单缝衍射现象如下图所示：

半波带法分析衍射图样

半波带

如上图，分析P点处是亮条纹还是暗条纹。现将 BC 分成 N 等份, 每份长度为λ/ 2, 即把波面 AB 切割成 N 个波带, 使得相邻两个波带上的对应点所发出的次波到达 P 点处的光程差均为λ/ 2 。对于某一确定的衍射角

，若 BC 恰好为半波长的偶数倍，则在P点处各相邻两个子波带干涉相消，整体将呈现为暗条纹中心。若 BC 恰好为半波长的奇数倍，相邻波带的光在P点干涉相消，还剩一个波带的光到达P点，于是 P 点处将呈现为明条纹中心；衍射角越大，对应明条纹越暗。对于某衍射角，如果波振面AB不能恰好分出整数个半波带，则屏上对应点强度介于明和暗之间。

综上，暗条纹中心

\begin{equation*}
b\sin\theta=\pm k\lambda,k=1,2,3,\cdots
\end{equation*}

明条纹中心（近似）

\begin{equation*}
b\sin\theta=\pm k\lambda,k=0,1,2,3,\cdots
\end{equation*}

强度分布

研究宽度为$b$的无限长单缝产生的夫琅禾费衍射图样。假设一列平面波垂直入射到单缝上，现在需要计算透镜焦平面上的屏上的强度分布。缝可以看做是由大量等间距的点光源组成，并且认为，缝上每一点都是一个惠更斯子波源，它们发出的子波互相干涉。设点光源$A_1$，$A_2$，$A_3$，$\ldots$，并设相邻点光源的间隔为$\Delta$，如下图所示。

如果点光源的数目为$n$，则

现在需要计算$n$个点光源在点$P$的总叠加场。点$P$是透镜焦平面上任意一点，此点所能接收的平行光与狭缝法线的夹角为$\theta$。实际上缝是由连续分步的点光源组成，所以在最后的结果表达式中，将是$n$趋于无穷大，$\Delta$趋于零，并保持$n\Delta$趋于$b$。

点$A_1$，$A_2$，$A_3$，$\ldots$到点$P$的距离比缝宽$b$是很大的，所以，从这些点达到点$P$的振动的振幅几乎完全相等。但是，虽然它们到点$P$的距离只有微小的差别，但是相位差不可忽略。

对于垂直入射的平面波，在点$A_1$，$A_2$，$A_3$，$\ldots$是同相位的。点$A_2$发出的波与点$A_1$发出的波的光程差为$\overline{A_2A_2'}$

相应的相位差

同理，相邻点发出的相位差也是$\phi$。如果点$A_1$发出的波在点$P$产生的场$E_0\cos \omega t$，因此，各点在点$P$产生的合振动为

如下图可计算点$P$处的合振动

计算结果为

也可以用复数法得到上述结果。

\begin{equation*}
\begin{split}
\widetilde{E}&=E_0e^{i\omega t}[1+e^{-i\phi}+\ldots+e^{-i(n-1)\phi}]=E_0e^{i\omega t}\frac{1-e^{-i n \phi}}{1-e^{-i \phi}}\\
&=E_0\frac{e^{i n \phi/2}-e^{-i n \phi/2}}{e^{i \phi/2}-e^{-i \phi/2}}\frac{e^{-i n \phi/2}}{e^{-i \phi/2}}e^{i\omega t}\\
&=E_0\frac{\sin\frac{(n-1)\phi}{2}}{\sin\frac{\phi}{2}}e^{\left \{i\left [\omega t-(n-1)\frac{\phi}{2}\right ] \right \}}
\end{split}
\end{equation*}

点$P$处，合振幅

在$n\rightarrow \infty$和$(n-1)\Delta\rightarrow b$情况下，

令$\beta=\pi b\sin \theta /\lambda$，因此有点$P$处的振动为

光强

其中，$I_0$为$\theta=0$处的光强。

夫琅禾费单缝衍射强度分布见下图

极大值与极小值的位置

极小值的位置由下述关系给出

即

极大值由以下超越方程的根给出