相干性

在物理學中，相干性（coherence）又称同調性^[1]，陈述两列波相互干扰的可能性。来自同一单光源的两单色光束总是相互干扰（干涉）^[2]。若两个波源的频率和波形相同，则它们是相干的（coherent）或同调的。相干的的两波物理源（physical source）并不严格限单色的，它们可能是部分相干的（partly coherent）。但来自不同物理源的光束，则互为非相干的^[3]（incoherent）。

相干性是波的一个理想内禀属性（英语：Intrinsic and extrinsic properties），它使波可进行“定态干涉”（stationary interference，时间或空间固定下的干涉）；亦即為了產生顯著的干涉現象，波所需具備的性質。相干性描述一个波列在同一时间不同位置，或者在同一位置不同时间的“振动间有恒定相位关系”的特性，可分为空间相干性、时间相干性和部分相干性三种。更概括地说，相干性描述了单波与自己、多波之间、波包之间，某些物理量间的相关特性。

當兩個波彼此相互干涉時，因為相位的差異，會造成相长干涉或相消干涉。假若兩個正弦波的相位差為常數，則這兩個波的頻率必定相同，稱這兩個波「完全相干」。兩個「完全不相干」的波，例如白炽灯或太陽所發射出的光波，由於產生的干涉圖樣不穩定，無法被明顯地觀察到。在這兩種極端之間，存在著「部分相干」的波。^{[註 1]}

相干性大致分為時間相干性與空間相干性兩類。時間相干性與波的頻寬有關；而空間相干性則與波源的有限尺寸有關。

波與波之間的相干性可以用相干度（英语：degree of coherence）來量度。干涉可見度（英语：interference visibility）是波與波之間的干涉圖樣的輻照度對比，相干度可以從干涉可見度計算出來。

波源

一般而言，互不相關的波源無法形成可觀察到的干涉圖樣。例如白炽灯或太陽是由很多互不相關、持續生成的微小發光點所組成，每一個發光點只會作用一段時間${\displaystyle \Delta t\approx 10^{-8}-10^{-9}sec}$，發射出一個有限長度的波列，之後，再也不會發光，但在其它位置，又會出現新的發光點。為了要能拍攝到這類光源所產生的由兩個波列疊加形成的干涉圖樣，攝影儀器的曝光時間必須要小於${\displaystyle \Delta t}$。在舊時，無法製造出這麼高階的攝影儀器，因此從這類光源很難拍攝到干涉圖樣。^[5]但是，通過適當處理，仍舊可以觀察到這些光源的干涉圖樣。^{[6]:457, 460}

為了要觀察到這些互不相關的波源所形成的涉圖樣，必須從這些波源製造出相干性較高的波。有兩種方法可以達成這目標：

1. 第一種方法稱為「波前分割法」。從微小波源發射出的波，其波前與微小波源之間的距離大致相等。使用具有幾條狹縫的檔板來過濾從微小波源發射出的波，只要這些狹縫與微小波源之間的距離相等，就可以保證同樣的波前入射於這幾條狹縫。位於波前的每一點都可以視為一個波源，會發射出次波。因此，從這幾條狹縫衍射出來的次波，其相位大致相同。楊氏雙縫實驗就是藉著這方法製成兩束相干性較高的光波，這兩束光波會在觀察屏產生干涉圖樣。
2. 第二種方法稱為「波幅分割法」。用半透射、半反射的半鍍銀鏡，可以將光波一分為二，製造出透射波與反射波，這兩束光波非常相似，相干性非常高。假設這兩束光波的光程長度不相等，則由於在觀察屏的相位不同，會產生明顯不同的干涉圖樣。邁克生干涉儀使用的就是這種方法。^[5]

自從激光、激微波的發明以後，物理學者不再為尋找高相干性的光源這問題而煩惱，激光所製造出來的波列通常能維持${\displaystyle \Delta t\approx 10^{-3}sec}$之久。這給予足夠的曝光時間來拍攝干涉圖樣。

應用

以前，只有在學習光學的楊式雙縫實驗時，才會接觸到相干性這術語。現今許多涉及波動的領域，像聲學、電子工程、量子力學等等，都會使用到這術語。許多科技的運作都倚賴相干性質為基礎。例如，全像攝影術、音波相位陣列、光學相干斷層掃描、天文光學干涉儀、與射電望遠鏡、等等。

相干性與相關性

兩個波的相干性，稱為「互相干性」，來自於它們彼此之間的相關程度，也就是說，它們彼此之間的相似程度。互相關函數可以量度互相干性。^{[7]:564[6]:545-550} 互相關函數可以量度從一個波預測另一個波的能力。舉例而言，設想完全同步相關的兩個波。在任意時間，假若一個波發生任何變化，則另一個波也會做出同樣的變化；讓這兩個波互相干涉，則在任意時間，它們都會展示出完全相長干涉，它們具有完全相干性。互相關函數可以用來支持模式識別系統，例如，指紋識別。

如稍後所述，第二個波不必是另外一個實體，它可能是在不同時間或不同位置的第一個波。這案例所涉及的相關稱為「自相干性」；對於這案例，可以用自相關函數來量度自相干性。自相關函數可以用來從帶有隨機噪聲背景的信號中提取出資訊信號。^[6]:545-550

嚴格定義

假設在點S₁、點S₂的波擾分別為${\displaystyle {\tilde {E}}_{1}(t)}$、${\displaystyle {\tilde {E}}_{2}(t)}$（波浪號代表複數），則其互相關函數${\displaystyle {\tilde {\Gamma }}_{12}(\tau )}$為^{[6]:566-571[8]:115-118}

${\displaystyle {\tilde {\Gamma }}_{12}(\tau )=\langle {\tilde {E}}_{1}(t+\tau ){\tilde {E}}_{2}^{\,*}(t)\rangle \ {\stackrel {def}{=}}\ \lim _{T\rightarrow \infty }{\frac {1}{T}}\int _{0}^{T}{\tilde {E}}_{1}(t+\tau ){\tilde {E}}_{2}^{\,*}(t)\mathrm {d} t}$；

其中，單書名號表示取時間平均值，${\displaystyle T}$是平均的時間間隔，${\displaystyle \tau }$是相對時移。

互相關函數又稱為「互相干函數」。理論而言，必需取${\displaystyle T}$趨向於無窮大的極限；然而，實際而言，只要平均的時間間隔比相干時間（大約是有限長度的波列通過某固定點的有限時間）長久很多就行了。

從互相關函數的定義式，可以衍生出自相關函數，又稱為「自相干函數」。波${\displaystyle {\tilde {E}}_{1}(t)}$與相對時移${\displaystyle \tau }$的自己波，兩者之間的自相干函數為

${\displaystyle {\tilde {\Gamma }}_{11}(\tau )=\langle {\tilde {E}}_{1}(t+\tau ){\tilde {E}}_{1}^{\,*}(t)\rangle }$。

歸一化的互相干函數${\displaystyle {\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )}$又稱為兩個波的「複相干度」，以方程式表示為

${\displaystyle {\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )={\frac {{\tilde {\Gamma }}_{12}(\tau )}{\sqrt {{\tilde {\Gamma }}_{11}(0){\tilde {\Gamma }}_{22}(0)}}}={\frac {\langle {\tilde {E}}_{1}(t+\tau ){\tilde {E}}_{2}^{\,*}(t)\rangle }{\sqrt {\langle |{\tilde {E}}_{1}(t)|^{2}\rangle \langle |{\tilde {E}}_{2}(t)|^{2}\rangle }}}}$。

從柯西-施瓦茨不等式可以推導出${\displaystyle |{\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )|\leq 1}$。

絕對值${\displaystyle |{\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )|}$就是「相干度」。當${\displaystyle |{\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )|=1}$時，波${\displaystyle {\tilde {E}}_{1}}$與波${\displaystyle {\tilde {E}}_{2}}$完全相干；當${\displaystyle |{\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )|=0}$時，兩個波完全不相干；當${\displaystyle 0<|{\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )|<1}$時，兩個波部分相干。

本圖展示各種干涉圖樣的明暗條紋的清晰程度與干涉可見度的關係。縱軸是輻照度除以最大輻照度，橫軸是空間坐標。

「干涉可見度」量度干涉圖樣的明暗條紋的清晰程度，以方程式定義，

${\displaystyle {\mathcal {V}}={\frac {I_{max}-I_{min}}{I_{max}+I_{min}}}}$；

其中，${\displaystyle I_{max}}$、${\displaystyle I_{min}}$分別為干涉圖樣的最大輻照度與最小幅照度。

干涉可見度的范围在0到1之间。假設兩個波的振幅相等，則干涉可見度等於相干度：

${\displaystyle {\mathcal {V}}=|{\tilde {\gamma }}_{12}(\tau )|}$。

各種波動實例

下述這些波的共同之處是，它們的物理行為可以用波動方程式或推廣的波動方程式來描述：

• 繩索的機械波。
• 液體的表面波。
• 電纜的電磁波。
• 聲波。
• 無線電波與微波。
• 光波。
• 量子尺寸粒子的物質波。

這些種類的波的物理行為，大多數可以直接測量獲得。因此，波與波之間的互相干函數可以很簡單地求得。但是，在光學裏，不能直接的測量電磁場，因為電磁場的震盪太快，比任何探測器的時間分辨率還要快。^[9]可行之道是測量光波的輻照度。

大多數在這條目提到的涉及相干性的概念，都是先在光學領域發展成功，然後再適應於其它領域。因此，許多相干性測量標準都是採用間接地測量，甚至在可以直接測量的領域，都是這樣做。

時間相干性

圖1：本圖顯示出，一個單色波的振幅（紅色），與延遲了時間${\displaystyle \tau }$的自己波的振幅（綠色），這兩個振幅隨著時間${\displaystyle t}$的演進而變化。這兩個波的相干時間是無窮大。因為，對於所有可能延遲時間${\displaystyle \tau }$，它們完全相干：${\displaystyle |{\tilde {\gamma }}_{11}(\tau )|=1}$。^[8]:118

圖2：本圖顯示出，一個相位顯著飄移的準單色波的振幅（紅色，相干時間為${\displaystyle \tau _{c}}$），與延遲了時間${\displaystyle 2\tau _{c}}$的自己波的振幅（綠色），這兩個振幅隨著時間${\displaystyle t}$的演進而變化。在任何給定時間${\displaystyle t}$，紅色波會與綠色波互相干涉。但是由於一半時間，紅色波與綠色波同相，另一半時間，兩個波異相，所以，對於這延遲，經過時間平均後，自相干函數可以近似為0。

圖3：本圖顯示出，一個波包的振幅（紅色）與延遲了時間${\displaystyle 2\tau _{c}}$的自己波包的振幅（綠色），這兩個振幅隨著時間${\displaystyle t}$的演進而變化。從本圖可以觀察到，經過時間${\displaystyle \tau _{c}}$，波包的振幅有顯著地改變。在任何瞬時，紅色波包與綠色波包是不相關的；當一個波包在做大幅度振盪的時候，另一個波包卻是非常的平靜。所以，在這裏，並沒有干涉效應發生。換另一種方法來看，波包並沒有重疊於時間，在任何瞬時，最多只有一個波包貢獻震盪，不會產生干涉。

一個波${\displaystyle {\tilde {E}}_{1}(t)}$與延遲了時間${\displaystyle \tau }$的自己波，兩者之間的自相干函數${\displaystyle {\tilde {\Gamma }}_{11}(\tau )}$，可以用來量度時間相干性。對應的複相干度為${\displaystyle {\tilde {\gamma }}_{11}(\tau )}$，又稱為「複時間相干度」。時間相干性可以表達波源的單色性質，可以量度一個波在延遲某時間後干涉自己的能力，因此又稱為「縱向相干性」。經過一段延遲時間${\displaystyle \tau }$後，假若一個波的相位或波幅開始發生足夠顯著的變化（因此自相干函數開始顯著地減小），則定義此延遲時間為「相干時間」${\displaystyle \tau _{c}}$。有限長度的波列通過某固定點的有限時間大約是相干時間。當${\displaystyle \tau =0}$時，一個波${\displaystyle {\tilde {E}}_{1}(t)}$與自己的相干度為${\displaystyle |{\tilde {\gamma }}_{11}(0)|=1}$；而當${\displaystyle \tau \geq \tau _{c}}$時，相干度${\displaystyle |{\tilde {\gamma }}_{11}|}$會顯著地減小，顯示在觀察屏的干涉圖樣也會變得模糊不清。「相干長度」${\displaystyle L_{c}}$定義為，在相干時間${\displaystyle \tau _{c}}$內，波所能傳播的距離，又稱為「縱向相干長度」。^{[6]:560, 571-573}

相干時間與頻寬的關係

由於周期的倒數是頻率，一個波在越短時間內，變的不自相干（${\displaystyle \tau _{c}}$越小），則波的頻寬${\displaystyle \Delta f}$越大。兩個物理量的關係方程為^{[6]:358-359, 560}

${\displaystyle \tau _{c}\Delta f\approx 1}$。

用波長${\displaystyle \lambda =c/f}$來表達，

${\displaystyle {\frac {L_{c}\Delta \lambda }{\lambda ^{2}}}\approx 1}$。

用數學表述，這結果可以從傅立葉變換推導出來。自相干函數的傅里葉變換就是功率譜（英语：power spectrum）（每個頻率的輻照度）。^[6]:572

實例

試想下述四個關於時間相干性的實例：

• 對於任何時間間隔，一個單色波都是完全的自相干（參閱圖1）。
• 反過來說，一個相位迅速飄移的波，其相干時間必定很短（參閱圖2）。
• 類似地，具有較寬頻域的脈衝波（一種波包），由於振幅迅速地變化，所以，相干時間很短（參閱圖3）。
• 白光擁有非常寬的頻域，是一種振幅與相位都迅速變化的波。由於相干時間很短（10週期左右），常被稱為「不相干波」。

白光的頻寬大約為3×10¹⁴Hz，因此相干時間為3×10^-15s，相干長度非常短，大約只有900nm。普通放電燈的頻寬也很寬闊，因此相干長度也相當短，大約為幾個mm數量級。國際標準Kr⁸⁶低氣壓放電燈的相干長度比較長，大約為0.3m。^[6]:316

激光通常是最單色的光源。高度的單色性意味著相干長度很長。例如，單模氦氖激光器能夠發射相干長度接近400m的光。特別穩定性氦氖激光的相干長度可以達到1.5×10⁷m。^[6]:316

全息攝影需要用到長相干時間的光。^[6]:635由於具有脈衝高能量與較長的相干時間這兩種優點，紅寶石激光時常被應用於全息攝影。^[10]:549相對比較，光學相干斷層掃描使用短相干時間的光。

測量方法

圖4：輸入波為圖 (2)或圖 (3)的波，在輻照度干涉儀輸出點偵測到的，經過時間平均後的輻照度，以延遲時間${\displaystyle \tau }$的函數形式繪製。假設將延遲時間改變半個週期，則干涉會從建設性轉換為摧毀性，或從摧毀性轉換為建設性。黑色曲線顯示出干涉包絡線，這是相干度的曲線。雖然，圖 (2)或圖 (3)的波有不同的持續期，它們有同樣的相干時間。

在光學裏，時間相干性可以用干涉儀來測量，例如，邁克生干涉儀或马赫-曾德尔干涉仪。干涉儀先將輸入波複製，延後${\displaystyle \tau }$時間，然後將輸入波與複製波合併為輸出波，再用輻照度探測器來測量經過時間平均後的輸出波輻照度，得到的數據，稍加運算，可以求得干涉可見度。這樣，可以知道延遲時間為${\displaystyle \tau }$的相干度。對於大多數的天然光源，由於相干時間超短於探測器的時間分辨率，探測器自己就可以完成時間平均工作。

思考圖 (3)案例，在相干時間${\displaystyle \tau _{c}}$內，波的輻照度顯著地漲落不定。假設延遲時間為${\displaystyle 2\tau _{c}}$，則一個無窮快的探測器所測量出的輻照度也會顯著地漲落不定。對於這案例，可以手工計算輻照度的時間平均值來求得時間相干性。

空間相干性

波源綿延有限尺寸的楊氏雙縫實驗示意圖。最右邊的干涉圖樣是由單獨點波源產生的圖樣。

為了展示出顯著的干涉圖樣，楊氏雙縫實驗所使用的光源必須具有空間相干性。光學影像系統與天文望遠鏡的製作必需考慮到光源的空間相干性。

空間相干性與波源的有限尺寸有關。這可以用楊式雙縫實驗來解釋。在典型的楊式雙縫實驗裏，只存在有一個點光源S，其所發射出的單色光，在通過不透明擋板的位於點S₁、點S₂的兩條狹縫之後，會在觀察屏顯示出干涉圖樣。現在將這實驗加以延伸，將點光源S改為綿延有限尺寸${\displaystyle b}$的線光源。從做實驗獲得的結果，物理學者發覺，假定線光源與擋板之間的距離${\displaystyle R}$足夠遠，則若要在觀察屏的中央軸區域顯示出干涉圖樣，必須先滿足以下條件：^[11]:42-43

${\displaystyle b\theta \lesssim \lambda }$；

其中，${\displaystyle \theta }$是點S₁、點S₂對於頂點S的夾角。${\displaystyle \lambda }$是光波的平均波長。

注意到${\displaystyle \theta \approx {\mathcal {L}}/R}$、${\displaystyle \alpha \approx b/R}$；其中，${\displaystyle {\mathcal {L}}}$是兩個狹縫之間的距離，${\displaystyle \alpha }$是有限尺寸光源對於檔板中央軸交點的夾角。所以，必須滿足條件^[11]:42-43

${\displaystyle {\mathcal {L}}\lesssim \lambda /\alpha }$。

因此，可以估算這問題的「橫向相干長度」為${\displaystyle {\mathcal {L}}_{c}=\lambda /\alpha }$。假若兩個狹縫之間的距離大於${\displaystyle {\mathcal {L}}_{c}}$，則干涉圖樣會消滅殆盡。對於三維案例，可以使用物理量「相干面積」，以方程式表示為${\displaystyle {\mathcal {A}}_{c}=\lambda ^{2}/\alpha ^{2}}$。

在許多物理系統裏，像水波或光波一類的波可以傳播於一維或多維的空間。空間相干性量度位於點S₁、點S₂的兩個波擾，經過時間平均後，彼此相互干涉的能力。更精確地說，空間相干性是這兩個波擾除去了延遲時間因素之後的互相關函數。假設某波前的波幅為常數，則在其任意兩個位置的波擾，彼此之間都具有完全空間相干性。

繼續思考楊氏雙縫實驗，只專注於檔板與觀察屏之間的狀況。假設點S₁、點S₂的兩個波擾分別為${\displaystyle {\tilde {E}}_{1}(t)}$、${\displaystyle {\tilde {E}}_{2}(t)}$，則其互相干函數${\displaystyle {\tilde {\Gamma }}_{12}(\tau )=\langle {\tilde {E}}_{1}(t+\tau ){\tilde {E}}_{2}^{\,*}(t)\rangle }$與點S₁、點S₂的位置和延遲時間${\displaystyle \tau }$有關。由於在觀察屏的干涉圖樣，其中心點Q是中央軸與觀察屏的交點，從點S₁、點S₂同時發射的光波，會在同時抵達點Q，延遲時間為

${\displaystyle \tau =(r_{1}-r_{2})/c\approx 0}$；

其中，${\displaystyle r_{1}}$、${\displaystyle r_{2}}$分別是從S₁、點S₂到點Q的距離，${\displaystyle c}$是光速。

因此，除去了延遲時間因素，互相干函數${\displaystyle {\tilde {\Gamma }}_{12}(0)}$可以量度在點S₁、點S₂的兩個波擾的空間相干性。複相干度${\displaystyle {\tilde {\gamma }}_{12}(0)}$稱為在點S₁、點S₂的兩個波擾的「複空間相干度」。^[6]:572

實例

圖5：一個單色平面波，相干長度與相干面積為無窮值。

圖6：一個波前不規則的單色波。因為在點X₁與點X₁後面λ整數倍數之處的波幅永遠相同，相干長度為無窮值，因為在點X₁與點X₂的波幅永遠相同，相干面積也為無窮值。

圖7：一個波前不規則的波，相干長度與相干面積為有限值。

圖8：一個波前不規則、相干長度與相干面積為有限值的波，入射於具有一條狹縫的檔板。入射波穿過狹縫後，衍射出來的波，其空間相干性會增加。經過傳播一段距離，在離狹縫較遠處，圓形波前的波近似於平面波。相干面積變為無窮值，而相干長度不變。

圖9：兩個同樣的波，在空間裏傳播。一個波是另外一個波的位移，兩個波的相干長度與相干面積分別為無窮值。兩個波的結合，在某些位置，會建設性干涉（干涉相涨），在另外一些位置，會摧毀性干涉（干涉相消）。經過空間平均，探測器所觀察到的干涉圖樣，其干涉可見度會減低。例如，一個未校準的马赫-曾德尔干涉仪就會出現這種狀況。

試想一個電燈泡的鎢絲，從其不同位置會獨立地發射出毫無固定相位關係的光波。仔細觀察，在任意時間，光波的剖面都毫無規律可言。每經過一段相干時間${\displaystyle \tau _{c}}$，光波的剖面都會機率性地變化。電燈泡是一個白光光源，相干時間${\displaystyle \tau _{c}}$很短，是一個空間不相干光源。

位于美国新墨西哥州的综合孔径射电望远镜甚大天线阵。

電波望遠鏡天線陣的空間相干性很高，在天線陣對端的每兩根天線所發射出的光波，彼此之間都有特別設計的固定相位關係。

雷射產生的光波的時間相干性與空間相干性通常都很高，其相干度依激光的性質而定。

全像攝影術的運作，需要時間相干與空間相干的光波。它的發明者，伽博·丹尼斯，在雷射還沒有被發明前，就已經成功地做出全像圖。他將水銀燈的發射線激發出的單色光，通過針孔過濾器，製成全像攝影術所需要的相干光波。

2011年2月，物理學者發現，冷卻至接近絕對零度的氦原子，當變為玻色-愛因斯坦凝聚時，它們的物理行為會如同雷射發射出的相干光束一樣。^[12][13]

波譜相干性

幾個不同頻率的波（在光學裏，不同顏色的光波），假若是相干的，則會因相互干涉而形成一個脈衝波。

幾個波譜不相干的波因相互干涉而形成的波，其相位與波幅都會隨機變化。

不同頻率的波（在光學裏，不同顏色的光波），假若有固定的相對相位關係，則會因干涉而形成一個脈衝波（參閱傅里葉變換）。反過來說，假若不同頻率的波是不相干的，則結合在一起它們會形成像白光或白噪聲一類的波。脈衝波的時間持續期${\displaystyle \Delta t}$被頻寬${\displaystyle \Delta f}$限制，依據關係方程式：

${\displaystyle \Delta f\Delta t\geq 1}$。

這關係方程式也可以從傅里葉變換推導出。對於量子尺寸的粒子，這是海森堡不確定原理的必然結果。

測量光的波譜相干性，需要用到非線形光波干涉儀（英语：nonlinear optical interferometer），像輻照度相關器（英语：Intensity optical correlator）、頻域分辨光學開關或波譜相位干涉儀（英语：Spectral phase interferometry for direct electric-field reconstruction）。

量子相干性

在量子力學裏，物質具有波動性（參閱德布羅意假說）。例如，楊氏雙縫實驗也可以用電子來完成。從電子源發射出的每一個電子可以穿過兩條狹縫中的任何一條狹縫，因此，有兩種抵達觀察屏最終位置的方法可供選擇。一種方法是將狹縫S₁關閉，電子只能穿過狹縫S₂；另一種方法是將狹縫S₂關閉，電子只能穿過狹縫S₁。每一種方法可以設定為一個特別的量子態。由於這兩個量子態會相互干涉，因而影響電子抵達偵測屏最終位置的機率分佈，也因此形成了觀察屏的干涉圖樣。這相互干涉的能力展現出粒子的「量子相干性」。

假若，試圖探測電子到底是經過哪一條狹縫。那麼，兩個量子態的相位關係會不再存在。這雙態系統就會被退相干化。這現象顯示出量子系統的互補性。

大尺寸（宏觀）量子相干會導致新穎奇異的現象，稱為宏觀量子現象（英语：macroscopic quantum phenomena）。例如，雷射、超導現象、超流體等等，都是高度相干的量子系統，它們產生的效應可以在宏觀尺寸觀察到。超流體现象是玻色-愛因斯坦凝聚。所有組成凝聚的粒子都同相，可以用單獨一個量子波函數來描述。

換另一方面，薛丁格貓思想實驗強調，不能任意地將量子相干用在宏觀案例。但是，物理學者於2009年成功地在機械共振器（英语：resonator）的運動裏觀測到量子相干現象。^[14]

參閱

• 相干態
• 量子退相干
• 原子相干性（英语：atomic coherence）

註釋

1. 1860年代，法國物理學者埃米爾·韋爾代（英语：Émile Verdet）使用不相干光源重做楊氏干涉實驗。他發現，只要兩個針孔之間的距離小於0.05mm（太陽光的橫向相干長度），就可以觀察到干涉圖樣，從這狹縫衍射出的就是部分相干性光波。這實驗開啟了對於部分相干性質的研究。^[4]:560

參考文獻

1. 存档副本. [2022-05-24]. （原始内容存档于2022-06-04）.
2. M.Born; E. Wolf. Principles of Optics 7th. Cambridge University Press. 1999: 256. ISBN 978-0-521-64222-4.
3. 存档副本. [2024-01-24]. （原始内容存档于2024-01-24）.
4. Hecht, Eugene, Optics 4th, United States of America: Addison Wesley, 2002, ISBN 0-8053-8566-5 （英语）
5. George Bekefi; Alan H. Barrett. Electromagnetic Vibrations, Waves, and Radiation. The MIT Press. 1977: pp. 590ff. ISBN 0-262-52047-8. 引文使用过时参数coauthors (帮助) 引文格式1维护：冗余文本 (link)
6. Hecht, Eugene, Optics 4th, United States of America: Addison Wesley: pp. 457, 460, 2002, ISBN 0-8053-8566-5 （英语） 引文格式1维护：冗余文本 (link)
7. M.Born; E. Wolf. Principles of Optics 7th ed. 1999. 引文使用过时参数coauthors (帮助) 引文格式1维护：冗余文本 (link)
8. Christopher Gerry; Peter Knight. Introductory Quantum Optics. Cambridge University Press. 2005. ISBN 978-0-521-52735-4.
9. Peng, J.-L.; Liu, T.-A.; Shu, R.-H. Optical frequency counter based on two mode-locked fiber laser combs. Applied Physics B. 2008, 92 (4): 513. Bibcode:2008ApPhB..92..513P. doi:10.1007/s00340-008-3111-6.
10. William T. Silfvast. Laser Fundamentals. Cambridge University Press. 12 January 2004. ISBN 978-0-521-83345-5.
11. Mandel, Leonard; Wolf, Emil. Optical Coherence and Quantum Optics illustrated, reprint. Cambridge University Press. 1995. ISBN 9780521417112. 引文使用过时参数coauthors (帮助)
12. Hodgman, S. S.; Dall, R. G.; Manning, A. G.; Baldwin, K. G. H.; Truscott, A. G. Direct Measurement of Long-Range Third-Order Coherence in Bose-Einstein Condensates. Science. 2011, 331 (6020): 1046–1049. Bibcode:2011Sci...331.1046H. PMID 21350171. doi:10.1126/science.1198481.
13. Pincock, S. Cool laser makes atoms march in time. ABC Science. ABC News Online. 25 February 2011 [2011-03-02]. （原始内容存档于2014-08-28）.
14. O'Connell, A. D.; Hofheinz, M.; Ansmann, M.; Bialczak, R. C.; Lenander, M.; Lucero, E.; Neeley, M.; Sank, D. & Wang, H. Quantum ground state and single-phonon control of a mechanical resonator. Nature. 2010, 464 (7289): 697–703. Bibcode:2010Natur.464..697O. PMID 20237473. doi:10.1038/nature08967.