現象簡介
若幹個光波（成員波）相遇時産生的光強分布不等于由各個成員波單獨造成的光強分布之和，而出現明暗相間的現象。例如圖中在楊氏雙孔幹涉（見楊氏幹涉實驗）中,由每一小孔H1或H2出來的子波就是一個成員波，當孔甚小時，由孔H1出來的成員波單獨造成的光強分布I1(x)在相當大的範圍内大緻是均勻的；單由從孔H2出來的成員波造成的光強分布I2(x)亦如此。二者之和仍為大緻均勻的分布。而由兩個成員波共同造成的光強分布I(x)，則明暗随位置x的變化十分顯著，顯然不等于I┡(x)。
每個成員波單獨造成大緻均勻的光強分布，這相當于要求各成員波本身皆沒有明顯的衍射，因為衍射也會造成明暗相間的條紋（見光的衍射）。所以，當若幹成員波在空間某一區域相遇而發生幹涉時，應該是指在該區域中可以不考慮每個成員波的衍射。
應注意，前面所說的光強并不是光場強度（正比于振幅平方）的瞬時值，而是在某一段時間間隔Δt内光場強度的平均值或積分值；Δt的長短視檢測手段或裝置的性能而定。例如,人眼觀察時，Δt就是視覺暫留時間;用膠片拍攝時，Δt則為曝光時間。
幹涉現象通常表現為光強在空間作相當穩定的明暗相間條紋分布；有時則表現為，當幹涉裝置的某一參量随時間改變時，在某一固定點處接收到的光強按一定規律作強弱交替的變化。
光的幹涉現象的發現在曆史上對于由光的微粒說到光的波動說的演進起了不可磨滅的作用。1801年，英國物理學家托馬斯·楊(1773-1829)在實驗室裡成功地觀察到了光的幹涉，證實了光具有波動性。1811年，D.F.J.阿喇戈首先研究了偏振光的幹涉現象。現代，光的幹涉已經廣泛地用于精密計量、天文觀測、光彈性應力分析、光學精密加工中的自動控制等許多領域。著名物理學家惠勒提出的延遲選擇實驗，就是外部觀測者通過操控光學元件，決定單個光子表現出波動性或粒子性，如果在光子進入實驗裝置後再“延遲”選擇，會發現這個選擇“改變”了光子的性質。
産生條件
隻有兩列光波的頻率相同，相位差恒定，振動方向一緻的相幹光源，才能産生光的幹涉。由兩個普通獨立光源發出的光，不可能具有相同的頻率，更不可能存在固定的相差，因此，不能産生幹涉現象。
具體方法為使合成波場的光強分布在一段時間間隔Δt内穩定，要求:①各成員波的頻率v（因而波長λ）相同;②任兩成員波的初位相之差在Δt内保持不變。條件②意味着,若幹個通常獨立發光的光源,即使它們發出相同頻率的光，這些光相遇時也不會出現幹涉現象。原因在于：通常光源發出的光是初位相作無規分布的大量波列，每一波列持續的時間不超過10秒的數量級,就是說，每隔10秒左右,波的初位相就要作一次随機的改變。
而且，任何兩個獨立光源發出波列的初位相又是統計無關的。由此可以想象，當這些獨立光源發出的波相遇時，隻在極其短暫的時間内産生一幅确定的條紋圖樣，而每過10秒左右，就換成另一幅圖樣,迄今尚無任何檢測或記錄裝置能夠跟上如此急劇的變化，因而觀測到的乃是上述大量圖樣的平均效果，即均勻的光強分布而非明暗相間的條紋。不過，近代特制的激光器已經做到發出的波列長達數十公裡,亦即波列持續時間為10秒的數量級。因此，可以說，若采用時間分辨本領Δt比10秒更短的檢測器（這樣的裝置是可以做到的），則兩個同頻率的獨立激光器發出的光波的幹涉，也是能夠觀察到的。另外，以雙波幹涉為例還要求：③兩波的振幅不得相差懸殊；④在疊加點兩波的偏振面須大體一緻。
當條件③不滿足時，原則上雖然仍能産生幹涉條紋，但條紋之明暗區别甚微，幹涉現象很不明顯。條件④要求之所以必要是因為，當兩個光波的偏振面相互垂直時，無論二者有任何值的固定位相差，合成場的光強都是同一數值，不會表現出明暗交替（欲觀察明暗交替，須借助于偏振元件）。
以上四點即為通常所說的相幹條件。滿足這些條件的兩個或多個光源或光波，稱為相幹光源或相幹光波。
産生相幹光波
由一般光源獲得一組相幹光波的辦法是，借助于一定的光學裝置（幹涉裝置）将一個光源發出的光波（源波）分為若幹個波。由于這些波來自同一源波，所以，當源波的初位相改變時，各成員波的初位相都随之作相同的改變，從而它們之間的位相差保持不變。同時，各成員波的偏振方向亦與源波一緻，因而在考察點它們的偏振方向也大體相同。一般的幹涉裝置又可使各成員波的振幅不太懸殊。于是，當光源發出單一頻率的光時，上述四個條件皆能滿足，從而出現幹涉現象。當光源發出許多頻率成分時，每一單頻成分（對應于一定的顔色）會産生相應的一組條紋，這些條紋交疊起來就呈現彩色條紋。
産生相幹光波的方法可分為兩種：分波面法和分振幅法。
分波面幹涉
從同一源波面上分出若幹個面域，使它們繼續傳播而發生幹涉。楊氏幹涉實驗屬于這一類。在楊氏幹涉實驗中是從源波面上分取出兩個極小或極窄的面域。在大多數分波面幹涉裝置中，是将源波面分為大面積的幾個部分,菲涅耳雙鏡幹涉（圖2）即為一例。此裝置中,M1和M2
是兩個平面反射鏡，二者接近于成180°角。由光源S發出的源波Wo,射在M1上的那部分反射成為波W1，射在M2上的那部分反射成分波W2；W1與W2發生幹涉。
分振幅幹涉
采用一塊光學媒質使入射波在其表面上發生反射和折射，然後令反射波和折射波在繼續傳播中相遇而發生幹涉。牛頓環是經典的分振幅幹涉。在牛頓環裝置中，透鏡與平闆玻璃之間所夾的空氣層就是上述的媒質，源波（進入透鏡後）在空氣層的上表面發生反射和折射。反射波（經透鏡）傳入上方空氣中為一個成員波；折射波在空氣層下表面反射，然後（經透鏡）傳入上方空氣中為另一成員波，兩波發生幹涉。
幹涉可分為雙光波幹涉和多光波幹涉（又稱雙光束幹涉和分光束幹涉）。下文中的陸末－格爾克片則是一種分振幅的多波幹涉裝置。
雙光波幹涉
即兩個成員波的幹涉。楊氏雙孔和雙縫幹涉、菲涅耳雙鏡幹涉及牛頓環等屬于此類。雙光波幹涉形成的明暗條紋都不是細銳的，而是光強分布作正弦式的變化，這就是雙光波幹涉的特征。多光波幹涉則可形成細銳的條紋。
多光波幹涉即多于兩個成員波的幹涉。陸末-格爾克片幹涉（圖3）屬于此類。圖中A為平行平闆玻璃,一端開有傾斜的入射窗BC。從S發出的源波經BC進入玻璃片後在其上、下表面間多次反射。每次在上表面反射時，皆同時有一波折射入空氣中。所有各次折射入空氣中的波就是從同一源波按分振幅方式造成的一組成員波。在透鏡L的焦平面Π上觀測幹涉條紋。相鄰兩波在P點的位相差為式中λ為光波在真空中的波長，n為玻璃的折射率，t為玻璃片厚度，β為玻璃片内的光程輔助線與表面法線的夾角。在接收面光強分布的條紋十分細銳，這是多光波幹涉的特征。
偏振光的幹涉在以上所舉的幹涉中，各成員波在考察點處可認為偏振方向大體一緻。當參與幹涉的兩個成員波的偏振面夾有一定角（例如90°）時，如何産生幹涉見偏振光的幹涉。
幹涉條紋
在各種幹涉條紋中，等傾幹涉條紋和等厚幹涉條紋是比較典型的兩種。以上假定光源發出的是單色光（或者用濾光片從光源所發的許多波長的光中取出某一單色光）。當光源發出的許多波長的光皆發生幹涉時，會形成彩色幹涉條紋（見白光條紋）。
幹涉分類
雙光波幹涉
即兩個成員波的幹涉。楊氏雙孔和雙縫幹涉、菲涅耳雙鏡幹涉及牛頓環等屬于此類。雙光波幹涉形成的明暗條紋都不是細銳的，而是光強分布作正弦式的變化，這就是雙光波幹涉的特征。多光波幹涉則可形成細銳的條紋。
多光波幹涉
即多于兩個成員波的幹涉。陸末-格爾克片幹涉屬于此類。圖中A為平行平闆玻璃，一端開有傾斜的入射窗BC。從S發出的源波經BC進入玻璃片後在其上、下表面間多次反射。每次在上表面反射時，皆同時有一波折射入空氣中。所有各次折射入空氣中的波就是從同一源波按分振幅方式造成的一組成員波。在透鏡L的焦平面Π上觀測幹涉條紋。相鄰兩波在P點的位相差為式中λ為光波在真空中的波長，n為玻璃的折射率，t為玻璃片厚度，β為玻璃片内的光程輔助線與表面法線的夾角。在接收面光強分布的條紋十分細銳，這是多光波幹涉的特征。
偏振光的幹涉
在以上所舉的幹涉中，各成員波在考察點處可認為偏振方向大體一緻。當參與幹涉的兩個成員波的偏振面夾有一定角（例如90°）時，如何産生幹涉見偏振光的幹涉。
應用
根據光的幹涉原理可以進行長度的精密計量。例如用邁克耳孫幹涉儀校準塊規的長度。其方法如下，用單色性很好的激光束（波長為λ）作為光源，并在邁克耳孫幹涉儀的可動鏡臂上裝有精密的觸頭，先使觸頭接觸塊規的一端，然後撤去塊規，令可動鏡移動。這時，每移動λ/2，兩臂中光路的光程差就增加λ，從而置于幹涉視場中心的檢測器就輸出一次強弱變化，使記數器的數字增加1。直到觸頭接觸基面（塊規的另一端面原來放在基面上）為止。若記數器總共增加的數為n,則測得塊規的長度為精密的裝置可以把n精确到±0.1以下，于是測量長度的誤差不超過±λ/20。
利用幹涉現象還可以檢測加工過程中工件表面的幾何形狀與設計要求之間的微小差異。例如要加工一個平面，則可首先用精密工藝制造一個精度很高的平面玻璃闆（樣闆）。使樣闆的平面與待測件的表面接觸，于是此二表面間形成一層空氣薄膜。若待測表面确是很好的平面，則空氣膜到處等厚或者是規則的楔形。當光照射時，薄膜形成的幹涉光強呈一片均勻或是平行、等間隔的直條紋。如果待測表面在某些局域偏離了平面，則此處的幹涉光強與别處不同或者幹涉條紋在該處呈現彎曲。從條紋變異的情況可以推知待測表面偏離平面的情況。偏離量為波長的若幹分之一是很容易觀察得到的。
人教高中物理課本中公式是Δx=λl/d
說明
①在交叠區域内各處的強度如果不完全相同而形成一定的強弱分布，顯示出固定的圖象叫做幹涉圖樣。也即對空間某處而言，幹涉叠加後的總發光強度不一定等于分光束的發光強度的叠加，而可能大于、等于或小于分光束的發光強度，這是由波的疊加原理決定的（即波峰和波峰相加為兩倍的波峰）。
②通常的獨立光源是不相幹的。這是因為光的輻射一般是由原子的外層電子激發後自動回到正常狀态而産生的。由于輻射原子的能量損失，加上和周圍原子的相互作用，個别原子的輻射過程是雜亂無章而且常常中斷，持續對同甚短，即使在極度稀薄的氣體發光情況下，和周圍原子的相互作用已減至最弱，而單個原子輻射的持續時間也不超過10^-8秒。當某個原子輻射中斷後，受到激發又會重新輻射，但卻具有新韻初相位。
這就是說，原子輻射的光波并不是一列連續不斷、振幅和頻率都不随時間變化的簡諧波，即不是理想的單色光，而是如圖所示，在一段短暫時間内(如τ=10-8s)保持振幅和頻率近似不變，在空間表現為一段有限長度的簡諧波列。此外，不同原子輻射的光波波列的初相位之間也是沒有一定規則的。這些斷續、或長或短、初相位不規則的波列的總體，構成了宏觀的光波。由于原子輻射的這種複雜性，在不同瞬時叠加所得的幹涉圖樣相互替換得這樣快和這樣地不規則，以緻使通常的探測儀器無法探測這短暫的幹涉現象。
盡管不同原子所發的光或同一原子在不同時刻所發的光是不相幹的，但實際的光幹涉對光源的要求并不那麼苛刻，其光源的線度遠較原子的線度甚至光的波長都大得多，而且相幹光也不是同一時刻發出的。這是因為實際的幹涉現象是大量原子發光的宏觀統計平均結果，從微觀上來說，光子隻能自己和自己幹涉，不同的光子是不相幹的；但是，宏觀的幹涉現象卻是大量光子各自幹涉結果的統計平均效應。
③由于六十年代激光的問世，已使光源的相幹性大大提高，同時快速光電探測儀器的出現，探測儀器的時間響應常數縮短，以至可以觀察到兩個獨立光源的幹涉現象。另，在高中課本中，已經有光的幹涉實驗，用激光或者同一燈泡通過雙縫進行實驗）.
1963年瑪格亞和曼德用時間常數為10^-8～10^-9秒的變像管拍攝了兩個獨立的紅寶石激光器發出的激光的幹涉條紋。可目視分辨的幹涉條紋有23條。
④相幹光的獲得。對于普通的光源，保證相位差恒定成為實現幹涉的關鍵。為了解決發光機制中初相位的無規則迅速變化和幹涉條紋的形成要求相位差恒定的矛盾，可把同一原子所發出的光波分解成兩列或幾列，使各分光束經過不同的光程，然後相遇。這樣，盡管原始光源的初相位頻繁變化，分光束之間仍然可能有恒定的相位差，因此也可能産生幹涉現象。
⑤光的幹涉現象是光的波動性的最直接、最有力的實驗證據。光的幹涉現象是牛頓微粒模型根本無法解釋的，隻有用波動說才能圓滿地加以解釋。由牛頓微粒模型可知，兩束光的微粒數應等于每束光的微粒之和，而光的幹涉現象要說明的卻是微粒數有所改變，幹涉相長處微粒數分布多；幹涉相消處，粒子數比單獨一束光的還要少，甚至為零。這些問題都是微粒模型難以說明的。再從另一角度來看光的幹涉現象，它也是對光的微粒模型的有力的否定。
因為光總是以3×10^8m/s的速度在真空中傳播，不能用人為的方法來使光速作任何改變(除非在不同介質中，光速才有不同。但對于給定的一種介質，光速也是一定的)。幹涉相消之點根本無光通過。那麼按照牛頓微粒模型，微粒應該總是以3×10^8m/s的速度作直線運動，在幹涉相消處，這些光微粒到那裡去了呢?如果說兩束微粒流在這些點相遇時，由于碰撞而停止了，那麼停止了的(即速度不再是3×lO^8m/s,而是變為零)光微粒究竟是什麼東西呢?如果說是移到幹涉相長之處去了，那麼又是什麼力量使它恰恰移到那裡去的呢?所有這些問題都是牛頓微粒模型根本無法回答的。然而波動說卻能令人信服地解釋它，并可由波在空間按一定的位相關系叠加來定量地導出幹涉相長和相消的位置以及幹涉圖樣的光強分布的函數解析式。
因此幹涉現象是波的相幹叠加的必然結果，它無可置疑地肯定了光的波動性，我們還可進一步把它推廣到其他現象中去，凡有強弱按一定分布的幹涉圖樣出現的現象，都可作為該現象具有波動本性的最可靠最有力的實驗證據。
