Interferens

Farvespillet i en CD skyldes interferens av vanlig lys som spredes fra rillene i platen.

Interferens oppstår når to eller flere bølger opptrer i et punkt og lager en ny bølge som i allminnelighet vil ha nye egenskaper som forandret frekvens eller amplitude. Hvis bølgene har samme fase, vil det oppstå konstruktiv interferens der de forskjellige bølgetoppene adderes sammen slik at den resulterende bølgen får en større amplitude. I motsatt fall ved destruktiv interferens vil den få mindre eller null amplitude i dette punktet.

Når slik interferens opptrer over et større område, vil den skapte bølgebevegelsen få et karakteristisk mønster. Interferens kan oppstå for alle typer bølger. Det resulterende bølgemønsteret kan lettest beskues i vannbølger og lys under bestemte forhold. Ved utbredelse av slike bølger i nærvær av vegger eller smale åpninger, oppstår diffraksjon av bølgene. Dette kan igjen forklares ved interferens som formulert i Huygens-Fresnels prinsipp.

For at interferens skal kunne gi et tydelig bølgemønster, må de deltagende bølgene vanligvis være koherente. Det betyr at de må ha ganske nøyaktig samme frekvens og slik at deres faser holder seg tilnærmet de samme. For lydbølger kan dette arrangeres ved å la det samme signalet gå ut over høytalere plassert i forskjellige punkt. Det tilsvarende kan gjøres for radiobølger ved å sende den samme bølgen fra to eller flere antenner. Vanlig lys kommer fra forskjellige atomer og er i allminnelighet ikke koherent. I dette tilfellet kan man for eksempel benytte en tynn lysstråle som deles i to. De to nye strålene er nå tilnærmet koherente og kan gi et interferensmønster når de føres sammen igjen.

På lignende måte kan interferens benyttes i interferometri. Signalene fra samme bølge som registreres samtidig i forskjellige punkt, føres her sammen. På den måten kan egenskaper som retning og styrke av den innkommende bølgen bestemmes. Dette benyttes i spektroskopi ved bruk av optiske gitter til bestemmelse av lysets bølgelengder. Moderne radioastronomi er basert på det samme prinsippet der regelmessige rekker av radioteleskop virker som et slikt gitter. Slik er VLA-observatoriet i New Mexico bygd opp. Event Horizon Telescope består av radioteleskop plassert over hele jordkloden og gjorde det mulig å få laget et bilde av et sort hull i 2019.

Matematisk beskrivelse

Interferens kan i det enkleste tilfellet beskrives matematisk for to harmoniske bølger som beveger seg i samme retning med samme amplitude A₀, bølgelengde λ og bølgehastighet c. Hver av dem gir derfor et utslag som er gitt ved den periodiske funksjonen

$F_{n}(x,t)=A_{0}\cos(kx-\omega t+\phi _{n})$

der k = 2π /λ er bølgetallet og ω = kc er vinkelfrekvensen. Leddet φ_n  i argumentet til den trigonometriske funksjonen er en faseforskyvning som avhenger av hvordan posisjonen x og tiden t  fastsettes og kan i allminnelighet være forskjellig for hver av bølgene.

Hvis intensiteten til bølgen defineres som utslaget i kvadrat, vil den i et punkt variere med tiden som cos². Denne funksjonen svinger regelmessig mellom 0 og 1 slik at dens midlere verdi er 1/2. Derfor har hver av bølgene en intensitet som er A₀²/2.

Den samtidig tilstedeværelsen av to slike bølger gir dermed et totalt utslag F(x,t) = F₁(x,t) + F₂(x,t). Ved å benytte den trigonometriske identiteten eller

Interferens av to bølger. Til venstre er de i fase og gir en dobbelt så stor, resulterende amplitude. På høyre side er de ute av fase og gir null, total amplitude.

$\cos \alpha +\cos \beta =2\cos {\alpha -\beta \over 2}\cos {\alpha +\beta \over 2}$ ,

finner man da den resulterende bølgen

$F(x,t)=2A_{0}\cos {\Delta \over 2}\cos {\Big (}kx-\omega t+{\phi _{1}+\phi _{2} \over 2}{\Big )}$

der Δ = φ₁ - φ₂ er faseforskjellen mellom de to bølgene. Denne holder seg konstant når bølgene er 100% koherente. Da oppstår en ny bølge av samme type med amplitude A = 2A₀ cosΔ/2  og derfor midlere intensitet

$I=2A_{0}^{2}\cos ^{2}{\Delta \over 2}$

Ved maksimal, konstruktiv interferens er faseforskjellen et helt multiplum av 2π  slik at Δ/2 blir et helt multiplum av π . Toppene i bølgene opptrer da samtidig på samme sted. Dermed vil den resulterende amplituden bli dobbelt så stor som i hver av bølgene og intensiteten fire ganger så stor. Man sier at de to bølgene er «i fase». Derimot når faseforskjellen er et odde multiplum av π , er de «ute av fase» som betyr at når den ene bølgen har et maksimalt utslag, har den andre et utslag av motsatt verdi slik at den totale amplituden blir null. Man har i dette tilfellet full, destruktiv interferens. Generelt vil den totale amplituden ligge mellom disse to ekstreme verdiene.

Bruk av fasevektorer

Ved å la lyset først gå gjennom en smal åpning, blir det tilnærmet koherent slik at det gir interferens ved å gå gjennom to andre åpninger.

Mange beregninger av interferens blir enklere ved bruk av fasevektorer. Dette er komplekse størrelser hvis reelle del er den fysiske bølgen. For eksempel vil en harmoniske bølge i denne formalismen skrives som

$F_{n}(x,t)=A_{0}e^{i(kx-\omega t+\phi _{n})}$

der i = √(-1) er den imaginære enheten. Addisjon av to slike bølger gir nå

$F(x,t)=A_{0}e^{i[kx-\omega t+(\phi _{1}+\phi _{2})/2]}(e^{i\Delta }+e^{-i\Delta })$

Man finner dermed den resulterende amplituden

$A=A_{0}(e^{i\Delta }+e^{-i\Delta })=2A_{0}\cos {\Delta \over 2}$

uten bruk av trigonometriske identiteter.

Youngs dobbeltspalteeksperiment

I Youngs dobbeltspalteeksperiment går koherent lys gjennom to smale åpninger som resulterer i et stripet interferensmønster.

I sitt berømte foredrag i Royal Society høsten 1801 fortalte Thomas Young om hvordan han splittet en smal lysstråle i to mindre stråler med hjelp av et smalt kort. Ved å observere effekten av disse to strålene på en skjerm, kunne han se en serie med vekselvis lyse og mørke striper.

Noe senere demonstrerte han samme effekten ved å la lys gå gjennom en smal åpning for å lage det mest mulig koherent. Deretter lot han lyset fortsette mot en skjerm med to nye, smale åpninger nær hverandre. Senere er dette omtalt som hans dobbeltspalteeksperiment og var det avgjørende bevis for å betrakte lys som en bølge og ikke som en strøm av partikler som Isaac Newton hadde argumentert for.

Beregning av forskjell i optisk veilengde δr = a sinθ fra de to åpningene.

Lyset fra hver liten åpning vil spre seg utover som en kulebølge hvis denne er tilnærmet sirkelformet. Er åpningen derimot en smal spalte, vil hver av disse generere en sylinderbølge. I begge disse situasjonene må dimensjonen til åpningen være av samme størrelsesorden som bølgelengden til lyset som benyttes. Hvis denne er mye større, vil det i tillegg opptre diffraksjon i hver åpning.

Når det resulterende lyset observeres i stor avstand fra de to åpningene, vil det med god tilnærmelse beskrives som plane bølger som går i en viss retning gitt ved en vinkel θ pekende mot et punkt P på en ny skjerm hvor lyset observeres. Dette forutsetter også at avstanden r  til dette punktet er mye større enn avstanden a mellom de to åpningene.

Betrakter man lys av samme frekvens, vil da summen av de to bølgene i punktet P være

${\begin{aligned}F(r,t)&=A_{0}\cos(kr_{1}-\omega t)+A_{0}\cos(kr_{2}-\omega t)\\&=A_{0}\cos(kr_{1}-\omega t)+A_{0}\cos(kr_{1}-\omega t+k(r_{2}-r_{1}))\end{aligned}}$

da de har samme fase og amplitude A₀  i åpningene. Her er r₁  og r₂  avstanden fra P til hver av disse. Forskjellen mellom disse

$\delta r=r_{2}-r_{1}=a\sin \theta$

har dermed gitt opphav til en faseforskjell

$\Delta =k\delta r=ka\sin \theta ={2\pi \over \lambda }a\sin \theta$

Den midlere intensiteteten i punktet P i retning θ blir nå

$I=I_{0}\cos ^{2}{\Delta \over 2}=I_{0}\cos ^{2}{\Big (}{\pi a\sin \theta \over \lambda }{\Big )}$

der I₀ = 2A₀² er intensiteten i foroverretning θ = 0. Samme maksimale, intensitet finner man også i alle retninger som gir faseforskjeller Δ som er et helt multiplum av 2π. Det tilsvarer at den optiske veilengden δr  er et helt antall bølgelengder λ. På samme måte opptrer det intensitetminima der denne veilengden er et halvtallig antall bølglengder. Dermed har man

${\begin{aligned}{\text{Maxima:}}\;\;\;\Delta &=2n\cdot \pi \Longrightarrow \delta r=n\cdot \lambda \\{\text{Minima:}}\;\;\;\Delta &=(2n+1)\cdot \pi \Longrightarrow \delta r=(n+1/2)\lambda \end{aligned}}$

der n = 0, 1, 2, ... . Teoretisk vil det derfor oppstå uendelig mange lyse og mørke felt på skjermen hvor lyset detekteres. I praksis vil vil man bare se de mest sentrale av disse da lyset i et virkelig eksperiment ikke vil være 100% koherent.

Bredere spalter

Interferensmønster med gult lys fra natrium fra to spalter med samme avstand, men med bredder som i øverste bilde er dobbelt så store som i det nederste.

Når de to åpningene i dobbeltspalteeksperimentet er større enn bølgelengden man betrakter, vil lyset som utgår derfra, ikke lenger kunne beskrives som eksakte, plane bølger i store avstander. I stedet vil man da måtte ta hensyn til diffraksjon. Hvis åpningene er spalter med bredde b, finner man fra fremgangsmåten til beregning av Fraunhofer-diffraksjon at denne resulterende intensiteten blir

$I=I_{0}\cos ^{2}({\pi a\sin \theta /\lambda })\left[{\sin(\pi b\sin \theta /\lambda ) \over \pi b\sin \theta /\lambda }\right]^{2}$

der a  igjen er avstanden mellom disse to brede spaltene. I grensen der bredden b blir av samme størrelsesorden som bølgelengden λ, går dette uttrykket over i det forrige for meget smale spalter. Da er retningen til hvert maksimum i interferensmønsteret gitt ved sinθ = n(λ/a) med n = 0, 1, 2, 3 og så videre. Men på grunn av diffraksjonen med a > b, blir disse mindre etterhvert som vinkelen θ  øker. Og for sinθ = λ/b forsvinner de så helt. Deretter opptrer de igjen ved større vinkler, men med reduserte amplituder.

Se også

• Lys
• Moarémønster