干涉光的变场论文Word格式.docx
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按照光的波动说：
缝光源A和B在空间中传播的电磁场分布值，不会随光源A或B的存在与否而变化，即从A和B所发出的光波在整个光路传播过程中是相互独立的。
这样，单缝场和被认为与双缝场和是相同的，如图一中（b）和（c）。
参见
（1）式。
图二干涉光的成像分离
我们在干涉区后增加一个正透镜，用于对逢AB进行成像，如图二。
这样单缝成像和双缝成像的像A`或B`位置和能量分布是不变的。
它们分别由和决定，也可以说由和决定。
但是，在实际中，像A`或B`的特性是变化的，
（1）式并不成立，即：
（3）
，
由于这种在干涉区内的电磁场分布发生了变化，导致像位置和能量分布是变化的，我们不妨将这种现象称之为“变场”。
这种变化量有多大？
下面的干涉光源的成像实验可以证明这种现象的存在。
在论述光学系统中干涉光源的成像问题之前，我们先回顾一下目前有关光学理论的成像原理。
二、物光源在共轴球面系统中的成像规律
图三双缝光源A和B成像光学图
物体或像箭头由纸面向上物体或像箭头向纸面里
按高斯光学，物空间中的一个点、一条直线或平面经光学系统后，在像空间中有其一一对应的点、线或面存在。
例如，有缝光源A、B和正透镜L组成一个成像光学系统，L的焦距为f[正透镜为圆形，在空气介质中]，物、像距离正透镜L的物、像方主平面K和K’分别为u和v，如图三。
在图三中，缝A、B对称垂直于主光轴Z，但不与主光轴Z相交，且偏离主光轴Z都为d。
定义AB缝所在平面为Q面。
我们在Q面上建立x-y坐标系，y轴平行于光缝，x轴方向向纸外且垂直于主光轴Z，其坐标原点在主光轴Z与Q面的交点上，如图三中（a）。
在距正透镜主平面K前（左侧）s处取一平面P，P面与主光轴Z垂直，则P面到Q面的间距为。
在P面上建立x-y坐标系，如图三中（b），图中x轴方向向纸外，y轴平行于AB缝，并且方向相同，其原点在主光轴Z上。
同样，在像平面R上建立x-y坐标系，如图三中（c）。
我们将图中的物空间、像空间和正透镜区加以放大画出，各参量的关系如下：
（4）
（5）
u是物体（双缝光源AB）所在平面Q到物方主平面K的距离
v是像平面R到像方主平面K’的距离
f是正透镜L的焦距
h和H分别是物体的高度和像高度
d和D分别是物体和像偏离主光轴的距离
按照几何光学来说：
不论双缝光源A和B是相干光或非相干光，它们在像空间中所成像的特性[像位置和像的能量分布]不变，这是由光线传播过程中的三个基本定理决定的：
直线传播定理、独立传播定理、反射和折射定理。
另一方面，按照光的波动说：
缝光源A和B在物空间和像空间中传播的电磁场分布值，不会随光源A和B的相干性与否而变化，即从A和B所发出的光波在整个光路传播过程中是相互独立的，在空间任意一点的总场值是两者之和。
定义它们的各自波动方程为：
A缝光源的波动方程：
（6）
B缝光源的波动方程：
（7）
rA或rB是空间任意观测点到缝A或缝B的矢径
A（rA）和B（rB）是空间该观测点的场强，A（0）和B（0）是各自缝源的场强初值
是缝光源A和B的光波角频率，它们对应的波长为
k是波数
A和B是光波的初相角
设p（x,y）为P平面上任意一点，如图三中（b）。
那么，在近轴，且A=B=0的情况下，P面上两光源的波动方程由（6）和（7）式变为：
A缝光源在p（x,y）点的波动方程：
（8）
B缝光源在p（x,y）点的波动方程：
（9）
其中：
波函数EA（t）经正透镜L后，会在像空间的成像平面R上的xA处成倒像A’，像A’的特性只与（8）式有关，而与（9）式无关，如图三中（c）；
同样波函数EB（t）在像空间R平面上的xB处成倒像B’，像B’的特性只与（9）式有关，而与（8）式无关。
重申：
（8）式和（9）式描述的场分布是相互独立的。
那么，在P面上的相干光EA和EB的相位差δ为：
（10）
Δ是光程差
当我们在P面上加入光阑，并限制部分EA和EB的能量通过后，EA和EB同样会在像空间内的R平面上xA、xB处成倒像A’和B’，这是由于光在传播过程中的独立性所决定的。
我们可以画出在Q面上AB缝光源的位置，如图四中（a）。
图四QPR平面上的光源图、干涉图和成像图
图中：
w为A和B的缝宽
h为A和B的缝高
2d为AB双缝内边间距，2d的中心在x-y坐标系的原点上
假设AB缝在P面的干涉条纹如图四中（b）。
x为相邻干涉极大值或极小值的间距
y为单亮纹或暗纹的高度
光阑的宽度为a，高度为b
图五P平面上的电磁场强度分布图
我们可以画出相干光缝AB在P面x轴上的电磁场功率密度分布图，如图五中（a）。
在图中，画出了x和光阑的宽边位置。
在光阑的b＞y和a＞nx（n是可观测干涉条纹个数。
在图四中，我们取n=5）的条件下，AB对应的成像图如图四中（c）。
W为像A’和B’的像宽
H为像A’和B’的像高
xA和xB为像A’的左边位置和B’的右边位置
2D为双像A’B’的内边间距，
由于电磁场EA[或EB]在传播过程中的独立性，见（8）式[或（9）式]。
因此，当我们遮挡缝B时，缝A在Q面、P面和R面的条纹如图六中的（a）、（b）和（c）。
我们在P面上会观测到缝A对应的连续光带。
图六单逢A的QPR面上亮暗条纹图
当我们遮挡缝A时，缝B在Q面、P面和R面的条纹类似如图六中的（a）、（b）和（c）。
图七窄光阑时，QPR平面上的光源图、干涉图和成像图
那么，当我们减小光阑的宽度a=nx[在这里，我们取n=3]，并使a>
>
λ（光波长），而高度b不变时，双缝AB的干涉QPR图的结果如图七。
由于光阑的作用，光阑与R面组成一个相当于夫琅和费单缝衍射。
这样，单缝A或B在R面上各自的光纹宽度为：
（11）
W是成像光条A’（或B’）两边的光强零值到零值的宽度
λ是光波波长，对应的角频率为ω
a是光阑的宽度
w是缝A（或B）的缝宽
u和v分别是Q面到主平面K和R面到主平面K’的距离
（11）式说明：
在有光阑存在时，在R面上衍射成像条纹的宽度要大于无光阑时的成像条纹宽度。
如图七中（c）所示。
光阑衍射的三个次极大光强为：
，，
I0是衍射中心光强极大值。
当时，（11）式就变为成像放大公式：
（12）
我们可以看出（12）式与（5）式相一致。
在单缝A或B成像情况下，其结果与图六类似，不再画出，只是像A’和B’条纹的宽度增加了，如（11）式。
我们可以画出相干光缝AB在P面x轴上的电磁场强度图，如图五中（b）。
注意：
我们可以选择适当的f、a、v和u值，使成像条纹A’和B’不相重合，即，使光阑的宽度a和像A’B’的间距2D足够大，让像A’的光强主极大值对像B’无影响，反之依然。
在下面的讨论中，都满足以上条件，我们忽略光强的次极部分，而不再考虑它们的相互影响。
这样，不论是单缝成像或双缝成像，我们都有如下的结论：
像A’的场分布值域范围都为：
（13-1）
像B’的场分布值域范围都为：
（13-2）
为固定不变域。
三、干涉光在窄光阑成像中的悖论
上面是从目前的理论框架下得出的结论。
现在，我们可以从理论上推导出一个悖论。
在P面上，我们在习惯上只关心光强度的相对值，因此将同一介质中描述电磁场的系数略去。
单缝A和B在P面x轴上的光辐照度（光强）和为：
（非相干情况下）
AP是逢光源投射在P面上的振幅[在近轴Z情况下]
图八功率密度和功率图
光强IS代表逢光源A和B发射出的总功率之和，如图八中（a）。
我们只求单缝A和B投射在P面[0,x]之间的光功率之和为：
（14）
S是积分面积，。
ES如图八中（b）。
如果A和B缝在R面成像，则（14）式也是R面上像A’B’的功率和。
当x=L时，（14）式变为：
（15）
在另一种情况下──在双缝干涉情况下，干涉光在P面x轴上的光强为：
（相干情况下）（16）
，见（10）式。
由于，，我们有：
是P面与Q面之间的距离
2d是缝AB间距
λ是相干光的波长
那么，（16）式变为：
光强ID如图八中（a）。
当ID=IS时，可以解得。
我们求相干光在[0,x]之间的功率之和为：
（17）
ED如图八中（b）。
那么，我们取（17）式与（14）式之比为：
（18）
我们将B与x之间的关系绘于图九中（a）。
我们有；
上式说明：
以L为周期，相干与非相干光在[n,（n+1）L]区段内的功率积分是相等的（n∈整数）。
图九功率比值与功率总和
图十干涉区中的透光光阑位置
如果场EA（t）和EB（t）在空间中的传播是独立的，即不随单缝或双缝的成像条件变化而改变，那么，取光阑缝的位置为，其中：
成立，如图十。
我们可以求得对应光功率成像在R面上之和为：
（19）
是P面光阑区的积分面积，。
即在R面上的像功率和等同于电磁场分别穿过P面光阑所对应分量的功率和，（19）式既适用于单缝成像，也适用于双缝成像的条件。
这样，在双缝干涉成像，并取光阑的位置取为时，我们计算在P面上之间的功率与像A’B’的功率和为：
（20）
将E（x）画于图九中（b）。
那么，当我们考察的时，有：
（21）
我们会得到这样的结论：
当光阑缝取为，即时，能量E（x）将最大限度地大于由AB缝发出的总能量之和ESL，能量有“超生”现象！
其超出的功率如图九中（b）的阴影部分。
同样地，当我们取光阑缝为时，会得出能量“隐含”的现象！
但是，实际情况并非如此，这是一个悖论！
问题出在哪？
那么，我们以实验来测量（13）式的结果，以判断像A’B’的域值范围。
四、干涉光的窄光阑成像实验
我们用实验来观测上面的结论，可以得到一个新现象。
在双缝平面Q上的左侧沿中轴Z放置一个半导体激光器Las，其光束的发散角近似为零，波长为λ=750nm。
半导体激光器Las使用恒流源IL为驱动。
我们在Q面上安装一个档片，它可以在Q面上沿x方向左右移动，以遮挡缝A或B，可以完成单缝或双缝成像的选择，如图十一。
我们在干涉面P上取部分光阑的透光区进行成像。
我们在成像面R上沿x轴上放置一个线阵ICCD接收单元，共有2048个光电单元，以测量倒像A’和B’在x轴向上的位置和能量分布状况。
图十一激光器Las和Q面上的档片
图十二ICCD采用原理框图和电路原理图
（a）原理框图（b）部分主要电路图
ICCD的输出电压再经放大器Ampl和A/D转换后，得到数据Da，电路的原理框图和部分电路图如图十二。
实验条件：
u是物方距离，u=131.1cm
v是像方距离，v=233.5cm
w是A和B的缝宽，w=0.1mm
f是正透镜的焦距，f=1.0m
h和H分别是缝AB的高度和像高度，h=1.0mm，H=45mm
d和D分别是缝AB物体和像偏离主光轴Z的距离，2d=0.70.8mm，2D=1.52.0mm
x为干涉面上相邻极大值或极小值的间距，x=1.1mm
实验测量的过程如下：
用ICCD测双缝A’B’像为曲线测单缝A’像为曲线测单缝B’像为曲线移去R面上的挡片后，再测双缝A’B’像为曲线，以这个测量循环作为一组数据，则记录测量结果如下：
1.当a=1.5x时，相干光的成像结果
⑴当相干光的暗纹在光阑中间时。
在这种情况下，测量到ICCD的数据如图十三。
（a）图的曲线是双缝A’B’的像。
（b）图的曲线是单缝A’的像。
（c）图的曲线是单缝B’的像。
（d）图的曲线是再测双缝A’B’的像。
（e）图是曲线和合并。
（f）图是曲线和合并。
我们画出图（e）和（f），是为了比较曲线方便。
图十三光阑的宽度a=1.5x，相干光的暗纹在光阑中心
⑵当相干光的明纹在光阑中间时。
测量到ICCD的数据如图十四。
图（a）至（f）定义同上。
图十四光阑的宽度a=1.5x，相干光的明纹在光阑中心
2.当a=2.0x时，相干光的成像结果
在这种情况下，测量到ICCD的数据如图十五。
测量到ICCD的数据如图十六。
图（a）至（f）定义同上。
3.当a=3.0x时，相干光的成像结果
图十六光阑的宽度a=2.0x，相干光的明纹在光阑中心
在这种情况下，测量到ICCD的数据如图十七。
图十五光阑的宽度a=2.0x，相干光的暗纹在光阑中心
测量到ICCD的数据如图十八。
由以上三组数据，我们可以得到以下三点：
.曲线、与的能量分布位置不同。
.曲线的峰值位置与光阑的宽度和位置有关。
.当暗纹在光阑中心时，曲线的峰值间距2DL与明纹在光阑中心时的峰值间距2DH之差最大，即：
（22）
如图十三和十八中（a）所示。
这三组数据对应的值见表一。
其相对变化量R为：
（23）
图十八光阑的宽度a=3.0x，相干光的明纹在光阑中心
图十七光阑的宽度a=3.0x，相干光的暗纹在光阑中
这两组数据对应的R值见表一。
表一不同光阑位置下的成像能量峰值的变化量
第一组数据第二组数据第三组数据
峰值变化量的绝对值1.3mm0.5mm0.4mm
峰值变化量的相对值R78.72017
如果采样一个长焦距、多透镜的组合成像系统，来代替正透镜L和成像区，我们会得到更好的实验结果，如图十九。
通过这种成像分离方法，使我们可以看到实测值与（13）式有>
17的偏差。
实验结果说明：
在P面上光阑区的场EA（t）和EB（t）分布已发生变化，不在由（8）式和（9）式描述，即单缝时A的场分布不同于双缝时A的场分布，同样单缝时B的场分布不同于双缝时B的场分布！
我们不妨称这种场分布的变化为“变场”现象。
图十九改进的相干光成像实验方案
这是一种值得再探讨的新现象。
五、微观世界中的幽灵
波粒矛盾仍然是科学界十分关注的问题之一，它引发出一系列争论与矛盾，波粒二难问题的起源是人们对光本性的不同认识。
在经典物理学中，波和粒子是两个尖锐对立的、互不相容的概念。
所谓粒子性是指物质的质量、能量在空间的集中，物质有明显的界面和精确的空间位置，其运动有一定的轨迹，不同粒子相遇时发生碰撞，并具有不可入侵性等等。
所谓波动性是指物质的能量在空间连续分布、传播和扩散，物质的运动状态和空间分布状态的变化呈现周期性，不同的波相遇遵循迭加原理，没有不可入侵性等等。
在杨氏干涉实验中，如图一。
光源的光束通过屏幕Q上的两个狭缝后，投射在干涉屏幕P上形成干涉条纹。
在屏幕P上，当某点的两束光是同步时，形成亮纹；
当某点的两束光是异步时，形成暗纹。
在这个实验中，即使光源的光强减弱到按一个光子接一个光子发射时，尽管任何一个光子只能通过屏幕Q上的两个狭缝中的一个，并且它也没有邻近的光子可与其进行同步或异步干涉，但是，在足够长时间积累后，我们仍能在相干区P内得到相干条纹，而非两个单缝图象的简单叠加。
令人难解的是，一个光子是如何判断在实验中使用的是双缝还是单缝呢？
且如何进行自我干涉？
在量子论中，按照几率波的诠释：
量子粒子在空间不是有确定的路线，而是同时通过无限多条路径。
这些路径通过双缝孔后，在相干区内相互作用，从而使量子粒子能够“察觉出”我们是在做双缝实验还是单缝实验。
粒子的几率波在传播过程中充斥了整个实验空间，当一个观察者进行测量时，几率波“缩编”到相干区内某个量子态，才完成一个光子的传递过程，这种将人类精神或认识的属性置于物理学在微观世界中有重要地位，是量子学为我们提供了在微观与宏观图象之间的不同之处。
六、结论
通过这种成像分离方法，使我们可以看到成像能量分布的位置出现变动。
实验结果说明前述的（3）式成立，
（1）式不成立！
而干涉光在窄光阑成像中的悖论也是在
（1）式成立的前提条件下得出！
对于这个实验，我把它公布于世，就是希望其他人也能去重复做它，以验证实验的正确性。
如果这个世界上的任何人，在任何地点和任何时间下，都与我的实验结论相同或相近。
那么，这个实验才是正确的，才是真正有意义的一件事。
这种变场效应是一种值得再探讨的新现象。
它能为我们带来什么新概念，我们将拭目以待。
参考文献：
尹学志，申先甲，《科学悖论集》，湖南科学技术出版社，98年
[英]戴维斯，布朗，《原子中的幽灵》，湖南科学技术出版社，92年
Abstract:
InthispaperanimagingsystemcanbeusedtoseparatetheinterferencebeaminThomasYoungInterferenceExperiments.Thenwewillobservethechangeinthepositionandenergydistributionofimagery.Thisisanewphenomenontobediscussed.
Keywords:
Interference,Imagery,Separation.
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