Інтерференція світла, складання світлових хвиль, при якому зазвичай спостерігається характерний просторовий розподіл інтенсивності світла (інтерференційна картина) у вигляді світлих і темних смуг, що чергуються, унаслідок порушення принципу складання інтенсивностей (див. Інтерференція хвиль). Деякі явища І. с. спостерігалися ще і. Ньютоном, але не могли бути пояснені з точки зору його корпускулярної теорії (див. Світло, Оптика ). Правильне пояснення І. с. як типово хвилевого явища було дано на початку 19 ст Т. Юнгом і О. Френелем .
І. с. виникає лише у випадку, якщо різниця фаз постійна в часі, тобто хвилі когерентні (див. Когерентність ). До створення лазерів когерентні світлові пучки могли бути отримані лише шляхом розділення і подальшого зведення променів, витікаючих з одного і того ж джерела світла. При цьому різниця фаз цих коливань постійна і визначається лише різницею доріг, прохідних променями, або різницею ходу D. Існує декілька способів створення когерентних пучків світла. Наприклад, в досвіді Френеля ( мал. 1 ) два плоскі дзеркала I і II, створюючих двогранний кут, близький до 180°, дають два уявні зображення S 1 і S 2 джерела S. На екрані AB виходить світла смуга при різниці ходу D променів S 1 M і S 2 M , рівною парному числу півхвиль, і темна смуга — при D, рівною непарному числу півхвиль. Інший спосіб був запропонований Юнгом ( мал. 2 ) . Світло з отвору S падає на екран AB з двома отворами (або щілинами) S 1 і S 2 . І. с. спостерігається на екрані CD. Відстань між сусідніми світлими або темними інтерференційними смугами D х » l/a, де а — кут S 1 MS 2 , під яким сходяться промені, що інтерферують. У цих дослідах І. с. спостерігається лише при складанні хвиль, випущених з однієї і тієї ж точки джерела. Інтерференційні смуги, відповідні різним точкам джерела, зрушені відносно один одного, і при накладенні інтерференційні картини змащуються. Граничний розмір джерела, що ще дає чітку інтерференційну картину, визначається співвідношенням d = l/b, де b — кут, під яким розходяться промені з джерела (наприклад Ð S 1 SS 2 на рис. 2 ).
Це обмеження не має місця у випадку І. с., відбитого від двох поверхонь плоскою або слабокліновідной прозорої пластинки ( мал. 3 ) . При цьому між відбитими променями виникає різниця ходу D = 2 hn cos i’ ¢ + l/2, де h — товщина пластинки, n — її показник заломлення, i ¢ — кут заломлення. Додаткова різниця ходу l/2 виникає із-за відмінності зрушення фази при віддзеркаленні від верхньої і нижньої поверхонь пластинки. У строго плоскопаралельних пластинках (с точностью до доль l) однакову різницю ходу матимуть промені, падаючі на пластинку під одним і тим же кутом i , а інтерференційні смуги в цьому випадку називаються смугами рівного нахилу. Вони локалізовані в нескінченності, тому їх можна спостерігати в головній фокальній плоскості лінзи. У тонких пластинках змінної товщини лінії максимумів і мінімумів проходят по крапках, відповідних рівній товщині пластинки, і називаються смугами рівної товщини. Вони локалізовані в плоскості пластинки. При цьому дана інтерференційна смуга в монохроматичному світлі викреслює лінію відповідну одній і тій же товщині пластинки ( мал. 4 ) . Якщо світло не монохроматичне, відбувається накладення описаних картин для різних довжин хвиль (між собою що не інтерферують); причому положення максимумів і мінімумів зміщені, тому в разі тонкої пластинки спостерігач бачить послідовність кольорових смуг. Цим явищем І. с. в тонких плівках пояснюються веселкове забарвлення плям масла або нафти на воді, кольори мінливості на загартованих металах і ін. І. с. в тонких плівках грає велику роль при проясненні оптики, в інтерференциальних світлофільтрах, в інтерференциальній мікроскопії і ін. І. с. в тонких плівках вивчається в оптиці тонких шарів .
Можливість спостереження І. с. залежить від міри монохроматичності світла. В белом світлі можна спостерігати лише декілька інтерференційних смуг поблизу D = 0, які в цьому випадку забарвлені, тому що положення максимумів і мінімумів залежить від довжини хвилі. Якщо з джерела світла виділена одна вузька спектральна лінія, максимальна різниця ходу D max може досягати декількох десятків див. Чіткі інтерференційні смуги ще можна спостерігати при D max » l 2 /dl, де Dl — ширина спектру. D max можна зв'язати з часом t, протягом якого фаза хвилі не збивається, тобто випромінюється хвиля у вигляді відрізання синусоїди («цуг хвиль»). При цьому D max виявляється рівній довжині цугу: D max = l 2 /dl = з t ( з — швидкість світла), що пояснює неможливість І. с. при D > D max , оскільки відповідні цуги в двох пучках, що інтерферують перестають перекриватися один одним.
Обмеження розмірів джерела в приведених вище дослідах знімаються, якщо джерелом світла служить випромінювання лазера, яке володіє просторовою когерентністю, і І. с. може спостерігатися при складанні хвиль, що випускаються різними точками джерела. Висока монохроматичність лазерного випромінювання дозволяє спостерігати І. с. при величезній різниці ходу.
При дуже малих інтенсивностях світла, коли за допомогою чутливих приймачів реєструються окремі фотони, І. с. виявляється як статистичне явище. Середнє число квантів, що попали на ту або іншу ділянку екрану протягом певного часу, дає такий же розподіл інтенсивності, що і при звичайному способі спостереження. Це знаходиться в повній відповідності з квантовою теорією, згідно якої І. с. відбувається не в результаті складання різних фотонів, а в результаті «інтерференції фотона самого з собою».
І. с. має найширше вживання для виміру довжини хвилі випромінювання, дослідження тонкої структури спектральної лінії, визначення щільності, показників заломлення і дисперсійних властивостей речовин, для виміру кутів, лінійних розмірів деталей в довжинах світлової хвилі, для контролю якості оптичних систем і багато чого іншого. На використанні І. с. заснована дія інтерферометрів і інтерференційних спектроскопів; метод голографії також заснований на І. с.
Важливий випадок І. с. — інтерференція поляризованих променів (див. Поляризація світла ). У загальному випадку, коли складаються дві різно поляризовані когерентні світлові хвилі, відбувається векторне складання їх амплітуд, що приводить до еліптичної поляризації. Це явище спостерігається, наприклад, при проходженні лінійно поляризованого світла через анізотропні середовища. Потрапляючи в таке середовище, лінійно поляризований промінь розділяється на 2 когерентних, поляризованих у взаємно перпендикулярній плоскості світивши. Унаслідок різного стану поляризації швидкість їх поширення в цьому середовищі різна і між ними виникає різниця фаз D, залежна від відстані, пройденного в речовині. Величина D визначатиме стан еліптичної поляризації; зокрема, при D, рівною цілому числу півхвиль, поляризація буде лінійною.
Інтерференцію поляризованих променів широко використовують в крісталлооптіке для визначення структури і орієнтації осей кристала, в мінералогії для визначення мінералів і гірських порід, для виявлення і дослідження напруги і деформацій в твердих тілах, для створення особливо вузькосмугових світлофільтрів і ін.
Літ.: Ландсберг Р. С., Оптика. 4 видавництва, М., 1957 (Загальний курс фізики, т. 3); Вавілов З. И., Мікроструктура світла, ч. 2, М., 1950; Борн М., Вольф Е., Основи оптики, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1970.
