器件特性测试实验讲义教学文稿.doc

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1、电子科学与技术专业实验之四器件特性测试(试用本)大连理工大学物理系电子科学与技术实验室二O O八年二月实验一：半导体激光器的发射光谱测量一、实验目的： 掌握发射光谱的分析原理、方法与操作。通过对室温下砷化镓半导体激光器的发射光谱线宽的测量和工作电流与发射光谱关系的实验，对半导体激光器的发射光谱特性有一个感性的认识，并对有关参数的测试方法有所了解。二、实验原理和装置：E1 基本原理 晶体中的原子是按结晶点阵周期性排列的，所以电子在这种周期性的作用下，其能量不再是一些分立的值，而是扩展到某个能量范围，称为能带，如图1.1所示。能带是由许多靠的很近的能级组成，电子的运动不再局限于某一个原子核附近，而

2、可以在整个晶体中运动。 图 不同掺杂情况下的费米能级(a)强p型(b)弱p型(c)本征情况(d)弱n型(e)强n型 讨论光与半导体内电子的相互作用，可以“晶体动量”模型，即认为导带中的电子具有晶体动量(1)式中K是电子状态的波矢，h为普朗克常数。矢量P不再是自由电子的经典动量，晶体动量P包含了晶体原子对电子的影响。晶体中电子的运动方程可以从真空中自由电子的经典运动方程类推，只是P中电子质量用有效质量m*代替。价带中的空穴，也可象导带中的电子一样，定义其晶体动量和有效质量。只不过一般材料中，电子的P和m*不同于空穴的P 和m*。光子能与半导体中的电子和空穴相互作用，光子的能量和动量是这样定义的，

3、首先考虑真空中的光子，其能量E为 (2)式中c 和为光子在真空中的速度和波长。由相对论可知，一般离子的能量和它的静止质量的关系为 (3)由2、3式可得 可得到光子的质量为 （4）与光子的动量 （5）式中为光子传播方向的单位矢量。由式4 ，5也可以写出光子的动量为 （6），式中K为光子波矢，等于由式6可以看出，在“晶体动量”模型中，光子可以等效地由其能量、波长、频率、动量和质量的任何一量来描述，而半导体激光器发射的光子与半导体中电子和空穴的相互作用看作是粒子的相互作用，这样就可以用能量和动量守恒定律来讨论光的吸收和辐射。半导体中光的吸收是其中一低能级上电子吸收光子后，激发到较高的能态。跃迁服从选

4、择定则，电子和光子的能量和动量必须守恒，即 （7）和PI +P光子 =Pf 或者 （8）式中脚标i和f 是指电子的初态和终态。在可见光或红外光谱范围内，光子的动量比热激发电子的动量小的多，可以认为在跃迁过程中电子的动量没有变即 （9）若在跃迁过程中，仅包含电子和光子的跃迁称为直接跃迁，因为电子能量为，因此在E-K图中表现为竖直跃迁，如图2所示。图直接跃迁和间接跃迁若在跃迁过程中，光子不仅能量和动量传递给电子，而且有声子参加，则电子跃迁过程中将出现K值的变化。换句话说，光子将能量传递给晶格或被晶格原子吸收，晶格原子的振动能量是量子化的，用表示。为角频率，声子的波矢以q表示。这时跃迁的电子和光子能

5、量与动量守恒关系为 和，跃迁过程的E-K关系表示于图，亦即电子吸收光子，并同时吸收或发射声子，这种跃迁称为间接跃迁。由于间接跃迁需要光子和声子两者参加，而直接跃迁仅需要光子参加，故间接跃迁几率很小。 从上述讨论可知，光的吸收是电子吸收光子并跃迁到较高的能态，而光的发射正好相反，是电子从较高能态跃迁到较低能态的过程中伴随着发射光子而损失能量。半导体中重要的光发射跃迁是带间跃迁，它发生在导带与价带或由掺杂、缺陷在带隙内形成的某些能态之间。其跃迁过程中能量和动量必须守恒，对于直接跃迁（10） ； （11）式中为光传播方向上的单位矢量。对于直接跃迁由于 |和|，因此 （12） 对于间接跃迁，则为 （1

6、3）式中q是吸收和发射的声子波矢。由于间接跃迁必须有声子参加，大大减少了跃迁几率，从而减小产生光子的几率。对于光发射的另一个条件是跃迁必须发生在充满的初始态和相应的空白终态上，即电子必须回到下能态的空能级上。两能态的能量差等于发射光子的能量。按通常的热平衡状态，本征半导体在室温时价带上空穴很少，导带上电子很少。N型掺杂半导体在导带上有许多电子，但在价带上空穴很少。P型掺杂则与n型掺杂正好相反。因此，在热平衡状态下，导带上的电子与价带空穴复合发出的光子很少，且在光子离开晶体之前有可能被晶体吸收，因此发出的荧光很弱。为了得到半导体的有效发光，必须设法使其偏离热平衡，即导带上产生更多的电子，价带上有

7、更多的空穴。其中最常用的办法是激励，用能量大于禁带宽度的高强度的光照射半导体，发生带间吸收，产生电子-空穴对，当电子与空穴复合时发出荧光。另一种 办法是利用p-n结特性。当p-n结加偏压时，n区导带有许多电子，p图p-n结光发射能带图(a)平衡p-n结 (b)正向注入发光区价带有许多空穴，但势垒很高，很少有粒子越过势垒进入结区，它们复合便产生光子发射，如图所示，光子的波长分布在数百埃范围内，其峰值近似禁带宽度，但与其搀杂浓度和类型有关。发射的光子各向同性，光子之间没有固定的位相关系，是自发辐射。要使半导体发射的光子具有相同的能量，方向，光子间具备固定的位相关系的受激发射，所需满足的条件与上述讨

8、论不同的地方是：其一，将电子从能量低的价带激发到能量高的导带，产生粒子数的反转分布；其二，提供光学放大系统，即形成谐振腔，使光的增益大于损耗。要使半导体形成离子数反转分布就必须使受激发射大于受激吸收。如果有一束平行光，沿正z方向 传播，受激吸收时，价带中能量为（E-）的电子，吸收能量为hv的光子而产生受激跃迁，它只能跃迁到导带中能量为 E的未被电子占据的空能级上。那么受激吸收的光子数与价带中能量为(E-hv)能级上的电子数Nv(E-)fv(E-)成比例，还与导带中能量为E的能级上未被电子占据的空能级数Nc(E)(1-fc(E)成正比，其中Nv(E-) 和Nc(E)表示能量为（E-）和能量为E的

9、价带和导带的能级密度，fv(E-)和fc(E)表示能量为（E-）和E的电子占有价带和导带的几率。它们服从费米分布规律。这样在dt时间内、单位体积内由于受激吸收而减少的光子数为 （14）其中Bvc是受激吸收的爱因斯坦系数，（,z）是辐射能量密度。在受激发射时，导带中能量为E的能级上电子受激发射出能量为的光子，同时下落到价带中能量为(E-)的未被电子占据的能级上。带dt时间内，单位体积因受激发射而增加的光子数为 （15）式中Bcv是受激发射爱因斯坦系数。可以证明半导体中有Bvc = Bcv （16）在激活介质中同时存在受激发射和受激吸收，引起光子数总变化为 dN=dNa+dNe （17）将 11.

10、 14. 15. 16 代如17式得 （18）光要得到放大的必要条件是受激发射大于受激吸收，即 （19）由此得到 fc(E) fv (E-) 亦即 (EF)n (EF)p （20）(EF)n 和(EF)p表示电子和空穴的准费米能级。20就是表示达到粒子数反转产生光放大作用的条件。它的物理意义就是导带能级被电子占据的几率应大于由辐射跃迁相联系的价带能级上被电子占据的几率。由于半导体是能带结构，不能用粒子数的多少来表示粒子数的反转，只能用20式来表示，发射的光子能量基本上等于禁带宽度Eg 。 20式表明非平衡的电子和空穴的准费米能级之差要大于禁带宽度。图 给出了双异质结激光器的能带图。其次，要实现

11、20式粒子数反转条件，还要求正向偏压必须很大，因为准费米能级间的差距与外加偏压V满足(EF)n-(EF)p=qV的关系，要求qVEg。图双异质结型激光器能带图半导体激光器产生激光的另一个条件是必须有谐振腔，其谐振腔一般由天然解理面构成。沿谐振腔轴向形成的稳定驻波称为纵膜，相邻两纵膜间距可以由驻波条件得到 （21）式中L为半导体激光器腔长，为波长，n为半导体材料的折射率。是色散项。由于半导体激光器发射的光子能量hv接近禁带宽度Eg, n 随变化很大，因此讨论纵膜间距必须考虑色散的影响。 下面讨论半导体激光器的一些光谱特性。实验发现，随着电流的增加，激光器发出的光谱分布会发生变化，如图5所示。工作

12、电流低于阈值时，如图5所示，荧光光谱很宽，一般为几百埃。电流达到或大于阈值时，如图所示，谱线变得很窄，并且出现一个或几个强烈变窄的峰。这些峰刚出现时的电流值为阈值。这也就是半导体激光器阈值的光谱测量法。这些峰的位置，间隔与激光器的纵膜有关。图砷化镓激光器的发射光谱（a）低于阈值时（b）高于阈值时实验仪器与装置：光探测器图试验装置示意图实验仪器：单色仪，光探测器，激光器，微型电子计算机。半导体激光器发出的光经过光谱仪狭缝后，照射到准光镜后成为平行光束投射到平面反射光栅上进行分光。分光后的单色光经会聚物镜聚焦，按波长排列于接收系统的焦平面上。用光探测器作为接收元件，使光信号转换成电信号后输入微型电

13、子计算机，自动扫描画出发射光谱图。波长扫描由同步转动平面光栅的角度来实现。光谱图的纵坐标为谱线的相对强度，横坐标为波长。三、实验步骤：1确保实验仪器按如上图7所示的连接方式连接起来；2 设定单色仪到指定的波段测量激光器的光谱3记录激光器的发射光谱，算出激光器的激射波长及线宽，根据发射谱分析激光器的模式。 四、结果与讨论：思考题1 激光振荡的谐振条件是什么？2 半导体激光器的受激发射条件是什么？实验二：半导体激光器P-I特性测试一、实验目的： 通过P-I特性测量，掌握半导体激光器阈值电流，阈值电流密度，输出功率，微分量子效率等参数的物理意义及测试方法。二、实验原理及装置:图1半导体激光器的输出功

14、率与注入电流的关系常见的半导体激光器以电注入结型器件为主。对这种激光器而言，随着注入电流的增加p-n结区发光状态发生变化。对于最常见的镓砷-铝镓砷等红外波段的激光器，可用一只红外-可见变相管来观察这种变化。当电流不大时，变相管上可以看到一片漫射光线，这是器件的自发辐射。注入电流继续增大时，p-n结的若干个小区域发光明显增强，在变相管上观察到的光点明显收缩。此时就是半导体激光器受激发射的阈值状态，这时注入的电流就叫半导体激光器的阈值电流。阈值电流与此电流所流过的p-n结的面积之比叫做阈值电流密度J0 。 激光器处于阈值状态时，器件的增益和损耗相等。并满足下列关系式 其中g(J) 是谐振腔单位长度

15、的增益，随注入电流而变；是腔的损耗；R1 、R2分别为谐振腔两端面的反射率；L是腔长。随着注入电流的增大，p-n结发光面积逐渐增大，直到整个p-n结都均匀发射激光。 半导体激光器所发射的光功率，随注入其中的电流而变化。由于直接测量光功率的困难，因而把硅光电池等接收器上产生的光电流(ID )间接地当作光的输出功率来测量。在阈值以下时，输出功率很小。而电流增加到阈值时，输出功率迅速增大。因此，图1.所示的曲线提供了一种作图确定器件阈值电流的方法。把直线部分延长至输出为0处，便可得到阈值电流Ith 。 半导体激光器是将电能转化为光能的光发射器件，与气体、固体激光器相比它具有很高的转换效率。根据不同的

16、定义，通常采用几种转换效率来描述激光器的工作效率。功率效率p-表示加于激光器上的电功率转化为输出光功率的效率，它表示为：式中，Pem为激光器发射的光功率，I为工作电流，V为激光器上的正向压降，为外微分量子效率，rs为串联电阻（包括半导体材料的体电阻与电极的欧姆接触电阻）。由式可见，降低rs特别是制备良好的低电阻的欧姆接触是提高功率效率的关键。改善管芯散热环境，降低工作温度也有利于功率效率的提高。外量子效率ex-半导体激光器的外量子效率定义为激光器每秒钟所发射的光子数与有源区每秒钟注入的电子-空穴对数之比。如果Pem是所驱动电流为I时所发出的光功率，而光子能量为h,则其中e 是电子电荷。在阈值以

17、上，半导体激光器的量子效率很高，据估计可能接近100%。这时所考虑的是在p-n结所产生的光子数而不是器件所发射出的光子数，忽略掉发射后而被吸收的部分。如果需要区别，则“外量子效率”可用来表明和器件输出的相关参数。由于光学元件的吸收，器件的外量子效率要低一些，可高达约40%。在正向偏置的p-n结中，流过的电流是偏压V的指数函数。在注入电流高时，此偏压与电流的基本无关，而近似等于半导体的禁带宽度。h = Eg = eV(V为外加电压)，因此 变成 由定义可知，ex考虑到了有源区内产生的光子并不能全部发射出去，腔内产生的光子会遭受散射、衍射和吸收，及反射镜端面损耗等因素。因为激光器有激射的阈值特性，

18、所以当IIth时，Pem直线上升，ex变大。内量子效率i 它被定义为：由于有源区内存在杂质、缺陷及异质结界面态的非辐射复合和长波长激光器中的俄歇复合等因素，使得注入有源区的每一个电子-空穴对不能100%的产生辐射复合，即i总是小于1，但一般也有70%左右，是转换效率很高的激光器件。外微分量子效率-从半导体激光器的输出光功率与注入电流的特性关系曲线的线性部分，可确定另一个参量-外微分量子效率，它等于：式中，Pth是对应阈值电流的输出光功率，因Pth0的自由空间（1）式可简化为 （2）此式为描述平板波导中TE模传播的微分方程，它表明与空间坐标、和时间有关。利用分离变量法求解可得到z=0处的切向分量

19、连续解得 （3）式中，为自由空间波长，是z=0处光场，利用杜姆克（Dumke）在有源层厚度d很小时所用的近似解 （4）其中为衰减常数，将（4）式代入（3）式中得光场在自由空间随垂直结平面方向辐射角变化的函数关系为或 （5）2垂直结平面方向上的光束发散角当垂直结平面方向的很小时，1，远场强度与垂直结平面方向辐射角的关系为 （6）设为半强度点所对应的光束发散角的一半，则有 当很小时，垂直结平面的半功率处的全发散角（FAHP）为 （7）当平板介质波导为对称时，衰减常数的近似表达式为 （8）将（8）式代入（7）式中 （9） （10）此式只适用于d较小的情况从（10）式可以看出随有源层厚度d的减少而变小

20、。这似乎无法用衍射理论解释。我们可以做一下解释：随着有源层厚度d的减少，光场扩展到有源层外的比例增加，这相当于加厚了有源层的厚度，而使减少。对Ga1-xAIxAs/GaAs激光器，当时，垂直结平面的半功率角为500。在d值很宽的范围内杜姆克给出了的近似表达式 （11）对（11）式进行讨论：当d很小时，分母中的第二项可忽略，此时与（9）相同。当d较厚，激光器又能工作在基横模时，（11）式分母中的1可忽略，可得到 （12）（12）式说明d较大时，随d的增大而减少，此可用衍射理论来解释。垂直结平面的半功率角较大，一般为35-65。3平行结平面方向上的光束发散角图3 x=0.43时垂直结方向的远场图前

21、面讨论的有源层厚度d较厚时的光束发散角公式，也适用于平行结平面方向的情况 （13） 其中w为有源层的厚度。因平行结方向有源层较宽，此方向发散角一般在10-20。图3给出了Ga1-xAIxAs/GaAs系统在x=0.43时，在垂直结方向不同有源层厚度d的远场图。d=0.35为基本横模，d=0.62时出现一阶横模，d=1.35时出现二阶横模。从公式（10）、（11）和图3可以看出远场特性与异质结界面两边材料的折射率差和有源层的厚度d有关。图5 半导体激光器远场特性自动测试系统对于平行结平面方向的远场分布同样取决于波导结构.图4为侧向有增益波导与折射率波导的远场分布。前面我们讨论的激光器利用平板双异

22、质结结构对载流子和光子进行横向限制，而在沿结平面的y方向不限制，即在整个结平面都有激光辐射,我们称此为宽面积激光器。实际上激光器的发光区都是做成条状结构的，不但在横向在侧向也存在折射率波导效应，是一种二维光限制的矩形介质波导 。电流限制在宽度为w的条形内流动，侧向宽度w一般为5-30。三、实验仪器： 图5为半导体激光器远场特性自动测试系统，图6为其结构框图。整个系统主要由两部分组成：1. 软件。软件是基于LabVIEW的控制软件，是为仪器设备的控制操作及数据采集而编写的。（1）控制激光器电流大小（2）控制为步进电机驱动器提供的脉冲信号，通过改变脉冲频率和数量， 实现调速和控制转动、停止、反转及

23、转动的角位移大小等动作，来控制探测器在圆周上的位置、转速、换向等。（3）实时采集经调理信号放大的光电探测器的信号并加以处理、显示。2.硬件机械部分：图7为机械部分的放大图，它是由半径为200mm的半圆形平台，可绕圆心进行转动的长臂（装载着光电探测器）和置于圆心处的激光二极管支架组成。电器部分：（1）电源：DH1720A-3型直流稳压稳流电源，供55V/4A电源，为驱动器提供直流DC 24-50V，3A）的电源。图6 系 统 结 构 框 图（2）步进电机：实现对光电探测器位置的控制。步进电机可看作是一种数字机械装置，每输入一个脉冲使转子转动一个步距角，不需要位置反馈，只要对输入步进电机的脉进行计

24、数即可实现位置的控制。我们采用的是57BYGH251型步进电机，由SH2034M型细分驱动器驱动，实现调速和转动角度的控制，半导体激光二极管探测器图7远场图仪机械部分分改变通电顺序控制电机的正反转，脉冲的有无控制步进电机的运行与停止。（3）信号调理分别为激光二极管提供不同的电流及将探测器接受的信号进行放大。（4）数据采集卡：PCI-6014数据采集卡内安装于计算机的PCI插槽中，由68芯数据线外接于PP-68PCB转接板。此卡是基于32位PCI总线的多功能数据采集卡(主要性能为16个模拟输入单端或8个差动、2个模拟输出、8个数字输入/输出、8个定时/计数，1个频率计数器、+5DC电源等等)，支

25、持DMA方式和缓冲区模式，保证了实时信号的不间断采集与存储。（5）光电探测器实现光信号到电信号的转换由数据采集卡的+5DC电源引脚为信号调理1提供电源，从计算机人机对话界面输入控制电流，使半导体激光器正常工作，激光器发出的光由光电探测器接收并转换成电信号，由信号调理2将电信号放大，输入到数据采集卡的模拟输入端，由计算机进行数据采集、处理并显示出来。同时在人机对话界面输入转动速率来控制脉冲频率，通过驱动器控制步进电机进而驱动光电探测器转动，从而实现半导体激光器远场图的自动采集、处理与显示。四、实验步骤：光束发散角测试方法1、 调解仪器：将半导体激光二极管固定于圆的中心位置，使其对应0度，调节激光

26、二极管与探测器在同一水平面，调节单缝的大小适中。2、 进入自动测试程序，设置参数：电流大小适中，速度为6，指定位置为90。点击记录。3、 鼠标点击运行键显示“连接电源”此时方可接通电源。之后点“确定”，仪器自动寻找900位置。4、 鼠标点击“记录”、“go”开始测试，无特殊情况到900时停止。如中途需要停止，点击“停止”按钮 ，此时3中的不再运行，并自动脱机。5、 将激光二极管沿出光轴线转动900，重复上述操作，得另一方向的远场图。6、关闭电路供电电源（计算机除外）7、实验结果：计算平行结平面方向和垂直结平面方向的半功率处对应角度即光束发散角（FAHP）。8、退出程序，关计算机和电源。五、结果

27、与讨论思考题：1、 为什么要了解半导体激光器远场特性？ 2、何谓半导体激光器光束发散角？实验四：用干涉显微镜测薄膜厚度一、实验目的 掌握应用光的干涉原理进行高精度微小厚度测量的方法，并用干涉显微镜测薄膜厚度。二、实验原理 干涉显微镜是用显微镜对干涉现象进行高倍放大后进行观察和测量的工具。它是以光波波长为尺子，通过干涉仪将被测件表面和标准镜面相比较测量工件表面的不平深度，测量范围为10.03微米。干涉显微镜所用的相干光束是通过分振幅法获得的两束满足相干条件的光，它是基于迈克尔孙干涉仪原理制造的测量微观不平深度的仪器。仪器的光路图如图一所示。图一 干涉显微镜光路图图中的标准镜面P1、被测件表面P2

28、、补偿板T1、分光板T组成了迈克尔孙干涉仪。在干涉显微镜下观看到的被测工件表面上的干涉条纹，可以看作是标准镜面P1与被测件表面P2的像P2（没画）形成的等厚干涉图形。对于楔形薄膜，相邻条纹的间距为 其中：为楔角，为入射光波长，为楔形折射率 。当楔角不变，确定时，只改变楔形的厚度，由公式可知干涉条纹间距并不改变，改变的只是干涉条纹的移动。当楔形薄层是空气时（即n=1），厚度t增加/2时，即被测工件表面增加距离t为/2时，干涉条纹移动一个条纹间距，即第k 级干涉条纹将移动到第k-1级干涉条纹的位置上，以此类推，此时整个干涉图样在薄层表面上向较薄的方向移动了一段距离。如果被测工件表面P2上有凹陷和凸

29、起时，其深度为t，则相应的干涉条纹也发生弯曲，弯曲量为N（干涉条纹的弯曲量为多少个干涉条纹的间隔数），则t =（/2）N。由此可见，视场中干涉条纹的宽度与t无关。三、仪器购造干涉显微镜结构如图二图二(a) 图二（）1光源 为获得照明均匀的视场,可以直接拉伸灯头，使灯头作轴向移动；也可以调节螺丝（4a），可使灯丝在垂直光轴方向作小量移动。 2 目镜头 测微目镜（1），可通过螺丝（1b）的松紧来转动、拔出或固定。目镜视场中分划板的刻线格值为1毫米，转动鼓轮（1a）上的刻线格值为0.01毫米。3工作台 对被测工件表面P2进行调焦。推动滚花轮（2a），可使工作台在水平方向平动； 转动滚花轮（2b），可

30、使工作台绕垂直轴作3600转动； 转动滚花轮（2c），可使工作台上下移动。4干涉条纹调节机构调节手轮（8），可以改变标准镜P1和物镜O1之间的距离，对标准镜P1调焦。转动手轮（14），可以使物镜O1和标准镜P1一起做轴向微量移动，以改变光程差获得清晰的干涉图形。手轮（7）、（9）同时转动，可改变干涉条纹的方向和宽度。转动手轮（15）至两个极值位置时，可使标准镜P1的反射率为最高和最低，使不同表面的被测工件获得良好对比度的干涉条纹。5相机 调好的干涉图形可通过135相机记录下来，此时手轮（10）应使光路从目镜视场中转到照相位置。旋钮（13）起固定相机的作用。6 助设置 滚花手轮(11),用来改变

31、孔径光阑 Q2的大小。手柄（12）向左推到底或拉出，可获得单色光或白光照明。手轮（6）的转动可使遮光板（B）旋入或旋出光路。当（B）旋入时，用来遮挡标准镜一路的光线，便于清晰地对被测工件调焦。（B）旋出时，标准镜一路的光线与被测工件一路的光线相遇，获得干涉图形。特别注意：本仪器是精密仪器，使用时要缓慢调节，避免用力转动。四、实验内容（一）仪器调节1. 光源调节 将照明灯插头插在变压器插座上，变压器插头插在电源插座上，灯就亮了。此时，如目镜视场中黑或暗，转动手轮（10），使光路打到目镜方向，或转动手轮（6），将遮光板（B）从光路中旋出。如视场照明不均匀，调节螺丝（4a），使灯处于中心位置，或前后

32、拉伸灯头。2.干涉图形的调节1）对标准镜调焦 调节手轮（8），使目镜视场中下方黑色的弓形直边清晰。此时，完成了显微物镜O1对标准镜面的调焦工作。 2）对被测物调焦 将被测物的被测面朝下，放于工作台上，转动手轮（6）将遮光板（B）旋入光路中，遮住标准镜P1一路的光线。转动滚花轮（2c），使工作台升降，在目镜视场中可看到清晰的被测工件表面的像。转动手轮（6），将遮光板（B）旋出光路。3）辅助调焦将手柄（12）向左推到底，即把干涉滤色片插入光路中，此时目镜中应能看到干涉条纹。否则，可慢慢转动手轮（14），微量改变两光路的光程差，可使视场中出现清晰的干涉条纹。把手柄（12）向右推到底，滤色片被移出，可

33、看到彩色干涉条纹。转动手轮（7）、（9）可改变干涉条纹的宽度和方向。测量时，应转动工作台（2b），使加工刻痕方向和干涉条纹方向垂直。松开螺丝（1b），转动测微目镜，使视场中十字线之一与干涉条纹平行，以便测量。转动手轮（1），缩小孔径光栏，可提高干涉条纹的对比度。(二)不平深度的测量 把测微目镜十字线中的一条线和干涉条纹的方向平行，另一条线与被测量表面划痕方向平行，拧紧螺丝（1b）固定目镜。1.目视估计测量用眼睛来估算,被测表面划痕处同一干涉条纹弯曲量为干涉条纹间隔的多少倍N。不平深度值 白光时 t =0.27N单色光时 t =（/2）N为干涉滤光片透过的单色光的波长，为0.53微米。2.用测微

34、目镜测量1)相邻干涉条纹之间的间隔N1在白光下，将目镜视场中十字线一边平行于干涉条纹,分别对准视场中二条黑色条纹中间，并读出相对应的测微目镜鼓轮分划值，两值之差即为条纹间隔。单色光下，测出几条条纹的距离后，求出相邻条纹间隔。2）测干涉条纹的弯曲量同样用测微鼓轮上分划值，读出划痕处同一条纹最大弯曲处下凸缘中间和上凸缘中间数，两数之差为N2。干涉条纹的弯曲量为多少个干涉条纹的间隔数，表示为N=N2/N13）不平深度的计算在白光下，一个干涉条纹的弯曲量相当于被测表面不平深度为0.27微米，此时不平深度为t =0.27N2/N1（微米）重复测量6次，求t的平均值。五、结果与讨论思考题：1如何用干涉显微镜观察被测物表面？2观察不到干涉条纹的原因是什么？怎样调节？27