Другие способы реализации метода деления волнового фронта

Одним из недостатков метода Юнга является то, что свет от первичного источника достигает области взаимодействия пучков не по законам геометрической оптики, а вопреки им. В результате интенсивность интерференционной картинки незначительна. В последующем были предложены много способов, реализующих метод деления волнового фронта, и позволяющих получить значительно большие интенсивности интерференционной картины.

а) Зеркала Френеля.

Рис. 8.4. Схема интерференционной установки с зеркалами Френеля

Свет от точечного источника S падает на два плоских зеркала и (рис. 8.4), установленные под углом, близким к 180º. При отражении от зеркал возникают два пучка с центрами и , являющихся мнимыми изображениями S в зеркалах и . В области перекрытия этих пучков возникает интерференционная картина значительно большей интенсивности, нежели в опытах Юнга, при этом геометрия картины аналогична рассмотренной ранее. Расстояние между вторичными источниками и определяется выражением:

б) Зеркало Ллойда

Рис. 8.5. Схема интерференционной установки с зеркалом Ллойда

Точечный источник S₁ (рис. 8.5) помещается на некотором расстоянии от плоского зеркала М, очень близко к плоскости его поверхности. Здесь когерентными источниками служат сам источник S_1­ и его мнимое изображение S_2­, а перпендикуляр к середине отрезка S₁S_2­ лежит в плоскости зеркала.

в) Бипризма Френеля (рис. 8.6) представляет собой 2 призмы, склеенные основаниями и имеющие очень малые углы при вершине.

Рис. 8.6 Схема интерференционной установки с бипризмой Френеля

Если показатель преломления призмы n₁, то угол отклонения лучей каждой половиной бипризмы равен

и, следовательно, расстояние между мнимыми изображениями S₁S₂ источника S равно

,

где с – расстояние от источника S до бипризмы.

г) Аналогично устроена билинза Бийе (рис. 8.7), состоящая из выпуклой линзы, разрезанной по диаметру и раздвинутой перпендикулярно оптической оси.

Рис. 8.7 Схема интерференционной установки с билинзой Бийе

Когерентными источниками здесь являются изображения S₁ и S_2­ источника S в двух половинах линзы. Расстояние определяется по законам геометрической оптики.

Во всех рассмотренных способах с первичным точечным источником интерференционные полосы наблюдаются в любой плоскости области перекрытия пучков. Про такие полосы говорят, что они не локализованы. Поскольку интерференционная картинка может существовать во всей заштрихованной области, то можно выяснить, на каких поверхностях располагаются, максимумы интенсивностей одного порядка. Поскольку условием максимума является: то, очевидно, что таковыми являются поверхности гиперболоида вращения с осью S­_1­S­_2­.