布里－珀羅干涉儀的三個重要特徵參量是細度（自由光譜範圍和透射峰的半高寬之比）、峰值透射率（透射光強和入射光強之比的最大值）、襯比因子（透射光強與入射光強之比的最大值和最小值之比），但由於反射比越高時細度才會越高，因此峰值透射率和細度 襯比因子不能同時都很高。 量子干涉 1905 年至 1917 年間，愛因斯坦透過馬克斯普朗克的能量量子化假設和對光電效應的解釋，在《關於光的產生和轉化的一個試探性的觀點》、《論我們關於輻射的本性和組成的觀點的發展》、《論輻射的量子理論》等論文中提出電磁波的能量由不連續的能量子組成，這些能量子被稱為光量子（光子）。這三篇論文的英文標題分別為《On a Heuristic Point of View Concerning the Production and Transformation of Light》、《On the Development of Our Views Concerning the Nature and Constitution of Radiation》、《On the Quantum Mechanics of Radiation》。因此，電磁輻射必須同時具有波動性和粒子性兩種自然屬性，這被稱作波粒二象性。自羅伯特密立根於 1916 年完成了光電效應的一系列實驗，以及阿瑟康普頓於 1923 年觀察到了 X 射線被自由電子的散射，並於 1926 年測定了光子的動量，物理學界都逐漸接受了電磁波也具有粒子性的這一事實。 然而，如果從光子的角度來理解干涉現象，就會出現一些令人費解的問題，例如，當兩束相干光中對應的兩個光子彼此發生干涉時，相長干涉的場合需要從兩個光子中產生出四個光子，相消干涉的場合則需要兩個光子彼此抵消，這違反了能量守恆定律。 對於這一問題的解釋，量子力學的哥本哈根詮釋認為光子的干涉是單個光子波函式的機率幅疊加，波函式是一種機率波，其復振幅（機率幅）的模平方正比於對應的狀態發生的機率。以雙縫干涉為例，對於每個光子而言，其量子態 psi rang 為從兩條狹縫中的每一條經過的量子態的疊加： psi rang psi_1 rang psi_2 rangsqrt 2 其中，正交歸一的態向量 psi_1 rang、psi_2 rang 分別對應從狹縫 1、狹縫 2 經過的量子態。 光子從這兩條狹縫抵達光檢測器的量子態 S thetarang 為 S thetarang psi_1 rang eithetapsi_2 rangsqrt 2 其中，theta 是由於光子從狹縫 1 或狹縫 2 抵達光檢測器的光程差所造成的相位差。 所以，光檢測器探測到這一光子的機率 p theta 為 p thetalang S theta psi_1 rang21cos theta2 由於機率有相位差的諧和函式項，光檢測器探測到的光子分佈狀況，從統計上看也就是光檢測器探測到的光強，會顯示出干涉條紋。這結果和經典的電磁波的向量疊加結果非常相似 實際上，如果用電磁場來表示光子的波函式，在形式上能得到和經典干涉相同的結論。然而，這種等效從根本上是錯誤的，因為電磁場是一個可觀測量，而波函式在哥本哈根詮釋中是一個不可觀測量；從光子角度所看到的雙縫實驗是單個光子本身機率波的干涉，而機率也是單個光子出現在特定量子態的機率，而不是位於特定量子態的光子數量。關於這一點，保羅狄拉克在《量子力學原理》中做了說明： 參見 衍射 摩爾紋 干涉儀列表 干涉測量術 註釋 參考文獻 外部連結 模擬干涉的 Java 程式 Flash 演示波的疊加 利薩茹曲線：音程、拍頻、干涉和振動弦的互動演示 Category 振動和波 Category 物理光學 Category 量子力學