光场的时空相干性论文参考文献

1) 你应将心思精心专注于你的事业上。日光不经 透镜 屈折，集于焦点，绝不能使物体燃烧。毛姆

2) 由于电子传感器将取代 透镜 从而使影相数字化，照相侦察最终将与电子侦察结合在一起。

3) 把你的精力集中到一个焦点上试试，就像 透镜 一样。

4) 在光拾取器中，通过使准直 透镜 向光路方向移动等，使从作为光源的半导体激光器照射的激光中产生球面象差。

5) 本文采用积分方程法计算带极靴的任意形状的磁 透镜 。

6) 根据鼓丘龟裂纹可以反演翻浆类型，并判识粘土 透镜 的位置。

7) 本文讨论一种发散型光学纤维，它类似于凹 透镜 。

8) 不主给有视差樊篱法和柱面 透镜 法.

9) 他用一面凸 透镜 把阳光聚焦在纸上.

10) 采用直观的方法得出了空气中各种形状的薄 透镜 的焦距公式，使其物理意义更加明显。

11) 第一片消色差 透镜 确实的发明日期并不清楚，也不清楚第一位发明人是谁。

12) 该设计方法采用两片离轴全息 透镜 复合，按使用情况在布喇格条件下进行消像差设计。

13) 通过优化耦合 透镜 相对孔径，可以实现较高效率的耦合。

14) 灯泡可以是自闭合的或由覆盖灯腔窗孔的窗或 透镜 密封的外壳。

15) 本文用矩阵光学的方法研究了内含柱面 透镜 的象散腔。

16) 这种设计方法不仅对于单片轴向梯度折射率 透镜 ，而且对于同时包括均匀介质元件的光学系统也是很方便的。

17) 这个男孩用凸 透镜 使太阳光线的焦点集于一块木头上.

18) 委内瑞拉奥斯特拉油田的产油层,为渐新世奥菲西那组 透镜 状砂岩层.

19) 文章叙述了一种由负电极和磁镜组成的空间电荷 透镜 。

20) 比较了消色差 透镜 及单透镜中脉冲初始光腰尺寸对聚焦的影响。

21) 并将二元光学面刻画在 透镜 的表面，在校正系统初级像差的同时，实现了系统的复消色差。

22) 本文提出了一种利用音圈电机驱动微 透镜 阵列，实现激光束方向控制的新方法。

23) 文中阐述了四极磁 透镜 边缘场的三种处理方法，用这三种方法计算了透镜的输运矩阵。

24) 天才并不比任何一个诚实的人有更多的光，但他有一个特殊的 透镜 ，可以将光线聚焦至燃点。维特根斯坦

25) 而双重功能前大灯的设计，近光灯和远光灯在同一个空腔内，并且由同一个 透镜 和投射完成。

26) 利用热键合技术将不掺杂晶体与同基质掺杂晶体键合在一起，形成复合晶体可有效减小由端面变形引起的热 透镜 效应，有利于激光器稳定及高功率运转。

27) 利用双频光栅剪切干涉法，CCD摄像机采集剪切干涉条纹图，用自行设计的软件对图像进行处理，可定量测量光场的时空相干性以及梯度折射率 透镜 的像差。

28) 分析了几种不同的动态聚焦系统的特点，给出了激光束通过该系统的变换公式以及光杠杆比和 透镜 焦距的确定方法。

29) 从共轴球面系三对基点的概念出发，给出了前后介质都是空气的薄 透镜 组和厚透镜的基点位置的简易解法。

30) 我们常常举出这样一系列形状不同,然而具有相同光焦度的 透镜 ,作为透镜的配曲调整的例子.

31) 我们将创造出一个带点光源的非序列系统，抛物面反射镜和一个平凸 透镜 镜头耦合成一个长方形光管灯，如下面的布局显示。

32) 在此基础上可以构造多种厚 透镜 或复合厚透镜分数傅里叶变换系统。

33) 用全息 透镜 阵列进行多图象识别的一些问题也进行了研究。

34) 消色差 透镜 ：能够把大多数色光作等量折射的透镜。是消除三原色里的蓝光和绿光的色差。

35) 如何设计由全息 透镜 构成的光学系统用来实现所要求的变换，是当前应用光学的一个重要课题。

36) 本发明提供一种线式头及图像形成装置。本发明提供一种能够对在透光性基板的表面上形成有多个 透镜 的透镜阵列提高脱模性的技术。

37) 结论配戴低度凸 透镜 可降低小学生近视的发生率.

38) 应用激光冷却技术能使这一影响减小，从而使磁 透镜 在原子光学领域得到更广泛的应用。

39) 鱼眼 透镜 和超广角镜头具有很严重的光阑球差、光阑彗差。

40) 用聚焦 透镜 和介质池取代激光器的后镜，可自动成腔输出激光。

41) 采用五点差分法计算轴对称静电 透镜 子午面上电位分布，再从普遍轨迹方程求得的电子轨迹出发得到透镜焦点和球差。

42) 等''.'光'.''程的, 透镜 消''.'球'.''差的矫正''.'球'.''面像差的光学系统或与之有关的.

43) 氟化镁镀膜技术已经广泛用于 透镜 了.

44) 实验上研究了利用数字无 透镜 傅立叶变换全息术对小物体的测量。

45) 配上不同的颜色玻璃和不同的发散 透镜 ，可获得各种颜色、各种发散角的扇形光束。

46) 单 透镜 存在各种象差，会使测量结果的物理意义变得不清，因此本文提出了一些改进意见。

47) 最后给出生成微 透镜 列阵掩模图形的实例.

48) 设计了一个毫米波均匀介质新月形柱面 透镜 天线。

49) 实验获得了微 透镜 列阵与红外焦平面集成芯片，并在热成像中取得了良好的结果。

50) 并根据研究结果，提出一种通过衍射图像确定薄 透镜 焦距的方法。

51) 本文采用将高斯波束法，射线追迹和矢量衍射积分相结合的方法来分析单波束的点聚焦 透镜 天线。

52) 光束经凹 透镜 折射后发散，不能形成实像，因此不能直接测量凹透镜的焦距。

53) 回想起中学上物理课时，凹 透镜 可以把放在焦点上的物体，投射成为无限远的影象。

54) 分析了由六极磁场构成的原子束磁 透镜 的原理及像差。

55) 一个 透镜 是包含两个折射面的光学系统.

56) 讨论了用薄 透镜 扩束时应遵从的规律。

57) 并利用类可饱和吸收体实现被动锁模的自启动条件，给出了用小信号光斑变化量表示的克尔 透镜 锁模启动条件。

58) 本文采用方块、英文字母、汉字等作样品，对无 透镜 傅利叶变换软X射线激光全息术作了模拟仿真，其结果和可见光全息实验及理论都相符合。

59) 透镜 驱动装置，透镜筒，光学设备和组装透镜驱动装置的方法。

60) 工艺技术简述：高精密双功能汽车前大灯是投射型灯，利用单一光源相同反光镜和 透镜 实现近光灯和远光灯的功能。

61) 推导过程中假设物面位置不随温度发生变化，并且忽略分离薄 透镜 组中各组分上光线入射高度随温度的变化。

62) 透镜 式立体镜适合于野外使用或者观察放大的细节。

63) 依据双面研磨抛光原理，提出了加工自聚焦 透镜 平面和斜面辅助工装设计。

64) 本文讨论了薄 透镜 孔径对透镜傅里叶变换公式导出带来的困难，较全面地分析了使用该公式应满足的条件。

65) 为此，本文提出由成本低廉的柱面 透镜 板和狭缝光栅组合而成的仿微透镜阵列用于集成成像。

66) 经合适的凹 透镜 矫正后所有外伤眼视力均可达。

67) 首先，实验小组放置了两面相距一微米的凹镜并向其间 透镜 状的中空部分填充一种红色液体染料。

68) 介绍了一种利用激光、光栅、游标卡尺测量凹 透镜 球面半径的方法。

69) 从基点的定义给出厚 透镜 基点的计算公式。

70) 该方法采用双片离轴全息 透镜 复合，按使用条件在布喇格条件下进行消三级像差设计，制作设计的全息透镜具有高衍射效率高、像差小的特点，可以满足任意给定的窄带光场合。

71) 阐明了磁 透镜 原理，依照磁透镜理论和几何光学理论，给出一种确定磁透镜位置的方法。

72) 电子束焊接是通过阴极加热发射的电子，经高压电场加速后，获得极高的动能，加速后的电子经过磁 透镜 聚焦而形成能量密度极高的电子束来轰击工件表面。

73) 为了验证柯林斯公式的一种近似计算方法，对光波通过方形孔径光阑及一薄 透镜 时的衍射图像进行理论计算，并与实验结果进行比较。

74) 如果薄 透镜 的焦距已知，利用该方法也可以确定薄透镜所成清晰像的位置。

75) 另一种是一个线型波带板和一个圆型波带板的组合，效果相当于一个凸 透镜 和一个柱面透镜的组合。

76) 从谐衍射元件的理论出发，讨论了谐衍射 透镜 在消色差和消热差时的特性。

77) 网膜辨识比较的是眼睛后方血管的模式，曾被用来管制核子武器的操控权，但是它始终未能风行，因为使用者得把眼球凑到 透镜 上。

78) 如果物镜与光盘之间的距离善于物镜的焦距，柱面 透镜 也会使在光电探测器阵列上的成像变成椭圆影像。

79) 一种滤光器，包括基膜、在该基膜中彼此等间隔隔开的多个光吸收单元和在该基膜上的聚焦层。该聚焦层可以包括与该光吸收单元对准的多个长脊或微 透镜 。

80) 本文给出两种能使平行光严格聚焦于一点的凸 透镜 .

81) 凸 透镜 具有聚集光线的作用。

82) 介绍了一种基于激光通过柱面 透镜 产生激光平面，以位置敏感器件PSD为接收器件，加上相应的硬件、软件组成的激光平面测量系统。

83) 带有高次曲面的扩束器物镜能对大相对孔径的 透镜 校正像差。

84) 推导出了正交的两组准直微 透镜 阵列的面形公式；计算了准直光束的准直精度和聚焦光学系统参数。

85) 它是比较复杂的放大影像的 透镜 ，观察焦平面的图象。

86) 根据菲涅耳衍射理论，采用微光学元件制作技术，通过三次套刻制作出八位相台阶的二元离轴菲涅耳 透镜 。

87) 在这个平面内，每一个冰晶就像一个小 透镜 一样，将太阳光折射入我们的视野，造成幻日现象，其术语就是幻日。

88) 一种背投屏，它把双面凸状 透镜 膜作光色散元件。

89) 最后采用自行研制的卷对卷紫外纳米压印系统对菲涅耳 透镜 镍模板进行压印、曝光固化及脱模，制得PC基片菲涅耳透镜聚光器。

90) 本课题所研究制造的傅里叶变换 透镜 ,已生产并应用于科研与国防工业,得到了普遍好评.

91) 该方法采用了高数值孔径的旋转三 透镜 ，这种透镜利用球面透镜来复制旋转三棱镜的性能和产生一个延长焦线。

92) 透镜 式立体镜的一些优点是坚固、简单、轻便。

93) 根据异向介质零折射特性，设计出一种平板结构的异向介质，由该异向介质构成了一种新型的 透镜 喇叭天线。

94) 河南嵩县东湾金矿受构造蚀变带控制,矿体形态呈脉状或 透镜 状.

95) 这个反应堆的优势是工序极其简单， 透镜 聚焦的太阳光先加热的铈氧化物，用热化学的原理吸引水分子并且破坏其化学稳定性。

96) 数值计算了圆形 透镜 的色散，结果表明：焦斑的半径和焦深随入射波长的变大而减小，光斑的强度随入射波长的变大而增强。

97) 本文主要介绍了柱 透镜 光栅片的结构及其成像原理。讨论了立体照片的拍摄和合成。

98) 介绍了一种采用只含有会聚场的单 透镜 的全静电聚焦和偏转系统，这种系统非常适用于制作小型高性能摄象管。

99) 在薄 透镜 焦距测定实验的基础上，进一步讨论了折射反射系统成像的规律。

100) 配戴低度凸 透镜 可降低小学生近视的发生率.

101) 此外，应用类似于近轴光学中的矩阵方法，山磁 透镜 传输矩阵，直接导出了该磁透镜的焦距的表达式。

102) 本文据据变分法，导出了锥形梯度折射率棒 透镜 中一种典型光线的轨迹方程。

103) 所以，当采用水银灯的绿色光带时，此种 透镜 是适用的。

104) 从薄 透镜 的焦距公式出发，讨论了各种透镜在不同介质中的会聚与发散性质。

105) 这一项目的主要目标是，捕获看不见的星体在背景星和地球之间穿过时发生的微重力 透镜 效应。

106) 利用矩阵光学方法，分别推导了高斯光束经双平凸镜耦合简和自聚焦微 透镜 两种耦合系统聚焦后的束腰宽度和像距的计算公式。

107) 阐述高精度激光准直系统的总体构成及特点，着重分析高斯激光束经过薄 透镜 的变换规律、最佳准直区域以及激光准直光学系统的设计思路。

108) 他用一面凸 透镜 把阳光在纸上聚成焦点.

109) 介绍了采用光刻离子交换工艺制作平面交叉型微 透镜 阵列的方法。

110) 我把他还给我的混开日历和续妙的曲折 透镜 收给他。

111) 本文基于棱镜折射原理，提出一种用来放大相控阵天线扫描角的无源 透镜 。

112) 固体浸没 透镜 的近场光学存储是一种有效的超高密度光存储方法。

113) 发散 透镜 只增加水平发散角而不增加垂直发散角。

114) 介绍薄 透镜 成像原理和眼屈光系统。分析近视眼的模拟与矫正。

115) 郝家楼铁矿赋存于新元古代震旦纪蓬莱群豹山口组中,矿体呈层状、 透镜 状.

116) 提出一种以重铬酸铵明胶作为记录材料，用编码灰阶掩模曝光，蛋白酶溶液作为显影剂制作折射型微 透镜 阵列的新方法。

117) 热 透镜 效应是影响激光焊接质量的重要因素之一。

118) 本文提出以凹 透镜 散射法将待测光源转化为镜头可以直接捕捉的理想光源，从而大大提高了点的测量精度，充分利用了激光作为信号源所体现的优势。

119) 然而，在患者中，它在异常位置呈团块出现：通常是在胞核外，但有时出现在光密度差的、 透镜 状团块中。

120) 对没有其他光阑的单 透镜 ，透镜本身的边框就是孔径光阑。

1. 由光场的经典干涉效应度量的相干性在经典光学中,光的相干性是通过两列光波,根据波的叠加原理,让光波满足一定的条件而出现的干涉现象来说明的。这里的相干条件是,两列波频率相同,振动方向相同,相位相同或相差恒定。为了满足相干波的条件,可以使用滤色片,让来自不同频率的光频率相同,使用偏振片,让振动方向相同,但相位差恒定这一条件能否满足呢?我们知道,在平面单色波传播的波场中,任意两个不同的时空点的光场之间存在着确定的相位关系,这种相位关系原则上可以取场的不同部分进行叠加,通过观察到的干涉效应而获得证实。当然,这里的平面单色波只是一种理想的假设。实际中的光源,是由大量原子构成的,当处于激发态的原子跃迁到低能级的过程中就会辐射出光波。来自不同原子的辐射是断续的、无规则的,而且原子的发光彼此独立,互不相关,换言之,任何两个原子发光时,彼此并无“约定”,即使由同一原子在不同时刻所产生的辐射场,其相位关系也可以是完全随机的。由此看出,相位差恒定的条件很难满足。因此,实际光源产生的光场并不是理想的平面单色波。在传统的光学中,所谓光场的相干性指的就是场的相位关联的程度。这种关联由干涉条纹的可见度V[2]来测量。V =Imax- IminImax+ Imin(1)式中Imax与Imin分别为最大光强和最小光强,当两个不同时空点的光场产生干涉图样,其Imin=0(暗条纹全黑)时,V =1,条纹的反差最大,清晰可见,这两时空点的场被认为是相干的。当Imax= Imin时, V≈0,条纹模糊不清,甚至不可辨认,此情形时,则认为两光场完全不相干。若0< V <1时,则称光场为部分相干。总之,传统光学中的相干性实质上是由光场的经典干涉效应来度量的。2. 光场的时间相干性真实光场中任两个时空点并不一定具有相干性。当时间满足一定条件时,我们可认为光场具有时间相干性。它表征在同一空间点不同时刻光场的相干程度。经典光学中引进相干时间Δτ0来描述光场的时间相干性,迈克尔逊干涉仪是比较不同时刻光场的相位关系的典型装置。当两臂光路的时间延迟Δτ远大于Δτ0时,干涉条纹完全消失,光场的相干时间取决于其频谱的宽度Δυ,且有如下关系:Δτ0∝1Δυ(2)而长度Lc =Δτ0C =λ2Δλ称为相干长度。对于光场中两个确定的点,若前后两个时刻传来的光波隶属于同一波列,则它们是相干光波,称该光波场具有时间相干性,否则为非相干光波,称该光场无时间相干性。显然,衡量光波场时间相干性的好坏是Δτ0的长短。Δτ0是光通过相干长度所需的时间。上述讨论表明,光波场的时间相干性是和光源的单色性紧密相关的。而光的单色性又和波列的长度有一定的关系。我们知道,任何光源发射的光波只有在有限的空间范围内,并且在一定的时间内才可以看作是稳定的,即光源向外发射的是有限长的波列,而波列的长度是由原子发光的持续时间和传播速度所确定的。每个原子每次发光持续的时间平均不超过3. 光场的空间相干性对于真实光场中任两个时空点来说,当空间点满足一定条件时,我们可认为光场具有空间相干性。它表征在同一时刻不同空间点光场的相干程度。经典光学所用相干面积来描述光场的空间相干性。测量光场空间相干性的典型装置是杨氏双缝,它可用来比较两个狭缝处光场的相位关系。设两缝中心为P点,随着两缝间距的增大,在屏上观察到干涉条纹的可见度将减少。设干涉条纹第一次消失所对应的两缝间距为2d,那么,相应的面积ΔΑ∝d2就定义为场在P点的相干面积。相干面积和相干长度可以统一表示成相干体积ΔV =ΔΑ·Lc (3)围绕着P点的相干体积大致对应于这样的体积,在这个体积内的任一点光场都与P点的光场产生干涉。在杨氏双缝实验中,若用的是扩展光源,设它的临界宽度为a0,则双缝之间的最大距离2d∝λα0(4)若双缝之间的距离等于或大于2d时,则观察不到干涉条纹,即光场中狭缝S1和S2处的光矢量在同一时刻无确定的位相关系。由于S1、S2发出的光波来自同一光源,故与宽度为a0的光源对应的光场空间相干性较差。若使双缝S1与S2之间的距离小于2d,则屏幕上能观察到干涉条纹,说明S1和S2的光场这时是相干的,或者说这时光场具有空间相干性。显然,光场的空间相干性与光源的线度有关。4. 光场的相干度我们先来分析一个光电探测的基本过程。该过程是通过光探测器来实现的,而且基于光电效应的原理。这个过程是,吸收一个光子,同时相应地发射一个光电子,原则上说,若被探测的原子初始时处于激发态,那么,在入射光子作用下该原子发射一个光子,而返回到基态,当然,对大多数探测器来说,实际情况是几乎所有原子都处于基态,因此只可能发生光的吸收过程。我们可以通过量子化的行波电磁场来讨论光电探测过程,行波电磁场可表为:E (x) = E (+)(x)+ E(-)(x) (5)理想的光探测器,其空间尺度应可以忽略不计,而且具有很宽的频带,能够对某确定时刻t,在空间某点r 的光场产生响应。设场在(r ,t)处于被吸收一个光子而从初态1ψi>跃迁到终态1ψf>,则其跃迁振幅应当正比于矩阵元<ψf| E(+)(x) |ψi>x = r ,t此处假定场只有一个偏振分量,则不必用矢量表示。一般说,我们无法确定场的终态,所有可能的终态对总的计数速率都有贡献,因此,必须将每单位时间的跃迁几率对全部可能的终态求和,总的跃迁几率为:Wi=∑iWi→f=∑f|ψf| E(+)(x) |ψi>|2=∑i<ψi| E(·)(x) |ψf|><ψf| E(+)(x) |ψi>=<ψi| E(-)(x)E(+)(x) |ψi> (6)上式中,∑i|ψf><ψf|=1(7)若考虑到光场最初并非处于纯态|ψi>,那么采用场的密度标符,可将(6)式表为:Wi= Tr[ρˇE(-)(x)E(+)(x)] (8)ρ是光场初始时的密度标符,理想光探测器的计数速率...........自己好好研究....................

1. 由光场的经典干涉效应度量的相干性在经典光学中，光的相干性是通过两列光波，根据波的叠加原理，让光波满足一定的条件而出现的干涉现象来说明的。这里的相干条件是，两列波频率相同，振动方向相同，相位相同或相差恒定。为了满足相干波的条件，可以使用滤色片，让来自不同频率的光频率相同，使用偏振片，让振动方向相同，但相位差恒定这一条件能否满足呢？我们知道，在平面单色波传播的波场中，任意两个不同的时空点的光场之间存在着确定的相位关系，这种相位关系原则上可以取场的不同部分进行叠加，通过观察到的干涉效应而获得证实。当然，这里的平面单色波只是一种理想的假设。实际中的光源，是由大量原子构成的，当处于激发态的原子跃迁到低能级的过程中就会辐射出光波。来自不同原子的辐射是断续的、无规则的，而且原子的发光彼此独立，互不相关，换言之，任何两个原子发光时，彼此并无“约定”，即使由同一原子在不同时刻所产生的辐射场，其相位关系也可以是完全随机的。由此看出，相位差恒定的条件很难满足。因此，实际光源产生的光场并不是理想的平面单色波。在传统的光学中，所谓光场的相干性指的就是场的相位关联的程度。这种关联由干涉条纹的可见度V[2]来测量。V =Imax- IminImax+ Imin(1)式中Imax与Imin分别为最大光强和最小光强，当两个不同时空点的光场产生干涉图样，其Imin=0(暗条纹全黑)时，V =1，条纹的反差最大，清晰可见，这两时空点的场被认为是相干的。当Imax= Imin时， V≈0，条纹模糊不清，甚至不可辨认，此情形时，则认为两光场完全不相干。若0< V <1时，则称光场为部分相干。总之，传统光学中的相干性实质上是由光场的经典干涉效应来度量的。2. 光场的时间相干性真实光场中任两个时空点并不一定具有相干性。当时间满足一定条件时，我们可认为光场具有时间相干性。它表征在同一空间点不同时刻光场的相干程度。经典光学中引进相干时间Δτ0来描述光场的时间相干性，迈克尔逊干涉仪是比较不同时刻光场的相位关系的典型装置。当两臂光路的时间延迟Δτ远大于Δτ0时，干涉条纹完全消失，光场的相干时间取决于其频谱的宽度Δυ，且有如下关系:Δτ0∝1Δυ(2)而长度Lc =Δτ0C =λ2Δλ称为相干长度。对于光场中两个确定的点，若前后两个时刻传来的光波隶属于同一波列，则它们是相干光波，称该光波场具有时间相干性，否则为非相干光波，称该光场无时间相干性。显然，衡量光波场时间相干性的好坏是Δτ0的长短。Δτ0是光通过相干长度所需的时间。上述讨论表明，光波场的时间相干性是和光源的单色性紧密相关的。而光的单色性又和波列的长度有一定的关系。我们知道，任何光源发射的光波只有在有限的空间范围内，并且在一定的时间内才可以看作是稳定的，即光源向外发射的是有限长的波列，而波列的长度是由原子发光的持续时间和传播速度所确定的。每个原子每次发光持续的时间平均不超过3. 光场的空间相干性对于真实光场中任两个时空点来说，当空间点满足一定条件时，我们可认为光场具有空间相干性。它表征在同一时刻不同空间点光场的相干程度。经典光学所用相干面积来描述光场的空间相干性。测量光场空间相干性的典型装置是杨氏双缝，它可用来比较两个狭缝处光场的相位关系。设两缝中心为P点，随着两缝间距的增大，在屏上观察到干涉条纹的可见度将减少。设干涉条纹第一次消失所对应的两缝间距为2d，那么，相应的面积ΔΑ∝d2就定义为场在P点的相干面积。相干面积和相干长度可以统一表示成相干体积ΔV =ΔΑ·Lc (3)围绕着P点的相干体积大致对应于这样的体积，在这个体积内的任一点光场都与P点的光场产生干涉。在杨氏双缝实验中，若用的是扩展光源，设它的临界宽度为a0，则双缝之间的最大距离2d∝λα0(4)若双缝之间的距离等于或大于2d时，则观察不到干涉条纹，即光场中狭缝S1和S2处的光矢量在同一时刻无确定的位相关系。由于S1、S2发出的光波来自同一光源，故与宽度为a0的光源对应的光场空间相干性较差。若使双缝S1与S2之间的距离小于2d，则屏幕上能观察到干涉条纹，说明S1和S2的光场这时是相干的，或者说这时光场具有空间相干性。显然，光场的空间相干性与光源的线度有关。4. 光场的相干度我们先来分析一个光电探测的基本过程。该过程是通过光探测器来实现的，而且基于光电效应的原理。这个过程是，吸收一个光子，同时相应地发射一个光电子，原则上说，若被探测的原子初始时处于激发态，那么，在入射光子作用下该原子发射一个光子，而返回到基态，当然，对大多数探测器来说，实际情况是几乎所有原子都处于基态，因此只可能发生光的吸收过程。我们可以通过量子化的行波电磁场来讨论光电探测过程，行波电磁场可表为:E (x) = E (+)(x)+ E(-)(x) (5)理想的光探测器，其空间尺度应可以忽略不计，而且具有很宽的频带，能够对某确定时刻t，在空间某点r 的光场产生响应。设场在(r ，t)处于被吸收一个光子而从初态1ψi>跃迁到终态1ψf>，则其跃迁振幅应当正比于矩阵元<ψf| E(+)(x) |ψi>x = r ，t此处假定场只有一个偏振分量，则不必用矢量表示。一般说，我们无法确定场的终态，所有可能的终态对总的计数速率都有贡献，因此，必须将每单位时间的跃迁几率对全部可能的终态求和，总的跃迁几率为:Wi=∑iWi→f=∑f|ψf| E(+)(x) |ψi>|2=∑i<ψi| E(·)(x) |ψf|><ψf| E(+)(x) |ψi>=<ψi| E(-)(x)E(+)(x) |ψi> (6)上式中，∑i|ψf><ψf|=1(7)若考虑到光场最初并非处于纯态|ψi>，那么采用场的密度标符，可将(6)式表为:Wi= Tr[ρˇE(-)(x)E(+)(x)] (8)ρ是光场初始时的密度标符，理想光探测器的计数速率...........自己好好研究。

如果光场被巨大密度质量的物质吸引，时间就会停止或者倒流．

若两相干光的光程差超过相干长度,或者相应的传播时间之间超过相干时间,则不能产生干涉现象，相干长度和相干时间标志着相干光的性能，称这一属性为光的时间相干性相干长度: L = n*l相干时间：t = L/c