Tynn filminterferens

Når en tynn film med semi- reflekterende vegger er opplyst i parallell monokromatisk lys , de stråler som kommer fra laget er ute av fase med hverandre, siden noen, ved å sprette på innsiden, har ligget bak de andre, slik som vist i diagram- mer.

Hvis det innfallende lyset kommer i en vinkel , brytes det i en vinkel , med ifølge Snell-Descartes lov , hvor er brytningsindeksen til den tykke tynne filmen . Vi kan da uttrykke baneforskjellen mellom en stråle som forlater laget og en annen stråle som reflekteres igjen: $\ theta _ {0}$ $\ theta_1$ ${\ displaystyle sin \ theta _ {0} = nsin \ theta _ {1}}$ $ikke$ $e$ $\ delta$

{\ displaystyle \ delta = {\ frac {2ne} {\ cos \ theta}} - 2e \ sin \ theta _ {0} \ tan \ theta}

Og så ved å bruke forholdet Snell-Descartes:

{\ displaystyle \ delta = {\ frac {2ne} {\ cos \ theta}} - 2ne \ sin \ theta \ tan \ theta = {\ frac {2ne} {\ cos \ theta}} (1- \ sin ^ { 2} \ theta) = 2ne \ cos \ theta}

(Som tilsvarer et faseskift .) ${\ displaystyle \ Delta \ phi = {\ frac {2 \ pi} {\ lambda}} \ delta}$

Disse to parallelle strålene kan gjøres for å forstyrre hvis en konvergerende linse plasseres ved utgangen av den tynne filmen. Forstyrrelsen blir observert på en skjerm plassert i objektivets brennplan. Av superposisjonsprinsippet er den resulterende amplituden deretter summen av de to amplitudene. Intensitetsmaxima tilsvarer en hel interferensrekkefølge , det vil si til . ${\ displaystyle 2ne \ cos \ theta = p \ lambda, p \ in \ mathbb {N}}$

Merk: saken der lyskilden og observatøren befinner seg på hver side av det tynne laget, er behandlet her. Hvis vi tvert imot plasserer oss på samme side av laget som kilden, det vil si at de to lysstrålene som forstyrrer er på den ene siden en stråle som reflekteres rett utenfor laget, og på den andre gi en stråle som reflekteres en gang, så er det nødvendig å legge til et faseskift på grunn av refleksjonen. $\ pi$

Se også

Luftgapinterferens , et spesielt tilfelle av tynnfilminterferens