《光学》课程授课教案（讲义）第二章 光的衍射

第二章光的衍射 波动具有两大特性：干涉、衍射。现在我们根据光的衍射现象和实验事实进一步提示 光的波动性。说明衍射是光在空间或物质中传播的基本方式。同时也介绍衍射现象的几种重 要应用。 §2一1光的衍射现象 泰（好(6）⊙媒森戴d崖」 图21 光的干涉现象是几束光相互叠加的结果，让一束光通过狭缝投射在屏上。在影的中央， 应该是最暗的地方，实际观察到的却是亮的。光通过狭缝，其至经过任何物体的边缘，在不 同程度上都有类似的情况。这种光绕过障碍物偏离直线传播面进入几何阴影，并在屏幕上出 现光强不均匀的分布现象，叫做光的衍射。 衍射现象的出现与否，主要决定于障碍物线度和波长大小的对比，只有在障碍物线度和 波长可以比拟时，衍射现象才明显地表现出来。 §2一2惠更斯一菲涅耳原理 一、惠更斯原理 在研究波的传播时，总可以找到同位相各点的几何位置，这些点的轨迹是等相面，叫做 波面。惠更斯曾提出次波的假设来阐述波的传播现象，从而建立了惠更斯原理：任何时刻波 面上的每一点都可以作为次波的波源，各自发出球面次波：在其后的任何时刻，所有这些次 波波面的保络面形成整个波在该时刻的新波面。 根据这个原理，可以从某一时刻己知的波面位置，求出另一时刻波面的位置。可以解释 光的直线传播、反射、折射，还可解释晶体的双折射现象。但有倒退波的存在，也不能说明 有明暗相间条纹的出现

第二章 光的衍射 波动具有两大特性：干涉、 衍射。现在我们根据光的衍射现象和实验事实进一步提示 光的波动性。说明衍射是光在空间或物质中传播的基本方式。同时也介绍衍射现象的几种重 要应用。 §2—1 光的衍射现象 图 2-1 光的干涉现象是几束光相互叠加的结果，让一束光通过狭缝投射在屏上。在影的中央， 应该是最暗的地方，实际观察到的却是亮的。光通过狭缝，甚至经过任何物体的边缘，在不 同程度上都有类似的情况。这种光绕过障碍物偏离直线传播而进入几何阴影，并在屏幕上出 现光强不均匀的分布现象，叫做光的衍射。 衍射现象的出现与否，主要决定于障碍物线度和波长大小的对比，只有在障碍物线度和 波长可以比拟时，衍射现象才明显地表现出来。 §2—2 惠更斯—菲涅耳原理 一、惠更斯原理： 在研究波的传播时，总可以找到同位相各点的几何位置，这些点的轨迹是等相面，叫做 波面。惠更斯曾提出次波的假设来阐述波的传播现象，从而建立了惠更斯原理：任何时刻波 面上的每一点都可以作为次波的波源，各自发出球面次波；在其后的任何时刻，所有这些次 波波面的保络面形成整个波在该时刻的新波面。 根据这个原理，可以从某一时刻已知的波面位置，求出另一时刻波面的位置。可以解释 光的直线传播、反射、折射，还可解释晶体的双折射现象。但有倒退波的存在，也不能说明 有明暗相间条纹的出现

二、非涅耳对惠更斯原理的改进 菲涅耳根据惠更斯的“次波”假设，补充了描述次波的基本特征一位相和振幅的定 量表示式，并增加了“次波相干叠加”的原理，从而发展成为惠更斯一菲涅耳原理。这个 原理的内容表述如下： 波面。上每个面积元都可以看成新的波源，它们均发出次波，波面前方空间某一点 P的振动可以由s面上所有面积元发出的次波在该点叠加后的合振幅来表示。面积元山所 发出的各次波的振幅和位相符合下列四个假设： ds 图2-2 (1)波面是一个等位相面，因而可以认为本面上各点所发出的所有次波都有相同的 初位相（可令p=0) (2)次波在点处所引起的振动的振幅与r成反比，这相当于表明次波是球面波。 (3)从面积元d6所发次波在P点处的振幅正比于本的面积，且与倾角0有关，振幅 随0的增大而减小。 (4)）次波在p点处的位相由光程△=m决定(0=2△) 根据以上的假设，可知面积d本发出的次波在P点的振动可表示为 dE=c()cos(kr-of)ds r K()随角增大而缓慢减小 如果波面上的各点振幅有一定的分布，分布函数为4(Q), 则：dE=eKO)A2cosk-ords 波面s在p点所产生的合振动为 Edcf)co 或E=cKo@bh 上式称为菲涅耳衍射积分，一般来说计算此积分式是相当复杂的，但在波面对于通过

二、菲涅耳对惠更斯原理的改进 菲涅耳根据惠更斯的“次波”假设，补充了描述次波的基本特征——位相和振幅的定 量表示式，并增加了“次波相干叠加”的原理，从而发展成为惠更斯—菲涅耳原理。这个 原理的内容表述如下： 波面 s 上每个面积元 ds 都可以看成新的波源，它们均发出次波，波面前方空间某一点 p 的振动可以由 s 面上所有面积元发出的次波在该点叠加后的合振幅来表示。面积元 ds 所 发出的各次波的振幅和位相符合下列四个假设： 图 2-2 （1） 波面是一个等位相面，因而可以认为 ds 面上各点所发出的所有次波都有相同的 初位相（可令  0 ） （2） 次波在 p 点处所引起的振动的振幅与 r 成反比，这相当于表明次波是球面波。 （3） 从面积元 ds 所发次波在 p 点处的振幅正比于 ds 的面积，且与倾角θ有关，振幅 随θ的增大而减小。 （4） 次波在 p 点处的位相由光程   nr 决定（      2 ） 根据以上的假设，可知面积 ds 发出的次波在 p 点的振动可表示为 kr t ds r K dE c cos( ) ( )     K( ) 随θ角增大而缓慢减小 如果波面上的各点振幅有一定的分布，分布函数为 A(Q) ， 则： kr t ds r K A Q dE c cos( ) ( ) ( )     波面 s 在 p 点所产生的合振动为      s s kr t ds r K A Q E dE c cos( ) ( ) ( )   或    s i kr t ds r K A Q E c ( ) ( ) ( )   上式称为菲涅耳衍射积分，一般来说计算此积分式是相当复杂的，但在波面对于通过 p

点的波面法线具有旋转对称性的情况下，积分就比较简单，可用代数加法或矢量加法来代 替积分。 菲涅耳衍射：障碍物离光源和考察点的距离都是有限的，或其中之一的距离是有限的。 也称近场衍射。 夫琅和费衍射：光源和考察点到障碍物的距离可以认为是无限远，即实际上使用的是 平行光束，又称远场衍射。较菲涅耳衍射更为重要。 §2-3 菲涅耳半波带 一、菲涅耳半波带 现以点光源为例说明惠一菲原理的应用。确定光波到达对称轴上任一P点时波面S所 起的作用。B称为P点对于波面的极点。 r32=r02(/2) r1=”。+3XA2) 图2-3 令PB。=0 设想将波面分为许多环形带，使由每两个相邻带的边缘到P点的距离相差为半波长， 即 BP-B.P-B,P-B.P-B,P-B,P-.B.P-BxaP 在这种情况下，由任何两个相邻带的对应部分所发的次波到达P点时的光程差为 亦即它们以相反的位相同时到达P点。这样分成的环形带叫做菲涅耳半波 二、合振幅的计算 以a1,a,a分别表示各半波带发出的次波在P点所产生的振幅，k个半波带所发 次波到达P点时叠加的结果，其合振幅A为 A=a1-a2+a3-a4+a5+.+(-l)la

点的波面法线具有旋转对称性的情况下，积分就比较简单，可用代数加法或矢量加法来代 替积分。 菲涅耳衍射：障碍物离光源和考察点的距离都是有限的，或其中之一的距离是有限的。 也称近场衍射。 夫琅和费衍射：光源和考察点到障碍物的距离可以认为是无限远，即实际上使用的是 平行光束，又称远场衍射。较菲涅耳衍射更为重要。 §2—3 菲涅耳半波带 一、菲涅耳半波带 现以点光源为例说明惠—菲原理的应用。确定光波到达对称轴上任一 P 点时波面 S 所 起的作用。B0 称为 P 点对于波面的极点。 图 2-3 令 0 0 PB  r 设想将波面分为许多环形带，使由每两个相邻带的边缘到 P 点的距离相差为半波长， 即， 2 1 0 2 1 3 2 1  B P  B P  B P  B P  B P  B P BK P  BK  P  在这种情况下，由任何两个相邻带的对应部分所发的次波到达 P 点时的光程差为 2  ， 亦即它们以相反的位相同时到达 P 点。这样分成的环形带叫做菲涅耳半波带。 二、合振幅的计算 以 a a ak , , 1 2  分别表示各半波带发出的次波在 P 点所产生的振幅，k 个半波带所发 次波到达 P 点时叠加的结果，其合振幅 Ak 为 k k Ak a a a a a a 1 1 2 3 4 5 ( 1)        

0 a→p 图2-4 按惠一菲原理： k()AS 为了计算△S,我们看下面的球冠，其面积为 r S=2πR·Rl-cosp)=2πR21-cosp) 而c0sp=R+R+62- 2R(R+) 将上列两式分别微分，得 ds=2xRsin odo sindo=RR+o】 rdrs 因为》元，可将山视作子，面6即为半被带的面积，于是4S=R2 nR+r。 。由此 可知△S与k无关。即它对每个半波带都是相同的。影响A大小的因素中只剩下倾斜因子 k(0:),从一个半波带到邻近一个半波带，0，的数值变化甚微，因而k(0)和a,随k的增 加而缓慢地减小

图 2-4 按惠—菲原理： k k k k r S a k   ( ) 为了计算 k k r S ，我们看下面的球冠，其面积为 2 (1 cos ) 2 (1 cos ) 2 S  R  R    R   而 2 ( ) ( ) cos 0 2 2 0 2 R R r R R r rk       将上列两式分别微分，得 ( ) sin 2 sin 0 2 R R r r dr d ds R d k k         则 k k dr R r R r ds 0 2    因为 rk   ，可将 drk视作 2  ，而 ds 即为半波带的面积，于是 0 R r R r S k k      。由此 可知 k k r S 与 k 无关。即它对每个半波带都是相同的。影响 Ak 大小的因素中只剩下倾斜因子 ( ) k k  ，从一个半波带到邻近一个半波带，k 的数值变化甚微，因而 ( ) k k  和 ak 随 k 的增 加而缓慢地减小

A=k,+a小a±a) 奇数时取正号，偶数时取负号。 图2-5 §2一4菲涅耳衍射（圆孔和圆屏） 一、圆孔衍射 将一束光投射在一个小圆孔上，在距孔1~2m处放置一块毛玻璃屏，观察小圆孔的衍 射花样。 图2-6 p=r2-(。+h)2=r-r-2h-h2 (1) ≈r-r-2rh 才-6+学∫-8-+学 (2) 还有关系

  ( ) 2 1 ( 1) 2 1 1 1 1 k k k Ak  a   a  a  a  奇数时取正号，偶数时取负号。 图 2-5 §2—4 菲涅耳衍射（圆孔和圆屏） 一、圆孔衍射 将一束光投射在一个小圆孔上，在距孔 1～2m 处放置一块毛玻璃屏，观察小圆孔的衍 射花样。 图 2-6 r r r h r r h r r r h h k k k k 0 2 0 2 2 0 2 0 2 2 0 2 2 2 ( ) 2            （1） 0 2 0 2 0 2 0 2 0 2 ) 2 ) ( 2 ( k r k r k r k r r r k                  （2） 还有关系

p2=R2-(R-h)2=r2-G+) 2Rh-h2=2-6-2,h-h h=片-公 (3) 2(R+) 将(2)和(3)代入(1) k=pR+-D2L+昌 R 无R 如果用平行光照射圆孔，R→0则 p:=√k P点合振幅的大小取决于露出的带数k,而当被长及圆孔的位置和大小都给定时，k取 决于观察点P的位置，k为奇数相对应的那些点，合振幅A较大，与k为偶数相对应的那 些P点，A较小。这个结果很容易用实验来证实。 如果不用光阑，相当于圆孔的半径为无限大，账为无限小，此时P点的合振幅为 A。=号，即没有遮蔽的整个被面对P点的作用等于一个波带在该点的作用的一半，因为 波带的面积非常小.如：=5004，=1m。第一个波带的面积约为子mm2,半径约为 乞mm。所以没有遮道的整个波面的光能的传播。几乎可以看作沿OP直线进行，这也是 般把光视作直线传播的缘由。P点离开光源越远，：愈小，光强愈弱。在此情况下屏沿者对 称轴线前进时，不发生上述某些点较强某些点较弱的现象。 如果圆孔的半径具有一定的大小，观察点P的位置仅使波面上露出第一个带，则 A=a 与没有光阑时比较，振幅是二倍，光强则增加到四倍。所以光在通过圆孔以后到达任 一点时的光强，不能够单独由光源到该点的距离来决定，还取决于圆孔的位置及大小，只 当圆孔足够大，使号小到可以略去不计时，才和光的直线传播概念所推得的结果一致。 所有这些讨论都假定0是理想的点光源，但实际的光源都有一定的大小，光源的每点 各自产生它自己的衍射花样，它们是不相干的，光源的线度应小到使光源上某些点所产生 的亮条纹不致落到另外一些点所产生的暗条纹上去。否则由于不相干叠加，衍射花样就会 完全模糊了，通常情况不会产生衍射花样，正是由于这个缘故

2 0 2 0 2 2 2 0 2 2 2 2 2 2 ( ) ( ) Rh h r r r h h R R h r r h k k k             2( ) 0 2 0 2 R r r r h k    （3） 将（2）和（3）代入（1） ) 1 1 ( ( ) ) ( ) (1 ( ) 0 2 0 0 2 0 0 0 0 0 0 0 0 0 2 2 r R r R R r k R r r R k R r r k r R r r k r k r k                        如果用平行光照射圆孔， R   则 0 k r  k   P 点合振幅的大小取决于露出的带数 k，而当波长及圆孔的位置和大小都给定时，k 取 决于观察点 P 的位置，k 为奇数相对应的那些点，合振幅 Ak 较大，与 k 为偶数相对应的那 些 P 点，Ak 较小。这个结果很容易用实验来证实。 如果不用光阑，相当于圆孔的半径为无限大，ak为无限小，此时 P 点的合振幅为 2 1 a A  ，即没有遮蔽的整个波面对 P 点的作用等于一个波带在该点的作用的一半，因为 波带的面积非常小。如：λ=5000Å，R=r0=1m。第一个波带的面积约为 2 4 3 mm ，半径约为 mm 2 1 。所以没有遮避的整个波面的光能的传播，几乎可以看作沿 OP 直线进行，这也是一 般把光视作直线传播的缘由。P 点离开光源越远，a 愈小，光强愈弱。在此情况下屏沿着对 称轴线前进时，不发生上述某些点较强某些点较弱的现象。 如果圆孔的半径具有一定的大小，观察点 P 的位置仅使波面上露出第一个带，则 A1=a1 与没有光阑时比较，振幅是二倍，光强则增加到四倍。所以光在通过圆孔以后到达任 一点时的光强，不能够单独由光源到该点的距离来决定，还取决于圆孔的位置及大小，只 当圆孔足够大，使 2 k a 小到可以略去不计时，才和光的直线传播概念所推得的结果一致。 所有这些讨论都假定 0 是理想的点光源，但实际的光源都有一定的大小，光源的每点 各自产生它自己的衍射花样，它们是不相干的，光源的线度应小到使光源上某些点所产生 的亮条纹不致落到另外一些点所产生的暗条纹上去。否则由于不相干叠加，衍射花样就会 完全模糊了，通常情况不会产生衍射花样，正是由于这个缘故

二、圆屏行射 图2-7 我们讨论一下点光源发出的光通过圆屏边缘时的衍射现象。·为点光源，光路上有一不 透明的圆屏，现在先讨论P点的振幅。设圆屏遮蔽了开始的k个带。于是从第k+1个带开 始，所有其余的带发的次波都能到达P点。把所有这些带的次波叠加起来，可得P点的合 振幅为： A=9 即不论圆屏的大小和位置怎样，圆屏几何影子的中心永远有光。不过圆屏的面积越小 时，被遮蔽的带的数目就越小，因而1就越大，到达P点的光就越强。变更圆屏和光源 之间或圆屏和P之间的距离时，k也将因之改变，因而也将影响P点的光强。 如果圆屏足够小，只遮住中心带的一小部分，则光看起来可完全绕过它，除了圆屏影 子中心有亮点外没有其它影子。这个初看起来似乎是荒谬的结论，是泊松于1818年在巴黎 科学院研究菲涅耳的论文时把它当作菲涅耳论点谬误的证据提出来的。但阿喇果做了相应 的实验，证实了菲涅耳的理论的正确性。 三、菲涅耳波带片 根据以上的讨论，可以看到圆屏的作用能使点光源造成实象，可以设想它和一块汇聚 透镜相当。另一方面，从菲涅耳半波带的特征来看，对于通过波带中心而与波带面垂直的 轴上一点来说，圆孔露出半波带的数目k可为奇数或偶数。如果设想制造这样一种屏，使 它对于所考查的点只让奇数半波带或只让偶数半波带透光。这样在考查点处振动的振幅为 A=∑a A=∑a2 这样做成的光学元件叫做菲涅耳波带片。各菲涅耳半波带的半径正比于序数k的平方 根，所以波带片可按如下方法制作，先在绘图纸上画出半径正比于序数k的平方根的一组 同心圆，把相间的波带涂黑，然后用照相机拍射在底片上，该底片即为波带片。还可做成

二、圆屏衍射 图 2-7 我们讨论一下点光源发出的光通过圆屏边缘时的衍射现象。0 为点光源，光路上有一不 透明的圆屏，现在先讨论 P 点的振幅。设圆屏遮蔽了开始的 k 个带。于是从第 k+1 个带开 始，所有其余的带发的次波都能到达 P 点。把所有这些带的次波叠加起来，可得 P 点的合 振幅为： 2 1  k a A 即不论圆屏的大小和位置怎样，圆屏几何影子的中心永远有光。不过圆屏的面积越小 时，被遮蔽的带的数目就越小，因而 ak+1 就越大，到达 P 点的光就越强。变更圆屏和光源 之间或圆屏和 P 之间的距离时，k 也将因之改变，因而也将影响 P 点的光强。 如果圆屏足够小，只遮住中心带的一小部分，则光看起来可完全绕过它，除了圆屏影 子中心有亮点外没有其它影子。这个初看起来似乎是荒谬的结论，是泊松于 1818 年在巴黎 科学院研究菲涅耳的论文时把它当作菲涅耳论点谬误的证据提出来的。但阿喇果做了相应 的实验，证实了菲涅耳的理论的正确性。 三、菲涅耳波带片 根据以上的讨论，可以看到圆屏的作用能使点光源造成实象，可以设想它和一块汇聚 透镜相当。另一方面，从菲涅耳半波带的特征来看，对于通过波带中心而与波带面垂直的 轴上一点来说，圆孔露出半波带的数目 k 可为奇数或偶数。如果设想制造这样一种屏，使 它对于所考查的点只让奇数半波带或只让偶数半波带透光。这样在考查点处振动的振幅为      k k k k k k A a A a 2 2 1 这样做成的光学元件叫做菲涅耳波带片。各菲涅耳半波带的半径正比于序数 k 的平方 根，所以波带片可按如下方法制作，先在绘图纸上画出半径正比于序数 k 的平方根的一组 同心圆，把相间的波带涂黑，然后用照相机拍射在底片上，该底片即为波带片。还可做成

长条形、方形波带片。 如果某一点波带片对考查点露出前5个奇数半波带，则考查点的振幅为 A=a1+a3+a5+a,+a,=5a1 这是不用光阑时振幅的10倍，光强则为10倍。如果以偶数个波带代替，上述结果也成立。 由于波带片能使点光源成一实象，故它有类似于透镜成象的功用，其物距R和象距 所遵从的关系和透镜的物象公式相仿。 11-1 和一般的汇聚透镜一样，波带片也有它的焦距，透镜的焦距就是发光点在无限远时的 象距。 令R得了r心爱 R ro f' 和薄透镜的物象公式完全相似。 波带片的焦距取决于波带片通光孔的半径P:、k和入。由于波带片的焦聚和光波波长 有密切的关系，色差大。由于波带片尚有/3，∫/5，.焦距存在，波带片成象的情况与 透镜成象的情况也有所不同。对于给定的物点，对应于不同的焦距，波带片可以给出多个 象点。 @ 图2-8 四、直线传播和衍射的关系

长条形、方形波带片。 如果某一点波带片对考查点露出前 5 个奇数半波带，则考查点的振幅为 Ak  a1  a3  a5  a7  a9  5a1 这是不用光阑时振幅的 10 倍，光强则为 100 倍。如果以偶数个波带代替，上述结果也成立。 由于波带片能使点光源成一实象，故它有类似于透镜成象的功用，其物距 R 和象距 r0 所遵从的关系和透镜的物象公式相仿。 ( ) 1 1 1 ) 1 1 ( 2 0 0 2     k R r r R k k     和一般的汇聚透镜一样，波带片也有它的焦距，透镜的焦距就是发光点在无限远时的 象距。 令 R   ，得   k f r k 2   0 即 R r f    1 1 1 0 和薄透镜的物象公式完全相似。 波带片的焦距取决于波带片通光孔的半径  k 、k 和 。由于波带片的焦聚和光波波长 有密切的关系，色差大。由于波带片尚有 f  3, f  5,焦距存在，波带片成象的情况与 透镜成象的情况也有所不同。对于给定的物点，对应于不同的焦距，波带片可以给出多个 象点。 图 2-8 四、直线传播和衍射的关系

上一章讨论光的干涉现象时，仅注意到两束或多束相干光光波整束的叠加，没有考略 到每一光束中波面上所有各点发出的次波的叠加。当时实际上是假定每束光是直线传播的。 但是，杨氏实验等用小孔或狭缝来制光束时，不考略次波的叠加是不够准确的。以后将会 看到，无论光束截面积大小怎样，这种次波作用总是存在。惠菲原理主要是指出了同一光 波面上所有各点所发次波在某一观察点的叠加。例如：当波面完全不遮蔽时，所有次波在 任何观察点的叠加的结果形成光的直线传播。如果说波面不完整，以致这些部分所发次波 不能到达观察点，叠加时缺少了这些部分次波的参加，便发生了有明暗条纹花样的衍射现 象。至于衍射现象是否显著，则和障碍物的线度及观察的距离有关。总之不论是否直线传 播，也不论有无显著的衍射花样出现，光的传播总是按照惠一菲原理的方式进行。所以， 衍射现象是光的波动特性最基本的表现。光的直线传播不过是衍射现象的极限表现而己。 这样，通过惠一菲原理的解释，进一步揭示了光的直线传播和衍射现象的内在联系。 §25菲涅耳直边衍射 迈干涉仪用1=5893A的钠黄光观察，视场中心为亮点，此外还能看到10个亮环。 今移动一臂中的反射镜，发现有10个亮环向中心收缩而消失，即中心级次减小10，此时视 场中除中央亮点外还剩5个亮环，求开始中央干涉级，移动后最外干涉级。 Aa' a

上一章讨论光的干涉现象时，仅注意到两束或多束相干光光波整束的叠加，没有考略 到每一光束中波面上所有各点发出的次波的叠加。当时实际上是假定每束光是直线传播的。 但是，杨氏实验等用小孔或狭缝来割光束时，不考略次波的叠加是不够准确的。以后将会 看到，无论光束截面积大小怎样，这种次波作用总是存在。惠菲原理主要是指出了同一光 波面上所有各点所发次波在某一观察点的叠加。例如：当波面完全不遮蔽时，所有次波在 任何观察点的叠加的结果形成光的直线传播。如果说波面不完整，以致这些部分所发次波 不能到达观察点，叠加时缺少了这些部分次波的参加，便发生了有明暗条纹花样的衍射现 象。至于衍射现象是否显著，则和障碍物的线度及观察的距离有关。总之不论是否直线传 播，也不论有无显著的衍射花样出现，光的传播总是按照惠—菲原理的方式进行。所以， 衍射现象是光的波动特性最基本的表现。光的直线传播不过是衍射现象的极限表现而已。 这样，通过惠—菲原理的解释，进一步揭示了光的直线传播和衍射现象的内在联系。 §2—5 菲涅耳直边衍射 迈干涉仪用 0   5893A 的钠黄光观察，视场中心为亮点，此外还能看到 10 个亮环。 今移动一臂中的反射镜，发现有 10 个亮环向中心收缩而消失，即中心级次减小 10，此时视 场中除中央亮点外还剩 5 个亮环，求开始中央干涉级，移动后最外干涉级

图2-9 九何彭内◇几何影外 图2-10 §26夫琅和费单缝衍射 一、实验装置与衍射花样的特点 扩来器 图211 衍射花样是明暗相间的条纹

图 2-9 图 2-10 §2—6 夫琅和费单缝衍射 一、实验装置与衍射花样的特点 图 2-11 衍射花样是明暗相间的条纹