25
2 Difrakce, rozdělení difrakčních jevů a difrakční integrály
2.1 Vymezení pojmů rozptyl, difrakce a interference
2.2 Fresnelova a Fraunhoferova difrakce
2.3 Difrakční integrály
Na začátku předcházející kapitoly jsme s obtížemi vymezovali pojem vlnění. Nyní budeme mít nemenší potíže
s vymezením pojmu difrakce. Zejména je nesnadné přísně rozlišovat mezi difrakcí, rozptylem a interferencí.
Usilovat o přesnou definici těchto pojmů pravděpodobně ani nemá smysl. Má však smysl ozřejmit, jak se
těchto termínů používá v současné vědecké komunikaci. Než tak učiníme, zmíníme se o etymologii slova
difrakce.
Slovo difrakce vytvořil zakladatel teorie difrakce F. M. Grimaldi v polovině 17. století. Složil je z latinského
dis- vyjadřujícího opak, negaci (srov. např. disharmonie, diskvalifikace, disproporce) a frangere
s hlavním významem lámat. Grimaldi tímto slovem charakterizoval světlo, jež se odchyluje od přímočarého
šíření jinak než odrazem nebo lomem. Jeho kniha „Physico-mathesis de lumine, coloribus, et iride (Fyzikálně
matematický výklad světla, barev a duhy) [1] téměř začíná (Propositio I) tvrzením: Lumen propagatur seu
diffunditur non solum directe, refracte ac reflexe, sed etiam alio quodam quarto modo, diffracte. (Světlo se šíří
nebo proniká nejen přímo, lomem a odrazem, nýbrž někdy ještě také jakýmsi čtvrtým způsobem, difrakcí.)
Toto konstatování slouží dodnes jako definice, nebo spíš vymezení, pojmu difrakce. V dnešní terminologii jen
doplníme, že Grimaldi předpokládal, že se světelný svazek šíří homogenním a izotropním prostředím a že
použil slova difrakce, aby charakterizoval světelné jevy za nějakou překážkou vnořenou do takového prostředí
a omezující svazek. Českým ekvivalentem slova difrakce je ohyb vlnění.
2.1 Vymezení pojmů rozptyl, difrakce a interference
Obrázek 1: Porovnání Fresnelova dvojhranolu (a) a (c) a Möllenstedtova-Dükerova dvojhranolu (b) a (d).
Působením dvojhranolů (a) a (b) vzniká interferenční oblast, dvojhranoly (c) a (d) odchylují světelné resp.
elektronové svazky od sebe.
Vhodným příkladem ilustrujícím používání termínů rozptyl, difrakce a interference je Möllenstedtův-Dükerův
pokus, při němž elektrony, vycházející z čárového zdroje P0, interagují s vláknem a elektrostatickým polem tzv.
elektrostatického dvojhranolu (obr. 1). Pokud je vlákno dvojhranolu uzemněno, dochází k ohybu na vlákně
(viz obr. 2c). Je-li na vlákně záporný potenciál (obr. 2a,b), cítíme, že slovo ohyb je nevhodné, a použijeme
26 2 DIFRAKCE, ROZDĚLENÍ DIFRAKČNÍCH JEVŮ A DIFRAKČNÍ INTEGRÁLY
raději slova rozptyl. Je-li však na vlákně kladný potenciál (obr. 2d,e,f), začneme si představovat virtuální
zdroje P0, P0 a užijeme termínu interference (aspoň pro jevy v interferenční oblasti M1 M2 roviny pozorování
π).
Obrázek 2: Rozptyl (a), (b), ohyb (c) a interference (d), (e), (f) elektronů (74,8 keV) získané elektrostatickým
dvojhranolem při různých potenciálech vlákna: (a) ϕ = −20 V; (b) ϕ = −10 V; (c) ϕ = 0 V; (d) ϕ = 10 V;
(e) ϕ = 20 V; (f) ϕ = 30 V [2], [4].
Je zajímavé, že ve zcela analogické situaci — odlišné od elektrostatického dvojhranolu jen tím, že uspořádání
má rotační symetrii, takže nemá smysl si představovat nějaké virtuální zdroje — již termínu interference
nepoužijeme. Když elektrony interagují s nabitými kuličkami (obr. 3), použijeme vždy termínu rozptyl, ať je
jejich náboj kladný nebo záporný.
Podobných příkladů lze uvést mnoho. Dávají nám odvahu nabídnout tato pravidla pro používání termínů
interference, difrakce a rozptyl:
Termínu interference (z anglického to interfere tj. vnášet, překážet, střetávat se, rušit) se používá především
k označení skládání libovolného (většinou však konečného) počtu vln s přihlédnutím k jejich fázi.
Tedy tak, jak tento pojem zavedl T. Young. Termínu interference (resp. interferenční jev, interferogram)
ve významu rozložení intenzity v nějaké rovině pozorování používáme jen pro výsledek vzájemné interakce
vlnění pocházejících od konečného počtu (reálných nebo virtuálních) zdrojů. Jestliže je počet zdrojů nekonečný
(např. osvětlený otvor ve stínítku, tj. plošný zdroj) použijeme pro vzniklé rozložení intenzity termínu
rozptylový nebo difrakční jev (obrazec).
Termínu difrakce používáme tehdy, když lze situaci aproximovat interakcí vlnění s dvojrozměrným objektem,
jehož jednotlivosti jsou větší než vlnová délka (v instrumentální optice podstatně větší než vlnová délka),
např. difrakce světla na polorovině, difrakční jevy v okolí ohniska čočky apod. Kromě toho se však termínem
difrakce charakterizují jevy vzniklé interakcí záření na trojrozměrných objektech s pravidelnou strukturou,
jejíž perioda je větší než vlnová délka záření (difrakce rentgenového záření na krystalech).
Termín rozptyl je jistě nejobecnější. Lze ho snad použít vždy, když vlnění interaguje s dvojrozměrnými
nebo trojrozměrnými objekty. Vzhledem k tomu, co bylo řečeno o termínu difrakce, budeme termínu rozptyl
používat zejména, když jde o interakci záření s trojrozměrným objektem, který nemá onu periodickou stavbu
krystalů a když jde o interakci záření s dvojrozměrnými objekty, jejichž detaily jsou menší než vlnová délka.
Tedy např. rozptyl rentgenového záření amorfní látkou, rozptyl světla matnicí apod.
V literatuře najdeme mnoho příkladů, které tomuto vymezení pojmů odpovídají. Jsou to výrazy typu:
„Rozptyl rentgenového záření na elektronu. „Difrakční jev od soustavy otvorů vzniká interferencí světla
difraktovaného jednotlivými otvory. „Difrakci rentgenového záření na krystalu lze interpretovat jako interferenci
záření rozptýleného jednotlivými elementárními buňkami.
2.2 Fresnelova a Fraunhoferova difrakce 27
Obrázek 3: Rozptyl elektronů nabitou kuličkou z polystyrenového latexu spočívající na uzemněné uhlíkové
podložní bláně [3], [4].
Jsou však také příklady, které uvedenému návrhu protiřečí a které jsou svým významem nepřehlédnutelné.
Například klasické dílo M. v. Laueho pojednávající převážně o difrakci rentgenového záření na krystalech
se v doslovném překladu nazývá: „Interference rentgenových paprsků [5]. V knize vydané při příležitosti
padesátého výročí objevu elektronové difrakce [6] jsou kapitoly pojednávající o rozptylu elektronů v plynech
nazvány: „Gas electron diffraction .
Uvedené příklady naznačují, že pojmy rozptyl, difrakce a interference skutečně nelze vymezit bezvýjimečným
způsobem. Rádi tedy přijmeme poučení Julie Kapuletové „. . . ta, již nazýváme růží, by voněla stejně
sladce pod jakýmkoli jiným jménem . . . , přestaneme se zabývat terminologií a budeme se věnovat oné růži.
Bude jí pro nás difrakce, a to zejména difrakce v instrumentální optice.
2.2 Fresnelova a Fraunhoferova difrakce
V optice se rozlišují Fresnelovy a Fraunhoferovy difrakční jevy. Pro toto rozlišování jsou dobré důvody, a proto
se ho přidržíme (i když ve strukturní analýze jsou důležité téměř jen difrakční jevy Fraunhoferova typu).
Fresnelova difrakce. Dejme tomu, že bychom chtěli promítat (zvětšovat) nějaké obrazy, např. obdélníkový
otvor, a to bez použití optiky (viz obr. 4). Umístili bychom tedy stínítko µ s obdélníkovým otvorem
mezi zdroj světla P0 a rovinu pozorování π a očekávali bychom, že průmět otvoru v rovině pozorování bude
tím věrnější, čím menší („bodovější ) bude zdroj světla P0. Výsledek takového pokusu by nás zklamal. Místo
průmětu s ostrými okraji bychom pozorovali složitou kompozici barevných proužků a kdybychom použili
monochromatického světla, pozorovali bychom obrazce toho typu, jako na obr. 5. Příčinou neúspěchu je
právě ohyb světla. Do homogenního a izotropního prostředí (vzduch) mezi zdroj a rovinu pozorování byla
vložena překážka (nepropustné stínítko s otvorem omezující svazek), a tak se světlo šíří také oním „čtvrtým
způsobem , difrakcí.
Tento příklad ukazuje, že Fresnelovy ohybové jevy se objevují při stínové projekci, použijeme-li malého
monochromatického zdroje světla (tzv. koherentního osvětlení). Naznačuje však také, že se s Fresnelovou
difrakcí setkáváme i u optických zobrazovacích soustav, a to v místech, kde zobrazení je neostré. Rozostřený
obraz lze (při koherentním osvětlení) považovat za Fresnelovu difrakci.
Fraunhoferova difrakce. Vniknout do problematiky Fraunhoferovy difrakce je poněkud obtížnější. Nesnáz
spočívá v tom, že Fraunhoferova difrakce je v mnoha ohledech speciálním případem Fresnelovy difrakce.
Tento speciální případ je však v aplikacích tak mimořádně důležitý, že většina specialistů, kteří používají ke
své práci difrakci, rozumějí pod pojmem difrakce právě jen Fraunhoferovu difrakci.
28 2 DIFRAKCE, ROZDĚLENÍ DIFRAKČNÍCH JEVŮ A DIFRAKČNÍ INTEGRÁLY
Obrázek 4: Projekce otvoru ve stínítku µ do roviny π. Použijeme-li malého (bodového) zdroje P0 světla,
pozorujeme v rovině π místo ostrého obrazu otvoru Fresnelův difrakční obrazec (srov. obr. 5).
Obrázek 5: Fresnelova difrakce na obdélníkovém otvoru v nepropustném stínítku získaná způsobem naznačeným
na obr. 4 při různých kombinacích délek a, b. Rozměry otvoru jsou 5,4 mm × 7,5 mm, λ = 6,3 · 10−7
m.
Zůstaňme u experimentálního uspořádání bez čoček (obr. 4) a představme si, že zdroj P0 i rovinu pozorování
π velmi vzdálíme od roviny µ difrakčního stínítka. V mezním případě až do nekonečna (tj. a −→ ∞,
b −→ ∞, viz obr. 6). Protože bodům roviny v nekonečnu odpovídají směry, lze tuto situaci chápat tak, že
na stínítko dopadá rovnoběžný svazek světla (rovinná vlna) a Fraunhoferovou difrakcí rozumíme směrové
rozložení difraktovaného světla. Jinými slovy, při Fraunhoferově difrakci se zajímáme o to, kolik světla se za
objektem µ šíří v jednotlivých směrech. Difrakční obrazec tedy nepředstavuje rozložení intenzity světla jako
funkci polohy (jak tomu bylo u Fresnelovy difrakce), nýbrž představuje rozložení intenzity jako funkci směru.
Vzhled Fraunhoferova difrakčního obrazce se velmi liší od tvaru otvoru ve stínítku, jak to ukazuje příklad
na obr. 7. Je na něm Fraunhoferova difrakce na témž obdélníkovém otvoru, z něhož byla získána Fresnelova
difrakce na obr. 5.
Obr. 6 je vlastně nejjednodušším experimentálním uspořádáním pro pozorování Fraunhoferovy difrakce.
Na zkoumaný objekt µ dopadá rovnoběžný svazek záření a měříme (např. fotograficky, okem nebo fotonásobičem),
kolik záření se za objektem šíří v jednotlivých směrech. Tohoto uspořádání se poměrně často používá.
Zejména tehdy, když jde o difrakci vlnění, které se obtížně fokusuje (např. rentgenové záření). Vzdálenosti a
2.2 Fresnelova a Fraunhoferova difrakce 29
Obrázek 6: Fraunhoferova difrakce představuje rozložení intenzity difraktovaného světla jako funkci směru ϑ.
Obrázek 7: Fraunhoferova difrakce na obdélníkovém otvoru v nepropustném stínítku. Rozměry otvoru jsou
5,4 mm × 7,5 mm, λ = 6, 3 · 10−7
m.
a b z obr. 4 nejsou ovšem nikdy nekonečné, ale pouze velmi velké ve srovnání s velikostí objektu, na němž dochází
k difrakci, a ve srovnání s vlnovou délkou λ záření. (V rentgenové difraktografii bývá a b 10−1
m,
λ = 2 · 10−10
m a lineární rozměr difraktujících objektů d 10−4
m. V optice lze takto získat kvalitní
Fraunhoferovy difrakční obrazce při vzdálenostech a, b > 10 m, lineárních rozměrech otvoru d < 10−3
m
a λ = 5 · 10−7
m.) Kdybychom chtěli jednoduše získat z našeho obdélníkového otvoru (d = 7 · 10−3
m)
difrakční obrazec srovnatelné kvality jako na obr. 7, museli bychom při λ = 6, 3 · 10−7
m volit vzdálenosti
a = b = 102
m. Plocha difrakčního obrazce by pak byla větší než 1 m2
. To je ovšem poněkud nepohodlné,
a proto se v optice téměř vždy získává Fraunhoferův difrakční obrazec pomocí čoček.
Využívá se přitom známé vlastnosti spojné čočky, totiž toho, že fokusuje rovnoběžné svazky do své ohniskové
roviny (viz obr. 8). Jinými slovy, obrazová ohnisková rovina F čočky je obrazem roviny v nekonečnu,
a tedy body této roviny odpovídají směrům předmětového prostoru čočky.
V závěru tohoto odstavce ještě upozorníme na velmi rozšířené nedorozumění. V učebnicích fyziky, které
nejsou specializovány na teorii difrakce a zejména v učebnicích kvantové mechaniky, se nezřídka setkáváme
s tvrzeními tohoto typu: „. . . ohybový jev je patrný jen tehdy, je-li vzdálenost mezi vrypy ohybové mřížky
srovnatelná s vlnovou délkou ohýbajících se vln nebo je-li menší než vlnová délka [7]. Taková tvrzení jsou
nesprávná. Uvedeme dva typické příklady, které to dokazují. (i) Difrakční obrazce na obr. 5 a 7 byly získány
světlem z He-Ne laseru, tedy světlem o vlnové délce λ = 6, 3 · 10−7
m. Obdélníkový otvor má rozměry
30 2 DIFRAKCE, ROZDĚLENÍ DIFRAKČNÍCH JEVŮ A DIFRAKČNÍ INTEGRÁLY
Obrázek 8: Spojná čočka L fokusuje rovnoběžné svazky do své obrazové ohniskové roviny F . Tato rovina F
je obrazem roviny v nekonečnu vytvořeným čočkou L. V ohniskové rovině F je tedy zobrazena Fraunhoferova
difrakce na otvoru ve stínítku µ chápaná jako směrové rozložení difraktovaného světla.
5, 4 mm × 7, 5 mm. Rozměry otvoru jsou tedy 104
krát větší než vlnová délka použitého světla. (ii) Při difrakci
rychlých elektronů (s kinetickou energií 105
eV) na krystalech je vlnová délka elektronů λ = 3, 7 · 10−12
m
a mezirovinné vzdálenosti d krystalů jsou v okolí 1 · 10−10
m. Poměr d/λ je tedy asi 30. Oba tyto příklady
ukazují, že citované tvrzení není správné. Difrakce vzniká vždy, když nějaká překážka brání nerušenému šíření
světla. Je-li d λ, jak tomu bývá v instrumentální optice, jsou difrakční úhly malé. Je-li d λ, jsou difrakční
úhly velké. Vlnění pak může být difraktováno téměř do směru opačného k dopadajícímu vlnění. Tak tomu
bývá při difrakci rentgenového záření, pomalých elektronů nebo neutronů na krystalech. Je-li však d < λ,
k difrakci vůbec nedochází. Kritizovaná tvrzení zdomácněla ve fyzikální literatuře asi pod vlivem difrakce
rentgenového záření na krystalech, kdy jsou pro přesnost měření mezirovinných vzdáleností žádoucí velké
difrakční úhly, tj. situace, kdy d/λ = 1+ε a ε je malé kladné číslo. To však nic nemění na tom, že kritizované
tvrzení je nesprávné.
2.3 Difrakční integrály
V příkladech předchozího odstavce šlo o difrakční jevy získané tak, že na difrakční stínítko (obdélníkový
otvor v nepropustném stínítku) dopadala dobře definovaná vlna (divergentní kulová vlna v případě Fresnelovy
difrakce, rovinná vlna v případě Fraunhoferovy difrakce). Tak tomu bývá, když mají difrakční jevy
vypovídat především o difrakčním stínítku (preparátu) a vliv dopadající vlny se snažíme „minimalizovat .
Zvolme například rovinu difrakčního stínítka za souřadnicovou rovinu z = 0. Nechť kolmo na tuto rovinu
dopadá rovinná vlna ψ(x, y, z) = exp(ikz). V rovině z = 0, před průchodem difrakčním stínítkem, je tedy
vlnová funkce ψ(x, y, 0−
) = 1 a těsně po průchodu stínítkem je rovna funkci propustnosti t(x, y) stínítka:
ψ(x, y, 0+
) = t(x, y). V tomto smyslu pak difrakční jev odpovídá hlavně difrakčnímu stínítku a vliv dopadající
vlny je „minimalizován . Proto se také při vymezování pojmu Fraunhoferova difrakce požaduje, aby nejen
rovina pozorování, ale i zdroje byly v nekonečnu, tj. aby na difrakční stínítko dopadala rovinná vlna.
To však není nezbytné. Předpokládejme pouze, že v bodech M(xM , yM , 0) roviny z = 0 známe vlnovou
funkci ψ(x, y, 0) = ψ0(xM , yM ). Jejím prostřednictvím pak vyjádříme vlnovou funkci ψ(x, y, z) v libovolném
bodě P(x, y, z > 0) nebo, v případě Fraunhoferovy difrakce, amplitudu rovinných vln A0(nx, ny) šířících se
ve směru n(nx, ny,
√
1 − n2
x − n2
y). Tato vyjádření mají tvar dvojných integrálů a nazývame je difrakčními
integrály. Odvodíme je rozdílnými přístupy v následujících několika kapitolách (kap. 3, 6 a 7, v kap. 3, bohužel,
pouze heuristicky). Zde však už uvedeme konkrétní tvar difrakčních integrálů, podle nichž se v instrumentální
optice (λ d) difrakční jevy nejčastěji počítají.
Difrakční integrál pro Fraunhoferovy difrakční jevy má tvar Fourierovy transformace (viz vztah 3.6(12),
ale hlavně 7.3(3) resp. 7.4(1) v dalším textu)
A0(nx, ny) =
k
2π
2
∞
−∞
ψ0(xM , yM ) exp [−ik(nxxM + nyyM )] dxM dyM . (1)
REFERENCE 31
Z této skutečnosti vyplývá množství pozoruhodných vlastností difrakčních jevů Fraunhoferova typu. Věnovali
jsme se jim celý semestr v předmětu Fourierovské metody v optice a ve strukturní analýze. Připomeneme
zde tedy jen nejdůležitější z nich, reciprocitu: Informace o vnějších obrysech předmětu je v blízkosti středu
difrakčního obrazce a informace o detailech objektu je ve vnějších částech difrakčního obrazce. Tato vlastnost,
která malé činí velkým a naopak, nejen že připomíná známé podobenství o Božím království, ale je také
jednou z příčin toho, že difrakce Fraunhoferova typu je tak vhodná pro studium jemné struktury. Příklady
Fraunhoferových difrakčních jevů důležité v instrumentální optice, jsou připomenuty v kap. 4.
Difrakční integrál pro Fresnelovu difrakci je matematicky složitější. Je konvolucí vlnové funkce ψ0(xM , yM )
v rovnině difrakčního stínítka (vstupní funkce) a propagátoru (impulsové odezvy) charakterizujícího přenos
vlnění z roviny difrakčního stínítka do roviny pozorování. Jeho přesným tvarem jsou výrazy 6.5(13) resp.
7.1(1) odvozené v dalším textu. Z něj, resp. z heuristického Huygensova-Fresnelova principu (kap. 3 v dalším
textu), lze získat různá aproximativní vyjádření. Pro konkrétní výpočty se nejčastěji používá aproximace,
podle níž je vlnová funkce v obecném bodě P(x, y, z > 0) dána konvolucí (viz vztahy 3.6(3), resp. 7.1(2),
7.1(6) v dalším textu)
ψ(x, y, z) = −i
k
2π
exp (ikz)
z
∞
−∞
ψ0(xM , yM ) exp
ik
2z
(x − xM )2
+ (y − yM )2
dxM dyM . (2)
V kapitole 5 použijeme difrakčního integrálu v tomto tvaru k výpočtu konkrétních Fresnelových difrakčních
jevů.
Reference
[1] Grimaldi, F. M.: Physico-mathesis de lumine, coloribus, et iride. Bononiae 1665.
[2] Komrska, J., Drahoš, V., Delong, A.: Intensity distributions in electron interference phenomena produced
by an electrostatic biprism. Optica Acta 14 (1967), 147–167.
[3] Drahoš, V., Komrska, J., Lenc, M.: Scattering of Electrons by Charged Spherical Particles. Zeitschrift
für angewandte Physik 27 (1969), 227–232.
[4] Komrska, J.: Scalar Diffraction Theory in Electron Optics. In: Advances in Electronics and Electron
Physics (L. Marton, ed.), Vol. 30. Academic Press, Inc., New York and London 1971.
[5] Laue, M.v.: Röntgenstrahlinterferenzen. 3. Auflage. Akademische Verlagsgesellschaft, Frankfurt am Main
1960.
[6] Goodman, P.: Fifty Years of Electron Diffraction. D. Reidel Publ. Co., Dordrecht 1981.
[7] Blochincev, D. I.: Základy kvantové mechaniky. Nakladatelství Československé akademie věd, Praha 1956,
str. 36.
32