开光现象范文10篇

开光现象范文篇1

道家自古没有开光一说，后世不知怎么的，也很奇怪的各种开启过灵性的物品，也称之为开光了．调查了一下看，发现民间对开光一词的接受度是很高的，所以导致了很多人认为没开过光的东西就不具有灵性，结果就是开光也对了成了对物品灌注法力的代名词．

一般来说，让物品能够具有特别的功效的办法只有如下几种：

一采用可复制信息的法子，把该物品放置一个气场中进行同化，使物品沾染上良性的信息，这种是最低层次的，灌注的效果虽然有，但效果通常很差．如果要加强效果，就必须要有古时修行人留下的强大的法物进行操持才行，如一些高僧焚化后的舍利子，道家打造的有灵性的宝剑之类，不过此类宝物都比较珍贵，一般都镇山之宝，不可能随意拿出来使用．

二施法者将法力集中注入到被拖法的物品中，这种就是直接对物品的灌注，效果比较好，但问题就在于，这是很难进行大量制作的，而且这种处理极其花费时间，真正会启灵的法师如果不是为自己炼制法器，通常都不会去干这事．当然这种处理也有其它诀窍，可以增强一定的制作效率，

三留下符窍，然后令神轮流入之，这种方法不知是何代祖师发明，有上述两种结合的功效，比如一张请财神符，是不可能请财神天天坐在被施法者家里的，这样花费的法力供奉是划不来的，所以最有效的做法，莫过于设立一个神像或留下一个符窍，轮流进行请神入窍，从而达到催旺财利的效果，但这也有一个问题，这个问题恐怕是千古之秘了，没人敢说破过，就是无论是什么神，刚开始供奉的香火增多时，效果是越来越灵验，但超过一定的度后，灵验度及有求必应的次数开始降低，其实主要是神的力量过于分散所致．

上述三种方法中，最容易处理的就是第三种，可以说是大众之法，只是灵验度难免会降低了．不过这也跟万物可分三六九等一样，对人来说，这本身也是人道法则之一．

开光现象范文篇2

道家自古没有开光一说，后世不知怎么的，也很奇怪的各种开启过灵性的物品，也称之为开光了．调查了一下看，发现民间对开光一词的接受度是很高的，所以导致了很多人认为没开过光的东西就不具有灵性，结果就是开光也对了成了对物品灌注法力的代名词．

一般来说，让物品能够具有特别的功效的办法只有如下几种：

一采用可复制信息的法子，把该物品放置一个气场中进行同化，使物品沾染上良性的信息，这种是最低层次的，灌注的效果虽然有，但效果通常很差．如果要加强效果，就必须要有古时修行人留下的强大的法物进行操持才行，如一些高僧焚化后的舍利子，道家打造的有灵性的宝剑之类，不过此类宝物都比较珍贵，一般都镇山之宝，不可能随意拿出来使用．

二施法者将法力集中注入到被拖法的物品中，这种就是直接对物品的灌注，效果比较好，但问题就在于，这是很难进行大量制作的，而且这种处理极其花费时间，真正会启灵的法师如果不是为自己炼制法器，通常都不会去干这事．当然这种处理也有其它诀窍，可以增强一定的制作效率，

三留下符窍，然后令神轮流入之，这种方法不知是何代祖师发明，有上述两种结合的功效，比如一张请财神符，是不可能请财神天天坐在被施法者家里的，这样花费的法力供奉是划不来的，所以最有效的做法，莫过于设立一个神像或留下一个符窍，轮流进行请神入窍，从而达到催旺财利的效果，但这也有一个问题，这个问题恐怕是千古之秘了，没人敢说破过，就是无论是什么神，刚开始供奉的香火增多时，效果是越来越灵验，但超过一定的度后，灵验度及有求必应的次数开始降低，其实主要是神的力量过于分散所致．

（世或有愚者不信此语，智者观之自明．）

上述三种方法中，最容易处理的就是第三种，可以说是大众之法，只是灵验度难免会降低了．不过这也跟万物可分三六九等一样，对人来说，这本身也是人道法则之一．

开光现象范文篇3

关键词表面等离子体亚波长光学,光开关,光双稳,综述

1引言

表面等离子体是局域在金属表面、沿表面传播的一种电磁波，通过构造金属表面的结构，可以在纳米尺度下控制表面等离子体的激发和传播——特别是它与光的相互耦合［1］.这种可调控性在新型光子学，尤其是亚波长光子器件的设计应用方面极具潜力，目前如何有效进行表面等离子体的动态调控是重要的研究方向，最主要的就是实现基于表面等离子体效应的光开关(下面简称SPs光开关).SPs光开关是在开关结构中激发SPs，通过改变外部条件影响SPs的激发或传输特性，进而达到开关效果的一种新型光开关.随着制作工艺的不断成熟，SPs光开关利用新的物理机理和物理结构，可在小于衍射极限尺度内实现光的控制，在纳米尺度上实现光子器件的集成［2］，因此SPs光开关在速度和尺寸及驱动功率方面具有独特优势.目前报道的SPs光开关类型主要有热光开光、电光开光及全光开光等.

2SPs热光开关

一般而言，热光开关的速度相对较慢，主要有以下两种SPs热光开关.

2.1MZ型

这种光开关将金膜夹在BCB（苯并环丁烯）介质层中［3］，通过电极加热，调控SPs-M-Z结构中一臂的介电常数，影响在两路传播的SPs在节点处的耦合条件，最终控制信号输出情况，如图1所示.该开关消光比可达35dB，插入损耗11dB，适用于1.51—1.62μm波段，由于是利用热光效应，开关速度较慢，为0.7ms.根据以上特点，该光开关可用作数字光开关，作为宽带宽光子网络中的空间可分离开关［4］.虽然这种MZ型SPs光开关并没有在设计思路上有重大突破，但它在传统开关的结构中引入SPs，利用SPs的相干相消、相干相长达到开关目的，这种开关有利于开关体积的小型化.

图1上图（a）为马赫-曾德干涉调制（MZIM）结构，（b）为定向耦合开关（DCS）结构，（c）为光学显微镜下的结构，（d）为电极接触点的放大图像；下图为输出强度随所加电压大小的变化曲线［3］

2.2半导体孔阵列型

该开关的主要结构为二维亚波长Si光栅［5］，厚度100μm，正方形小孔边长70μm，周期300μm，适用于THz波段.如图2上图所示，由于入射波长大于小孔边长，故入射波在Si光栅表面激发SPs，SPs隧穿到光栅另一表面，然后褪耦合出射.当改变Si光栅的温度，调节半导体内的自由载流子浓度，进而改变Si的介电常数，影响SPs激发程度，最终控制透射量.下图为相同尺寸的Si光栅和Au光栅从室温到12K变化时，在THz波段（250μm—750μm）的透射率变化情况.由于金属Au的自由载流子浓度随温度变化不大，因而其透过率基本不变；而对于Si光栅，同一波长，不同温度，其透过率变化十分明显，尤其在THz波段.

图2上图为半导体孔阵列开关工作原理示意图;下图(a)为Si光栅,(b)为Au光栅在不同温度下THz波段的透射率变化［5］

这种半导体材料做成的SPs热光开关必须要求适用波段的波长大于光栅小孔尺寸，且基于热激发载流子，开关时间取决于半导体材料对温度的响应和温度变化的快慢，速度受到很大限制，因此该开关可用于温度传感装置，在一定范围内实现对温度的精确探测.同时，可以预见如果该开关是基于光生载流子，其速度将大大提高，这对制作类似的全光开关有很好的指导意义.公务员之家

3SPs电光开关

目前报道的SPs电光开关主要是MZ型，具体结构如图3所示［6］.金属层上下表面覆盖E-O介质（BST），金属厚度d=0.8λ，E-O介质厚度d1=d3=8λ/15，开关长度L=2000λ.在金属层上下表面存在以金属层为中心的对称和反对称两个传播模式，当不加偏压时，这两个模式在金属层上表面相干相长，而下表面相干相消，故SPs从上通道输出；当加上偏压（V=59kV/cm）时，由于电场对对称和反对称SPs模式的传播常数影响不同，使之在上表面相消，而下表面相长，从而将SPs切换到下表面输出.这种开关具有很高的消光比27dB，开关速度主要取决于E-O介质对电场的响应时间；缺点是开关长度受SPs横向传播距离限制，且高消光比和低驱动功率不能同时满足.根据其开关速度和结构特点，该开关不仅可以作为一个多通道开关，而且能方便地集成在基于SPs效应的光子回路中，同时能实现光隧穿、光开关和光调制等功能.

4SPs全光开关

全光开关在开关速度、信息处理等方面具有较大的优势，在SPs纳米光子器件及其集成回路中，如何做出响应快、损耗小、结构简单的全光开关也日益重要.

4.1光栅耦合型

2004年,A.V.Krasavin等人提出了利用光栅激发和褪耦合结构的SPs全光开关［7］.开关结构如图4所示,信号光入射至左边的耦合光栅处，激发形成SPs，SPs沿Au/Si介面传输，在这段传输路径中加入一段L=2.5μm的Ga薄膜，当没有控制光照射时，Ga为固态α-Ga，表现为非金属性质，SPs不能有效传输而被中断；当有入射光照射时，Ga的上表层熔化为液态m-Ga，SPs能有效传输至右端褪耦合光栅，转化为信号光输出；需要指出的是，这个仅仅是理论上的模型，数值计算表明，该开关调制深度为80%，驱动功率约为10pJ，开关开启时间由界面处厚度为d的Ga的熔化时间决定，大概ps量级，关闭时间由液态Ga的凝固时间决定，约为ns至μs量级.虽然该开关相对热光开关速度较快，但由于需制作光栅，成本较高，实验上也尚未实现，实际应用受到很大限制.

4.2棱镜激发型

ArazYacoubian于1993年从理论上提出了棱镜结构的SPs调制结构［8］,在SF1棱镜底部分别镀1μm的PMMA、20nm的Ag膜和半无限厚的PMMA-DR1，信号光以一定角度入射时，可形成长程表面等离子体共振，此时反射极弱；当用抽运光入射到PMMA-DR1，改变PMMA-DR1的折射率-0.0012，则可移动该共振角约0.05度，使反射率从0左右跃至0.7左右.该结构在实际制作上有两个难点：长程表面SPs波的激发对第一层PMMA的厚度很敏感，很难精确控制在1μm；其次多层膜结构中膜表面的粗糙度对SPs共振影响很大［9］.

2004年，A.V.Krasavin在实验上实现了这种基于棱镜结构的Ga调制SPs光开关［10］.如图5所示，在棱镜底部镀一层厚度为185nm的MgF2，再镀一层Ga.在上述光栅耦合型开关中，Ga作用于SPs的传输过程，而这个棱镜激发型SPs开光中Ga作用于SPs的激发环节.如图5(b)，当没有控制光照射，Ga处于固态α-Ga，780nm信号光在MgF2/Ga界面上形成SPs，因此反射减弱；如图5(c)，当1064nm的控制光入射时，在MgF/Ga界面处有厚度为d的Ga处于液态m-Ga，信号光不能有效形成SPs，反射增强.该开关的开启时间为4ps，关闭时间为20ns.这种类型的开关能在可见和近红外波段有效调制SPs信号，带宽可达几十兆赫兹；但由于结构中涉及棱镜，开关大小受限，难以集成.

4.3二维孔阵列型

半导体孔阵列结构：该开关与上述半导体SPs热光开关极为相似［11］，是C.Janke和J.GómezRivas等人在半导体SPs热光开关［2］基础上，利用InSb材料的光生载流子效应，以周期性方孔阵列的InSb二维光栅为结构实现的.光栅厚度h=130μm，小孔边长d=65μm，小孔周期D=300μm.抽运光是中心波长为780nm的Ti宝石激光，脉冲宽度为100fs，信号光为300—700μm的THz波.当抽运光照射到InSb二维光栅上时，通过光生载流子效应调节半导体材料的介电常数，调控其光栅结构的THz-SPs透射增强效应.开关速度主要取决于载流子浓度对抽运光的响应，约50ns，利用载流子寿命更短的材料有望进一步提高开关速度.该类SPs光开关结构相对简单，速度较快，容易集成，有望实现基于SPs效应的各种超快调制器件.

金膜孔阵列结构：如图6所示，这种开关是在纳米金属小孔阵列中复合非线性聚合物光学材料3BCMU［12］，在抽运光的作用下产生光致非线性折射率变化，影响信号光能否在二维金属孔阵列中产生SPs现象，进而决定信号光的透射强度.该开光抽运光为488nm的Ar离子激光，斩波频率1.2kHz，信号光为633nm的He-Ne激光.图7为小孔半径分别为20nm和100nm的两个不同阵列结构的开关时间响应图.该文献中没有明确报道开关时间，非线性材料的响应速度是决定开关快慢的主要因素.构造一系列这种门控SPs开关，有可能在量子通信及计算中对光信号和图像实现多通道并行处理.

4.4光双稳开关

2004年，J.A.Porto从理论上分析了在一维金属光栅中填充Kerr非线性介质，利用类FP效应和SPs透射增强效应，其透射光出现光双稳现象［13］.图8是光栅结构示意图，光栅周期d=0.75μm，狭缝宽度a=0.05μm，光栅厚度h=0.45μm.图9是波长为0.8μm的光入射到光栅上透射强度与入射强度的关系.

2006年，G.A.Wurtz等人在实验上发现在周期性纳米圆孔阵列的金属薄膜表面涂上3BCMU非线性聚合物后［14］，以620nm、690nm和750nm作为信号光，分别在488nm、514nm抽运光的作用下，其透射光出现光双稳现象，如图10所示，(a)(d)信号光波长为620nm，(b)(e)信号光波长为690nm，(c)(f)信号光波长为750nm；(a)—(c)抽运光波长为488nm，(d)—(f)抽运光波长为514nm.金膜厚度220nm，圆孔直径200nm，周期：600nm，金属膜尺寸：12×12μm2，非线性介质层厚度：200—250nm.

图10二维金膜孔阵列在不同信号光和不同抽运光下的光双稳现象［14］

光双稳现象是光开关领域的研究热点之一.用光双稳现象研制的光开关具有结构体积小、易集成、开关速度快等特点.如何利用基于SPs效应的光双稳现象制作出响应快、阈值低、尺寸小的光开关还有待进一步的研究.

5总结

本文从原理上介绍了近几年利用SPs效应研制的光开关及光调控器件，对各个SPs光开关的优缺点及相关应用进行了阐述和分析.这些开关包括热光开关、电光开关、全光开关，无论是从开关速度或者光子回路集成角度而言，全光开关都将扮演重要角色，尤其是尚未完全实现的SPs光双稳开关更是具有巨大的应用潜力.总体而言，以上各种SPs光开关均未完全成熟，需要在材料、结构等方面加以改进和提高，比如：在使用材料上，对于利用光生载流子效应的，采用载流子寿命更短的材料，可以提高开关速度；对于利用非线性效应的，采用非线性系数高的材料，可以降低抽运功率；在开关结构上，则应尽可能地采用形式简单，容易集成的SPs激发或传输方式.未来的信息技术领域，势必以大规模光子集成回路和全光通讯为核心技术，利用基于SPs效应，结合更优越的光学材料,设计更合理的光开关结构,实现更简捷的控制方式，在纳米尺度上实现光子器件的有效调控，具有重要意义.

参考文献

［1］WilliamL.Barnes.Nature，2003,424:824

［2］EkmelOzbayetal.Science,2006,311:189

［3］ThomasNikolajsen,KristjanLeosson,Appl.Phys.Lett.,2004,85:5833

［4］HoffmanM,KopkaP,VogesE.J.LightwaveTechnol.,1998,16:395

［5］GómezRivasJ,HaringBolivarP,KurzH.Opt.Lett.,2004,29:1680

［6］LiuSW,XiaoM.Appl.Phys.Lett.,2006,88:143512

［7］KrasavinAV,ZheludevNI.Appl.Phys.Lett.,2004,84:1416

［8］YacoubianA,AyeTM.Appl.Opt.,1993,32:3073

［9］KovacsGJ,ScottGD.Phys.Rev.B,1977,16:1297

［10］KrasavinAV,MacDonaldKF,ZheludeNI，Appl.Phys.Lett.,2004,85:3369

［11］JankeC,GómezRivasJetal.Opt.Lett.,2005,30:2357

［12］SmolyaninovII,ZayatsAVetal.Phys.Rev.B,2002,66:205414

开光现象范文篇4

关键词：彩瓷；纹样；艺术特征

1.装饰纹样题材的多样性

在明清时期，彩瓷纹样的题材复杂多样，可以说是我国陶瓷史上题材运用最为丰富的时期。这段时期的彩瓷纹样在继承了前代纹样艺术精华的同时，又加入本时期的创新元素，形成了自己独特的艺术特征。其中宗教题材纹样有八宝、暗八仙、八卦；人物纹样有婴戏图、高士图、农耕图、仕女图；动物纹样有龙、凤、龟、麒麟、虎、鱼、狮、蝙蝠、鸳鸯、孔雀；景物样有亭台楼阁、山水田地；植物纹样有三果、瓜果、忍冬、莲花、宝相花、牡丹花、缠枝、折枝、冰梅、卷草、团花、桃、松竹等。除此之外还有云纹、水纹、几何纹等。不同的纹样题材形成了不同的装饰风格和视觉效果。

2.装饰纹样的寓意象征性

瓷器纹样自产生起就受到设计者、制作者和使用者的重视，作为一种普遍的文化现象和民族艺术，其造型及描绘内容可以直接反映人们的精神世界，将人们对生活的情感和愿望寄托在瓷器纹样的载体上，有些寄寓着人们的生活哲学观以及对宗教的信仰，不论是在造型还是在色彩方面，都有其独到的含义和象征。由于历史的积淀和民间流传，自然界的动物植物已经和人的生命、思想、行动、感情、性格联结在一起，自然物被赋予拟人的性格，表现了自然界的人性化。明清时期彩瓷纹样的寓意象征性主要通过对汉字的谐音、事物的符号形式、经典神话故事以及所赋予纹样的象征性来表现。如谐音的三羊(阳)开泰，象征天、地、雷、风、水、火、山、泽八种自然现象的八卦纹，寓其春满人间，祥瑞之兆的天女散花图案。

3.装饰纹样造型手法的多样性

3.1折枝花形式的造型手法。折枝纹，是以折枝花果为素材，与周围纹样无连接关系构成的单独纹样，被称作“折枝花果纹”“折枝花纹”、或“折枝果纹”，统称折枝纹。常见有折枝石榴、折枝荔枝、折枝梅、折枝莲、折枝牡丹、折枝枇杷等。折枝纹多做主题纹样饰于瓶、罐、壶等器的外腹壁和碗、盘、洗等器的内底，也有作为辅助纹边饰装饰于器物近口沿处或肩部，表现技法主要是彩绘和刻划。3.2团花形式的造型手法。团花纹，也是瓷器上一种常见的装饰手法，比较常见的有团龙、团凤、团菊、团莲、团寿纹等等。到了明代成化时期，团花纹组织形式工整，层次增多，形象丰富，绘工精细，形式主要有花形团花、桃形莲瓣团花以及圆叶形团花三种，是团花最为丰富的时期。这个时期的团花纹样主要以团莲为主，有团灵芝、团莲与团菊等。其表现方法有两种，一是直接将花卉描绘成团花形，一种是利用团形内填花卉纹。3.3缠枝花形式的造型手法。缠枝纹是一种由植物卷草纹不断提炼、演化而成的装饰纹样，造型优美生动，节奏感强。彩瓷装饰上的缠枝纹常与牡丹、莲花、葡萄等其他植物纹样组合，有时也与动物、人物纹样相互搭配，成为明清时期比较流行的植物装饰纹样。尤其是在明朝时期的彩瓷花纹中，缠枝纹造型比前代更加富于变化，各枝干穿插自然流畅，在整个彩瓷装饰中占有很大的比重。

4.纹样构图布局的多变性

彩瓷装饰纹样的构图是指纹样图案在器物上的布局形式。根据其构图布局的特点，大致将构图形式分为下几种。4.1图案化重叠式构图。明清时期的彩瓷常使用图案化重叠式构图。这种构图的最大特点是构图规则、整齐、均衡且严谨。在表现形式上，多使用花与草的图形，以缠枝或折枝进行组织、重构，花、叶的有序排列，藤蔓枝茎巧妙的连接，二方连续或者四方连续的构图形式，以及对纹样向心、放射、旋转、循环等方法的巧妙处理，使整个图案画面达到丰富多变、和谐统一的装饰效果。这种构图的最大优点是瓷器上布满纹样图案，构图繁多复杂，但密而不乱，密中有序。4.2开光式构图。开光是明清瓷器一个很主要的装饰方法，开光的形式有圆形、方形、扇面形、菱形等等。开光式构图往往把连续图案变成分散的局部，又把各个局部装饰图案连成一体。采用开光式构图方式，一个器物上常常可以有几个主题纹样，而又不会显得杂乱无章，可以灵活的利用错落有致、疏密结合的多种画面，来形成一种节奏韵律美，产生一种十分良好的视觉效果。4.3中国画式构图。明清时期，瓷器上的装饰纹样开始出现了中国画风格的表现方式，与规整缜密的图案式构图方式不同的是，中国画表现手法灵活自如，不受任何外形条件的限制，整幅画面不会出现图案化的元素，风格自然优美，具有深刻的文化韵味。

5.纹样形式美特征丰富

明清时期彩瓷装饰纹样极其讲究外观形式美的表现，在纹样的绘制过程中，将形式美感巧妙地建立在器物的功能性及物质技术的基础上。其中，彩瓷装饰纹样中形式美的因素包括比例与分割、对比与调和、对称与均衡、节奏与韵律等。在纹样的构图形式上也很好地体现了反复与条理这样一种图案组成原则，达到纹样设计色彩与形式的高度统一，表现出一种特有的和谐的审美趣味，从而使画面形成一定的韵律和节奏，建立了一种非常独特的美学特色，成为中华民族传统文化和传统艺术的宝贵财富。明清时期的彩瓷纹样由于受到前朝的民俗、文化的影响，再加上明清时期自身特殊的时代背景等因素，所以明清时期的彩瓷纹样特征是比较复杂多变的，种类繁多，反应出当时的文化气息和人文气息。

参考文献：

[1]潘嘉来,宋建功.中国传统瓷器[M],北京：人民美术出版社．2007

[2]陈小丹，陈光辉.现代陶艺设计[M]，南宁：广西美术出版社．2006

[3]程金城.中国陶瓷美学[M]，兰州：甘肃人民美术出版社．200．

[4]金银珍，金在龙，现代陶艺的艺术语言[M]，上海：学林出版社．2005

[5]宁钢，刘乐君.传统陶瓷古彩装饰[M]，武汉：武汉理工大学出版社2005

开光现象范文篇5

【关键词】四环素牙；牙美白；副作用

笔者应用美国BeyondTechnologyCorp公司的Beyond冷光增白仪及配套的冷光增白剂对53例四环素牙进行漂白治疗，取得良好的临床效果，现报告如下。

1资料与方法

1.1一般资料本组病例53例，男21例，女32例；年龄16～51岁。牙周情况良好，无严重口腔疾病。按着色异常度分类，轻度四环素牙212枚，中度四环素牙342枚，重度四环素牙188枚。

1.2仪器和药物Beyond冷光增白仪及配套的冷光增白剂。波长480～520nm，电压24V的高强度蓝色冷光。冷光增白剂液体为35%H2O2，粉剂为过氧化矽、氧化钙、甲基纤维等组成。

1.3治疗方法（1）患者治疗前30min口服戴芬75mg，阿托品0.6mg。（2）按VITA比色板比对并记录美白前牙齿的颜色。（3）用抛光砂加少量水调和，对牙齿表面进行简单处理，去除异物及污物。（4）给患者涂唇油并放置大小合适的开口器，吹干牙面，棉球隔湿，盖好遮面纸。（5）将光固化树脂（牙龈保护剂）涂抹在牙龈上并遮盖到龈下0.5mm，用光固化灯照射使之固化。（6）将调制好的美白剂涂在牙面上，厚度约2～3mm。（7）调制冷光仪灯头，使之与牙面呈90°，照射8min。（8）移开光源，用强吸管、棉球等去除美白剂。（9）重复（6）、（7）、（8）操作2次。最后去除美白剂和牙龈保护剂，温水漱口。（10）用VITA比色板对比并记录治疗后牙齿的颜色。

2结果

牙齿增白5个色阶以上为显效；美白2～4个色阶为有效；美白后提高1个色阶或无变化者为无效，观察6个月，记录见表1。表1四环素牙冷光美白结果记录经Beyond冷光美白术治疗后，牙齿增白总有效率为93.5%，中轻度患者表示满意，1例感到不满意。Beyond美白术后都有不同程度的牙齿酸痛感，但术后24h内消失。2例患者牙不适感在5天后消失。患者均无不可逆牙髓炎发生，无溃疡形成。

3讨论

开光现象范文篇6

假设有一个光源S1，在S1前放置一块屏幕，从S1发出的光（光子）会将整个屏幕均匀的照亮。我们知道，屏幕的亮度是与落在屏幕上面的光子数的多少有关的。严格地说，屏幕的亮度是以垂直于屏幕的光线与屏幕的交点为中心向四周逐渐变暗的。但这种变化决不是几率问题。证明如下：把S1放在一个半径为R1的球的中心，假设S1在单位时间里发射出N个光子，则单位球面积上所接受的光子数等于光子数N除以球的总面积4πR12，如果把球的半径由R1变为R2（R2＞R1），则在单位球面积上所接受的光子数就变为N除以4πR22，由于R2大于R1，所以半径为R1的球在单位球面积上接受的光子数大于R2球单位面积上的光子数。这就是为什么屏幕上的亮度是由明到暗逐渐变化的原因。当屏幕距光源的距离很大且屏幕的面积又很小时，就可以近似的认为屏幕上的光子是均匀分布的。

现在把另一个相干光源S2放在靠近S1的地方，情况有了变化。在垂直两个光源的平面上出现了明暗相间的圆环，而在平行两个光源的平面上，则出现了明暗相间的条纹见图一，这就是人们所说的光的干涉条纹。因为干涉现象是波动的最主要特征，所以这也就成了光具有波动性的最有力证据之一。我们知道机械波是振动在媒质中的传播，当有两列相干波源存在时，媒质中任意一点的振动是两列波各自到达这一点时波的叠加。当到达这一点的两列波的相位相同时，则在这一点上的振幅最大，如果两列波的相位相差1800时，则振动的振幅相互抵消，这样就形成了有规则的干涉条纹。经典光学正是套用机械波的方法证明光的干涉条纹的，而传播光的媒质以太已被证明是根本不存在的，这样用机械波的方法证明光的干涉条纹也就显得比较牵强。量子力学在解释干涉条纹时则采用的是几率波的方法，认为亮的地方是光子出现几率多的地方，暗的地方则是光子出现几率少的地方。问题是当只有一个光源时，光子是均匀分布在屏幕上的，而当存在另一个相干光源时，按照量子理论光子就会集中出现在一些地方而不去另一些地方，几率的解释是不能使人心悦诚服地接受的。爱因斯坦曾用上帝不掷骰子来表达他对用几率描述单个粒子行为的厌恶。这就是目前对于光的干涉现象的两种正统解释方法。我们对于光本性的认识是否还存在其它我们没有考虑到的因素，是否还存在其它的证明方法来统一光的波粒二象性即用一种理论解释来解释波动性和粒子性呢？

为了找到这种新的理论，在此我们不得不在现有光量子理论基础上进行一些必要的修正即单个光量子的能量是变化的，光子的能量和质量是相互转化的，转化的频率就是光的频率。频率快光子的能量大质量小，相反，频率慢则光子的能量小质量大，这样光子在空间所走的路程就形成了一条类波的轨迹。在论证光的干涉现象之前，我们先对光源进行定义。单频率点光源---频率单一且所有光子在离开光源时的状态（相位）都相同。单频率点光源具有这样两个特点，其一在距光源某一点的空间位置上，光子的状态不随时间变化。其二光子的状态随距点光源的距离作周期变化。光的波长指的是光子在一个周期的时间内在空间运行的距离。

我们在x轴上设置两个点光源S1和S2，如图一所示。令P为垂直平面上的一点，从P点到S1和S2的光程差PS1-PS2为波长的某个正数倍ml（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将同相地达到P点，状态相同。再令Q为垂直平面上的另一点，从Q到S1和S2的光程差也为ml。过P和Q点做一条曲线，使得这曲线上所有过XO的垂直平面内的点的轨迹都具有这样的性质，即这条曲线上任意一点到S1和S2的距离之差为常数，根据解析几何我们知道，这曲线是一条双曲线。如果我们设想这一双曲线以直线XO为轴旋转，则它将扫出一个曲面，叫做双曲面。我们看到，在这曲面上的任意一点，来自S1和S2的光子始终都是同相位的（相位差保持不变），光子在曲面上的每一点的状态是一定的，沿曲面上的点的状态是周期变化的。由于光的波长很短，光子沿曲面的这种周期变化是不容易被观测到。

同理，我们令T为垂直平面上的另一点（图中未画出），从T点到S1和S2的光程差TS1-TS2为波长的l/2×（2m+1）倍（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将以1800的相位差达到T点。再令V为垂直平面上的另一点（图中未画出），从V到S1和S2的光程差也为道长l/2×（2m+1）倍。过T和V做一条曲线使这曲线上任一点到两定点S1和S2的距离之差为常数，这曲线也是一条双曲线，以XO为轴旋转同样将扫出一双曲面。所不同的是来自S1和S2的光子到达这曲面上的任意一点的相位差始终为1800，叠加后的最终状态是一个恒定的值。

图一是在S1到S2的距离为3l，P点的光程差为PS1-PS2=2l（m=2）这一简单情况下画出的。m=1的那条双曲线是垂直平面内光程差为l的那些点的轨迹。光程差为零（m=0）的各点的轨迹是过S1S2中点的一条直线。由它绕XO旋转而成的将是一个平面。图中还画出m=-1和m=-2的双曲线。在这种情况下，这五条曲线绕XO旋转而产生五个曲面，这五个曲面将S1和S2两光源所形成的能量场分成了6个左右对称的无限延伸的能量空间。屏幕上亮线将出现在屏幕与诸双曲面相交的那些曲线的任何所在位置上。如果两点光源间的距离是许多个波长，则将存在许多曲面，在这些曲面上各光子相互加强。因而在平行于两光源连线的屏幕上，将形成许多明暗相间的双曲线（几乎是直线）干涉条纹。而在垂直于两光源连线的屏幕上将形成许多明暗相间的圆形干涉条纹。两条相邻的明条纹之间的关系是光程差相差一个l，暗条纹与相邻明条纹之间相差l/2。干涉条纹从明到暗再到明之间的相位变化是从同相到相差1800相位再到同相。

开光现象范文篇7

现在把另一个相干光源S2放在靠近S1的地方，情况有了变化。在垂直两个光源的平面上出现了明暗相间的圆环，而在平行两个光源的平面上，则出现了明暗相间的条纹，这就是人们所说的光的干涉条纹。因为干涉现象是波动的最主要特征，所以这也就成了光具有波动性的最有力证据之一。我们知道机械波是振动在媒质中的传播，当有两列相干波源存在时，媒质中任意一点的振动是两列波各自到达这一点时波的叠加。当到达这一点的两列波的相位相同时，则在这一点上的振幅最大，如果两列波的相位相差1800时，则振动的振幅相互抵消，这样就形成了有规则的干涉条纹。经典光学正是套用机械波的方法证明光的干涉条纹的，而传播光的媒质以太已被证明是根本不存在的，这样用机械波的方法证明光的干涉条纹也就显得比较牵强。

量子力学在解释干涉条纹时则采用的是机率波的方法，认为亮的地方是光子出现机率多的地方，暗的地方则是光子出现机率少的地方。问题是当只有一个光源时，光子是均匀分布在屏幕上的，而当存在另一个相干光源时，按照量子理论光子就会集中出现在一些地方而不去另一些地方，机率的解释是不能使人心悦诚服地接受的。爱因斯坦曾用上帝不掷骰子来表达他对用机率描述单个粒子行为的厌恶。这就是目前对于光的干涉现象的两种正统解释方法。我们对于光本性的认识是否还存在其它我们没有考虑到的因素，是否还存在其它的证明方法来统一光的波粒二象性即用一种理论解释来解释波动性和粒子性呢？

为了找到这种新的理论，在此我们不得不在现有光量子理论基础上进行一些必要的修正即单个光量子的能量是变化的，光子的能量和质量是相互转化的，转化的频率就是光的频率。频率快光子的能量大质量小，相反，频率慢则光子的能量小质量大，这样光子在空间所走的路程就形成了一条类波的轨迹。在论证光的干涉现象之前，我们先对光源进行定义。单频率点光源——频率单一且所有光子在离开光源时的状态（相位）都相同。单频率点光源具有这样两个特点，其一在距光源某一点的空间位置上，光子的状态不随时间变化。其二光子的状态随距点光源的距离作周期变化。光的波长指的是光子在一个周期的时间内在空间运行的距离。

我们在x轴上设置两个点光源S1和S2，令P为垂直平面上的一点，从P点到S1和S2的光程差PS1-PS2为波长的某个正数倍ml（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将同相地达到P点，状态相同。再令Q为垂直平面上的另一点，从Q到S1和S2的光程差也为ml。过P和Q点做一条曲线，使得这曲线上所有过XO的垂直平面内的点的轨迹都具有这样的性质，即这条曲线上任意一点到S1和S2的距离之差为常数，根据解析几何我们知道，这曲线是一条双曲线。如果我们设想这一双曲线以直线XO为轴旋转，则它将扫出一个曲面，叫做双曲面。我们看到，在这曲面上的任意一点，来自S1和S2的光子始终都是同相位的（相位差保持不变），光子在曲面上的每一点的状态是一定的，沿曲面上的点的状态是周期变化的。由于光的波长很短，光子沿曲面的这种周期变化是不容易被观测到。

同理，我们令T为垂直平面上的另一点，从T点到S1和S2的光程差TS1-TS2为波长的l/2×（2m+1）倍（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将以1800的相位差达到T点。再令V为垂直平面上的另一点，从V到S1和S2的光程差也为道长l/2×（2m+1）倍。过T和V做一条曲线使这曲线上任一点到两定点S1和S2的距离之差为常数，这曲线也是一条双曲线，以XO为轴旋转同样将扫出一双曲面。所不同的是来自S1和S2的光子到达这曲面上的任意一点的相位差始终为1800，叠加后的最终状态是一个恒定的值。

光程差为零（m=0）的各点的轨迹是过S1S2中点的一条直线。由它绕XO旋转而成的将是一个平面。在这种情况下，这五条曲线绕XO旋转而产生五个曲面，这五个曲面将S1和S2两光源所形成的能量场分成了6个左右对称的无限延伸的能量空间。屏幕上亮线将出现在屏幕与诸双曲面相交的那些曲线的任何所在位置上。如果两点光源间的距离是许多个波长，则将存在许多曲面，在这些曲面上各光子相互加强。因而在平行于两光源连线的屏幕上，将形成许多明暗相间的双曲线（几乎是直线）干涉条纹。而在垂直于两光源连线的屏幕上将形成许多明暗相间的圆形干涉条纹。两条相邻的明条纹之间的关系是光程差相差一个l，暗条纹与相邻明条纹之间相差l/2。干涉条纹从明到暗再到明之间的相位变化是从同相到相差1800相位再到同相。为了检验以上的设想是否正确，这里我结合光的干涉实验和光电效应实验设计了一个简单实验。第一步用光干涉仪产生明暗相间的干涉条纹。第二步将光电管依次放在从明到暗条纹的不同位置上，当然采用的单色光源频率要在临阈频率之上，观察产生光电子动能的大小。如果按照现有光量子理论，光电子的动能应该是不变的，原因是光子的能量只与光的频率有关而与光的亮度无关，干涉后光的频率并没有变化，所以在从明到暗的条纹上，测得的光电子的动能应该是不变的。再从量子理论的观点来分析，明亮的地方光子出现的机率大，暗的地方光子出现的机率小，明暗只是单位面积上光子数不同而已，光子的动能并没有改变，所以结论也是光电子的动能不变。而我的结论则是在从明到暗的干涉条纹上光子数是一样的，产生的光电子的动能是从大到小连续变化的。

如果实验的结果与我所做的推论一致，我们不妨把这一结论推广到一切实物粒子，因为实物粒子也具有波粒二象性，即一切实物粒子自身的能量与质量之间始终处在不停地相互变化中，这也正是量子力学波函数所要描述的微观世界粒子的客观实在图像。

开光现象范文篇8

假设有一个光源S1，在S1前放置一块屏幕，从S1发出的光（光子）会将整个屏幕均匀的照亮。我们知道，屏幕的亮度是与落在屏幕上面的光子数的多少有关的。严格地说，屏幕的亮度是以垂直于屏幕的光线与屏幕的交点为中心向四周逐渐变暗的。但这种变化决不是几率问题。证明如下：把S1放在一个半径为R1的球的中心，假设S1在单位时间里发射出N个光子，则单位球面积上所接受的光子数等于光子数N除以球的总面积4πR12，如果把球的半径由R1变为R2（R2＞R1），则在单位球面积上所接受的光子数就变为N除以4πR22，由于R2大于R1，所以半径为R1的球在单位球面积上接受的光子数大于R2球单位面积上的光子数。这就是为什么屏幕上的亮度是由明到暗逐渐变化的原因。当屏幕距光源的距离很大且屏幕的面积又很小时，就可以近似的认为屏幕上的光子是均匀分布的。

现在把另一个相干光源S2放在靠近S1的地方，情况有了变化。在垂直两个光源的平面上出现了明暗相间的圆环，而在平行两个光源的平面上，则出现了明暗相间的条纹见图一，这就是人们所说的光的干涉条纹。因为干涉现象是波动的最主要特征，所以这也就成了光具有波动性的最有力证据之一。我们知道机械波是振动在媒质中的传播，当有两列相干波源存在时，媒质中任意一点的振动是两列波各自到达这一点时波的叠加。当到达这一点的两列波的相位相同时，则在这一点上的振幅最大，如果两列波的相位相差1800时，则振动的振幅相互抵消，这样就形成了有规则的干涉条纹。经典光学正是套用机械波的方法证明光的干涉条纹的，而传播光的媒质以太已被证明是根本不存在的，这样用机械波的方法证明光的干涉条纹也就显得比较牵强。量子力学在解释干涉条纹时则采用的是几率波的方法，认为亮的地方是光子出现几率多的地方，暗的地方则是光子出现几率少的地方。问题是当只有一个光源时，光子是均匀分布在屏幕上的，而当存在另一个相干光源时，按照量子理论光子就会集中出现在一些地方而不去另一些地方，几率的解释是不能使人心悦诚服地接受的。爱因斯坦曾用上帝不掷骰子来表达他对用几率描述单个粒子行为的厌恶。这就是目前对于光的干涉现象的两种正统解释方法。我们对于光本性的认识是否还存在其它我们没有考虑到的因素，是否还存在其它的证明方法来统一光的波粒二象性即用一种理论解释来解释波动性和粒子性呢？

为了找到这种新的理论，在此我们不得不在现有光量子理论基础上进行一些必要的修正即单个光量子的能量是变化的，光子的能量和质量是相互转化的，转化的频率就是光的频率。频率快光子的能量大质量小，相反，频率慢则光子的能量小质量大，这样光子在空间所走的路程就形成了一条类波的轨迹。在论证光的干涉现象之前，我们先对光源进行定义。单频率点光源---频率单一且所有光子在离开光源时的状态（相位）都相同。单频率点光源具有这样两个特点，其一在距光源某一点的空间位置上，光子的状态不随时间变化。其二光子的状态随距点光源的距离作周期变化。光的波长指的是光子在一个周期的时间内在空间运行的距离。

我们在x轴上设置两个点光源S1和S2，如图一所示。令P为垂直平面上的一点，从P点到S1和S2的光程差PS1-PS2为波长的某个正数倍ml（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将同相地达到P点，状态相同。再令Q为垂直平面上的另一点，从Q到S1和S2的光程差也为ml。过P和Q点做一条曲线，使得这曲线上所有过XO的垂直平面内的点的轨迹都具有这样的性质，即这条曲线上任意一点到S1和S2的距离之差为常数，根据解析几何我们知道，这曲线是一条双曲线。如果我们设想这一双曲线以直线XO为轴旋转，则它将扫出一个曲面，叫做双曲面。我们看到，在这曲面上的任意一点，来自S1和S2的光子始终都是同相位的（相位差保持不变），光子在曲面上的每一点的状态是一定的，沿曲面上的点的状态是周期变化的。由于光的波长很短，光子沿曲面的这种周期变化是不容易被观测到。

同理，我们令T为垂直平面上的另一点（图中未画出），从T点到S1和S2的光程差TS1-TS2为波长的l/2×（2m+1）倍（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将以1800的相位差达到T点。再令V为垂直平面上的另一点（图中未画出），从V到S1和S2的光程差也为道长l/2×（2m+1）倍。过T和V做一条曲线使这曲线上任一点到两定点S1和S2的距离之差为常数，这曲线也是一条双曲线，以XO为轴旋转同样将扫出一双曲面。所不同的是来自S1和S2的光子到达这曲面上的任意一点的相位差始终为1800，叠加后的最终状态是一个恒定的值。

图一是在S1到S2的距离为3l，P点的光程差为PS1-PS2=2l（m=2）这一简单情况下画出的。m=1的那条双曲线是垂直平面内光程差为l的那些点的轨迹。光程差为零（m=0）的各点的轨迹是过S1S2中点的一条直线。由它绕XO旋转而成的将是一个平面。图中还画出m=-1和m=-2的双曲线。在这种情况下，这五条曲线绕XO旋转而产生五个曲面，这五个曲面将S1和S2两光源所形成的能量场分成了6个左右对称的无限延伸的能量空间。屏幕上亮线将出现在屏幕与诸双曲面相交的那些曲线的任何所在位置上。如果两点光源间的距离是许多个波长，则将存在许多曲面，在这些曲面上各光子相互加强。因而在平行于两光源连线的屏幕上，将形成许多明暗相间的双曲线（几乎是直线）干涉条纹。而在垂直于两光源连线的屏幕上将形成许多明暗相间的圆形干涉条纹。两条相邻的明条纹之间的关系是光程差相差一个l，暗条纹与相邻明条纹之间相差l/2。干涉条纹从明到暗再到明之间的相位变化是从同相到相差1800相位再到同相。

开光现象范文篇9

假设有一个光源S1，在S1前放置一块屏幕，从S1发出的光（光子）会将整个屏幕均匀的照亮。我们知道，屏幕的亮度是与落在屏幕上面的光子数的多少有关的。严格地说，屏幕的亮度是以垂直于屏幕的光线与屏幕的交点为中心向四周逐渐变暗的。但这种变化决不是几率问题。证明如下：把S1放在一个半径为R1的球的中心，假设S1在单位时间里发射出N个光子，则单位球面积上所接受的光子数等于光子数N除以球的总面积4πR12，如果把球的半径由R1变为R2（R2＞R1），则在单位球面积上所接受的光子数就变为N除以4πR22，由于R2大于R1，所以半径为R1的球在单位球面积上接受的光子数大于R2球单位面积上的光子数。这就是为什么屏幕上的亮度是由明到暗逐渐变化的原因。当屏幕距光源的距离很大且屏幕的面积又很小时，就可以近似的认为屏幕上的光子是均匀分布的。

现在把另一个相干光源S2放在靠近S1的地方，情况有了变化。在垂直两个光源的平面上出现了明暗相间的圆环，而在平行两个光源的平面上，则出现了明暗相间的条纹见图一，这就是人们所说的光的干涉条纹。因为干涉现象是波动的最主要特征，所以这也就成了光具有波动性的最有力证据之一。我们知道机械波是振动在媒质中的传播，当有两列相干波源存在时，媒质中任意一点的振动是两列波各自到达这一点时波的叠加。当到达这一点的两列波的相位相同时，则在这一点上的振幅最大，如果两列波的相位相差1800时，则振动的振幅相互抵消，这样就形成了有规则的干涉条纹。经典光学正是套用机械波的方法证明光的干涉条纹的，而传播光的媒质以太已被证明是根本不存在的，这样用机械波的方法证明光的干涉条纹也就显得比较牵强。量子力学在解释干涉条纹时则采用的是几率波的方法，认为亮的地方是光子出现几率多的地方，暗的地方则是光子出现几率少的地方。问题是当只有一个光源时，光子是均匀分布在屏幕上的，而当存在另一个相干光源时，按照量子理论光子就会集中出现在一些地方而不去另一些地方，几率的解释是不能使人心悦诚服地接受的。爱因斯坦曾用上帝不掷骰子来表达他对用几率描述单个粒子行为的厌恶。这就是目前对于光的干涉现象的两种正统解释方法。我们对于光本性的认识是否还存在其它我们没有考虑到的因素，是否还存在其它的证明方法来统一光的波粒二象性即用一种理论解释来解释波动性和粒子性呢？

为了找到这种新的理论，在此我们不得不在现有光量子理论基础上进行一些必要的修正即单个光量子的能量是变化的，光子的能量和质量是相互转化的，转化的频率就是光的频率。频率快光子的能量大质量小，相反，频率慢则光子的能量小质量大，这样光子在空间所走的路程就形成了一条类波的轨迹。在论证光的干涉现象之前，我们先对光源进行定义。单频率点光源---频率单一且所有光子在离开光源时的状态（相位）都相同。单频率点光源具有这样两个特点，其一在距光源某一点的空间位置上，光子的状态不随时间变化。其二光子的状态随距点光源的距离作周期变化。光的波长指的是光子在一个周期的时间内在空间运行的距离。

我们在x轴上设置两个点光源S1和S2，如图一所示。令P为垂直平面上的一点，从P点到S1和S2的光程差PS1-PS2为波长的某个正数倍ml（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将同相地达到P点，状态相同。再令Q为垂直平面上的另一点，从Q到S1和S2的光程差也为ml。过P和Q点做一条曲线，使得这曲线上所有过XO的垂直平面内的点的轨迹都具有这样的性质，即这条曲线上任意一点到S1和S2的距离之差为常数，根据解析几何我们知道，这曲线是一条双曲线。如果我们设想这一双曲线以直线XO为轴旋转，则它将扫出一个曲面，叫做双曲面。我们看到，在这曲面上的任意一点，来自S1和S2的光子始终都是同相位的（相位差保持不变），光子在曲面上的每一点的状态是一定的，沿曲面上的点的状态是周期变化的。由于光的波长很短，光子沿曲面的这种周期变化是不容易被观测到。

同理，我们令T为垂直平面上的另一点（图中未画出），从T点到S1和S2的光程差TS1-TS2为波长的l/2×（2m+1）倍（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将以1800的相位差达到T点。再令V为垂直平面上的另一点（图中未画出），从V到S1和S2的光程差也为道长l/2×（2m+1）倍。过T和V做一条曲线使这曲线上任一点到两定点S1和S2的距离之差为常数，这曲线也是一条双曲线，以XO为轴旋转同样将扫出一双曲面。所不同的是来自S1和S2的光子到达这曲面上的任意一点的相位差始终为1800，叠加后的最终状态是一个恒定的值。

图一是在S1到S2的距离为3l，P点的光程差为PS1-PS2=2l（m=2）这一简单情况下画出的。m=1的那条双曲线是垂直平面内光程差为l的那些点的轨迹。光程差为零（m=0）的各点的轨迹是过S1S2中点的一条直线。由它绕XO旋转而成的将是一个平面。图中还画出m=-1和m=-2的双曲线。在这种情况下，这五条曲线绕XO旋转而产生五个曲面，这五个曲面将S1和S2两光源所形成的能量场分成了6个左右对称的无限延伸的能量空间。屏幕上亮线将出现在屏幕与诸双曲面相交的那些曲线的任何所在位置上。如果两点光源间的距离是许多个波长，则将存在许多曲面，在这些曲面上各光子相互加强。因而在平行于两光源连线的屏幕上，将形成许多明暗相间的双曲线（几乎是直线）干涉条纹。而在垂直于两光源连线的屏幕上将形成许多明暗相间的圆形干涉条纹。两条相邻的明条纹之间的关系是光程差相差一个l，暗条纹与相邻明条纹之间相差l/2。干涉条纹从明到暗再到明之间的相位变化是从同相到相差1800相位再到同相。

开光现象范文篇10

假设有一个光源S1，在S1前放置一块屏幕，从S1发出的光（光子）会将整个屏幕均匀的照亮。我们知道，屏幕的亮度是与落在屏幕上面的光子数的多少有关的。严格地说，屏幕的亮度是以垂直于屏幕的光线与屏幕的交点为中心向四周逐渐变暗的。但这种变化决不是几率问题。证明如下：把S1放在一个半径为R1的球的中心，假设S1在单位时间里发射出N个光子，则单位球面积上所接受的光子数等于光子数N除以球的总面积4πR12，如果把球的半径由R1变为R2（R2＞R1），则在单位球面积上所接受的光子数就变为N除以4πR22，由于R2大于R1，所以半径为R1的球在单位球面积上接受的光子数大于R2球单位面积上的光子数。这就是为什么屏幕上的亮度是由明到暗逐渐变化的原因。当屏幕距光源的距离很大且屏幕的面积又很小时，就可以近似的认为屏幕上的光子是均匀分布的。

现在把另一个相干光源S2放在靠近S1的地方，情况有了变化。在垂直两个光源的平面上出现了明暗相间的圆环，而在平行两个光源的平面上，则出现了明暗相间的条纹见图一，这就是人们所说的光的干涉条纹。因为干涉现象是波动的最主要特征，所以这也就成了光具有波动性的最有力证据之一。我们知道机械波是振动在媒质中的传播，当有两列相干波源存在时，媒质中任意一点的振动是两列波各自到达这一点时波的叠加。当到达这一点的两列波的相位相同时，则在这一点上的振幅最大，如果两列波的相位相差1800时，则振动的振幅相互抵消，这样就形成了有规则的干涉条纹。经典光学正是套用机械波的方法证明光的干涉条纹的，而传播光的媒质以太已被证明是根本不存在的，这样用机械波的方法证明光的干涉条纹也就显得比较牵强。量子力学在解释干涉条纹时则采用的是几率波的方法，认为亮的地方是光子出现几率多的地方，暗的地方则是光子出现几率少的地方。问题是当只有一个光源时，光子是均匀分布在屏幕上的，而当存在另一个相干光源时，按照量子理论光子就会集中出现在一些地方而不去另一些地方，几率的解释是不能使人心悦诚服地接受的。爱因斯坦曾用上帝不掷骰子来表达他对用几率描述单个粒子行为的厌恶。这就是目前对于光的干涉现象的两种正统解释方法。我们对于光本性的认识是否还存在其它我们没有考虑到的因素，是否还存在其它的证明方法来统一光的波粒二象性即用一种理论解释来解释波动性和粒子性呢？

为了找到这种新的理论，在此我们不得不在现有光量子理论基础上进行一些必要的修正即单个光量子的能量是变化的，光子的能量和质量是相互转化的，转化的频率就是光的频率。频率快光子的能量大质量小，相反，频率慢则光子的能量小质量大，这样光子在空间所走的路程就形成了一条类波的轨迹。在论证光的干涉现象之前，我们先对光源进行定义。单频率点光源---频率单一且所有光子在离开光源时的状态（相位）都相同。单频率点光源具有这样两个特点，其一在距光源某一点的空间位置上，光子的状态不随时间变化。其二光子的状态随距点光源的距离作周期变化。光的波长指的是光子在一个周期的时间内在空间运行的距离。

我们在x轴上设置两个点光源S1和S2，如图一所示。令P为垂直平面上的一点，从P点到S1和S2的光程差PS1-PS2为波长的某个正数倍ml（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将同相地达到P点，状态相同。再令Q为垂直平面上的另一点，从Q到S1和S2的光程差也为ml。过P和Q点做一条曲线，使得这曲线上所有过XO的垂直平面内的点的轨迹都具有这样的性质，即这条曲线上任意一点到S1和S2的距离之差为常数，根据解析几何我们知道，这曲线是一条双曲线。如果我们设想这一双曲线以直线XO为轴旋转，则它将扫出一个曲面，叫做双曲面。我们看到，在这曲面上的任意一点，来自S1和S2的光子始终都是同相位的（相位差保持不变），光子在曲面上的每一点的状态是一定的，沿曲面上的点的状态是周期变化的。由于光的波长很短，光子沿曲面的这种周期变化是不容易被观测到。同理，我们令T为垂直平面上的另一点（图中未画出），从T点到S1和S2的光程差TS1-TS2为波长的l/2×（2m+1）倍（m=±1，2，3，…）。从S1和S2出发的两列光子，将以1800的相位差达到T点。再令V为垂直平面上的另一点（图中未画出），从V到S1和S2的光程差也为道长l/2×（2m+1）倍。过T和V做一条曲线使这曲线上任一点到两定点S1和S2的距离之差为常数，这曲线也是一条双曲线，以XO为轴旋转同样将扫出一双曲面。所不同的是来自S1和S2的光子到达这曲面上的任意一点的相位差始终为1800，叠加后的最终状态是一个恒定的值。

图一是在S1到S2的距离为3l，P点的光程差为PS1-PS2=2l（m=2）这一简单情况下画出的。m=1的那条双曲线是垂直平面内光程差为l的那些点的轨迹。光程差为零（m=0）的各点的轨迹是过S1S2中点的一条直线。由它绕XO旋转而成的将是一个平面。图中还画出m=-1和m=-2的双曲线。在这种情况下，这五条曲线绕XO旋转而产生五个曲面，这五个曲面将S1和S2两光源所形成的能量场分成了6个左右对称的无限延伸的能量空间。屏幕上亮线将出现在屏幕与诸双曲面相交的那些曲线的任何所在位置上。如果两点光源间的距离是许多个波长，则将存在许多曲面，在这些曲面上各光子相互加强。因而在平行于两光源连线的屏幕上，将形成许多明暗相间的双曲线（几乎是直线）干涉条纹。而在垂直于两光源连线的屏幕上将形成许多明暗相间的圆形干涉条纹。两条相邻的明条纹之间的关系是光程差相差一个l，暗条纹与相邻明条纹之间相差l/2。干涉条纹从明到暗再到明之间的相位变化是从同相到相差1800相位再到同相。