1、第一章 光的电磁理论,光的波动理论是由惠更斯（Huygens）于1678年提出，并由菲涅耳（Fresnel）等人发展起来的。1864年麦克斯韦把电磁规律总结为麦克斯韦方程组，建立起完整的经典电磁理论，同时指出光也是一种电磁波，从而产生了光的电磁理论。光的电磁理论的确定，推动了光学及整个物理学的发展，并使光学领域出现了许多分支，如：激光、付里叶光学、光学信息处理、全息术、纤维光学、光波导、集成光学、非线性光学、梯度折射率光学和二元光学等。虽然有些光学现象需用量子理论去解释，但是光的电磁理论仍然是阐明大多数光学现象及掌握现代光学的一个重要基础。故本章是全教材的理论基础。,11 麦克斯韦方程组,一、
2、电磁场微分形式的麦克斯韦方程组,电磁场的麦克斯韦方程组有积分形式和微分形式，这里只列出微分形式的麦克斯韦方程组：,(11),方程组中: 电感强度（电位移矢量） 磁感强度 电场强度； 磁场强度； 自由电荷密度； 传导电流密度方程组中第一式相当于库仑定律；第二式表明除电流外，没有其它磁源，即磁荷不存在；第三式是法拉第电磁感应定律；第四式表示磁场对传导电流密度（电荷的运动速率）和位移电流密度（电场的时间变化率）的依赖关系,二、物质方程,在麦克斯韦方程组中, E和B是电磁场的本征物理量 ，D和H 是引进的两个辅助场量。E和D,B和H的关系与电磁场所在物质的性质有关。它们有如下关系：,(1-2)(1-3
3、),式中 :,和,分别称为介电常数（或电容率）和磁导率 .,另外，在导电物质中还有如下关系：,（14）,式中，,称为电导率。,公式（12）、（13）和（14）称之为物质方程，它们描述,物质在电磁场作用下,的特性。,、,和,表征物质本身的性质，,在各向同性均匀介质中，,它们为常量。但在非均匀介质中为张量。,12 光的波动方程,一、电磁场的波动性,由麦克斯韦方程组可以证明电磁波的传播具有波动性。对于无限大的各向同性均匀介质，在远离辐射源的区域内，,常数 ,常数，,0，,0,麦克斯韦方程组变为：,（15）,利用场论中有关公式，可以得出：,（16）,（17）,式（16）和（17）为偏微分方程，这里称为
4、电磁波的波动方程。式中为电磁波在介质中的传播速度。,二、 电磁波,由麦克斯韦方程组得出的电磁波理论后来已被人们通过实验证实。电磁波在真空中的传播速度为：,（18）,式中,和,是真空中的介电常数和磁导率，,已知,所以，,这个数值与实验中测得的真空中的光速非常接近,这又证明了麦克斯韦理论的正确性。,光波是电磁波中的一部份，所以公式（16）和（17）亦,是光波的波动方程。,光波在真空中的速度与在介质中速度之比称为绝对折射率,折射率），即：,（简称,(19),其中,（110）,由（18）式和（19）式，得：,(111),式中，,和,分别是相对介电常数和相对磁导率。,除磁性物质外，,大多数物质,，,故,
5、（112）,三、光波的亥姆霍兹方程,在多数情况下，电磁波的激发源以大致确定的频率作正弦振荡，因而辐射出的电磁波也以相同频率作正弦振荡。这种以一定频率作正弦振荡的波称为定态波（单色波）。单色光波为定态波，则；,（113）,（114）,将（113）式和（114）式分别代入（16）式和（17）式，,得到：,（115）,（116）,（115）式和（116）式中,应为,应为,，,，,这里省略下角标,，,r为波源至空间某一点距离，,k为波数,（117）,上式中，,为光波在介质中的波长，,为光波在真空中的波长，,n为介质折射率.,亥姆霍兹方程将定态波的时域和空域区分开来，,将偏微分方程变为微分方程。对空域解
6、微分方程，,得出的解加上,时间因子,即可得到波动方程的全解，使问题简化,四、单色光波在各向同性均匀介质中自由传播时的振幅表达式,单色光波的波动方程（115）式和（116）式形式完全相同，在这里只研究电场,强度的,波方程动.,称为电场复矢量（简称电场矢量），又称为复振幅。,1 单色平面光波在各向同性均匀介质中自由传播时的解析表达式,解微分方程（115）式，得,(118),全解为,(119),式中, 光波传播方向上的单位矢量；,光源至空间某点的矢量。,称之为波矢量。,（119）式为单色平面波在各向同性均匀介质中传播时的电场,矢量的解析表达式。,2、单色球面光波在各向同性均匀介质中自由传播时的解析表
7、达式,同样解微分方程（115）式，得单色球面光波在各向同性均匀介质中传播时电场矢量,(120),全解为,(121),3、辐射能,光波为电磁波，电磁学里，电磁场的能量密度为,（122）,上式中第一项为电场的能量密度，第二项是磁场的能量密度。,一般情况下，两者相等，故,（123）,为了描述电磁能量的传播，引进辐射强度矢量，即玻印亭,（Poynting）矢量,其大小等于单位时间内通过垂直于传播方向的,单位面积的电磁能量，,其方向为能量的流动方向。,由于光波是频率非常高的周期函数，用玻印亭矢量表征光的强度时，,（124）,（125）,只能用标量,S 的时间平均值。用符号表示对时间求平均值，则,光波的强
8、度为:,（126）,13 不连续表面的边值条件及光波在界面上的反射和折射,一、不连续表面的边值条件,对于诸如公式（115）这样的微分方程，应根据初始条件和边值条件求解。光波遇到分界面时，折射率发生突变，两介质分解面上电磁量不是连续的，但它们之间仍存在一定的关系，通常把这种关系称之为电磁场的边值条件 .,在界面没有自由电荷和面电流的情况下,和,的法向分量及,和,的切向分量是连续的，这种边值条件可以总括为：,(127),式中，,n为界面法线上的单位矢量。,二、光波在界面上的反射和折射,1、反射定律和折射定律,反射定律和折射定律是我们熟知的。当一个单色平面波射到两种不同介质的分界面上时，将分成两个波
9、；一个反射波和一个折射波。由电磁场的边值条件可以证明这两个波的存在，并求出它们的传播方向以及它们和入射波的振幅关系和位相关系。,假设介质1和介质2的分界面为无穷大的平面。,这种假设表明,反射波和折射波仍满足自由传播的条件。,单色平面波从介质1射到,分界面上（图11）,显然，入射波在界面上产生的反射波和折射,波也是平面波。,设入射波、反射波和折射波的波矢量分别为,、,和,，角频率,分别为,、,和,，那么三个波解析,表达式分别为,（128）,图 1-1,式中，位置矢量,的原点可取在分界面上某点,（如图11所示），,的终点可取在分界面上的,任意点，,在分界面上是任意的。,由边值条件（127）式中的第
10、三式，,（129）,将（128）式中各项代入上式，并根据,，得,（130）,即,（131）,（132）,由（131）式可得反射定律,（133）,由（132）式可得折射定律,（134）,三、 菲涅耳公式,下面进一步导出表示反射光、折射光和入射光的振幅、位相关系的菲涅耳公式。,1、S波（TE波）和P波（TM波）,由上面几节可以看出，描述电磁波可以用电场矢量,和磁场矢量,，,两者是垂直的。,仅就电场矢量,而言，它可以在空间任意,方向，,但总可以分解成为垂直入射面（波矢量,和界面法线,构成的平面）和平行入射面的波.,前者称为,波，即,波,显然,波的电强矢量,垂直入射面而磁场矢量,平行入射面。,后者称为
11、,波，即,波。,波,的电强矢量,平行于入射面而磁场矢量,垂直于入射面。,，符合右手规则。,图12和图13分别表示,波和,波两种情况。,菲涅耳同样利用边值条件得出反射系数和透射系数。考虑到光与物质的作用，起主导作用的是电场而不是磁场。近代物理光学中，都把电场矢量定义为光波的光矢量，光的振动方向就是指光波电场矢量的方向。利用公式（13）和关系式,（135）,将磁场矢量用电场矢量描述。,2 S波的反射系数,和透射系数,（136）,（137）,3、P波的反射系数 和透射系数,（138）,（139）,4、反射率和透射率,光波在分界面反射和折射时，宏观表现为能量密度之比，称之为反射率和透射率.,由公式（1
12、23）知能量密度之比,正比于T .,由公式（123）知能量密度之比正比于,。,即,（140）,根据能量守衡定律，应有,（141）,对于自然光,同样根据能量守恒定律，有,（142）,5、菲涅耳公式的讨论,由公式（136）（139）可以看出，反射系数、透射系数是光矢量中标量间的比值，,与入射角,成函数关系,（,按折射定律由,确定）。,不同的入射角,，反射,透射系数不同。,系数和,图14分别给出光波,由空气射向折射率,n1.5的,介质和光波由折射率n1.5的介质射向空气时，,反射系数、透射系数和入射角,的关系曲线。,光波由空气射向折射率n1.5的介质时，反射率和入射角,的关系曲线。,图15给出,系数
13、和透射系数虽然是光矢量中标量间的比值,由公式（136）（139）可以看出，反射,，但是不同的,入射角,比值可能出现正数、负数、零和复数。这些均有特,殊的物理意义。,1）光波由空气垂直入射到介质表面时的反射率,（143）,图 1-5,2） 偏振现象布儒斯特角,当,时，,=0,即反射光中没有P波，为线偏振光，,此结果称之为（BREWSTER）布儒斯特定律。,起偏角或布儒斯特角，,此时的入射角称为,计为,。,将,代入折射定律得：,（144）,3）半波损失,光波由折射率为,的光疏介质射向折射率为,的光密介质,（即,）,时，反射波有的位相变化，称之为半波损失。,4）全反射和倏逝波,光波由光密介质射向光疏
14、介质,（即,）时，,根据折射定律，,若折射角,时，入射角,有如下关系,此时入射角用,表示，即,表示，即,(145),称为全反射临界角。凡是入射角大于,的入射光波全部被界面反射，透射波消失，,称之为全反射。,全反射时，界面处的光矢量中的波数k,为复数,透射波是一个沿界面方向传播，振,幅沿界面法线,方向,按指数衰减的波，称之为倏逝波。,14 亥姆霍兹方程的物理意义,光波在介质中的传播最后可简化为单色光波（定态波）的传播。亥姆霍兹方程可解决单色波在介质中传播的问题。也就是说亥姆霍兹方程是现代光学发展的理论基础。,一、光波在各向同性均匀介质中传播,由亥姆霍兹方程已解出光波在各向同性均匀介质中传播的平面
15、波和球面波的振幅表达式：（119）式和（121）式,二、光波在各向同性均匀介质中遇到障碍物时产生光的衍射现象,光波在各向同性均匀介质中传播时，若遇到障碍物时，会发生衍射现象，这个问题由基尔霍夫利用数学中的格林公式解波动方程得出菲涅耳基尔霍夫衍射积分公式，它是标量波衍射的有效工具。,三、菲涅耳基尔霍夫衍射积分公式在数学上是一个付里叶变换式，从而产生了付里叶光学、光信息处理、全息术及光学传递函数等现代光学分支。,四、激光谐振腔是一种法珀干涉仪，腔内是驻波场，腔外为行波场，光在腔外均匀介质中传播时，其振幅为多光束干涉衍射，利用菲涅耳基尔霍夫衍射积分公式可得出激光束的振幅表达式。,五、亥姆霍兹方程中波
16、数k是一个重要的物理量，它与介质折射率n有关，n又与介质的介电常数 和磁导率 有关。若遇到界面时，折射率n发生突变，这时应首先根据边值条件（127）式求出反射波和透射波的光矢量，然后再根据亥姆霍兹方程求解光波在各自介质中的传播振幅表达式。,六、光波亦可能在各向异性介质中传播，如在石英等晶体中传播，折射率为张量，三个方向的折射率不等，分别用 表示。在解亥姆霍兹方程时，会得到偏振光，这便是晶体光学和光偏振的理论基础。,七、光波亦可能在非均匀介质中传播，此时折射率n为变量。如在强激光的照射下，介质折射率n变成非线性的，这就产生了非线性光学。又如为了校正象差，需要将介质折射率做成按梯度变化，即所谓的梯
17、度折射率光学等。这些新的光学分支均是按亥姆霍兹方程，将折射率做为变量求解光矢量的。,八、如果在介质上加上声场、电场或磁场，使介质折射率在某一方向发生周期变化，则会产生声光、电光和磁光效应。这时同样可用亥姆霍兹方程求解有关问题。,九、根据界面全反射及亥姆霍兹方程，形成了光波导理论及纤维光学，同时考虑电光效应等又产生了集成光学、光通讯等新的光学分支。,十、光栅是一种衍射原件，当光栅沟槽和间距比较大时，可用标量波衍射理论解决。但是，当沟槽和间距为波长级时，则应用矢量波衍射理论进行设计。现在比较成熟的是模式理论和共轭波理论。但是无论是标量波衍射理论还是矢量波衍射理论，均可根据亥姆霍兹方程求解。,十一、
18、最近出现的二元光学这一新的光学分支，它是基于光波的衍射理论，运用计算机辅助设计和精密加工工艺，刻蚀和制造高效率的衍射光学元件。所以二元光学又称衍射光学，显然它的理论基础仍然是亥姆霍兹方程。,综上所述，可以看出亥姆霍兹方程和边值条件是解决所有光学问题的理论基础。,15 光波的叠加,两个（或多个）光波在空间相遇时，发生光波的叠加问题。一般说来，频率、振幅和位相都不相同的光波叠加，情况是很复杂的。实际光源发出的光波不可能是完全的单色波（定态波）。但是任何复杂的光波，均可用付里叶级数有关定理分解成不同级次的用正弦或余弦函数表示的单色光波之和。所以讨论单色波的叠加问题是有实际意义的。为使问题简化，本节只
19、讨论频率相同或频率相差很小的单色光波在各向同性均匀介质中传播时的叠加。,图 1-6,一、两个频率相同、振动方向相同的单色光波叠加,建立定态波（单色波）的数学模型，和力学中的质点及电学中,的点电荷一样，需用,函数表示点光源。,点光源发出的球面光波即为单色光波。,如图16中，,和,为标准的点光源，,点相遇，,它们发出的光波在空间,设p点,至,和,距离分别为,和,则此二光波在P点产生的振动分别为:,（146）,（147）,两光波在P点叠加后，P点的合成振动则为:,（148）,式中，,（149）,（150）,可见，p点的合振动也是一个简谐振动，其振动频率和振动方向与两单色波相同，而振幅和位相分别由（1
20、49）式和（150）式确定。,若两单色光波在p点产生的振幅相等，,且令,表示两光波在p点的强度；,P点的位相差，则p点合成光强为,表示两光波在,（151）,上式表示在P点叠加的合振动光强,取决于两光波在叠加后的位,。当,位相,时，,P点光强最大。而当,（153）,p点光强有最小值。位相差介于两者之间时，,在0至 之间。,p点光强,两光波在P点的位相差又可写为,即,用,表示两光波在P点的光程差，则,时，即光程差等于波长的整数值时，P点光强为最大值。而,（156）,（155）,时，即光程差为半波长的奇数倍时，P点光强有最小值。,二、两频率相同，振动方向相同、传播方向相反的光波的叠加，驻波,两单色光
21、波在各向同性均匀介质中传播时，若在空间某点叠加，有一种特殊情况，即两单色光波频率相同、振动方向相同，但传播方向相反，此时产生一种特殊光学现象驻波,图 1-7,设反射面为x=0的平面（如图17所示），并假定反射面反射率很高，可以认为入射波和反射波的振幅相等。入射波和反射波的光矢量分别为,（157）,式中，,是反射时的位相变化。入射波和反射波叠加后的合成振动,为：,（158）,上式表示，对于x轴上每一点，随时间的振动是频率为w的简谐振动，相应的振幅则随x而变，为：,（159）,不同的x值将有不同的振幅。一系列振幅为零的点（这些点始终不振动）称为波节。在相邻两个波节之间的中点是振幅最大点，称为波腹。
22、由式（159）可见，波节的位置由下式确定,(m= 1,3,5) （160）,而波腹的位置由下式确定,(m= 0,2,4) （161）,显然，相邻两波节或波腹间距离为,密介质分界面上反射时，,。光波在光疏介质一光,。因此在x=0的点形成一个波节，,如图17所示。,由（158）式可以看出，位相因子,与x无关，,这一点与前面讨论的向某一方向传播的波（也称行波）不同，,方向传播，故称为驻波。,它实际上表示这种波不会在,另外，由于位相因子,都有相同的位相，但是因为振幅因子,与x无关，似乎表示所有点,在波节处经零,值改变符号，所以在每个波节两边的振动位相是相反的。,三、两个频率相同、振动方向互相垂直的光波
23、叠加,1、椭圆偏振光,如图18所示，假设点光源,和,发出的单色光波的频率相同，,但振动方向不同，在各向同性均匀介质中传播，且,和,均位于x,轴上，一个波的光矢量的振动方向平行于y轴，另一个波的光矢量振动方向平行于轴，现在考察垂直于x轴的任意平面上P点两光波的叠加。两光波在该处产生的光振动分别为,(162),根据叠加原理，P点处的合成振动为,(163),图 1-8,（因为两个振动分别在y方向和z方向，所以两个振动叠加作矢量相加）。可以看出，合振动的大小和方向一般是随时间变化的。消去参数t，得合振动矢量末端运动轨迹方程,（164）,一般说来，这是一个椭圆方程式，表示合成矢量末端的轨迹为一椭圆。此椭
24、圆内接于一长方形，长方形各边与坐标轴平行，边长为,和,（图19）。,图 1-9,可以证明，椭圆的长轴和y轴的夹角由下式确定,（165）,式中， 是振动方向平行于z轴的光波和振动方向平行于y轴的光波的位相差。如果引入辅助角,，使得,（166）,那么，（165）式可以写成,(167),由于两叠加光波的角频率为w，显然，P点合成矢量沿椭圆旋转的角频率也为w。将光矢量周期性地旋转，其末端运动轨迹 为一个椭圆的光波称为椭圆偏振光。一般 来讲，两个在同一方向上传播的频率相同、振动方向互相垂直的单色光波叠加，得到 的是椭圆偏振光。,2、几种特殊情况,图 1-10,图110是根据（163）式画出的与几种不同,
25、偏振椭圆形状。,值相对应的,椭圆的形状由位相差,和振幅比值 决定。,在两种特殊情况下，合成矢量的运动轨迹为直线，为线偏振光。,即,1）,（158）式变为,（168）,表示合成矢量端点的运动沿着一条通过坐标原点而斜率为,的直线进行，如图110（a）所示。,2）,（110）式变为,（169）,表示合成矢量端点的运动沿着一条通过坐标原点而斜率为,的直线进行，如图110（e）所示。,此外，当,及其奇数倍时，（163）式变为,（170）,这是一个标准的椭圆方程，表示一个长短半轴,和坐标轴,、,、,重合的椭圆（图110c、g）。,若同时，,则（170）式变为 ，表示合成矢量端点的运动轨迹为一个圆，称为圆偏
26、振光。,根据合成矢量的旋转方向不同，可将椭圆偏振光分为左旋和右旋两种。通常规定对着光的传播方向（即-x方向）看去，合成矢量顺时针方向旋转时，偏振光是右旋的，反之是左旋的。偏振光的旋转方向可由位相差,3、左旋和右旋,确定。,即当 时为右旋，,如图（110 f、g、h）所示；当 时为左旋，如图（110 b、c、d）所示。,四、两频率不同、振幅相同、振动方向相同的单色波的叠加,现在讨论两个振幅相同、振动方向相同、传播方向相同，而频率相差很小的两单色波的叠加。此时会产生光学上有意义的“光学拍”现象。,1、光学拍,两不同频率的单色光波可由下面两式表示,合成波表达式为,（171）,式中，,令,（172）,
27、则,（173）,于是合成波是一个角频率为 ，而振幅受到调制的波。其振幅值随时间和位置从-2a到2a间变化，是一个低频调制波（如图111所示）。,当,时，,很小，,虽然因为光频很大无法直接探测，但可以探测调制波的强度变化。合成强度为,因而振幅A变化缓慢。,（174）,可以看出，合成波的强度随时间和位置在0和,这种强度时大时小的现象称为“拍”。在光学上称为“光学拍”。拍频等于,间变化。,，即两单色叠加光波角频率之差。,由于光波频率很高，观测它的拍频现象不如无线电波和声波那么容易。1955年弗列斯特（Aforrester）等人利用磁场分裂谱线（塞曼效应）首次得到频率差 Hz的两个光波，并使它们在光电
28、混频管的表面叠加产生拍频。激光器的出现提供了具有良好单色性的光源，使光学拍频现象的探测容易多了。现在光学拍的探测已成为检测微小频率差的一种特别灵敏而且简单的方法。,2、群速度和相速度,讨论单色光波的传播问题时，其传播速度是指等相面的传播速度，即相速度。对于两频率不同的光波组形成的合成波，由（171）式可知，除等相面的传播速度外，尚有等幅面的传播速度（单色光波两者相等）。合成波的相速度为,（175）,群速度为,（176）,群速度是振幅恒定点的移动速度。若叠加的两个光波在无色散的真空中传播，由于两个波的速度相同，因而合成波是一个波形稳定的拍，群速度和相速度相等。但若光波在色散介质中传播时，不同频率
29、的光的传播速度不等，其合成波的波形在传播过程中不断发生微小变化，很难确定合成波的群速度。不,，且,时，合成波的波,形变化缓慢，可仍,过当,用合成振幅恒定点的移动速度定义群速度。显然，合成波振幅最大点的移动速度即为合成波的群速度，可由,求出，即按（176）式计算。,当,很小时，,（177）,因此群速度和相速度的关系为,（178）,将 代入，得,（179）,上式表明， 越大，即光波的相速度 随波长的变化越大，群速度和相速度相差越大。若,的波比波长短的波相速度大（正常色散），群速度小于相速度；,即波长长,若 （反常色散），群速度大于相速度。对于无色散介,质，,群速度等于相速度。,由于群速度是振幅最大
30、点的移动速度，而光波的强度与振幅的平方成正比，所以群速度是光能量或光强的传播速度。在通常用光脉冲（光信号）进行的测量中，测得的光脉冲传播速度为群速度，而不是相速度 。,第二章 光的干涉及干涉系统,光的干涉现象是光的波动性的重要特征,它也是物理光学中的重要内容。产生光的干涉并观察到干涉现象是在一定的条件下才能实现。这是因为单色波（定态波）是在点光源即函数这一数学模型下建立起来的。由于任何光源均有一定的大小，不可能是严格的函数，而且任何光源发出的光波均有一定的频带宽度，所以得到的只能是准单色光而不是纯正的单色光。激光的出现，使光的干涉的实现和观测变得容易多了。因为激光的单色性好，相干性强 。 光的
31、干涉技术在科学技术领域内有广泛的应用，大大推动了科学技术的发展和了人类文明的进程。,21 惠更斯菲涅耳原理及相干条件,一、惠更斯（Huygens）菲涅耳(Fresnel)原理二 相干条件 频率相同； 位相差恒定 光矢量振动方向相同（若两光矢量振动方向有一夹角，则可使一光矢量向另一光矢量投影，此振动方向相同部份可以干涉，但干涉条纹对比度下降。若比较大时，仍观察不到干涉条纹）。,22 两个频率相同、振动方向相同的点光源发出的球面波的干涉,一 杨氏干涉实验,二 杨氏干涉场光强计算,屏幕上有最大的光程差,干涉场,23 时空相干性,一 干涉条纹的对比度,二 两相干光波振幅对调制度的影响,可获得很好的对比
32、度。,三 光源大小的影响空间相干性,实际光源均有一定的尺寸，可看作许多不相干光源的集合。在杨氏干涉中，若光源尺寸过大，会使条纹对比度下降，乃至观察不到干涉条纹。,光源尺寸限定相干空间的现象称为空间相干性,四 光源单色性的影响时间相干性,实际光源发出的光波均有一定的频带宽度,在一定的光程差内才能发生干涉的现象称为时间相干性。,24 平板及光楔干涉,一 定域干涉条纹与非定域干涉条纹,二 等厚干涉与等倾干涉,25 典型的双光束干涉仪器,二 迈克尔逊干涉仪,三 泰曼格林干涉仪,四 斐索干涉仪,五 马赫曾德干涉仪,第三章 光的衍射,31 菲涅耳基尔霍夫衍射公式,32 圆孔衍射圆孔衍射是轴对称的。故在运用菲涅耳基尔霍夫衍射公式推导接收屏上的复振幅及光强分布时，采用的是圆柱坐标系。,菲涅耳衍射是普遍现象。 夫朗禾费衍射是菲涅耳衍射的特例。只有两种情况才能发生夫朗禾费衍射，即平面波衍射且接收屏位于无限远，这是无法实现的；另一种情况是会聚球面波衍射，接收屏垂直通过波面球心。,圆孔夫琅禾费衍射光强,
