Paralleles, einfarbiges Licht der Wellenlänge $\lambda$ trifft senkrecht auf einen Spalt der Breite $b$. Nach Huygens ist jeder Punkt im Spalt Ausgangspunkt einer Elementarwelle. Wir betrachten die Richtung unter dem Winkel $\alpha$. Teilt man den Spalt in zwei Hälften, haben zwei Elementarwellen, die um $b/2$ versetzt starten, den Gangunterschied $(b/2)\,\sin\alpha$. Ist er $\lambda/2$, löschen sich alle Paare aus den beiden Hälften aus: Das erste Minimum liegt bei $b\,\sin\alpha_1 = \lambda$. Mit vier, sechs, … gleich großen Teilen ergeben sich die weiteren Minima.

In der Mitte ($\alpha = 0$) schwingen alle Elementarwellen im Gleichtakt: Dort liegt das hellste Maximum, das Zentralmaximum. Zwischen den Minima liegen Nebenmaxima, die schnell schwächer werden. Das erste hat nur etwa 5 % der Intensität des Zentralmaximums. Das Zentralmaximum ist doppelt so breit wie ein Nebenmaximum. Die Intensität folgt $I(\alpha) = I_0\,(\sin\beta / \beta)^2$ mit $\beta = \pi b \sin\alpha / \lambda$. Ist $b < \lambda$, gibt es kein Minimum: Das Licht breitet sich in den ganzen Halbraum aus.

Auf einem Schirm im Abstand $a \gg b$ gilt $\tan\alpha_k = y_k / a$ für den Abstand $y_k$ des $k$-ten Minimums von der Mitte. Für kleine Winkel (etwa unter $5^\circ$, der Fehler liegt dann unter $0{,}5\,\%$) sind $\sin\alpha$, $\tan\alpha$ und $\alpha$ (im Bogenmaß) praktisch gleich. Dann folgt eine einfache Formel. Das Zentralmaximum hat die Breite $2\,y_1$. Je schmaler der Spalt, desto breiter das Zentralmaximum.

Eine harmonische Welle, die in $x$-Richtung läuft, beschreibt man durch $y(x,t) = \hat{y}\,\sin(\omega t - kx)$ mit $\omega = 2\pi f$ und der Wellenzahl $k = 2\pi/\lambda$. Legt eine Welle den Weg $s$ zurück, ändert sich ihre Phase um $k\,s = 2\pi s / \lambda$. Ein Wegunterschied $\Delta s$ führt deshalb zu einer Phasendifferenz $\Delta\varphi = 2\pi\,\Delta s / \lambda$. Die Intensität einer Welle ist proportional zum Quadrat ihrer Amplitude.

Ein Interferometer teilt einen Lichtstrahl in zwei Teilstrahlen, schickt sie auf verschiedenen Wegen und überlagert sie wieder. Beim Michelson-Interferometer teilt ein halbdurchlässiger Spiegel (Strahlteiler) den Strahl. Beide Teilstrahlen laufen zu je einem Spiegel, kehren zurück und treffen am Strahlteiler wieder zusammen. Verschiebt man einen Spiegel um $\Delta x$, wird der Weg dieses Teilstrahls um $2\Delta x$ länger (hin und zurück). Pro Verschiebung um $\lambda/2$ durchläuft die Helligkeit einmal Maximum, Minimum und wieder Maximum. Zählt man $N$ Maxima, gilt $\Delta x = N\,\lambda/2$.

Beim Mach-Zehnder-Interferometer werden die Teilstrahlen an einem ersten Strahlteiler getrennt, laufen über zwei Spiegel und werden an einem zweiten Strahlteiler vereint. Es gibt zwei Ausgänge: Ist es an einem hell, ist es am anderen dunkel (Energieerhaltung). Bringt man in einen Arm ein Stück Material der Dicke $d$ und der Brechzahl $n$, passen dort $n\,d/\lambda$ statt $d/\lambda$ Wellenlängen. Der Unterschied ist $(n-1)\,d/\lambda$, und um so viele Streifen verschiebt sich das Muster. So misst man Brechzahlen und kleinste Dichteänderungen.

Röntgenstrahlung ist elektromagnetische Strahlung mit Wellenlängen um $0{,}1\,\text{nm}$. Das entspricht dem Abstand der Atome in einem Kristall. In einem Kristall liegen die Atome auf parallelen Netzebenen im Abstand $d$. Jede Ebene reflektiert einen kleinen Teil der einfallenden Strahlung. Der Glanzwinkel $\theta$ wird zwischen dem Strahl und der Netzebene gemessen, nicht zum Lot. Der Strahl, der an der nächsten Ebene reflektiert wird, legt den Umweg $2\,d\,\sin\theta$ zurück. Die reflektierten Strahlen verstärken sich, wenn dieser Gangunterschied ein ganzes Vielfaches von $\lambda$ ist (Max von Laue 1912, W. H. und W. L. Bragg 1913):