33
3 Huygensův-Fresnelův princip a odvození difrakčních integrálů
3.1 Huygensův princip
3.2 Huygensův-Fresnelův princip
3.3 Příklad. Nerušené šíření rovinné vlny
3.4 Fresnelovy zóny
3.5 Zonální mřížky
3.6 Odvození difrakčních integrálů z Huygensova-Fresnelova principu
Difrakční integrály bývají většinou odvozovány z tzv. Huygensova-Fresnelova principu. Někteří autoři nazývají
tento princip pouze Huygensovým jménem [1], což je poněkud paradoxní, neboť Huygens, jak se zdá, difrakční
jevy vůbec neidentifikoval ([2], str. 174–177). V jeho slavném „Pojednání o světle [3] není o difrakci ani
zmínky. Tvrzení, že první interpretace difrakčních jevů prováděl Huygens, s nimiž se setkáváme v učebnicové
literatuře, jsou asi nepravdivá.
V názvu Huygensova-Fresnelova principu je ovšem Huygensovo jméno právem, jak ukážeme v následujících
dvou odstavcích.
3.1 Huygensův princip
Christiaan Huygens je jistě zakladatelem vlnové optiky. Nebyl však první, kdo považoval světlo za nějaký druh
vlnění. Že se světlo „alespoň někdy projevuje jako vlnění, vyjádřil již F. M. Grimaldi [4] a také J. M. Marci
[5]. Nicméně Huygens byl první, kdo na základě vlnové představy kvantitativně vysvětlil šíření světla ve
volném prostoru, odraz, lom a dvojlom. Používal k tomu tzv. Huygensovy konstrukce, což je ekvivalentní
název pro Huygensův princip.
Huygensův princip obsahuje dvě tvrzení:
(i) Každý bod homogenního a izotropního prostředí, do něhož dospěje vlnění, tj. každý bod čela vlny, je
zdrojem sekundární kulové vlny.
(ii) Vlnoplocha v okamžiku t + ∆t je obálkou sekundárních kulových vln, které vyšly z bodů vlnoplochy
v předcházejícím okamžiku t.
Představa vyjádřená prvním tvrzením je přijatelná. (Je zajímavé, že toto tvrzení již před Huygensem vyslovil
Marci [5].) Naproti tomu druhé tvrzení je zřejmě nesprávné, neboť odporuje skutečnostem pozorovaným
v interferenčních a difrakčních jevech.
3.2 Huygensův-Fresnelův princip
Augustin Jean Fresnel byl prvním, kdo uměl dokonale, tj. do všech tehdy pozorovaných detailů, interpretovat
difrakční jevy. Dosáhl toho tím, že změnil druhé tvrzení Huygensova principu ([6], str. 174). V literatuře se
často uvádí, že doplnil Huygensův princip tím, že sekundární vlny spolu interferují. To je sice pravda, ale ne
celá. Fresnel také specifikoval amplitudu a fázi sekundárních vln. Celou věc ozřejmí matematická formulace
Huygensova-Fresnelova principu:
Nechť všechny zdroje vlnění jsou uvnitř prostorové oblasti V (konečné nebo nekonečné) vymezené plochou
S a nechť v bodech M této plochy je známa vlnová funkce ψ0(M). Z každého bodu M plochy S vychází do
vnější části prostorové oblasti V sekundární „vlna
ψ(s, ϑ) = −
i
λ
K(ϑ)ψ0(M)
exp(iks)
s
=
k
2π
K(ϑ)ψ0(M)
exp[i(ks − π/2)]
s
. (1)
Výraz (1) sice nazýváme sekundární vlnou, dokonce sekundární kulovou vlnou, avšak o vlnu ve vlastním
smyslu toho slova nemusí vůbec jít. Konkrétní tvar funkce K(ϑ) může totiž způsobit že výraz (1) není
řešením Helmoltzovy rovnice.
Jednotlivé faktory výrazu (1) mají tento význam:
34 3 HUYGENSŮV-FRESNELŮV PRINCIP A ODVOZENÍ DIFRAKČNÍCH INTEGRÁLŮ
Obrázek 1: K Huygensovu-Fresnelovu principu ve Fresnelově pojetí (a) a ve tvaru nejčastěji používaném při
výpočtech (b).
• s je vzdálenost od bodu M.
• exp iks
s je divergentní kulová vlna vycházející z bodu M.
• ψ0(M) je známá hodnota vlnové funkce v bodech M plochy S. Říkáme jí též primární rozruch. Výraz
(1) jím vyjadřuje tvrzení, že amplituda sekundárních vln je úměrná primárnímu rozruchu.
• − i
λ = k
2π exp(−iπ
2 ) je faktor, který vyjadřuje skutečnost, že sekundární vlny mají amplitudu nepřímo
úměrnou vlnové délce a že jejich fáze předbíhá o čtvrt periody fázi primárního rozruchu (nebo se za ní
o tři čtvrtiny periody opožďuje). Proto se faktoru −i = exp(−iπ
2 ) někdy v této souvislosti říká Fresnelův
fázový předstih. Při heuristické formulaci Huygensova–Fresnelova principu není původ faktoru −i/λ
zřejmý. Fresnel jej zavedl proto, aby dostal správný výsledek pro nerušené šíření vlnění (tj. pro volné šíření
za nepřítomnosti jakéhokoli difrakčního stínítka, které by omezovalo nebo nějak modifikovalo dopadající
vlnu). V následujícím odstavci 3.3 ozřejmíme nezbytnost tohoto faktoru. Skutečný původ faktoru
−i/λ lze nahlédnout teprve při odvozování Kirchhoffova nebo Rayleighova–Sommerfeldova difrakčního
integrálu (viz odst. 6.4.9, 6.5.2 až 6.5.4 v dalším textu).
• K(ϑ) je nejproblematičtějším faktorem výrazu (1). Vyjadřuje skutečnost, že amplituda sekundárních
„vln závisí na směru šíření vln a říká se mu faktor sklonu. Fresnel volil za plochu S vždy vlnoplochu.
Pak úhel ϑ byl úhel mezi normálou k vlnoploše v bodě M a směrem určeným spojnicí bodu M a bodu
pozorování P (viz obr. 1(a)) a faktor K(ϑ) předpokládal ve tvaru
K(ϑ) =
cos ϑ pro ϑ ∈ −π/2, π/2 ,
0 pro ϑ ∈ π/2, 3π/2 .
(2)
(Podmínka (2) zajišťuje, že sekundární „vlny se šíří jen ve směru od zdroje vlnění.) Uvidíme později, že
přesné Rayleighovo–Sommerfeldovo odvození difrakčního integrálu (odst. 6.5.3) dává pro faktor sklonu
týž výraz (2), zatímco matematický rozporné Kirchhoffovo odvození (viz závěr odst. 6.4.2) dává pro
faktor sklonu funkci
K(ϑ) =
1
2
(1 + cos ϑ). (3)
Po pravdě řečeno, pro velkou většinu výpočtů není tvar funkce K(ϑ) podstatný. V konkrétních aplikacích
Fresnel téměř vždy — výjimkou jsou jen úvahy o sumaci příspěvků od Fresnelových zón (srov. odst. 3.4)
— kladl
K(ϑ) = 1. (4)
Tak se to ostatně v instrumentální optice dělá dodnes a můžeme tedy pro (1) používat termínu sekundární
vlny bez uvozovek. Zdůvodnění toho, proč i při tak necitlivém zacházení s faktorem sklonu se
dostává — aspoň při výpočtu Fresnelových difrakčních jevů — obdivuhodně přesný souhlas výpočtů
s experimentem, dává tzv. metoda stacionární fáze spolu s podmínkami použitelnosti skalární teorie
difrakce.
3.3 Příklad. Nerušené šíření rovinné vlny 35
Zbývá ještě se zmínit o ploše S, v jejíchž bodech M je znám primární rozruch ψ0(M). Z textu předcházejícího
výraz (1) je zřejmé, že nemusí jít o čelo vlny (jako u Huygense) ba ani o vlnoplochu. Z praktických
důvodů však není účelné ani možné „volit tuto plochu příliš obecně. Uvedli jsme již, že Fresnel volil za
plochu S vždy vlnoplochu vlnění vycházejícího z bodového nebo čárového zdroje, tedy kulovou nebo válcovou
plochu. Tak tomu také bývá ve starších monografiích (viz např. [7], str. 152, [8], kap. 13, 14). V současné
době se za plochu S volí rovina určená rovinným difrakčním stínítkem (viz obr. 1(b)) a eventuálně uzavřená
částí koule o nekonečném poloměru.
Uvidíme v kap. 6 a 7, že pouze v případě, kdy plocha S je rovinou, přestává být Huygensův-Fresnelův
princip principem ve vlastním smyslu toho slova, a lze jej považovat za aproximaci difrakčního integrálu
získaného matematicky korektním způsobem z vlnové rovnice (pouze v případě roviny je znám explicitní tvar
Greenovy funkce 6.5(8)). Sekundární „vlny mají v tomto případě tvar (viz 6.5(13))
ψ(s, ϑ) = −
ik
2π
cos ϑ ψ0(M)
exp(iks)
s
1 +
i
ks
. (5)
I zde nejde ovšem o vlny ve vlastním smyslu toho slova, neboť výraz (5) není řešením Helmholtzovy rovnice
1.7(7). Je zřejmé že pro s λ, tj. ks 1, je výraz (1), (2), používaný Fresnelem, dobrým přiblížením
přesnému výrazu (5).
V případě, že plocha S není vlnoplochou, je otázka, jaký tvar má faktor sklonu K(ϑ), neboť směr šíření
vlnění nemusí být totožný se směrem normály k ploše S. Jak jsme se již zmínili, Rayleighovo-Sommerfeldovo
odvození difrakčního integrálu však v případě, že plocha S je rovina, dává faktor sklonu K(ϑ) ve tvaru (2)
(viz odst. 6.5.3 a 6.5.4).
Představme si nyní, že vyšetřujeme difrakci na nějakém difrakčním stínítku a že plocha S vyplňuje otvory
v difrakčním stínítku. Označme S0 část plochy S, která není zastíněna nepropustnými částmi difrakčního
stínítka (viz obr. 1). Podle Fresnela je vlnová funkce v bodě P vně plochy S dána součtem všech sekundárních
vln vycházejících z bodů plochy S0, tedy integrálem
ψ(P) = −
ik
2π
S0
ψ0(M)
exp(iks)
s
cos ϑ dS0. (6)
Tento integrál je matematickým zápisem Huygensova-Fresnelova principu.
Na integrálu (6) — tak jak je napsán — je nepříjemné, že se s ním nedá téměř nic analyticky vypočítat.
Použijeme-li ho totiž — bez různých aproximací integrandu — k výpočtu konkrétních difrakčních jevů,
shledáme, že integrace nelze provést nebo že příslušný integrál neexistuje. Proto se dělají aproximativní úpravy
integrandu. Konkrétně kulová vlna exp(iks)
s se aproximuje paraxiální aproximací 1.10(6) a cos ϑ se položí
roven jedné. Tím se však ještě více setře představa kulových sekundárních vln, která je tolik zdůrazňovaná
při recitacích Huygensova-Fresnelova principu.
Jednou z mála výjimek, kdy integrál (6) lze analyticky vypočítat, je nerušené šíření rovinné vlny. V následujícím
odstavci 3.3 tento příklad propočítáme. Přinese nám to dvojí užitek. Poznáme v náznaku potíže,
s nimiž se při analytických výpočtech integrálu (6) setkáváme a ozřejmí se důvod, proč musí být v amplitudě
sekundárních vln (1) faktor −i/λ = −ik/2π.
3.3 Příklad. Nerušené šíření rovinné vlny
Zvolme směr šíření rovinné vlny za osu z kartézské soustavy souřadnic. V každém bodě prostoru má tedy
vlnová funkce tvar fázoru exp(ikz). Za plochu S v Huygensově-Fresnelově principu zvolme rovinu z = 0
(viz obr. 2), v níž je vlnová funkce ψ0(M) = 1. Ve všech bodech P roviny z = konst. je vlnová funkce
ψ(P) = exp(ikz) a tento výsledek musíme dostat výpočtem integrálu 3.2(6).
Bez újmy na obecnosti zvolíme bod P na ose z. Souřadnice bodů M a P jsou M(xM , yM , 0), P(0, 0, z),
cos ϑ = z/s a integrál 3.2(6) má tvar
ψ(P) = −
ik
2π
∞
−∞
exp(iks)
s
z
s
dxM dyM . (1)
Vyjádříme tento integrál v polárních souřadnicích
xM = ρM cos ϕM , yM = ρM sin ϕM .
36 3 HUYGENSŮV-FRESNELŮV PRINCIP A ODVOZENÍ DIFRAKČNÍCH INTEGRÁLŮ
Obrázek 2: Nerušené šíření rovinné vlny.
Dostaneme
ψ(P) = −
ikz
2π
∞
0
2π
0
exp(iks)
s2
dϕM ρM dρM .
Vzhledem k rotační symetrii integrandu je integrál podle úhlové proměnné ϕM roven 2π, takže
ψ(P) = −ikz
∞
0
exp(iks)
s2
ρM dρM . (2)
Uvažme, že s2
= z2
+ρ2
M a přejděme od integrační proměnné ρM k integrační proměnné s. Vzhledem k tomu,
že s ds = ρM dρM přejde integrál (2) do tvaru
ψ(P) = −ikz
∞
z
exp(iks)
s
ds . (3)
Primitivní funkci integrandu ve (3) nelze — jak známo — vyjádřit v uzavřeném tvaru, tj. jako součet konečného
počtu elementárních funkcí. Vyjádříme proto integrál (3) prostřednictvím integrálního sinu Si(x)
a integrálního kosinu Ci(x):
Si(x) =
x
0
sin t
t
dt, (4)
Ci(x) =
x
∞
cos t
t
dt, x > 0. (5)
Za tím účelem provedeme v integrálu (3) substituci ks = t:
ψ(P) = −ikz
∞
kz
exp(it)
t
dt = −ikz
∞
kz
cos t
t
dt + i
∞
kz
sin t
t
dt
= −ikz {−Ci(kz) + i[Si(∞) − Si(kz)]} .
(6)
Pro hodnoty proměnné x ≥ 2π je integrální sinus a integrální kosinus s dostatečnou přesností vyjádřen
asymptotickým výrazem
Si(x) ≈
π
2
−
cos x
x
, (7)
Ci(x) ≈
sin x
x
. (8)
Dosadíme-li tyto asymptotické výrazy do (6), dostaneme
ψ(P) ≈ −ikz −
sin kz
kz
+ i
π
2
−
π
2
+
cos kz
kz
=
= kz
cos kz
kz
+ i
sin kz
kz
= exp(ikz).
(9)
Dostali jsme tedy již pro kz ≥ 2π, tj. z ≥ λ, požadovaný výsledek. Z výpočtu je zřejmé, že k získání
výsledku (9) bylo nezbytné opatřit amplitudu sekundárních „vln 3.2(1) faktorem −ik/2π.
3.4 Fresnelovy zóny 37
3.4 Fresnelovy zóny
Po celé 18. století dominovala tzv. korpuskulární teorie světla připisovaná Newtonovi nad Huygensovou vlnovou
teorií. Podle korpuskulární teorie „jsou paprsky světla velmi malé částice vyzařované svítícími látkami
([9], str. 370). Newton sice vyslovil tento názor formou otázky, ale jeho autorita způsobila, že byl nekriticky
akceptován a ještě v prvním desetiletí 19. století byly odmítány Youngovy představy o světle jako o vlnění.
Teprve Fresnel svou teorií difrakce a svými difrakčními experimenty velmi přispěl k tomu, že světlo bylo opět
(130 let po Huygensovi) považováno za vlnění. Hlavní tehdejší námitkou stoupenců korpuskulární teorie proti
vlnové teorii bylo: Proč se světlo šíří v podstatě přímočaře, když má být vlněním? Fresnel na ni reagoval tzv.
zonální konstrukci ([6], str. 208) a zavedl to, čemu dnes říkáme Fresnelovy zóny. V tomto odstavci podrobně
ozřejmíme pojem Fresnelových zón, neboť představa o Fresnelových zónách vysvětluje takřka bez počítání
mnohé zajímavosti difrakčních jevů, je důležitá při plánování difrakčních experimentů, pro pochopení fokusace
záření (např. rentgenového) zonálními (Soretovými) mřížkami a jinde.
Představme si, že z bodového zdroje P1 vychází kulová vlna a vybereme jednu z vlnoploch S, tj. kouli
o poloměru z1. Ve vzdálenosti z1 + z od zdroje P1 zvolme bod pozorování P (obr. 3). Okolo bodu P opišme
Obrázek 3: K odvození výrazu pro poloměr rn n-té Fresnelovy zóny.
kulové plochy σ0, σ1, σ2, . . . o poloměrech z, z + λ/2, z + 2λ/2, . . ., které rozčleňují vlnoplochu S do zón.
Označme ψ1, ψ2, ψ3, . . . součty sekundárních vln došlých do bodu P z první, druhé, třetí,. . . zóny. Je zřejmé,
že ψ2 má opačnou fázi ve srovnání s ψ1, ψ3 má opačnou fázi ve srovnání s ψ2 atd. Prostě součty ψ2n−1
sekundárních vln od lichých zón mají touž fázi pro všechna n a opačnou ve srovnání se součty ψ2n sekundárních
vln od sudých zón.
Vyjádřeme nyní vnější poloměr rn n-té zóny. Z Pythagorovy věty plyne (viz obr. 3)
(z1 − ∆)2
+ r2
n = z2
1,
(z + ∆)2
+ r2
n = (z + nλ/2)2
.
Po vyloučení ∆ z těchto rovnic a po úpravě dostaneme
r2
n =
nλz1z
z1 + z
1 +
1
2
nλ
2
z2
1 + z1z − z2
z1z(z1 + z)
−
1
2
nλ
2
2
1
z1(z1 + z)
−
1
8
nλ
2
3
1
z1z(z1 + z)
. (1)
Zvolíme-li si pro kvantitativní představu hodnoty
z1 = z = 1 m, λ = 5 · 10−7
m, n = 1, (2)
38 3 HUYGENSŮV-FRESNELŮV PRINCIP A ODVOZENÍ DIFRAKČNÍCH INTEGRÁLŮ
nahlédneme, že druhý člen v hranaté závorce je řádu 10−7
, třetí řádu 10−14
a čtvrtý řádu 10−21
. S vysokou
přesností tedy platí
rn =
nλz1z
z1 + z
. (3)
Z toho plyne, že jednotlivé zóny na vlnoploše S jsou s velmi dobrým přiblížením rovnoploché:
π r2
n − r2
n−1 = π
λz1z
z1 + z
. (4)
Abychom si udělali představu o velikosti Fresnelových zón, dosaďme do (3) a (4) hodnoty (2). Dostaneme
rn =
√
n 5 · 10−4
m, π r2
n − r2
n−1
.
= 8 · 10−7
m2
. (5)
Průměr prvních Fresnelových zón bývá tedy v optice viditelného světla při běžném experimentálním uspořádání
řádově 1 mm.
Z toho, že Fresnelovy zóny jsou rovnoploché, vyplývá, že součty ψi sekundárních vln došlých od jednotlivých
zón do bodu pozorování P mají touž absolutní hodnotu. Jestliže tedy propustíme nepropustným
stínítkem s kruhovým otvorem právě dvě první zóny vlnoplochy S, bude vlnová funkce v bodě P nulová, neboť
součty ψ1 a ψ2 mají touž absolutní hodnotu a opačnou fázi, takže ψ1 + ψ2 = 0. Stejně tomu bude, kdykoli
propustíme přesně sudý počet sousedících zón. Je tedy intenzita v bodě P rovna nule a tuto skutečnost lze
snadno experimentálně ověřit (viz obr. 4). Tento fakt — totiž nulovou intenzitu ve středu difrakčního obrazce
na kruhovém otvoru propouštějícím sudý počet zón — je vhodné velmi zdůraznit. Je to totiž jediný případ,
kdy se ve Fresnelově difrakci na prázdných otvorech v nepropustném stínítku pozoruje nulová intenzita.
Naskýtá se otázka, jaká je intenzita v bodě pozorování P, propustíme-li jednu Fresnelovu zónu, resp.
lichý počet zón. Představme si, že rozevíráme kruhový otvor ve stínítku od nulového průměru. Ze způsobu
konstrukce Fresnelových zón vyplývá, že modul amplitudy vlnové funkce, a tedy i intenzita v bodě pozorování
vzrůstá a nabývá maximální hodnoty, když je propuštěna právě první zóna. Při dalším zvětšování otvoru
klesá až nabude minima, konkrétně nulové hodnoty, když jsou propuštěny právě dvě zóny. Potom opět roste
a nabývá maximální hodnoty, když jsou propuštěny tři zóny, atd. Vidíme tedy, že intenzita v bodě pozorování
je maximální, je-li propuštěn lichý počet Fresnelových zón. Jaká však je tato maximální intenzita? Odpověď
nelze dostat pouhým uvažováním o zónách. V odst. 5.8.1 ji však zjistíme výpočtem: Je-li kruhovým otvorem ve
stínítku propuštěn právě lichý počet zón, je intenzita v bodě pozorování čtyřnásobná ve srovnání s intenzitou,
která by byla v bodě pozorování, kdyby vlnoplochu S nic neomezovalo.
Je-li intenzita v bodě pozorování při jedné propuštěné zóně čtyřnásobně větší než při neomezeném šíření
vlny, tj. velikost amplitudy je dvojnásobná, znamená to, že kdybychom vlnu propustili přibližně polovinu
první zóny, dostali bychom v bodě pozorování P touž intenzitu jako při neomezeném šíření vlny. Tento
výsledek Fresnel vytušil a podpořil úvahou, jejíž nekorektnosti si byl vědom. Sečetl příspěvky ψi jednotlivých
zón takto:
ψ(P) =
1
2
ψ1 +
1
2
ψ1 + ψ2 +
1
2
ψ3 + · · · + ψϑ =
1
2
ψ1 (6)
a polovinu příspěvku poslední zóny
ψϑ =
1
2
ψn, resp. ψϑ =
1
2
ψn−1 + ψn
zanedbal, což zdůvodnil nulovou hodnotou faktoru sklonu K(ϑ) = cos ϑ při ϑ = π/2. Prostě příspěvek
k vlnové funkci od každé sudé zóny kompenzoval příspěvky od poloviny sousedních lichých zón. (Tento
postup je ovšem nekorektní, neboť bychom stejně oprávněně mohli příspěvek každé sudé zóny kompenzovat
řekněme desetinou příspěvku nižší liché zóny a devíti desetinami příspěvku vyšší liché zóny a dostali bychom
ψ = 0, 9 ψ1.) V literatuře lze nalézt řadu úvah zjemňujících Fresnelův způsob sumace (viz např. [10], § 44,
[11], § 8.2).
Výsledek (6), i když byl získán matematicky nekorektním způsobem, pozoruhodně vystihuje skutečnost.
Fresnel z toho vyvodil závěr, že pro rozruch ψ v bodě P je rozhodující jen malý kroužek kolem bodu M0,
jehož plocha nepřevyšuje polovinu plochy první zóny, tedy kroužek, který má při hodnotách (2) poloměr
0,3 mm (a tedy plochu 3 · 10−7
m2
). V tom spatřoval zdůvodnění toho, že se světlo šíří v podstatě přímočaře.
My v tom můžeme spatřovat pěknou ilustraci významu okolí bodu M0 (bod stacionární fáze) pro vlnovou
funkci v bodě pozorování P. Výše uvedené výsledky, zejména vztah (6) odůvodníme matematicky čistším
3.4 Fresnelovy zóny 39
Obrázek 4: Fresnelova difrakce na kruhovém otvoru v nepropustném stínítku při různém počtu n propuštěných
zón.
způsobem v odst. 5.8.1, v němž se počítá vlnová funkce charakterizující Fresnelovu difrakci na kruhovém
otvoru v bodech osy rotační symetrie.
Je-li dopadající vlna rovinná, je plocha S rovina (obr. 5) a z Pythagorovy věty plyne pro vnější poloměr
rn n–té Fresnelovy zóny výraz
rn =
√
nλz 1 +
nλ
4z
. (7)
S vysokou přesností tedy je
rn =
√
nλz. (8)
40 3 HUYGENSŮV-FRESNELŮV PRINCIP A ODVOZENÍ DIFRAKČNÍCH INTEGRÁLŮ
Obrázek 5: Poloměr rn n-té Fresnelovy zóny na rovinné vlnoploše S.
Zajímavá je situace ve sbíhavé kulové vlně (obr. 6). Opět aplikací Pythagorovy věty lze nalézt, že — ať
bod pozorování P leží vně nebo uvnitř poloměru M0P1 vlnoplochy S — platí vždy
rn =
nλz1z
|z1 − z|
. (9)
Z toho je vidět, že když se bod pozorování P blíží středu P1 sbíhavé vlny, tj. když z1 − z −→ 0, roste
poloměr r1 první Fresnelovy zóny „nade všechny meze (ve skutečnosti je celá vlnoplocha S obsažena v první
Fresnelově zóně). To znamená, že bod M0 není stacionárním bodem vlnoplochy. Pro vlnovou funkci ve středu
P1 sbíhavé kulové vlny jsou všechny body vlnoplochy stejně významné. Jako je existence stacionárního bodu
typickým znakem Fresnelovy difrakce, je absence stacionárního bodu, tedy stejná významnost všech bodů
vlnoplochy, typickým znakem Fraunhoferovy difrakce.
Nulová intenzita uprostřed difrakčního obrazce od kruhového otvoru propouštějícího sudý počet zón je jistě
dosti udivující. Fresnelova zonální konstrukce však vysvětluje ještě další paradoxní jev: světlou stopu uprostřed
Fresnelova difrakčního obrazce na nepropustné kruhové překážce (tzv. Fresnelova-Aragova-Poissonova stopa,
viz obr. 7). Dopadá-li na nepropustný kruh kulová vlna se středem P1 na ose rotační symetrie nepropustného
kruhu (nebo rovinná vlna šířící se ve směru osy), je ve všech bodech P osy rotační symetrie za stínítkem
táž intenzita, jako kdyby nic nebránilo volnému šíření vlny. Výklad tohoto paradoxu lze založit na tom, že
Fresnelovy zóny začneme konstruovat nikoli od osového bodu, ale od okraje B kruhové překážky (viz obr. 8).
Táž argumentace (6) pak vede k závěru, že stejně jako při nerušeném šíření světla, je intenzita v osovém
bodě rovna čtvrtině intenzity od první Fresnelovy zóny, tedy táž, jako při nerušeném šíření vlny. V odst. 5.9
podložíme tuto skutečnost výpočtem a ukážeme také, že průměr světlé stopy uprostřed difrakčního obrazce
je nepřímo úměrný průměru kruhové překážky.
Světlá stopa uprostřed stínu za nepropustnou kruhovou překážkou je typický vlnový jev, který sehrál
významnou úlohu při prosazování vlnové povahy světla. Siméon Denis Poisson posuzoval v r. 1818 Fresnelovu
práci jako oficiální oponent francouzské Akademie a odvodil z ní, že ve všech bodech osy za diskem musí být
světlá stopa. Spatřoval v tom rozpor s experimentem a vůbec se zkušeností, který vyvrací Fresnelovu teorii.
Fresnelův přítel a ochránce Dominique Fran¸cois Arago však pokus provedl a existenci světlé stopy prokázal.
Poissonova předpověď paradoxního jevu, původně formulovaná jako námitka proti Fresnelově vlnové teorii,
tak tuto teorii nejen nevyvrátila, ale velmi posílila. (Pokus lze poměrně snadno provést, použijeme-li místo
disku ložiskovou kuličku nalepenou na skleněnou planparalelní destičku.)
3.5 Zonální mřížky
Fresnel pravděpodobně zonální konstrukce vícekrát nepoužil. Trvalým majetkem vlnové optiky se však stala
velmi názorná a užitečná představa, která tvoří jádro Fresnelovy konstrukce: Vlnoplochu sférické nebo rovinné
vlny lze rozdělit na oblasti (zóny), jejichž příspěvky k amplitudě v bodě pozorování jsou stejné, avšak střídavě
se sčítají a odečítají. Zastínění oblastí jednoho druhu (např. lichých zón) tedy způsobí vzrůst amplitudy
světelné vlny v bodě pozorování. Právě tato úvaha pravděpodobně vedla Rayleigha [12] k návrhu zonální
mřížky. Prvním, kdo experiment se zonální mřížkou a jeho interpretaci publikoval, byl J. L. Soret [13] [14],
[15] v r. 1875. Zastínil (tj. učinil nepropustnými) všechny sudé nebo všechny liché zóny (viz obr. 9). Jsou-li
zastíněny např. všechny sudé zóny a liché zůstanou propustné, znamená to, že příspěvky ψ2n+1 od lichých
3.5 Zonální mřížky 41
Obrázek 6: Poloměr Fresnelovy zóny na vlnoploše sbíhavé kulové vlny.
Obrázek 7: Fresnelova-Aragova-Poissonova stopa ve středu difrakčního obrazce při Fresnelově difrakci na
nepropustném kruhovém disku.
42 3 HUYGENSŮV-FRESNELŮV PRINCIP A ODVOZENÍ DIFRAKČNÍCH INTEGRÁLŮ
Obrázek 8: K výkladu Fresnelovy-Aragovy-Poissonovy stopy.
zón nejsou kompenzovány příspěvky ψ2n od sudých zón. Poněvadž přicházejí do bodu pozorování se stejnou
fází, je amplituda vlnové funkce v bodě pozorování veliká, obdobně jako v obrazu zdroje vlnění vytvořeném
čočkou. Zonální mřížky lze tedy používat jako čočky. To má veliký aktuální význam, neboť zonální mřížka
může být zobrazovacím prvkem např. pro rentgenové záření, resp. obecně pro záření, pro něž neexistuje
prostředí s indexem lomu výrazně různým od jedné, takže nelze vyrobit obvyklý typ čočky.
Obrázek 9: Zonální mřížky.
Zonální mřížky mají řadu pozoruhodných vlastností a aplikací. Pojednává o nich referativní článek [16].
Zde se jen zmíníme o několika z nich.
(i) Zonální mřížka má mnoho ohnisek. Např. z 3.4(8) vyplývá, že při fokusaci rovinné vlny zonální mřížkou
existují kromě hlavního ohniska ještě vedlejší ohniska s ohniskovou vzdáleností 1/3, 1/5, 1/7,. . . hlavní
ohniskové vzdálenosti. Je to způsobeno tím, že při těchto vzdálenostech každé propustné mezikruží
mřížky propouští 3, 5, 7,. . . zón.
(ii) V hlavním ohnisku zonální mřížky je intenzita 1/π2 .
= 0, 1 intenzity v ohnisku ideální čočky stejného
průměru a stejné ohniskové vzdálenosti.
(iii) Rozlišovací schopnost při zobrazení zonální mřížkou je rovna šířce posledního vnějšího propustného
mezikruží, tj.
√
λz/(2
√
n).
(iv) Koeficient barevné vady zonálních mřížek má opačné znaménko ve srovnání s koeficientem barevné vady
skleněných čoček. Zonálních mřížek lze tedy využít ke kompenzaci barevné vady standardních čoček.
3.6 Odvození difrakčních integrálů z Huygensova-Fresnelova principu 43
(v) Místo zastiňování zón je možné obracet fázi světla prošlého původně nepropustnými zónami [17]. Intenzita
v ohnisku tím vzroste čtyřikrát, takže je 0, 4 intenzity v ohnisku ideální čočky stejného průměru a stejné
ohniskové vzdálenosti.
Kniha [18] obsahuje výběr 74 významných článků o Soretových mřížkách.
3.6 Odvození difrakčních integrálů z Huygensova-Fresnelova principu
Odvodíme nyní difrakční integrály 2.3(1) pro Fraunhoferovu difrakci a 2.3(2) pro Fresnelovu difrakci z HuygensovaFresnelova
principu 3.2(6).
Uvedli jsme již, že za integrační obor S0 v integrálu 3.2(6) se vždy volí buď nezastíněná část vlnoplochy
nebo roviny difrakčního stínítka, nebo jiné vhodné roviny (viz např. [1], § 60). Starší autoři brávali za plochu
S0 část vlnoplochy, avšak aproximace, jichž při výpočtu integrálu používali, způsobily, že hned po počátečních
úpravách dostávali vztahy identické s těmi, které se získají, když se za obor integrace zvolí část roviny. Budeme
tedy za obor integrace S0 brát část roviny odpovídající propustným částem difrakčního stínítka a tuto rovinu
zvolíme za souřadnicovou rovinu z = 0 (viz obr. 10). Dále — opět s odvoláním na metodu stacionární fáze
Obrázek 10: Význam symbolů v rozvojích (3) a (4).
— položíme faktor sklonu K(ϑ) = 1. Integrál 3.2(6) se tím redukuje do tvaru
ψ(P) = −
ik
2π
S0
ψ0(xM , yM )
exp(iks)
s
dxM dyM . (1)
Je zřejmé, že dosadíme-li do tohoto integrálu za kulovou vlnu její Fresnelovu aproximaci 1.10(6)
exp(iks)
s
≈
exp(ikz)
z
exp
ik
2z
(x − xM )2
+ (y − yM )2
(2)
a klademe-li ψ0(xM , yM ) = 0 v bodech nepropustné části stínítka, dostáváme difrakční integrál 2.3(2) pro
Fresnelovy difrakční jevy:
ψ(x, y, z) = −
ik
2π
exp (ikz)
z
∞
−∞
ψ0(xM , yM ) exp
ik
2z
(x − xM )2
+ (y − yM )2
dxM dyM . (3)
Z tohoto difrakčního integrálu budeme vycházet v kap. 5, při analytickém výpočtu vlnové funkce charakterizující
některé typické Fresnelovy difrakční jevy. Tyto analytické výpočty nebývají zcela jednoduché, neboť
většinou používají speciální funkce (Fresnelovy integrály, Besselovy funkce, Lommelovy funkce).
Také numerické výpočty difrakčního integrálu (3) nebývají jednoduché, neboť, jak víme, integrand je
rychle oscilující funkcí polohy bodu M(xM , yM ) v rovině difrakčního stínítka. Existuje však snadný způsob,
44 3 HUYGENSŮV-FRESNELŮV PRINCIP A ODVOZENÍ DIFRAKČNÍCH INTEGRÁLŮ
jak vyjádřit difrakční integrál (3) Fourierovým integrálem. K tomu stačí rozvést druhé mocniny v argumentu
fázoru, vytknout před integrál fázor nezávisející na integračních proměnných a drobná úprava:
ψ(x, y, z) = − i
k
2π
exp(ikz)
z
exp
ik
2z
x2
+ y2
×
×
∞
−∞
ψ0(xM , yM ) exp
ik
2z
x2
M + y2
M exp −
ik
z
(xxM + yyM ) dxM dyM .
(4)
Vlnová funkce charakterizující Fresnelovu difrakci je tak vyjádřena Fourierovou transformací součinu vlnové
funkce ψ0 v rovině difrakčního stínítka a fázoru exp[ ik
2z (x2
M + y2
M )]. K numerickému výpočtu Fresnelovy
difrakce tak lze využít metod vypracovaných pro Fourierovu transformaci. Je hodno pozoru, že před integrálem
je Fresnelova aproximace sekundární kulové vlny vycházející z počátku ve Fresnelově aproximaci:
exp(iks0)
s0
≈
exp(ikz)
z
exp
ik
2z
x2
+ y2
. (5)
Odvození difrakčního integrálu 2.3(1) pro Fraunhoferovu difrakci z Huygensova–Fresnelova principu není
elegantní. Je však v literatuře tak rozšířené (viz např. [10], str. 153,154, [11], §8.3.3, [19], [20], str. 1094–1051,
[21], [22], [23]), že je uvedeme i zde. (Mnohem jednodušší a přirozenější odvození podáváme v kapitole 7 (srov.
vztah 7.3(3), resp. 7.4(1)).)
Kulovou vlnu exp(iks)/s v Huygensově–Fresnelové principu (1) nyní aproximujeme poněkud jiným způsobem
než Fresnelovou aproximací (2). Rozvineme vzdálenost s = MP v mocninnou řadu v integračních
proměnných xM , yM (viz obr. 10):
s = (x − xM )2 + (y − yM )2 + z2
= z2 + x2 + y2 − 2(x xM + y yM ) + x2
M + y2
M
= s2
0 − 2(x xM + y yM ) + x2
M + y2
M
= s0 1 − 2
x xM + y yM
s2
0
+
x2
M + y2
M
s2
0
= s0 1 −
x xM + y yM
s2
0
+
x2
M + y2
M
2s2
0
−
(x xM + y yM )2
2s4
0
+ · · ·
= s0 −
1
s0
(x xM + y yM ) +
1
2s0
(x2
M + y2
M ) −
1
2s3
0
(x xM + y yM )2
+ · · ·
= s0 − xM
x
s0
− yM
y
s0
+
1
2s0
x2
M 1 −
x
s0
2
+ y2
M 1 −
y
s0
2
− 2xM yM
x
s0
y
s0
+ · · · (6)
Má-li funkce ψ0(xM , yM ) nenulové hodnoty jen v okolí počátku O, jak tomu může být např. v případě
prázdných otvorů v nepropustném stínítku, konkrétně je-li
k x2
M + y2
M
2s0
max
2π, tj. x2
M + y2
M
max
2λs0 , (7)
můžeme v exponenciele kulové vlny zanedbat členy obsahující integrační proměnné ve druhé a vyšších mocninách
a aproximovat kulovou vlnu výrazem
exp(iks)
s
≈
exp(iks0)
s0
exp −ik
x
s0
xM +
y
s0
yM . (8)
S použitím (8) má difrakční integrál (1) tvar Fourierovy transformace
ψ(P) = −
ik
2π
exp(iks0)
s0
S0
ψ0(xM , yM ) exp −ik
x
s0
xM +
y
s0
yM dxM dyM , (9)
REFERENCE 45
tentokrát však (narozdíl od (4)) přímo vlnové funkce ψ0(xM , yM ) charakterizující vlnění v rovině difrakčního
stínítka. Uvážíme-li, že
x
s0
= nx,
y
s0
= ny. (10)
kde (nx, ny, 1 − n2
x − n2
y) jsou směrové kosiny směru
−→
OP a že při splnění podmínky (7) je výraz před
integrálem (9) konstantní,
−
ik
2π
exp(iks0)
s0
= C, (11)
je vlnová funkce ψ funkcí směrových kosinů nx, ny a má tvar 2.3(1):
ψ(nx, ny) = C
∞
−∞
ψ0(xM , yM ) exp [−ik (nxxM + nyyM )] dxM dyM . (12)
Vraťme se ještě k podmínce (7). Porovnáme-li ji s výrazem 3.4(8) pro poloměry Fresnelových zón, shledáme,
že s Fraunhoferovou difrakcí máme co činit, když lineární rozměry propustné oblasti difrakčního stínítka
jsou velmi malé ve srovnání s průměrem dvou (a tedy i jedné) Fresnelových zón. V této souvislosti je vhodné
uvést definici tzv. Fresnelova čísla
Nf =
a2
λz
, (13)
kde a je poloměr kružnice zahrnující oblasti kde má difrakční stínítko nenulové hodnoty funkce propustnosti
a z je vzdálenost difrakčního stínítka od roviny pozorování. Fresnelova čísla se používá k odhadům o jaký typ
difrakce při určitém experimentálním uspořádání jde. Je-li Fresnelovo číslo Nf ≥ 1, jde většinou o Fresnelův
difrakční jev, je-li Nf < 1, nebo raději Nf 1, jde většinou o Fraunhoferovu difrakci. (Výjimkou bývají
případy, kdy rovinou pozorování je rovina geometrického obrazu zdroje.)
V kapitole 7 uvidíme, že vlnová funkce (12) má význam amplitudy rovinné vlny vzniklé difrakcí a šířící
se ve směru (nx, ny, 1 − n2
x − n2
y). V příští kapitole vypočteme integrál (12) pro typické Fraunhoferovy
difrakční jevy (difrakce na obdélníkovém a na kruhovém otvoru).
Reference
[1] Landau L. D., Lifšic E. M.: Těorija polja. Izdatěľstvo Nauka, Moskva 1973, § 59.
[2] Bell A. E.: Christian Huygens and the developmnent of science in the seventeenth century. Edward
Arnold & Co, London 1947.
[3] Huygens Ch.: Traité de la lumi`ere. Leyde 1690.
[4] Grimaldi F. M.: Physico-mathesis de lumine, coloribus et iride. Bononiae 1665.
[5] Marci J. M.: Thaumantias. Liber de arcu coelesti deque colorum apparentium natura, ortu et causis.
Pragae 1648.
[6] Fresnel J. A.: Œuvres compl`etes d’Augustin Fresnel, Vol. 1. (H. de Senarmont, É. Verdet, L. Fresnel,
eds.) Imprimerie Impériale, Paris 1866.
[7] Wood R. W.: Physical Optics. The Macmillan Company, London 1905.
[8] Bouasse H., Carri`ere Z.: Diffraction. Libraire Delagrave, Paris 1923.
[9] Newton I.: Opticks or a Treatise of the Reflections, Refractions, Inflections and Colours of Light. Dover
Publications, Inc., New York 1952.
[10] Born M.: Optik. Springer Verlag, Berlin 1933.
[11] Born M., Wolf E.: Principles of Optics. 7th ed. Cambridge University Press 1999.
46 REFERENCE
[12] Rayleigh J. W.: poznámka z laboratorního deníku z 11. dubna 1871, citovaná v knize: Strutt R. J.: John
William Strutt — Third Baron Rayleigh. Edward Arnold Co., London 1924, 88.
[13] Soret J. L.: Sur les phénom`enes de diffraction produits par les réseaux circulaires. Arch. Sci. Phys. Natur.
52 (1875), 320–337.
[14] Soret J. L.: Ueber die durch Kreisgitter erzeugten Diffractionsphänomene. Pogg. Ann. 156 (1875), 99-
113. Též [18], str. 11–25.
[15] Soret J. L.: Sur les phénom`enes de diffraction produits par les réseaux circulaires. Compt. Rend. 80
(1875), 483–487.
[16] Chmelík R., Komrska J.: Zobrazování zonálními mřížkami. Čs. čas. fyz. 42 (1992), 128–145.
[17] Wood R. W.: Phase–Reversal Zone–Plates, and Diffraction–Telescopes. Philosophical Magazine, Series
5, 45 (1898), 511–523. Též [18], str. 26–37.
[18] Ojeda–Casta˜neda J., Gómez–Reino C. (editors): Selected Papers on Zone Plates. SPIE Optical Engineering
Press, Bellingham, Washington USA, 1996.
[19] Drude P.: Lehrbuch der Optik. Verlag von S. Hirzel, Leipzig 1900, str. 172–175.
[20] Pockels F.: Beugung des Lichtes. In: Handbuch der Physik, Bd. VI. (A. Winkelmann, ed.) Johann Ambrosius
Barth, Leipzig 1906, str. 1032–1119.
[21] Laue M. v.: Interferenz und Beugung elektromagnetischer Wellen (mit Ausnahme der Röntgenstrahlen).
In: Handbuch der Experimentalphysik, Bd. 18. (W. Wien, F. Harms, eds.) Akademische Verlagsgesellschaft
M.B.H., Leipzig 1928, str. 330–331.
[22] Joos G.: Lehrbuch der theoretischen Physik. 8. Auflage. Akademische Verlagsgesellschaft, Geest & Portig
K.-G., Leipzig 1954, str. 341.
[23] Sommerfeld A.: Optik. 2. Auflage. Akademische Verlagsgesellschaft, Geest & Portig K.-G., Leipzig 1959,
str. 182–184.