nullnull第 3 章 光 的 衍 射 3.1 衍射的基本理论
3.2 夫朗和费衍射
3.3 菲涅耳衍射
3.4 光栅和波带片
3.5 傅里叶光学基础
3.6 二元光学概论
3.7 近场光学简介
例题null3.1 衍射的基本理论 3.1.１ 光的衍射现象
光的衍射是指光波在传播过程中遇到障碍物时，所发生的偏离直线传播的现象。光的衍射，也可以叫光的绕射，即光可绕过障碍物，传播到障碍物的几何阴影区域中，并在障碍物后的观察屏上呈现出光强的不均匀分布。通常将观察屏上的不均匀光强分布称为衍射图样。 null 如图 3-1 所示，让一个足够亮的点光源S发出的光透过一个圆孔Σ，照射到屏幕K上，并且逐渐改变圆孔的大小， 就会发现：当圆孔足够大时，在屏幕上看到一个均匀光斑， 光斑的大小就是圆孔的几何投影(图3-1(a))；随着圆孔逐渐减小，起初光斑也相应地变小，而后光斑开始模糊，并且在圆斑外面产生若干围绕圆斑的同心圆环(图3-1(b))，当使用单色光源时，这是一组明暗相间的同心环带，当使用白色光源时，这是一组色彩相间的彩色环带；此后再使圆孔变小，光斑及圆环不但不跟着变小，反而会增大起来。这就是光的衍射现象。 null图 3-1 光的衍射现象 null3.1.2 惠更斯—菲涅耳原理
惠更斯原理是描述波动传播过程的一个重要原理，其主要内容是: 如图 3-2 所示的波源S，在某一时刻所产生波的波阵面为Σ， 则Σ面上的每一点都可以看作是一个次波源，它们发出球面次波，其后某一时刻的波阵面Σ′，即是该时刻这些球面次波的包迹面，波阵面的法线方向就是该波的传播方向。惠更斯原理能够很好地解释光的直线传播，光的反射和折射方向， 但不能说明衍射过程及其强度分布。
菲涅耳在研究了光的干涉现象后，考虑到次波来自于同一光源，应该相干，因而波阵面Σ′上每一点的光振动应该是在光源和该点之间任一波面(例如Σ面)上的各点发出的次波场叠加的结果。 这就是惠更斯—菲涅耳原理。 null图 3-2 惠更斯原理 nullnull图 3-3 单色点光源S对P点的光作用 null(3.1-1) 这就是惠更斯—菲涅耳原理的数学表达式， 称为惠更斯—菲涅耳公式。 null当S是点光源时， Q点的光场复振幅为 (3.1-2) null3.1.3 基尔霍夫衍射公式
1. 基尔霍夫积分定理
假设有一个单色光波通过闭合曲面Σ传播(图3-4)，在t时刻、空间P点处的光电场为 (3.1-3) 若P是无源点，该光场应满足如下的标量波动方程： (3.1-4) null图 3-4 积分曲面 null将(3.1 - 3)式代入，可得 (3.1 - 5) 式中, k=ω/c，该式即为亥姆霍兹(Helmholtz)方程。 (3.1 - 6) null且在Σ面内和Σ面上有连续的一、二阶偏微商(个别点除外)。 如果作积分 (3.1 - 7) 式中，V是Σ面包围的体积。利用亥姆霍兹方程关系，左边的被积函数在V内处处为零， 因而 null这个函数除了在r=0 点外，处处解析。因此，(3.1-7)式中的Σ应选取图 3-4 所示的复合曲面Σ+Σε，其中Σε是包围P点、半径为小量ε的球面，该积分为 (3.1 - 8) (3 .1- 9) null由(3.1 - 8)式， 有 (3.1 - 10) 对于Σε面上的点，cos(n,r) =-1, r=ε, 所以， 因此 null故有 这就是亥姆霍兹—基尔霍夫积分定理。它将P点的光场与周围任一闭合曲面Σ上的光场联系了起来，实际上可以看作是惠更斯—菲涅耳原理的一种较为完善的数学表达式。 (3.1 - 11) null 2. 基尔霍夫衍射公式
现在将基尔霍夫积分定理应用于小孔衍射问题，在某些近似条件下，可以化为与菲涅耳表达式基本相同的形式。
如图 3-5 所示，有一个无限大的不透明平面屏，其上有一开孔Σ， 用点光源S照明，并设Σ的线度δ满足
λ<δ<
>1cm时为菲涅耳衍射，z1 >> 3 m时为夫朗和费衍射。 null3.2 夫朗和费衍射
3.2.1 夫朗和费衍射装置
由上节的讨论已知，对于夫朗和费衍射，观察屏必须放置在远离衍射屏的地方。如图 3-9(a)所示，设xOy平面是远离开孔平面的观察平面，按照惠更斯—菲涅耳原理，xOy平面上任一点P的光场，可以看做是开孔处入射波面Σ上各点次波波源发出的球面次波在P点产生光场的叠加。由于P点很远，从波面上各点到P点的光线近似平行，因而P点的光场也就是由Σ面上各点沿θ方向发射光场的叠加。如果在孔后面(紧靠孔面)放置一个焦距为f 的透镜L(图3-9(b))，则由于透镜的作用， 与光轴夹角为θ的入射平行光线将会聚在后焦平面上的P′点。因此，图 3-9(b)中的P′点与图3-9(a)中的P点一一对应。 null图 3 - 9 远场与透镜后焦面对应 null 如果只考虑单色平面光垂直入射到开孔平面上的夫朗和费衍射，则通常都采用图3-10 所示的夫朗和费衍射装置。null图 3 - 10 夫朗和费衍射装置 null(3.2 - 1) (3.2 - 2) 式中 null3.2.2 夫朗和费矩形孔和圆孔衍射
1. 夫朗和费矩形孔衍射
对于图 3 - 10 所示的夫朗和费衍射装置，若衍射孔是矩形孔，则在透镜焦平面上观察到的衍射图样如图 3-11所示。 这个衍射图样的主要特征是衍射亮斑集中分布在两相互垂直的方向上(x轴和y轴)， 并且x轴上的亮斑宽度与y轴上亮斑宽度之比， 恰与矩形孔在两个轴上的宽度关系相反。 null图 3-11 夫朗和费矩形孔衍射图样 null 图 3-12 是夫朗和费矩形孔衍射装置的光路图。根据(3.2-1)式，透镜焦平面上P(x,y)点的光场复振幅为 (3.2 - 3) (3.2 - 4) (3.2 - 5) null图 3-12 夫朗和费矩形孔衍射光路 null则在P(x,y)点的光强度为 式中，I0是P0点的光强度，且有I0=|Cab|2。 (3.2 - 6) null(1) 衍射光强分布 对于沿x轴的光强度分布， 因y=0， 有 (3.2-7) 当α=0 时(对应于P0点)，有主极大，IM/I0=1。在α=mπ (m=±1,±2,…)处，有极小值， IM=0，与这些α值相应的点是暗点， 暗点的位置为 (3.2 - 8) 相邻两暗点之间的间隔为 (3.2 - 9) null在相邻两个暗点之间有一个强度次极大，次极大的位置由下式决定: 即 (3.2 - 10) 这一方程可以利用图解法求解。如图 3-13 所示，在同一坐标系中分别作出曲线F=tanα和F=α，其交点即为方程的解。 头几个次极大所对应的α值， 已列于表 3 - 1 中。 在图 3 - 13 中还给出了沿x方向的光强度分布。 null图 3 - 13 用作图法求衍射次极大 nullnull 在图3-13中还给出了沿x方向的光强度分布。
夫朗和费矩形孔衍射在y轴上的光强度分布由 (3.2 - 11) 决定， 其分布特性与x轴类似。
在x, y轴以外各点的光强度，可按(3.2-6)式进行计算，图3-14 给出了一些特征点的光强度相对值。显然，尽管在xOy面内存在一些次极大点， 但它们的光强度极弱。 null图 3-14 夫朗和费矩形孔衍射图样中一些特征点的相对强度 null (2) 中央亮斑 矩形孔衍射的光能量主要集中在中央亮斑处， 其边缘在x, y轴上的位置是 (3.2 - 12) 中央亮斑面积为 (3.2 - 13) 该式说明，中央亮斑面积与矩形孔面积成反比，在相同波长和装置下，衍射孔愈小，中央亮斑愈大，但是，由 可见，相应的P0点光强度愈小。 (3.2- 14) null (3) 衍射图形状 当孔径尺寸a=b, 即为方形孔径时，沿x, y方向有相同的衍射图样。当a≠b，即对于矩形孔径， 其衍射图样沿x, y方向的形状虽然一样，但线度不同。例如，a>a, 则该矩形孔的衍射就变成一个单(狭)缝衍射(图3-20(a))。 这时，沿y方向的衍射效应不明显， 只在x方向有亮暗变化的衍射图样(图3-20(b))。
按照(3.2-1)式， 衍射屏上P点的光场复振幅为 (3.2-35) null图 3 - 20 单缝夫朗和费衍射装置 null式中， 是观察屏中心点P0处的光场复振幅。相应P点的光强度为 (3.2 - 36) 式中， ，α=kax/(2f)=(πa/λ)(x/f)≈(πasinθ)/λ,
θ为衍射角。在衍射理论中，通常称(sinα/α)2为单缝衍射因子。因此，矩形孔衍射的相对强度分布是两个单缝衍射因子的乘积。
在单缝衍射实验中，常采用与单缝平行的线光源代替点光源，这时，在观察屏上将得到一些与单缝平行的直线衍射条纹(图 3-21)。 null图 3 – 21 用线光源照明的单缝夫朗和费衍射装置 null 单缝衍射图样的主要特征是：
(1) 单色光照明的衍射光强分布 单色光照明时，当α=0， 对应于θ=0的衍射位置是光强中央主极大值(亮条纹)；当α=mπ时，对应于满足 的衍射角方向为光强极小值(暗条纹)。对(3.2-37)式两边取微分，有 (3.2 - 37)null由此可得相邻暗条纹的角宽度Δθ为 (3.2 - 38) 在衍射角很小时，相邻暗条纹的角宽度为 对于中央亮条纹，其角宽度Δθ0为Δθ的两倍， 即 (3.2 - 40) (3.2 - 39) null上式说明，当λ一定时，a小，则Δθ大，衍射现象显著。 例如，a=100λ时，Δθ=0.573°，即第一极小偏离入射光方向仅 0.573°，光能量的大部分沿θ=0°方向传播，衍射不明显， 可视为直线传播；当a=10λ时，第一极小偏离入射光方向达57°，衍射效应显著； 当a≈λ 时，Δθ～90°，中央主极大已扩大到整个开孔的几何阴影区。 null (2) 白光照明
白光照明时，衍射条纹呈现彩色，中央是白色， 向外依次是由紫到红变化。 null 2. 夫朗和费多缝衍射
所谓多缝，是指在一块不透光的屏上，刻有N条等间距、等宽度的通光狭缝。 夫朗和费多缝衍射的装置如图3-22所示。 其每条狭缝均平行于y1方向，沿x1方向的缝宽为a, 相邻狭缝的间距为d。在研究多缝衍射时，必须注意缝后透镜L2的作用。由于L2的存在，使得衍射屏上每个单缝的衍射条纹位置与缝的位置无关，即缝垂直于光轴方向平移时，其衍射条纹的位置不变，因此，利用平行光照射多缝时，其每一个单缝都要产生自己的衍射， 形成各自的一套衍射条纹。当每个单缝等宽时，各套衍射条纹在透镜焦平面上完全重叠，其总光强分布为它们的干涉叠加。 null图 3 - 22 夫朗和费多缝衍射装置 null 1) 多缝衍射的光强分布
假设图3 – 22 中的S是线光源，则N个狭缝受到平面光波的垂直照射。如果选取最下面的狭缝中心作为x1的坐标原点， 并只计x方向的衍射，则按照(3.2 - 1)式，观察屏上P点的光场复振幅为 null(3.2 – 41) null式中 (3.2 - 42) 它表示在x1方向上相邻的两个间距为d的平行等宽狭缝，在P点产生光场的相位差。相应于P点的光强度为 (3.2 - 43) 式中，I0=［Aab/(λf)］2是单缝衍射情况下P0 点的光强。 null 由上述讨论可以看出，平行光照射多缝时， 其每个狭缝都将在P点产生衍射场，由于这些光场均来自同一光源，彼此相干， 将因干涉效应，使观察屏上的光强度重新分布。因此， 多缝衍射现象包含有衍射和干涉双重效应。 null 由(3.2-43)式可见，N个狭缝的衍射光强关系式中包含有两个因子：一个是单缝衍射因子(sinα/α)2；另外一个因子是［sin(Nj/2)/sin(j/2)］2，根据以上公式的推导过程可以看出， 它是N个等振幅，等相位差的光束干涉因子。 因此，多缝衍射图样具有等振幅，等相位差多光束干涉和单缝衍射的特征。为简单起见，我们以双缝衍射情况予以说明。 此时，N=2, P点的光强为 (3.2 - 44) null显然，式中的因子［sinj/sin(j/2)］2正是前面讨论过的等振幅双光束干涉因子。根据这个式子，绘出了如图 3 - 23 所示的、d=3a情况下的双缝衍射强度分布曲线， 其中，图(a)是等振幅双光束干涉强度分布cos2(j／2)曲线，图(b)是单缝衍射强度分布(sinα/α)2曲线，图(c)是双缝衍射强度分布曲线。 由该图可见，双缝衍射强度分布是等振幅双光束干涉和单缝衍射的共同作用结果，实际上也可看做是等振幅双光束干涉受到单缝衍射的调制。 null图 3 - 23 双缝衍射强度分布曲线 null 由该图可见，双缝衍射强度分布是等振幅双光束干涉和单缝衍射的共同作用结果，实际上也可看做是等振幅双光束干涉受到单缝衍射的调制。
综上所述，多缝衍射是干涉和衍射的共同效应，它可看作是等振幅、等相位差多光束干涉受到单缝衍射的调制。需要指出的是， 单缝衍射因子只与单缝本身的性质有关，而多光束干涉因子则因源于狭缝的周期性排列，与单缝本身的性质无关。 因此，如果有N个性质相同，但形状与上述狭缝有异的孔径周期排列，则在其衍射强度分布公式中，仍将有上述的多光束干涉因子。此时，只要把单个衍射孔径的衍射因子求出来， 乘以多光束干涉因子，即是这种周期性孔径衍射的光强度分布。
为了更清楚起见，图 3-24 给出了夫朗和费单缝和五种多缝的衍射图样照片。 null图 3 - 24 夫朗和费单缝、 双缝、 多缝衍射的衍射图样照片
(a) 单缝； (b) 双缝； (c) 3缝； (d) 5 缝； (e) 6 缝； (f) 20 缝 null 2) 多缝衍射图样特性
多缝衍射图样特性可以由多光束干涉和单缝衍射特性确定。
(1) 多缝衍射的强度极值
① 多缝衍射主极大。 由多光束干涉因子可以看出，当
j=2mπ m=0, ±1, ±2, …
或
d sin θ=mλ
时，多光束干涉因子为极大值，称此时的多缝衍射为主极大。
由于 ，因而多缝衍射主极大强度为 (3.2 - 46) (3.2 - 45) 它们是单缝衍射在各级主极大位置上所产生强度的N2倍，其中， 零级主极大的强度最大， 等于N2 I。 null ② 多缝衍射极小。 当Nj/2等于π的整数倍，而j/2不是π的整数倍，即 m=0, ±1, ±2, …; m′=1,2,…,N-1 或 (3.2 - 47) 时，多缝衍射强度最小，为零。比较(3.2-45)式和(3.2-47)式可见，在两个主极大之间，有(N-1)个极小。由(3.2-47)式，相邻两个极小(零值)之间(Δm′=1)的角距离Δθ为 (3.2 - 48) null ③ 多缝衍射次极大。由多光束干涉因子可见，在相邻两个极小值之间，除了是主极大外，还可能是强度极弱的次极大。 在两个主极大之间，有(N-2)个次极大，次极大的位置可以通过对(3.2-43)式求极值确定，近似由 求得。例如，在m=0 和 m=1 级主极大之间，次极大位置出现在 null共(N-2)个。在Nφ/2≈3π/2时，衍射强度为 即最靠近零级主极大的次极大强度，只有零级主极大的4.5%。 此外，次极大的宽度随着N的增大而减小。当N很大时，它们将与强度零点混成一片，成为衍射图样的背景。 null (2) 多缝衍射主极大角宽度 多缝衍射主极大与相邻极小值之间的角距离是Δθ，主极大的条纹角宽度为 (3.2 -49) 该式表明，狭缝数N愈大，主极大的角宽度愈小。 null (3) 缺级 由于多缝衍射是干涉和衍射的共同效应，因而存在缺级现象。对于某一级干涉主极大的位置，如果恰有sin α/α=0， 即相应的衍射角θ同时满足
d sin θ=mλ m=0, ±1, ±2, …
asin θ=nλ n=±1, ±2, … 或 (3.2 - 50) 则该级主极大将消失，多缝衍射强度变为零，成为缺级。 null 从以上讨论可以看出，在多缝衍射中，随着狭缝数目的增加，衍射图样有两个显著的变化： 一是光的能量向主极大的位置集中(为单缝衍射的N2倍)；二是亮条纹变得更加细而亮(约为双光束干涉线宽的 1/N)。 对于一个N=104的多缝来说，这将使主极大光强增大108倍，条纹宽度缩为万分之一。
另外，由(3.2-45)式可知，干涉主极大位置随入射光的波长变化，同一级次的主极大方向(衍射角θ)， 将随着波长的增加而增大，并且，当衍射角θ不大时，这种变化近于线性关系。 null3.2.4 巴俾涅原理应用
前面讨论了圆孔、单缝的衍射现象，如果在光路中的障碍物改换为圆盘、细丝(窄带)，其衍射特性如何呢? 当然，我们可以利用菲涅耳—基尔霍夫衍射公式重新求解，但是如果
根据巴俾涅原理，就可使问题的处理大大简化。
例如，对于图 3-21 所示的用线光源照明单缝的夫朗和费衍射装置，如果将单缝衍射屏换成同样宽度的不透光窄带(或细丝)，则在衍射图样中央以外的地方，将有与单缝衍射类似
的衍射图样。这是因为单缝和窄带是一对互补屏，在观察屏上，除中央点外，均有 ，所以根据巴俾涅原理，除中央点外，单缝和窄带(或细丝)的衍射图样相同。因此，可以直接将单缝衍射特性应用于窄带(或细丝)衍射中。例如，窄带(或细丝)衍射的暗条纹间距公式为 null(3.2-51)
在窄带(细丝)衍射的实验中，如果测出了衍射暗条纹的间距e, 可以计算出窄带(细丝)的宽度(直径)。目前已经应用的激光细丝测径仪，就是利用这个原理测量细丝(例如金属或纤维丝)直径的。 null3.3 菲 涅 耳 衍 射
3.3.1 菲涅耳衍射的菲涅耳波带法
1. 菲涅耳圆孔衍射——菲涅耳波带法
1) 菲涅耳波带法
图 3-25 绘出了一个单色点光源S照射圆孔衍射屏的情况，P0是圆孔中垂线上的一点，在某时刻通过圆孔的波面为MOM′，半径为R。 null图 3 - 25 圆孔衍射的波带法示意图 null 现在以P0为中心，以r1, r2, …, rN为半径，在波面上作圆， 把MOM′分成N个环带，所选取的半径为 因此，相邻两个环带上的相应两点到P0点的光程差为半个波长， 这样的环带叫菲涅耳半波带(或菲涅耳波带)。 null 根据惠更斯—菲涅耳原理，P0点的光场振幅应为各波带在P0点产生光场振幅的叠加, 假定点源和P0点到衍射屏的距离都比波长大得多，可视同一波带上点的倾斜因子相同，P0点的光振幅近似为
AN=a1－a2+a3－a4+…±aN (3.3-1)
式中，设a1、a2、…、aN分别为第1、第2、……、第N个波带在P0点产生光场振幅的绝对值。 当N为奇数时，aN前面取+号; N为偶数时，aN前面取－号。这种取法是由于相邻的波带在P0点引起的振动相位相反决定的。因此，为利用菲涅耳波带法求P0点的光强，首先应求出各个波带在P0点振动的振幅。 null(3.3 - 2) (1) 波带面积ΔSN 在图 3 - 26 中，设圆孔对P0点共露出N个波带，这N个波带相应的波面面积是 (3.3 - 3) null图 3-26 求波带面积null所以 (3.3 - 4) 又由于rN=r0+Nλ/2， 故有 (3.3 - 5) 将(3.3-4)式、(3.3-5)式代入(3.3-5)式中，得 (3.3 - 6) null同样也可以求得(N－1)个波带所对应的波面面积为两式相减，即得第N个波带的面积为 (3.3 - 7) (3.3 - 8) 由此可见，波带面积随着序数N的增大而增加。但由于通常波长λ相对于R和r0很小，λ2项可以略去，因此可视各波带面积近似相等。 null(3.3 - 9) 这说明第N个波带到P0点的距离随着序数N的增大而增加。 null(3) 倾斜因子K(θ) 由图 3 - 26 可见，倾斜因子为 (3.3 - 10) 将(3.3-8)式、(3.3-9)式和(3.3-10)式代入(3.3-2)式，可以得到各个波带在P0点产生的光振动振幅 (3.3 - 11) null可见，各个波带产生的振幅aN的差别只取决于倾角θN。由于随着N增大，θN也相应增大，所以各波带在P0点所产生的光场振幅将随之单调减小， 又由于这种变化比较缓慢， 所以近似有下列关系： null于是，在N为奇数时 N为偶数时， 当N较大时，aN-1≈aN，故有 (3.3 - 12) null下面给出波带数N和圆孔半径ρN之间的关系。
由图 3 - 26 可以看出： 因为 将其代入(3.3 - 4)式，可得 所以， null一般情况下，均有r0>>Nλ，故 (3.3 - 13) 这就是圆孔半径ρN和露出的波带数N之间的关系。该式也可表示成露出的波带数N与圆孔半径ρN的关系， (3.3 - 14) null 2) 菲涅耳圆孔衍射
由以上对菲涅耳波带法的讨论可知， 菲涅耳圆孔衍射有如下特点：
(1) r0对衍射现象的影响 由(3.3-14)式可见，对于一定的ρN和R，露出的波带数N随r0变化。r0不同，N也不同，从而P0点的光强度也不同。由(3.3-12)式，当N为奇数时，对应是亮点；N为偶数时，对应是暗点。所以，当观察屏前后移动(r0变化)时， P0点的光强将明暗交替地变化，这是典型的菲涅耳衍射现象。
在ρN和R一定时，随着r0的增大，N减小，菲涅耳衍射效应很显著。当r0大到一定程度时，可视r0→∞，露出的波带数N不再变化， 且为 (3.3 - 15) null该波带数称为菲涅耳数，它是一个描述圆孔衍射效应的很重要的参量。此后，随着r0的增大，P0点光强不再出现明暗交替的变化，逐渐进入夫朗和费衍射区。而当r0很小时，N很大，衍射效应不明显。当r0小到一定程度时，可视光为直线传播。 null (2) N对衍射现象的影响 在R和r0一定时，圆孔对P0露出的波带数N与圆孔半径有关，N∝ρ2N。 于是，孔大，露出的波带数多，衍射效应不显著；孔小，露出的波带数少，衍射效应显著。当孔趋于无限大时，aN→0, (3.3 - 16) 这说明孔很大时，P0点的光强不再变化，这正是光直线传播的特点。因此，光的直线传播，实际是透光孔径较大情况下的一种特殊情况。光波波前完全不被遮挡时的P0点光场振幅A0，只是有圆孔时第一个波带在P0点产生光场振幅a1的一半。这说明， 当孔小到只露出一个波带时，P0点的光强度由于衍射效应，增为无遮挡时P0点光强度的4倍。 null (3) 波长对衍射现象的影响 当波长增大时，N减少。这说明在ρN、R、r0一定的情况下，长波长光波的衍射效应更为显著， 更能显示出其波动性。
(4) 轴外点的衍射 对于轴外任意点P的光强度，原则上也可以用同样的方法进行讨论。
如图 3 - 27 所示，为了确定不在轴上的任意点 P的光强， 可先设想衍射屏不存在，以M0为中心，对于P点作半波带，然后再放上圆孔衍射屏，圆孔中心为O。这时由于圆孔和波面对P点的波带不同心，波带的露出部分如图 3 - 28 所示， 图中为了清楚起见，把偶数带画上了斜线。于是，这些波带在P点引起振动的振幅大小，不仅取决于波带的数目，还取决于每个波带露出部分的大小。精确计算P点的合成振动振幅是很复杂的， 但可以预计，当P点逐渐偏离P0点时，有的地方衍射光会强些， 有些地方会弱些。 null图 3 - 27 轴外点波带的分法 null图 3 - 28 轴外点波带的分布 null 由于整个装置是轴对称的，在观察屏上离P0点距离相同的P点都应有同样的光强，因此菲涅耳圆孔衍射图样是一组亮暗相间的同心圆环条纹，中心可能是亮点，也可能是暗点。
应当指出，上述的讨论仅对点光源才成立，如果不是点光源，将因有限大小光源中的每一个点源都产生自己的一套衍射图样，导致干涉图形变得模糊。 null 2. 菲涅耳圆屏衍射
与上面的情况不同，如果用一个不透明的圆形板(或一切具有圆形投影的不透明障碍物)替代圆孔衍射屏，将会产生怎样的衍射图样?
如图3-29所示，S为单色点光源，MM′为圆屏，P0为观察点。
分析
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方法与前相同，仍然由P0对波面作波带，只是在圆屏的情况下，开头的N个波带被挡住，第(N+1)个以外的波带全部通光。 因此，P0点的合振幅为 null这就是说，只要屏不十分大， (N+1)为不大的有限值，则P0点的振幅总是刚露出的第一个波带在P0点所产生的光场振幅的一半， 即P0点永远是亮点，所不同的只是光的强弱有差别而已。如果圆屏较大，P0点离圆屏较近，N是一个很大的数目，则被挡住的波带就很多，P0点的光强近似为零，基本上是几何光学的结论： 几何阴影处光强为零。 (3.3 - 17) null图 3 - 29 菲涅耳圆屏衍射 null 对于不在轴上的P点，圆屏位置与波带不同心，其合振动振幅随P点位置的不同而有起伏。考虑到圆屏的对称性，可以预计：圆屏衍射是以P0点为中心，在其周围有一组明暗交替的衍射环。而在远离P0的点，由于圆屏只挡住波带的很小一部分， 衍射效应可忽略， 其情况与几何光学的结论一致。
最后应当指出，如果我们把圆屏和同样大小的圆孔作为互补屏来考虑，并不存在在夫朗和费衍射条件下得出的除轴上点外，两个互补屏的衍射图样相同的结论。这是因为对于菲涅耳衍射，无穷大的波面将在观察屏上产生一个非零的均匀振幅分布，而不像夫朗和费情形，除轴上点以外处处振幅为零。 null 3. 菲涅耳直边衍射——振幅矢量加法
一个平面光波或柱面光波通过与其传播方向垂直的不透明直边(例如， 刮脸刀片直边)后，将在观察屏幕上呈现出图 3-30 所示的衍射图样： 在几何阴影区的一定范围内， 光强度不为零，而在阴影区外的明亮区内, 光强度出现有规律的不均匀分布。 null图 3 - 30 菲涅耳直边衍射图样及光强分布 null 1) 振幅矢量加法
如图 3-31 所示，S为一个垂直于图面的线光源，其波面AB是以光源为中心的柱面，MM′是垂直于图面有一直边的不透明屏，并且直边与线光源平行。显然，观察屏上各点的光强度取决于波阵面上露出部分在该点产生的光场，并且，在与线光源S平行方向上的各观察点具有相同的振幅。为求观察屏上各点的光场，先将直边外的波阵面相对于观察屏上P点分成若干直条状半波带，然后再将各个直条状半波带在P点产生的光场复振幅进行矢量相加，故常称这种菲涅耳波带法为振幅矢量加法。与此相应，前面关于菲涅耳圆孔衍射的讨论，可称为代数加法。 null图 3 - 31 菲涅耳直边衍射 null 假定先将直边屏MM′拿掉，如图3 - 32(a)所示，以SM0P0为中线，将柱面波的波面分成许多直条状半波带： 相邻带的相应点在P0点所产生的光场相位相反。从P0点向光源看去，其半波带形状如图 3 - 32(b)所示。 null图 3 - 32 柱面波的半波带 null 例如，自M0点向上把第一个半波带分成 9 条波带元，各波带元在P0点产生的光场振幅矢量分别为Δa1, Δa2, …, Δa9，通过矢量加法，就可得到第一个半波带在P0点产生的光场振幅矢量，如图 3-33(a)中的A1。同样, 可以得到第二个直条半波带在P0点产生的光场振幅矢量A2。此二半波带在P0点产生的合光场振幅如图中的矢量A所示。显然，这个结果与前面的环形半波带的情况不同，在那里其合振幅接近于零。如果我们继续重复上述作法，并把M0以上的各半波带都分成无限多直条波带元，进行矢量作图，就将得到图 3-33(b)所示的光滑的曲线，此曲线趋近于Z，矢量 表示上半个波面所有波带在P0点产生的光场振幅。 null图 3-33 振幅矢量加法null 显然，对于下半个波面对P0点光场的作用，也可以在同一坐标面的第三象限内画出一条对应的曲线。因此，上下两部分波面对P0点的作用就画成图 3-34 所示的曲线，称为科纽(Cornu)螺线。 螺线中两终点的连线 表示整个波面在P0点所产生的光场振幅的大小。 null图 3-34 科纽螺线null 2) 菲涅耳直边衍射
根据振幅矢量法，可以很方便地讨论菲涅耳直边衍射图样。
① 对于图 3 - 31中光源与直边边缘连线上的观察点P0，由于直边屏把下半部分波面全部遮住，只有上半部分波面对P0点产生作用，因而， P0点的光场振幅大小OZ为波面无任何遮挡时的振幅大小Z′Z的一半，而光强为其1/4。 null ② 对于直边屏几何阴影界上方的P1点，由它向光源S作的直线与波面交于C1。现由C1开始，重新对波面分成许多半波带，与P0点情况相比较，相当于M0点移到了C1, C1以上的半个波面完全不受遮挡，因而它在P1点产生的光场振幅由科纽螺线上的OZ表示。对于C1以下的半个波面，有一部分被直边屏遮挡， 只露出一小部分对P1有作用，在图3- 35 所示的科纽螺线中，以M1′O表示。这样，整个露出的波面对P1点产生的光场复振幅， 在科纽螺线中以OZ和M O′的矢量和，即M1Z′Z表示。M1′在科纽螺线中的位置取决于P1点到P0点的距离，P1点离P0愈远， M1′点沿螺线愈接近Z′。 这就是说， 随着P1点位置的改变， P1点的振幅或光强是改变的，并且与M2′、M4′、…相应的点有最大光强度，而与M3′、M5′、 …相应的点有最小的光强度。 因此，在几何阴影界上方靠近P0处的光强分布不均匀，有亮暗相间的衍射条纹，对于离P0足够远的地方，光强度基本上正比于 (Z′Z)2, 有均匀的光强分布。 null图 3 - 35 用科纽螺线讨论直边衍射 nullnull 4. 菲涅耳单缝衍射
利用振幅矢量加法可以很方便地讨论菲涅耳单缝衍射现象。如图 3 - 36(a)所示，单缝的每一边犹如一个直边， 遮去了大部分的波面，而单缝露出的波面对观察点的作用，可以通过科纽螺线作图得到，在菲涅耳单缝衍射中，条纹强度分布与缝的宽度有关。 图 3 - 36(b)给出了一些宽度不同的单缝菲涅耳衍射图样的照片。每一组的三张照片是由三种不同曝光时间得出的。 在它们旁边画出了相应的强度曲线(横轴的粗实线代表缝宽)。 null图 3 - 36 菲涅耳单缝衍射 null3.3.2 菲涅耳衍射的积分解法
如前所述， 在菲涅耳近似下，观察点的衍射光场复振幅表示式为 (3.3-18)
由于式中的被积函数含有指数函数，而且是x1和y1的二次项指数函数，就使得衍射积分的求解十分困难，只有在特殊情况下，才能得到解析解。下面讨论一些特殊情况下的菲涅耳衍射问题。 null 1. 圆孔轴线上的菲涅耳衍射
为求得圆孔轴线上的菲涅耳衍射光场分布，建立如图3-37所示的柱坐标系，衍射孔半径为R，圆孔轴线与z轴重合，圆孔上任一点Q的坐标为(ρ1, j1, 0)，观察面上点的坐标为(ρ, j, z)。 
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