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Lm是什么意思，白炽灯与日光灯为什么不一样？ ..... 因此量子效率应为常数，则此时探测器光频响应为与波长成正比，为一条直线。 量子效率. 普朗克常数. 电子电荷.
量子效率:输出信号电子数与接收到的光子数之比。
理想情况下，一个入射光子激发一个电子-空穴对，因此量子效率应为常数，则此时探测器光频响应为与波长成正比，为一条直线
探测器的响应度一般是波长的函数。与上面定义的积分响应度对应的光谱响应度为
积分响应度和光谱响应度的关系为
可以看到：积分响应度不仅与探测器的光谱响应度有关，也与入射辐射的光谱特性有关，因而，说明积分响应度时通常要求指出测量所用的光源;;
如果一个粒子从A点运动到B点，那么原则上，它可以选择无穷多种路径，当量子效应显著的时候，粒子的确是走过无穷多的路径。如果在A点的粒子状态是ψ(x0,t0)，运动到B点时的离子状态是ψ(x,t)，那么应当有这样一个函数K(x,t;x0,t0)，粒子状态通过它传播到ψ(x,t)，这过程只需要一个积分来完成，而它并不是很难理解：
ψ(x,t)=∫K(x,t;x0,t0)ψ(x0,t0)dx0…………（1）
K(x,t;x0,t0)也应当是一个波函数，一般的平面波是这个样子的：Cexp[i(px-Et)/h]（我们只考虑最简单的一维运动，此处的h是约化plank常数），如果仔细观察它指数的量纲，应该与能量×时间的相同。作用量S=∫Ldt不是正好有这样的量纲吗？我们受到这个东西的启发，把指数做替换：i(px-Et)/h→iS/h。当然，既然将路径积分引入到了传播函数中，那么对所有路径求和的步骤也应当在这里完成，我们把传播函数写成：
K=∑Cexp[iS/h]…………（2）
而且我们还知道S=∫Ldt=∫(p^2/2m-U(x))dt……（3）
现在将（1）两侧式对时间t求偏导数，并且利用（2）和（3）：
∂ψ(x,t)/∂t=∫i/h(p^2/2m-U(x))·K(x,t;x0,t0)ψ(x0,t0)dx0
=i/h(p^2/2m-U(x))·∫K(x,t;x0,t0)ψ(x0,t0)dx0
=i/h(p^2/2m-U(x))·ψ(x,t)…………（4）
我们早就知道，由于不确定性原理，在求动量平均值<p>时，是不能写成<p>=∫ψ(x,t)pψ*(x,t)dx的，因为在x确定的状态前乘以一个确定的动量p是没有意义的——动量和位置不能同时确定，所以就引入了一个动量算符p~=-ih∂/∂x来代替动量。也就是说，作用在ψ(x,t)前的动量算符必须是p~=-ih∂/∂x。所以应当把（4）式中的p换为p~=-ih∂/∂x，然后在式子两侧都乘以ih，我们就得到了schrodinger方程：
ih∂ψ(x,t)/∂t=-h^2/2mψ(x,t)+U(x)ψ(x,t)
好了，下面让我们再来谈谈，既然粒子实际上走过无穷多的路径，那么为什么经典粒子只走过一条？啊哈，这完全是传播子的相位在捣鬼！我们现在选择一条路径的传播子exp[iδ/h]，此处我们忽略了不重要的常系数，因为我们总是可以通过选取合适的单位来保证系数为1，在此不必过多考虑这些细节。好了，假设它就是经典粒子选择的那一条唯一的路径，那么此时退化到经典情况，h已经小得无足轻重，所以δ稍稍改变一些，相位都会产生很大变化，从而把相差较多的相位的相都抵消掉，而全部向exp[iδ/h]靠拢。现在让我们取那些变化的相位来参与运算，比如，一些可以是δ+ε或δ-ε的变化，其中ε只是一个小量：
……+exp[i(δ-ε)/h]+exp[iδ/h]+exp[i(δ+ε)/h]+……
=……+(1+2cosε)exp[iδ/h]+……（用到三角函数的欧拉定理）
≈……+3exp[iδ/h]+……
你们看，这简直是戏剧性的效果，在h小到无足轻重的时候，一些相位会趋向于同一个值，而其它相差过多的则抵消掉了。
好了，我已经讲的够多了，现在我要停下来了。虽然我在前面说它并不利于计算一些简单问题（只有高斯型积分可以手算出来），但当分析技术得到改观时，这应当能更多地得到应用。
注：当初写文的时候有一个错误，就是按照这计算步骤最后得到的薛定谔方程右侧第一项系数不是负的，而应当是正的，但这是不对的，错误的原因是S对t求偏导数而不是全导数，这样，还要利用哈密顿-雅可比方程才能得到争取的薛定谔方程。
我不明白你的意思，你所说的一个积分所具备的数学前提具体是指什么？
物理学中很多积分是物理学家造出来的，数学家不承认没关系。而且我觉得单就路径积分理论而言没有什么不正常的积分行为。你指的是不是希尔伯特空间完备性条件？
物理学中很多积分是物理学家造出来的，数学家不承认没关系。而且我觉得单就路径积分理论而言没有什么不正常的积分行为。你指的是不是希尔伯特空间完备性条件？
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