波動加算物理とは何ですか。波の加算

干渉空間内の電磁エネルギーの流れの再分布であり、さまざまな発生源から空間の特定の領域に到達する波の重ね合わせから生じます。スクリーンが光波の干渉領域に配置されると、

縞模様のような明るい部分と暗い部分が観察されます。

彼らは干渉することしかできないコヒーレントな波。ソース (波) が同じ周波数と、放出する波の時定数の位相差を持っている場合、そのソース (波) はコヒーレントと呼ばれます。

コヒーレントであることができるのは点単色光源のみです。レーザーにも同様の特性があります。従来の放射線源は非単色であり、点状ではないため、インコヒーレントです。

従来の放射線源からの放射線の非単色性は、その放射線が=10 -8 秒程度の期間にわたって長さ L=c =3m の波列を放出する原子によって生成されるという事実によるものです。異なる原子からの放射は相互に相関しません。

ただし、何らかの技術を使用して、一次発生源に類似した 2 つ以上の発生源が作成された場合、従来の発生源を使用しても電波干渉が観察される可能性があります。コヒーレントな光ビームまたは波を生成するには 2 つの方法があります。波面分割法そして波振幅分割法。波面分割法では、ビームまたは波は、密集したスリットまたは穴 (回折格子) を通過するか、反射および屈折障害物 (ミラーとフレネルバイプリズム、反射回折格子) によって分割されます。

で分割方法では、放射線の波振幅が 1 つまたは複数の部分的に反射し、部分的に透過する表面上で分割されます。一例は、薄膜から反射された光線の干渉です。

図の点A、B、C。は波の振幅の分割点です

電波干渉を定量的に説明します。

２つの波が、異なる光路Ｌ１＝ｎ１ｌ１およびＬ２＝ｎ２ｌ２に沿って、ソースＳ１およびＳ２から点Ｏに到着するとする。

観測点で得られる電界強度は次のようになります。

E=E 1 +E 2 。 (1)

放射線検出器（目）は波の振幅ではなく強度を記録するので、関係式（1）を二乗して波の強度に進みましょう

E 2 =E 1 2 +E 2 2 +E 1 E 2 (2)

この式を時間の経過とともに平均してみましょう

=++<E 1 E 2 > (2)

(3)2の前期干渉項と呼ばれます。という形式で書くことができます

2<E 1 E 2 >=2 (4)

ここで、 はベクトル E 1 と E 2 の間の角度です。/2 の場合、cos=0 となり、干渉項は 0 に等しくなります。これは、2 つの相互に垂直な面で偏光された波は干渉できないことを意味します。干渉が観察される二次ソースが 1 つの一次ソースから受信されている場合、ベクトル E 1 と E 2 は平行で、cos = 1 になります。この場合、(3) は次の形式で書くことができます。

=++ (5)

ここで、時間平均関数の形式は次のとおりです。

E 1 =E 10 cos(t+)、E 2 =E 20 cos(t+)、(6)

=-k 1 l 1 + 1 、=-k 2 l 2 + 2 。

まず干渉項の時間平均値を計算しましょう

(7)

ここで = では: =1/2E 2 10 、 =1/2E 2 20 (8)

I 1 =E 2 10、I 2 =E 2 20、および
, 式(5)は波の強度で書くことができます。ソースに一貫性がない場合は、

I=I 1 +I 2 、(9)

そして、それらが一貫性がある場合、

I=I 1 +I 2 +2
cos (10)

k 2 l 2 -k 1 l 1 +  -  (11)

は加算された波の位相差です。情報源用。 1 つの一次情報源  1 = 2 から受信したものであるため、

=k 2 l 2 -k 1 l 1 =k 0 (n 2 l 2 -n 1 l 1)=(2/ ) (12)

ここで、K 0 =2 は真空中の波数、 は S 1 および S 2 から干渉観測点 0 までの光線 1 および 2 の経路における光学的差です。

(13)

式 (10) から、cos  = 1 の場合、点 0 で最大の干渉が発生することがわかります。

m、または=m  (m=0,1,2,…) (14)

最小干渉条件は cos  = -1 になります。

=2(m+1/2)、または =(m+1/2)  (m=0,1,2,…) (14)

したがって、重なり合う点の波は互いに強め合い、その光路差が偶数の半波長に等しい場合は互いに弱め合います。

それが奇数の半波に等しい場合。

線源放射線のコヒーレンスの度合い。部分的にコヒーレントな波の干渉。

干渉観測点に到達する実際の光線は部分的にコヒーレントです。コヒーレント光とインコヒーレント光が含まれています。部分コヒーレント光を特徴付けるために、次のように導入します。一貫性の程度 0< < これは、光ビーム内のインコヒーレント光の割合を表します。部分的にコヒーレントなビームの干渉により、次のことが得られます。

I= nekog +(1-)I cos =(I 1 +I 2)+(1-)(I 1 +I 2 +2I 1 I 2 cos  

ここから、I=I 1 +I 2 +2I 1 I 2 cos (17)

=0 または =1 の場合、電波干渉のインコヒーレント加算とコヒーレント加算の場合が生じます。

ヤングの実験（波面分割）

P
干渉を観察する最初の実験はユングによって行われました (1802)。点光源 S からの放射線は、絞り D の 2 つの点穴 S 1 および S 2 を通過し、スクリーン E 上の点 P で、幾何学的経路 SS 1 P および SS 2 P に沿って通過する光線 1 および 2 の干渉が観察されました。

画面上の干渉縞を計算してみましょう。光源 S からスクリーン上の点 P までの光線 1 と 2 の経路の幾何学的差は、次の値に等しくなります。

l=(l` 2 +l 2) − (l` 1 +l 1)= (l` 2 −1` 1)+(l 2 −l 1) (1)

d を S 1 と S 2 の間の距離、b を光源面 S からダイヤフラム D までの距離、a をダイヤフラム D からスクリーン E までの距離、x をスクリーン上の点 P の座標とします。 ax` はソース平面の中心に対するソース S の座標です。次に、ピタゴラスの定理を使用した図によれば、次のようになります。

l` 1 と l` 2 の式は、a→b、x→x` と置き換えると同様になります。 d と x を仮定します。<

同じく
(4)

(3) と (4) を考慮すると、光線 1 と 2 の経路の幾何学的差は次のようになります。

(5)

光線 1 と 2 が屈折率 n の媒質を通過する場合、それらの光路差は次のようになります。

画面上の最大干渉と最小干渉の条件は次の形式になります。

(7)

スクリーン上の干渉縞の最大値 x=x m と最小値 x=x"m の座標はどこから来たのでしょうか?

ソースが画像の平面に対して垂直な座標 x" を持つストリップの形状を持っている場合、スクリーン上の画像も画像の平面に対して垂直な座標 x" を持つストリップの形状を持ちます。

最も近い干渉の最大値と最小値の間の距離、または干渉縞 (暗いまたは明るい) の幅は、(8) に従って次のようになります。

x=x m+1 -x m =x` m+1 -x` m =
(9)

ここで、 =  /n – 屈折率 n の媒質内の波長。

線源放射線の空間コヒーレンス（インコヒーレンス）

線源放射線の空間的コヒーレンスと時間的コヒーレンスは区別されます。空間的コヒーレンスは、ソースの有限 (非点) 次元に関連します。これにより、スクリーン上の干渉縞が広がり、特定の光源幅 D では干渉縞が完全に消失します。

空間的インコヒーレンスは次のように説明されます。光源の幅が D の場合、座標 x" を持つ光源の各発光ストリップは、スクリーン上に独自の干渉パターンを形成します。その結果、スクリーン上で互いに相対的にシフトされた異なる干渉パターンが互いに重なり合います。干渉縞が不鮮明になり、特定の幅の光源 D では画面上の干渉パターンが完全に消えてしまいます。

スクリーンの中心から見える光源の角度幅 =D/l が比 /d よりも大きい場合、スクリーン上の干渉パターンが消えることがわかります。

(1)

フレネルバイプリズムを使用して二次ソース S 1 および S 2 を取得する方法は、ヤングのスキームに帰着します。ソース S 1 および S 2 は、一次ソース S と同じ平面内にあります。

屈折角  と屈折率 n のバイプリズムを使用して得られた光源 S 1 と S 2 の間の距離は、以下に等しいことがわかります。

d=2a 0 (n-1), (2)

と画面上の干渉縞の幅

(3)

条件を満たすと画面上の干渉縞が消える
またはソース幅が次の値に等しい場合
、つまり干渉縞の幅。 (3) を考慮して取得します。

(4)

l = 0.5 m、0 = 0.25 m、n = 1.5 - ガラス、 = 6 10 -7 - 緑色光の波長の場合、スクリーン上の干渉パターンが消える光源の幅は D = 0 です。 2mm。

線源放射線の時間的コヒーレンス。コヒーレンスの時間と長さ。

時間的一貫性これは線源放射線の非単色性に関連しています。これは、干渉縞の中心からの距離に応じて干渉縞の強度が減少し、その後干渉縞が途切れることにつながります。たとえば、非単色光源とフレネルバイプリズムを使用して干渉パターンを観察すると、画面上に 6 ～ 10 のバンドが観察されます。単色性の高いレーザー光源を使用すると、スクリーン上の干渉縞の数は数千に達します。

波長範囲 () で放射する光源の非単色性による干渉の遮断条件を見つけてみましょう。画面上の m 番目の最大値の位置は条件によって決まります。

(1)

ここで、 0 /n は屈折率 n の波長です。したがって、各波長には独自の干渉パターンがあります。  が大きくなると、干渉次数（干渉縞数）m が大きくなるにつれて干渉縞がシフトし、その結果、波長  の m 番目の極大値が (この場合、波長  の m 番目と (m+1) 番目の最大値の間の干渉フィールドは、間隔 () からの干渉最大値で均一に満たされます。 )、画面は均一に照明されます。 IRが切れてしまいます。

干渉縞の終了条件

X max (m,+)=X max (m+1,) (2)

(1)によるとどこから

(m+1)=m(, (3)

これは、IR が途切れる干渉の次数 (干渉縞の数) を示します。

(4)

干渉最大値の条件は、次の条件によって、スクリーン上の干渉観測点に到達する光線 1 と 2 の経路の光学的差に関連付けられます。

(4) を (5) に代入すると、スクリーン上で干渉が消える光線 1 と 2 の経路の光学的な違いがわかります。

(6)

>L cog の場合、干渉パターンは観察されません。量 L cog =   と呼ばれます（縦方向の）コヒーレンスの長さ、および値

t cog =L cog /c (7)

-コヒーレンス時間。(6) を放射周波数の観点から再定式化してみましょう。 c を考慮すると、次のようになります。

|d|= または= (8)

次に、(6) に従って、

L歯車 =
(9)

そして(7)によれば、

または
(10)

コヒーレンス時間 t coh と線源放射線の周波数間隔  の幅との関係が得られました。

平均波長  = 550 nm で間隔幅  = 300 nm の可視範囲 (400 ～ 700) nm の場合、コヒーレンス長は次のようになります。

Ｌｃｏｇ＝１０－６ｍ程度のコヒーレンス時間、ｔｃｏｇ＝１０－１５ｓ程度のコヒーレンス時間である。レーザー放射のコヒーレンス長は数キロメートルに達することがあります。原子の放出時間は 10 -8 秒程度、波列の長さは L = 3 m 程度であることに注意してください。

ホイヘンスとホイヘンス・フレネルの原理。

で波動光学にはホイヘンスの原理とホイヘンス・フレネルの原理という 2 つの原理があります。ホイヘンスの原理は、波面上のすべての点が二次波の発生源であると仮定します。これらの波の包絡線を構築することにより、その後の波面の位置を見つけることができます。

ホイヘンスの原理は純粋に幾何学的なものであり、導出することができます。たとえば、光の反射と屈折の法則は、異方性結晶における光の伝播現象 (複屈折) を説明します。しかし、波の干渉によって引き起こされる光学現象のほとんどは説明できません。

フレネルは、ホイヘンスの原理を、波面から発せられる二次波の干渉条件で補足しました。ホイヘンスの原理のこの拡張は、ホイヘンス・フレネルの原理と呼ばれます。

フレネルゾーン。

フレネルは、二次波の干渉の結果を計算するための簡単な方法を提案しました。波面から波源 S と点 P を通る直線上にある任意の点 P に到達します。

点光源 S から放射される球面波の例を使用して、フレネルのアイデアを考えてみましょう。

ある瞬間の光源 S からの波面が S から距離 a にあり、点 P から距離 b にあるとします。波面をリングゾーンに分割して、各ゾーンのエッジから点までの距離が長くなるようにします。 P は /l だけ異なります。この構造では、隣接するゾーンの振動の位相が  だけシフトされます。逆位相で発生します。ゾーン E 1、E 2、... の振動の振幅を E 1 > E 2 >... で表すと、点 P での結果として生じる振動の振幅は次のようになります。

E=E 1 -E 2 +E 3 -E 4 +… (1)

ここでは、隣接するゾーンの振動が逆位相で発生するため、符号 (+) と (-) が交互になります。式(1)を次の形で表してみます。

ここで、E m = (E m-1 + E m+1)/2 と設定されます。波面全体からの振動が点 P に到達する場合、点 P での振動の振幅は E = E 1 /2、つまりに等しいことがわかりました。最初のフレネルゾーンから点 P に到達する波の振幅の半分に等しい。

ゾーンプレートと呼ばれる特別なプレートを使用して偶数または奇数のフレネルゾーンをすべて閉じると、点 P での振動の振幅が増加し、次のようになります。

E=E 1 +E 3 +E 5 +…+E 2m+1 、E=|E 2 +E 4 +E 6 +…+E 2m +…| (3)

波面の経路に穴のあるスクリーンを配置すると、有限偶数のフレネルゾーンが開き、点 P での光の強度はゼロになります。

E=(E 1 -E 2)+(E 3 -E 4)+(E 5 -E 6)=0 (4)

それらの。この場合、点 P に暗いスポットが存在します。奇数のフレネルゾーンを開くと、点 P に明るいスポットが現れます。

E=E 1 -E 2 +E 3 -E 4 +E 5 =E 1 (4)

スクリーンまたはゾーンプレートを使用してフレネルゾーンを重ねるには、フレネルゾーンの半径を知る必要があります。図によると。得ます

r
2 m =a 2 -(a-h m) 2 =2ah m (6)

r 2 m =(b+m  / 2) 2 -(b+h m) 2 =bm-2bh m (7)

ここで、 2 および h m 2 の項は無視されました。

(5) と (6) を等式すると、次のようになります。

(8)

式(8)を(6)に代入すると、m番目のフレネルゾーンの半径が求められます。

(9)

ここで、m=1,2,3,... はフレネルゾーンの番号、 は光源から放射される放射線の波長です。ウォーターフロントが平坦 (a ->) の場合、

(10)

波の経路に配置されたスクリーンの穴の半径が固定されている場合、この穴によって開かれるフレネルゾーンの数 m は、穴からソース S および点 P までの距離 a および b に依存します。

波（光）の回折。

回折波長に応じた鋭い不均一性を持ち、幾何光学の法則からの光の伝播の法則の逸脱に関連する、媒質内で観察される一連の干渉現象に名前を付けます。特に回折は、障害物の周りで波が曲がり、幾何学的な影の領域に光が浸透することにつながります。媒質内の不均一性の役割は、スクリーン、原子、物質の分子などのさまざまな障害物によって引き起こされます。等

回折には 2 種類あります。線源と観測点が障害物から遠く離れていて、障害物に入射する光線と観測点に向かう光線が実質的に平行である場合、フラウンホーファー回折 (平行光線での回折) について話します。そうでない場合は、フラウンホーファー回折について話します。フレネル回折（収束光線における回折）

円形の穴によるフレネル回折。

音源からの球面波を振動板の丸い穴に当てます。この場合、明るいリングと暗いリングの形の回折パターンが画面上に観察されます。

穴が偶数のフレネルゾーンを開く場合は、回折パターンの中心に暗いスポットがあり、奇数のフレネルゾーンが開く場合は明るいスポットになります。

光源とスクリーンの間で穴のあるダイヤフラムを移動させると、偶数または奇数のフレネルゾーンが穴内に収まり、回折パターンの外観 (中心に暗いスポットまたは明るいスポットのいずれか) ）常に変化します。

スリットによるフラウンホーファー回折。

球面波が源 S から伝播するとします。レンズ L 1 の助けにより、平面波になり、幅 b のスリットに入射します。角度  でスリットに回折された光線は、レンズ L 2 の焦点面にあるスクリーン上に集められます。ポイントF

スクリーンの点 P における回折パターンの強度は、スリットのすべての基本セクションから発せられ、同じ方向  に点 P に伝播する二次波の干渉によって決まります。

スリットには平面波が入射するため、スリットのどの点でも振動の位相は同じになります。方向に伝播する波によって引き起こされるスクリーンの点 P での強度は、波 AB の平面正面から波の伝播方向に垂直に発せられる波間の位相シフトによって決まります (図を参照)。波。方向 AB に平行な任意の平面から発せられます。

スリットの中心にあるストリップ 0 から放射される波と、スリットの中心から測定された座標 x のストリップとの間の位相シフトは、kxsin (図) です。スリットの幅が b で、振幅 E 0 の波を放射する場合、座標 x と幅 dx のストリップが振幅 (Eo/b)dx の波を放射し、このストリップから振幅の波が点 P に到達します。画面をの方向に動かす

(1)

係数 it は、画面の点 P に到達するすべての波に同じですが、点 P での波の強度を計算するときに消えてしまうため、省略できます。スリット全体から点 P に到達する二次波の重ね合わせにより、点 P で生じる振動の振幅は次のようになります。

(2)

ここで、u=(kb / 2)sin=( b / )sin、 は光源から放射される波長です。スクリーンの点 P における波の強度 I=E 2 は次と等しくなります。

(3)

ここで、I 0 は、(sin u/u)=1 の場合に、スリットによって =0 の方向に放射される波の強度です。

sin u=0 または

ここで bsin=m, (m=1,2,…) (4)

これは、画面上の暗いバンドの回折最小値の条件です)。

I() but u の導関数をとり、それをゼロとみなすことによって回折最大の条件を見つけます。これにより、超越方程式 tg u=u が得られます。この方程式をグラフィカルに解くことができます

図によると。直線 y=u は、横軸に沿った座標が以下の点で曲線 y=tg u とほぼ交差します。

u=(2m+1) / 2 =(m+1/2)、および u=0  =0、 (5)

これにより、方程式 tg u=u の近似的だがかなり正確な解を次の形式で書くことができます。

(6)

について
ここで、回折最大値 (スクリーン上の光の縞模様) の条件は次の形式であることがわかります。

bsinm+1/2) (m=1,2,…)。 (7)

=0 の中心最大値は条件 (7) に含まれていません。

1つのスリットで光を回折したときのスクリーン上の強度分布を図に示します。

回折格子と、線源からの非単色放射線をスペクトルに分解するためのその使用。

回折格子入射光波の振幅と位相を空間的に周期的に変調する任意のデバイスと考えることができます。回折格子の例は周期系です。同じ平面内にある不透明な空間によって分離された N 個の平行なスリット。隣接するスリットの中点間の距離 d は次のように呼ばれます。期間または一定の格子。

回折格子には、光源からの非単色放射線をスペクトルに分解する機能があり、光源放射線のさまざまな波長に対応して、相互にシフトした回折パターンをスクリーン上に作成します。

まず、固定波長  の光源からの放射に対する回折パターンの形成を考えてみましょう。

波長の平面単色波が回折格子に垂直に入射すると、レンズ L の焦点面で回折パターンが観察されます。スクリーン上の回折パターンは、同じ強度のコヒーレント光線が進行する多光束干渉です。すべてのスリットから観察点Pへ方向に向かって撮影します。

干渉縞 (IR) を計算するには、配列の最初の構造要素から観測点 P に到達する波の振幅 (前節の式 (2)) を E 1 () と表します。 2 番目の構造要素 E 2 =E 1 e i  からの波、3 番目の構造要素 E 2 =E 1 e 2i  からの波など。どこ

=kasin=
(1)

距離 d だけ離れた隣接するスリットから点 P に到達する波の位相シフト。

回折格子の N 個のスリットすべてから点 P に到達する波によって点 P で生成される振動の総振幅は、等比数列の和で表されます。

E P =E 1 ()(1+e i  +e 2i  +…+e i(N-1) )=E 1 ()
(2)

点 P での波の強度は I()=E p E * p に等しくなります。ここで、E * p は複素共役振幅です。得ます

I()=I 1 ()
(3)

示されている場所

,
(4)

したがって、N 12 個のスリットからの放射によって作成されるスクリーン上の強度分布 I() は、1 つのスリットの強度関数 I 1 () = I 0 (sin(u)/u) 2 によって変調されることになります。式(3)で求めたスクリーン上の強度分布を図に示します。

この図から、IR には、と呼ばれる鋭い最大値があることがわかります。主要、その間に低強度の最大値と最小値が観察され、と呼ばれます。副作用。辺の最小値の数は N-1 であり、辺の最大値の数は N-2 です。I 1 () = 0 が呼び出されます。主な最小値。位置はスリット1本の場合と同じです。

主な高値の形成を見てみましょう。それらは、条件 sin/2=0 によって決定される方向で観測されます (ただし、同時に sin N/2=0 となり、不確実性 I()=0/00 が生じます。条件 sin/2 =0 は / 2=k または

dsin=k, k=0,1,2,… (5)

ここで、k は主な最大値の次数です。

安値の形成を見てみましょう。最初の条件 sin u=0 at u0 は、スリットが 1 つの場合と同様に、主極小の条件につながります。

bsin=m, m=0,1,2,… (6)

2 番目の条件 sin N/2=0at sin/20 は、値での側最小値の位置を決定します。

, … (N-1);

N , (N+1), … (2N-1); (7)

2 N , (2N+1),… (3N-1);

下線付きの値は N の倍数であり、主最大値 N=Nk または /2=k の条件につながります。これらの値は二次最小値のリストから除外する必要があります。残りの値は次のように書くことができます

ここで、p は N (8) の倍数ではない整数です。

ここから側最小値の条件が得られます

dsin=(k+P / N), P=0,1,2,…N-1 (9)

ここで、k は主な最大値の固定次数です。負の値 p = -1、-2、...-(N-1) を許可できます。これにより、k 番目の主な最大値の左側にサイド最小値の位置が与えられます。

主および副の最大値および最小値の条件から、異なる波長の放射は、回折パターンにおける最小値と最大値の異なる角度配置に対応することになります。これは、回折格子が光源の非単色放射線をスペクトルに分解することを意味します。

スペクトルデバイスの特性: デバイスの角度分散と線形分散および解像度。

どのスペクトルデバイスも、分散要素 (プリズム、回折格子など) を使用して放射線を空間的に分離することにより、放射線を単色成分に分解します。観察されたスペクトルから必要な情報を抽出するには、デバイスはスペクトル線の良好な空間分離を提供する必要があり、また、近いスペクトル線の観測を分離する能力。

これに関して、スペクトルデバイスの品質を特徴付けるために、次の量が導入されます: 角度 D  =dd または線形 D l =dld 差異デバイスとその解決 R=/、ここで、は、デバイスが個別に見ることを可能にするスペクトル線の波長の最小差です。デバイスから「見える」差が小さいほど、その解像度 R は高くなります。

角分散 D  は、デバイスが波長が 1 つ異なる 2 つのスペクトル線を分離する角度  = D   を決定します (たとえば、光学では  = 1 nm と仮定します)。線分散 D l は、波長が 1 つ異なる ( = 1 nm) スクリーン上のスペクトル線間の距離 l =D l  を決定します。 DとDlの値が高いほど、スペクトル線を空間的に分離するスペクトルデバイスの能力が高くなります。

デバイスの分散 D  および D l とその分解能 R の具体的な式は、さまざまな光源の発光スペクトルを記録するために使用されるデバイスの種類によって異なります。このコースでは、回折格子の例を使用して、デバイスのスペクトル特性を計算する問題を検討します。

回折格子の角度分散と線形分散。

回折格子の角度分散の式は、主最大値 d sin =kby の条件を微分することで求められます。ここから、dcos d=kd が得られます。

(1)

角度分散の代わりに、線形分散を使用できます。

(2)

回折パターンの中心から測定したスペクトル線の位置が l=Ftg に等しいと考えると、F はスペクトルが記録される焦点面におけるレンズの焦点距離であり、次のようになります。

、それは与える
(3)

回折格子の解像度。

大きな角分散は、近接スペクトル線を個別に観察するために必要な条件ではありますが、十分な条件ではありません。これは、スペクトル線には幅があるという事実によって説明されます。あらゆる検出器 (目を含む) はスペクトル線の包絡線を記録し、その幅に応じて 1 つまたは 2 つのスペクトル線として認識されます。

これに関連して、スペクトルデバイスの追加特性が導入されます。その分解能: R = 、ここで、 は、デバイスが個別に見ることができるスペクトル線の波長の最小差です。

特定のデバイスの R の特定の式を取得するには、解像度基準を指定する必要があります。スペクトル線の包絡線の「くぼみ」の深さがスペクトル線の最大値の強度の少なくとも 20% である場合、目は 2 本の線を別々に知覚することが知られています。この条件は、レイリーによって提案された基準によって満たされます。同じ強度の 2 つのスペクトル線は、一方の最大値が他方の「エッジ」と一致する場合、別々に観察できます。それに最も近い辺の最小値の位置は、線の「エッジ」として取得できます。

図では、波長   の放射線に対応する 2 本のスペクトル線が示されています。<  

ある線の「エッジ」と別の線の最大値の一致は、同じ角度位置  に相当します。たとえば、最大値、左側の線は波長   に対応し、線の左側の「エッジ」は波長   に対応します。

波長   のスペクトル線の k 番目の最大値の位置は、次の条件によって決まります。

dsin=k (1)

波長   の線の左側の「エッジ」の位置は、最初の左側の最小値の角度位置によって決まります (p = -1)。

dsin=(k-1 / N) 2 (2)

式 (1) と (2) の右辺を等しくすると、次のようになります。

K 1 =(k- 1 / N) 2, ork(  - 1)=  /N, (3)

(4)

回折格子の分解能Ｒ＝ｋＮは、格子上の溝の数Ｎが増加するにつれて増加し、固定Ｎではスペクトルの次数ｋが増加するにつれて増加することが判明した。

熱放射。

熱放射 (RT)加熱された物体がその内部エネルギーにより電磁波を放出することです。熱エネルギーとは対照的に、ある種のエネルギーによって励起される他のすべての物体の発光は、と呼ばれます。発光。

身体の吸収と反射。完全に黒、白、グレーのボディ。

一般に、あらゆる物体は、その物体に入射する放射線を反射、吸収、透過します。したがって、物体に入射する放射線束については、次のように書くことができます。

(2)

どこ  , あ、t- 反射係数、吸収係数、透過係数とも呼ばれます。反射、吸収、透過能力。身体が放射線を透過しない場合、 t= 0 、そして  +a=1。一般に、係数は  そしてあ放射周波数に依存します  そして体温：
そして
.

物体が入射するあらゆる周波数の放射線を完全に吸収するが、反射しない場合 ( あ T = 1 ,
)、その後、本体が呼び出されます絶対的に黒い、そして、物体が放射線を完全に反射するが吸収しない場合、その物体は白、もしあ T <1 、その場合、ボディはグレーと呼ばれます。身体の吸収能力が入射放射線の周波数または波長に依存する場合、ある  <1 、その後、本体が呼び出されます選択的吸収体。

放射線のエネルギー特性。

放射線場は通常、放射線束によって特徴付けられます。 F (W).

流れは、放射線によって単位時間あたりに任意の表面を介して伝達されるエネルギーです。単位面積あたりに放出される放射線束。体は体のエネルギー的な明るさと呼ばれ、次のことを示します。 R T (W/m 3 ) .

周波数範囲における物体のエネルギー輝度
示す dr  , そしてそれが体温に依存する場合 T、それから dr  エネルギー的な明るさは幅に比例します。 d 放射線の周波数間隔:
.比例係数
呼ばれた体の放射率またはスペクトルエネルギー輝度.

寸法
.

放出される放射線周波数の全範囲にわたる物体のエネルギー的な明るさは、

周波数と波長による放射線のスペクトル特性の関係。

周波数依存の放射特性  または波長  放射線と呼ばれるスペクトル。波長と周波数の観点から、これらの特性間の関係を見つけてみましょう。考えると、 dr  = dr  、得られます:
。コミュニケーションから  =s/ すべき |d |=(c/ 2 )d . それから

熱放射。ウィーンの法則とステファン・ボルツマンの法則。

熱放射内部エネルギーにより物質から放出される電磁放射線です。 TI は連続スペクトルを持っています。その放射率 r  または r  放射線の周波数または波長に応じて、ジャンプすることなく連続的に変化します。

TI は、自然界で平衡状態にある唯一の種類の放射線です。それを放出する物体と熱力学的または熱平衡状態にあります。熱平衡とは、放射体と放射場が同じ温度であることを意味します。

TI は等方性です。異なる波長または周波数の放射線、および異なる方向の偏光が放射される確率は、同じ確率です (同じです)。

放射（吸収）天体の中で、特別な場所は絶対黒天体（ABB）によって占められており、その天体に入射する放射線は完全に吸収されますが、反射はしません。経験が示すように、黒い物体が加熱されると、灰色の物体よりも明るく輝きます。たとえば、磁器の皿に黄色、緑、黒の絵の具で模様を描き、皿を高温に加熱すると、黒の模様がより明るく光り、緑の模様が弱く光り、黄色の模様が光ります。とても弱い。熱い黒体の例は太陽です。

黒体の別の例は、小さな穴と鏡面反射する内壁を持つ空洞です。穴に入った外部放射線は空洞内に留まり、実際には空洞から出てきません。このような空洞の吸収能力は 1 に等しく、これが黒体です。たとえば、アパートの普通の窓は、晴れた日に開けると、内部に入った放射線を外に逃がさず、外から見ると黒く見えます。ブラックホールのように振る舞います。

経験によれば、黒体の放射率の依存性は次のとおりです。
放射波長について  の形式は次のとおりです。

スケジュール
には最大値があります。体温が上昇すると、依存性が最大になります。
から  より短い波長（より高い周波数）にシフトし、体はより明るく輝き始めます。この状況は、2 つの実験的なウィーンの法則とステファン・ボルツマンの法則に反映されています。

ウィーンの第一法は次のように述べています: 黒体の最大放射率の位置 (r ああ  ) メートル 温度に反比例します。

(1)

どこ b = 2,9  10 -3 メートル に -罪悪感の最初の定数。

ウィーンの第二法則によれば、: 黒体の最大放射率は、その温度の 5 乗に比例します。

(2)

どこと = 1,3  10 -5 W/分 3 に 5 -罪悪感の 2 番目の定数。

黒体の放射率のグラフの下の面積を計算すると、そのエネルギー的光度 R o T がわかります。これは黒体の温度の 4 乗に比例することがわかります。したがって

(3)

これステファン・ボルツマンの法則,  = 5,67  10 -8 W/分 2 に 4 - ステファン・ボルツマン定数。

キルヒホッフの法則。

キルヒホッフは、熱エミッターの次の特性を証明しました。

人体放射率比 r  その吸収能力にある  同じ温度で Tすべての物体は同じであり、黒体の発光能力に等しいため、発光体の性質には依存しません。 r ああ  : r  /a  = r ああ  .

これが熱放射の基本法則です。それを証明するために、小さな穴のある断熱された空洞 A を考えてみましょう。その中に物体 B があります。空洞 A は加熱され、空洞 C の放射場を通じて物体 B と熱交換します。熱平衡状態では、空洞A、物体B、放射場Cの温度は同じでTに等しい実験では流れを測定することが可能


開口部から出てくる放射線。その性質はキャビティ内の放射線 C の性質と似ています。

放射線束   、加熱された空洞 A から物体 B に落下すると、この物体に吸収されて反射され、物体 B 自体がエネルギーを放出します。

熱平衡状態では、物体から放出される流れは r  そしてそれに反射する流れ (1-a  )   流れと等しくなければなりません   キャビティの熱放射

(1)

どこ

これがキルヒホッフの法則です。その導出では、物体 B の性質は考慮されていないため、どの物体にも、特に放射率が以下に等しい黒体に対して有効です。 r ああ  、および吸収能力ある  =1 。我々は持っています：

(2)

物体の放射率とその吸収能力の比は、同じ温度における黒体の放射率に等しいことがわかりました。 T。平等 r ああ  =   キャビティから出る放射束に従っていることを示します   黒体の放射率を測定することができます r ああ  .

プランクの公式とそれを用いた実験法則の証明罪悪感そしてステファン・ボルツマン。

長い間、さまざまな科学者が黒体放射のパターンを説明し、関数の分析形式を取得しようと試みてきました。 r ああ  . この問題を解決しようとして、熱放射に関する多くの重要な法則が導き出されました。はい、特に。 Win は、熱力学の法則に基づいて、黒体の放射率が r ああ  は放射周波数比の関数です  そしてその温度 T、黒体の温度と一致します。

r ああ  = f ( / た）

関数の最初の明示的な形式 r ああ  プランク (1905) によって得られました。同時にプランクは、TI にはさまざまな周波数 (波長) の 300 万個の波が間隔 (
).固定周波数波  呼ばれた電磁場発振器。プランクの仮定によれば、周波数場の各振動子のエネルギー  これは量子化されます。つまり、整数パラメータに依存します。つまり、離散的に変化します (ジャンプ)。

(1)

どこ  0 ( ) - 周波数場発振器が保有できるエネルギーの最小量子（部分）  .

この仮定に基づいて、プランクは黒体の放射率について次の式を得ました (教科書を参照)。

(2)

どこと = 3  10 8 MS - 光の速度、 k=1.38 10 -23 J/C- ボルツマン定数。

ウィーンの定理によると r ああ  =f( /T)場発振器のエネルギー量子はその周波数に比例すると仮定する必要がある  :

(3)

比例係数はどこにありますか h= 6,62  10 -34 J とまたは
=1, 02  10 -34 プランク定数と呼ばれる  = 2  -放射線の周期周波数（フィールドオシレーター）。 (3) を式 (2) に代入すると、次のようになります。

(4)

(5)

実際の計算では定数の値を代入すると便利です c、k、hプランクの公式を次の形式に書きます。

(6)

どこある 1 = 3,74  10 -16 W.m 2 , ある 2 = 1,44  10 -2 mK.

結果として得られる式は、 r ああ  実験に対応する、黒体の放射の法則を正確に説明します。プランク関数の最大値は、導関数を計算することで見つけることができます。博士ああ  /d  それをゼロに設定すると、次のようになります。

(7)

これがウィーンの第一法則です。置き換える  =  メートルプランク関数の式に代入すると、次のようになります。

(8)

これがウィーンの第二法則です。積分エネルギー光度 (プランク関数のグラフの下の面積) は、すべての波長にわたってプランク関数を積分することによって求められます。その結果、次の結果が得られます (教科書を参照)。

(9)

これがステファン・ボルツマンの法則です。したがって、プランクの公式は黒体放射のすべての実験法則を説明します。

灰色の体放射線。

吸収力のある身体ある  =a  <1 放射線の周波数（その波長）に依存しないものをと呼びます。グレー。キルヒホッフの法則による灰色の体の場合:

、どこ r ああ  - プランク関数

、どこ
(1)

非灰色のボディ (選択的吸収体) の場合、ある  に依存します  または  、繋がり R  =a  R 0  は成り立たないため、積分を計算する必要があります。

(2)

ここで、波の発生源 (発振器) が 1 つではなく、複数ある状況を考えてみましょう。宇宙の特定の領域で放射される波は累積的な影響を及ぼします。結果として何が起こるかを分析し始める前に、まず、このコースで繰り返し使用する非常に重要な物理的原理について考えてみましょう。 重ね合わせの原理。その本質はシンプルです。

外乱源が 1 つではなく、複数あると仮定します (機械的振動子、電荷など)。あらゆる原因からの環境妨害を同時に記録する装置では何が記録されるのでしょうか? 複雑な影響プロセスの構成要素が相互に影響を及ぼさない場合、結果として得られる効果は、他の影響の存在に関係なく、それぞれの影響によって個別に引き起こされた効果の合計になります。 これが重ね合わせの原理です。オーバーレイ。この原理は多くの現象で同じですが、その数学的表記は、検討中の現象の性質 (ベクトルまたはスカラー) に応じて異なる場合があります。

波の重ね合わせの原理はすべての場合に適用されるわけではなく、いわゆる線形媒体にのみ適用されます。たとえば、環境が考えられます。 リニア、その粒子が弾性 (準弾性) 復元力の作用下にある場合。重ね合わせの原理が成り立たない環境をこう呼ぶ 非線形。したがって、強度の高い波が伝播すると、線形媒体が非線形になる可能性があります。非常に興味深く、技術的に重要な現象が発生します。これは、高出力の超音波が媒体中を伝播するとき（音響学において）、またはレーザービームが結晶中を伝播するときに（光学において）観察されます。これらの現象の研究に関係する科学技術分野は、それぞれ非線形音響学と非線形光学と呼ばれます。

線形効果のみを考慮します。波に適用すると、重ね合わせの原理により、それぞれの波は?,(x, と）特定の媒体内に他の波の発生源があるかどうかに関係なく伝播します。数学的には、伝播の場合 N軸に沿った波 ×、彼はこう言います

どこ c(x, 1)- 合計（結果の）波。

同じ周波数共偏波を持ち、同じ方向（軸）に伝播する 2 つの単色波の重ね合わせを考えてみましょう。 X) 2つの情報源から

ある時点での加算結果を観察します。 Mさんそれらの。座標を修正する x = x m両方の波を表す方程式では次のようになります。

同時に、プロセスの二重周期性を排除し、波を一点で発生する振動に変えました。 M 1つの期間で T= 2l/so であり、初期段階が異なります Ф, = kg×mそして f 2 = 牛M、それらの。

そして

結果のプロセスを見つけます t(t)時点で M 2を追加する必要があります! そしてQ2: W)= ^i(0 + c 2 (0- サブセクション 2.3.1 で前に取得した結果を使用できます。式 (2.21) を使用して、全体の振動の振幅を取得します。あ、を通じて表現されるあ、ふ！そして A2、ああ、どうやって

意味午前(その点における全振動の振幅マ）は振動の位相の差に依存します (Af = φ 2 - φ)。 Df の値が異なる場合に何が起こるかについては、サブセクション 2.3.1 で詳しく説明します。特に、この差Φが常に一定である場合、その値に応じて、振幅が等しい場合に次のことが判明する可能性があります。あ = A 2 = A結果の振幅午前 0 または 2 になります A.

波の重ね合わせ（干渉）中に振幅が増加または減少する現象が観察されるためには、すでに述べたように、位相差 Df = φ 2 - φ! が必要です。は一定のままでした。この要件は、振動が以下でなければならないことを意味します。 筋の通った。振動源は次のように呼ばれます。 筋の通った」、それらが励起する振動間の位相差が時間の経過とともに変化しない場合。そのような発生源によって生成される波も同様です。 筋の通った。さらに、追加される波は均等に偏波されている必要があります。そのため、それらの粒子の変位は、たとえば同じ平面内で発生します。

電波干渉を実現するには、いくつかの条件を遵守する必要があることがわかります。波動光学では、これはコヒーレント光源を作成し、それらが励起する波を結合する方法を実装することを意味します。

1 一貫性の間には区別があります（緯度から）。 コハレン- 「関連して」) 一時的であり、このセクションで説明する波の単色性と空間的コヒーレンスに関連しており、その違反は拡張放射線源 (特に加熱された物体) で一般的です。空間的なコヒーレンス (およびインコヒーレンス) の特徴は考慮しません。

私たちは今、それを知り始めています。光が波の性質を持っていることを確信するには、光の干渉と回折の実験的証拠を見つける必要がありました。

光の干渉現象をより深く理解するために、まず機械波の干渉を見てみましょう。

波の追加。非常に多くの場合、いくつかの異なる波が媒体内を同時に伝播します。たとえば、複数の人が部屋で話している場合、音波は互いに重なり合います。何が起こるのですか？

機械的な波の重ね合わせを観察する最も簡単な方法は、水面の波を観察することです。 2 つの石を水の中に投げて 2 つの円形の波を形成すると、それぞれの波がもう一方の波を通過し、その後、もう一方の波がまったく存在していないかのように動作することがわかります。同様に、任意の数の音波が互いに干渉することなく同時に空気中を伝播できます。オーケストラの多くの楽器や合唱団の声が音波を生成し、それが同時に私たちの耳で検出されます。さらに、耳はある音を別の音から区別することができます。

では、波が重なる場所では何が起こるかを詳しく見てみましょう。水中に投げ込まれた 2 つの石から水面の波を観察すると、水面の一部の領域では乱れがありませんが、他の場所では乱れが激しくなっていることがわかります。 2 つの波が 1 か所で波頭で出会うと、その場所で水面の乱れが激化します。逆に、ある波の山が別の波の谷にぶつかった場合、水面は乱されません。

一般に、媒質内の各点では、2 つの波によって引き起こされる振動は単純に加算されます。媒体の任意の粒子の結果として生じる変位は、一方の波が伝播し、もう一方の波が存在しないときに発生する変位の代数和になります。

干渉。媒体の粒子の結果として生じる振動の振幅の時定数分布が形成される、空間における波の追加は、と呼ばれます。 干渉１．

どのような条件で電波干渉が発生するのか調べてみましょう。これを行うために、水面に形成される波の追加についてさらに詳しく考えてみましょう。

調和振動を実行するロッドに取り付けられた 2 つのプタリクを使用して、浴槽内で 2 つの円形波を同時に励起することができます (図 8.43)。水面上の任意の点 M (図 8.44) では、2 つの波 (波源 O 1 および O 2 から) によって引き起こされる振動が加算されます。両方の波が異なる経路 d 1 と d 2 を進むため、両方の波によって点 M で引き起こされる振動の振幅は、一般的に異なります。しかし、音源間の距離 I がこれらの経路よりもはるかに短い場合、両方の振幅はほぼ同じであると考えることができます。

点 M に到着する波の加算結果は、それらの間の位相差に依存します。異なる距離 d 1 と d 2 を移動した波は、経路に違いがあります。

d = d 2 - d 1 。経路差が波長と等しい場合、2 番目の波は最初の波に比べて 1 周期遅れます (波がその波長に等しい経路を進むのはこの周期です)。したがって、この場合、両方の波の山（谷も同様）が一致します。

最大限のコンディション。図 8.45 は、 d = における波による変位 x 1 および x 2 の時間依存性を示しています。振動の位相差は 0 (または、正弦波の周期が 2 なので同じ 2) です。これらの振動が加算された結果、2 倍の振幅を持つ振動が発生します。結果として生じる変位 x の変動は、図に色付きの破線で示されています。

1 ラテン語の「相互に、私とフェリオの間で、私はストライキします、私はストライキます」という言葉から来ています。

セグメント d に 1 つではなく任意の整数の波長が含まれている場合にも、同じことが起こります。

特定の点での媒質の粒子の振動の振幅は、この点で振動を引き起こす 2 つの波の経路の差が波長の整数倍に等しい場合に最大になります。

ここで、k = 0、1、2、...。

最低限の状態。ここで、セグメント Ad に波長の半分が含まれるとします。第 2 波が第 1 波よりも周期の半分遅れていることは明らかです。位相差は 1 に等しいことがわかります。つまり、発振は逆位相で発生します。これらの振動を加算した結果、結果として生じる振動の振幅はゼロになります。つまり、考慮中の点では振動は存在しません (図 8.46)。奇数の半波がセグメントに収まる場合にも、同じことが起こります。

特定の点での媒質の粒子の振動の振幅は、この点で振動を引き起こす 2 つの波の経路の差が奇数の半波に等しい場合に最小になります。

経路差ｄ２－ｄ１が中間値をとる場合、結果として生じる振動の振幅は、振幅の２倍とゼロとの間の中間値をとる。しかし重要なことは、どの時点でも振動の振幅は時間の経過とともに変化しないということです。水面には、時間に対して不変な振動振幅の分布が現れます。これを干渉縞と呼びます。図 8.47 は、2 つの発生源 (黒丸) からの 2 つの円形波の干渉パターンの写真を示しています。写真の中央部分の白い領域はスイングの最大値に対応し、暗い領域はスイングの最小値に対応します。

コヒーレントな波。安定した干渉縞を形成するには、各波源の周波数が同じであり、その振動の位相差が一定であることが必要です。

この 2 つの条件を満たすソースを次のように呼びます。 一貫性のある 1. それらが作り出す波はコヒーレントとも呼ばれます。コヒーレント波が加算された場合にのみ、安定した干渉縞が形成されます。

音源の振動間の位相差が一定に保たれない場合、媒体内の任意の点で、2 つの波によって励起された振動間の位相差は時間の経過とともに変化します。したがって、結果として生じる振動の振幅は時間の経過とともに継続的に変化します。その結果、最大値と最小値が空間内で移動し、干渉パターンがぼやけます。

干渉時のエネルギー分布。波はエネルギーを運びます。波が打ち消し合うと、このエネルギーはどうなるのでしょうか? おそらくそれは別の形に変化し、干渉縞の最小値で熱が放出されますか？そんなものは何もない！

干渉パターンの特定の点に最小値が存在するということは、ここにエネルギーがまったく流れないことを意味します。干渉により、エネルギーは空間内に再分配されます。それは媒体のすべての粒子に均等に分布しているわけではありませんが、最小値にはまったく入らないため、最大値に集中しています。

1 ラテン語のコハエレウスに由来 - 縛られる。

干渉パターンの発見は、私たちが波の過程を観察していることを証明します。波は互いに打ち消し合うことができますが、衝突する粒子が互いに完全に破壊することはありません。コヒーレント (一貫した) 波のみが干渉します。

1. いかなる意志を一貫性と呼ぶのか!
2. いわゆる干渉！

Myakishev G. Ya.、物理学。 11年生：教育。一般教育用機関: 基本とプロフィール。レベル / G. Ya. Myakishev、B. V. Bukhovtsev、V. M. Charugin。編集者 V.I.ニコラエワ、NA.パルフェンティエワ。 - 第 17 版、改訂。そして追加の - M.: 教育、2008. - 399 ページ: 病気。

オンラインの学童向けヘルプ、11 年生向けの物理学と天文学のダウンロード、カレンダーとテーマ別の計画

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電波干渉(緯度から。 インター- 相互に、お互いの間で、 フェリオ- 私は打ちます、私は打ちます) - 2 つ (またはそれ以上) の波が空間内を同時に伝播しながら互いに重なり合うときの相互の強化または弱め。

通常は以下です 干渉効果結果として生じる強度は、空間のある点では波の総強度よりも大きく、他の点では小さくなるという事実を理解してください。

電波干渉- あらゆる性質の波の主な特性の 1 つ: 弾性波、電磁波、光など。

機械波の干渉。

機械波の追加、つまり相互の重ね合わせは、水面で最も簡単に観察できます。 2 つの石を水に投げて 2 つの波を励起すると、これらの波はそれぞれ、もう一方の波が存在しないかのように動作します。さまざまな独立した音源からの音波は同様に動作します。媒質内の各点で、波によって引き起こされる振動は単純に加算されます。媒体の任意の粒子の結果として生じる変位は、一方の波が伝播し、もう一方の波が存在しないときに発生する変位の代数和になります。

2点同時の場合 O1そして O2水中で 2 つのコヒーレント高調波を励起すると、時間の経過とともに変化しない隆起と窪みが水の表面に観察されます。干渉.

極大値が発生する条件は、ある時点での激しさ M、離れたところにある d 1 そして d 2 波源から O1そして O2、それらの間の距離私 ≪ d 1 そして私 ≪d2(下図) は次のようになります。

Δd = kλ、

どこ k = 0, 1 , 2 、A λ — 波長.

特定の点における媒質の振動の振幅は、この点で振動を励起する 2 つの波の経路の差が波長の整数に等しく、2 つの発生源の振動の位相が等しい場合に最大になります。一致する。

ストローク差以下 Δdここで、波が 2 つの発生源から問題の点まで伝わる経路の幾何学的な違いがわかります。 Δd =d2 - d 1 。ストローク違いあり Δd = kλ 2つの波の位相差は偶数です π 、振動振幅は合計されます。

最低条件は：

Δd = (2k + 1)λ/2。

特定の点での振動を励起する 2 つの波の経路の差が奇数の半波に等しく、媒体の振動の位相が同じであれば、その点での媒質の振動の振幅は最小になります。 2つの情報源が一致します。

この場合の波の位相差は奇数に等しい π つまり、振動は逆位相で発生するため、減衰されます。結果として生じる振動の振幅はゼロです。

干渉時のエネルギー分布。

干渉により、エネルギーは空間内に再分配されます。最小値にはまったく入らないため、最大値に集中しています。

多くの場合、複数の波が同時に物質内を伝播します。この場合、この複雑な波動場に入る物質の粒子は、検討中の各波動プロセスの結果である振動を受けます。任意の瞬間における物質の粒子の総変位は、個々の振動プロセスによって引き起こされる変位の幾何学的和になります。それぞれの波は、あたかも他の波のプロセスが存在しないかのように物質中を伝播します。波（振動）の加算の法則は、重ね合わせの原理、または波が互いに独立に重ね合わされる原理と呼ばれます。独立した振動の追加の例としては、オーケストラの演奏時に音波の振動を追加することが挙げられます。聴いてみると、個々の楽器の音を聞き分けることができます。重ね合わせの原理が満たされなければ、音楽は成立しません。

電波干渉の判定

意味

相互に強めたり弱めたりする振動の加算をいいます。干渉.

フランス語から翻訳すると、インターフェラーとは干渉することを意味します。

波の干渉は、波の振動が同じ周波数、同じ粒子変位方向、一定の位相差で発生する場合に発生します。言い換えれば、波源のコヒーレンスです。（ラテン語のcohaererから翻訳 - つながりを持つこと）。波動場の研究対象部分のすべての点で一貫して同一の振動を生成する進行波の 1 つの流れが、同様の波のコヒーレントな流れに重ね合わされて、同じ振幅の波振動を生成する場合、振動により、波動場は時間不変に次のように分割されます。