Optica: Difraccion de Fraunhofer

Deducción de la fórmula integral de difracción de Fraunhofer.

Véase Optica: Integral de Kirchhoff - Fresnel para más detalles.

Utilizando la fórmula integral de F-K se puede obtener la difracción de Fraunhofer como sigue. Tenemos entonces:

Error al representar (error de sintaxis): Ψ(P)=-\frac{ik Ψ_0}{4π}\int_{Σ}^{}{\frac{e^{ikr}e^{ikr´}}{r r´}[cos(r,n)+1] dA}.

Sustituyendo que k=2π/ λ

Error al representar (error de sintaxis): Ψ(P)=-\frac{iΨ_0}{2λ}\int_{Σ}^{}{\frac{e^{ikr}}{r}[cos(r,n)+1] dA}.

Si confinamos la atención a la región angular en la vecindad de la apertura normal, entonces a ángulos pequeños tenemos que:

Error al representar (error de sintaxis): Ψ(P)=-\frac{iΨ_0}{λ}\int_{Σ}^{}{\frac{e^{ikr}}{r} dA}.

Archivo:DF1.jpg

Figura 1. Sistema coordenado para la difracción de Fraunhofer (Imagen en construcción)

Considerando la situación de la figura el cual la onda plana es incidente a la normal de una apertura arbitraría. Escogemos un sistema coordenado con el origen colocado en algún punto dentro de la abertura. El punto P tiene coordenadas rectangulares (x,y,z) . Las variables de integración sobre la abertura son escogidas como ξ, η, tal que

Error al representar (error de sintaxis): dA=dξ dη.

La distancia del punto variable de la integración (ξ, η) al punto (x, y ,z) es r :

Error al representar (error de sintaxis): r^{2}=(x-ξ)^{2}+(y-η)^{2}+z^{2}.

La distancia del origen de P es R, donde:

$R^{2}=x^{2}+y^{2}+z^{2}.$

Por lo tanto

Error al representar (error de sintaxis): r^{2}=R^{2}-2(xξ+yη)+(ξ^{2}+η^{2}).

Por conveniencia usaremos los cosenos directores del vector $R$

Error al representar (error de sintaxis): α≡\frac{x}{R} ; β≡\frac{y}{R}.

Entonces nos queda de la forma

Error al representar (error de sintaxis): r=R[1-\frac{2(α ξ+β η)}{R}+\frac{ξ^{2}+η^{2}}{R^{2}}]^{1/2}.

Ahora, ya que la distacia R al punto de observación se asume muy grande, el segundo y tercer término de la ecuación anterior son considerados muy pequeños. Expandiendo con el binomio de Newton obtenemos la expresión para r que puede ser utilizada en la integral de F-K para difracción de Fraunhofer:

Error al representar (error de sintaxis): r≅R[1-\frac{α ξ+β η}{R}+\frac{ξ^{2}+η^{2}}{2R^{2}}+...]. Error al representar (SVG (MathML puede ser habilitado mediante un plugin de navegador): respuesta no válida («Math extension cannot connect to Restbase.») del servidor «https://en.wikipedia.org/api/rest_v1/»:): ≅R-(α ξ+β η)+\frac{ξ^{2}+η^{2}}{2R}+...

Se ha asumido x,y ≪R y ξ,η≪R , tal que el segundo y tercer término en la expresión anterior son de segundo orden muy pequeños. Consecuentemente el denominador r en la integral para la difracción de Fraunhofer es bien aproximado con R y puede salir de la integral. Sin embargo, los términos en la expansión de r, pueden ser despreciados en la exponencial de la integral sólo si su producto con k es muy pequeño comparado con 2π.

Pongamos que Error al representar (error de sintaxis): d≳2(ξ^2+η^2)^{1/2} sea la máxima dimensión de la apertura. Entonces el tercer término de r se puede despreciar en el límite de Fraunhofer que es:

Error al representar (error de sintaxis): k\frac{d^{2}}{8R}≪2π

o de la forma

Error al representar (error de sintaxis): \frac{d^{2}}{8λ}≪R.

La difracción de Fraunhofer es usualmente observada en la práctica cuando el sistema óptico es removido el punto de observación a un punto óptico infinito. Si el punto de observación está muy cerca de la apertura, ya no se permite entonces despreciar los términos de Error al representar (error de sintaxis): \frac{ξ^{2}+η^{2}}{2R^{2}} . La difracción sobre esta condición se llama Difracción de Fresnel.

Para el caso de la difracción de Fraunhofer tenemos que aproximadamente:

Error al representar (error de sintaxis): r=R-(α ξ+ β η).

Y la integral de Fraunhofer es la siguiente

Error al representar (error de sintaxis): Ψ (P)=-i \frac{Ψ_0 e^{ikR}}{λR}\int_{Σ}^{}{ e^{-ik(αξ+ηβ)} dξ dη}.

Rendija Infinita.

Si la apertura de σ es una larga e infinita rendija de ancho 2a en la dirección de ξ. Como se muestra en la figura 2, entonces la integral de difracción es:

Archivo:Dif2.jpg

Figura 2. Sistema coordenado utilizado para un rendija infinita (Imagen en construcción)

Error al representar (error de sintaxis): Ψ (P)=C\int_{-a}^{a}{e^{-ikαξ} dξ}

Donde la constante C incluye el coeficiente de la integral general vista anteriormente y también incluye la constante de la contribución sobre η. Así

Error al representar (error de sintaxis): Ψ (P)=C \frac{i}{kα} e^{-ikαξ}|_{-a}^{a}=i\frac{C}{kα}(e^{-ikαa}-e^{ikαa})=\frac{2C}{kα} \sin kαa.

La intensidad o irradiancia es por lo tanto

Error al representar (SVG (MathML puede ser habilitado mediante un plugin de navegador): respuesta no válida («Math extension cannot connect to Restbase.») del servidor «https://en.wikipedia.org/api/rest_v1/»:): I(P)=|Ψ(P)|^{2}=4C^{2}a^{2}(\frac{\sinφ}{φ})^{2}.

Cuando $\theta =0$ y $I(\theta )=I(0)$, lo que corresponde al máximo principal. Así que la irradiancia en la aproximación de Fraunhofer esta dada por

Error al representar (error de sintaxis): I(\theta)=I(0)(\frac{\sinφ}{φ})^2.

De donde podemos ver que cuando D>> $\lambda$, la irradiancia disminuye muy rápido conforme $\theta$ se desvia de cero. Véase figura 3.

DondeError al representar (error de sintaxis): φ≡kαa . Nos damos cuenta que la variable φ es:

Error al representar (error de sintaxis): φ=kαa=2π \sin θ.

Donde θ es el ángulo entre la normal de la apertura y la línea que conecta el punto medio de la apertura con el punto de observación, como se muestra en el diagrama 2. La mayoría de la intensidad del haz difractado es contenido en el centro máximo. La dispersión angular entre el mínimo de cada lado del punto central máximo es:

Error al representar (SVG (MathML puede ser habilitado mediante un plugin de navegador): respuesta no válida («Math extension cannot connect to Restbase.») del servidor «https://en.wikipedia.org/api/rest_v1/»:): Δθ=2 \sin^{-1} (\frac{λ}{2a})≅\frac{λ}{a}.

Así, el patrón se volverá más difuso si la longitud de onda es incrementada o si la anchura de la rendija es reducida.

Figura 3. Función de sinc, irradiancia, en el caso de la rendija infinita

Doble rendija.

Archivo:Dif3.jpg

Figura 4. Esquema del caso de doble rendija para la difracción de Fraunhofer

Ahora si aumentamos la complejidad de la situación añadiendo otra rendija como se muestra en la figura 4, tenemos que la integral de difracción de Fraunhofer es la siguiente suma de dos términos:

Error al representar (error de sintaxis): Ψ (P)=C\int_{-d-a}^{-d+a}{e^{-ikαξ} dξ}+C\int_{d-a}^{d+a}{e^{-ikαξ} dξ}.

Los términos ya integrados pueden ser agrupados de la siguiente manera

Error al representar (error de sintaxis): Ψ(P)=-\frac{2C}{kα}[\sin kα(d-a)-\sin kα(d+a)].

Expandiendo los términos del seno y simplificando, obtenemos

Error al representar (SVG (MathML puede ser habilitado mediante un plugin de navegador): respuesta no válida («Math extension cannot connect to Restbase.») del servidor «https://en.wikipedia.org/api/rest_v1/»:): Ψ(P)=\frac{4C}{kα}\sin kαa \sin kαd.

La intensidad es por lo tanto dada por

Error al representar (error de sintaxis): I(P)=14C^{2}a^{2}(\frac{\sinφ}{φ})^{2} \cos^{2}δ .

Donde Error al representar (error de sintaxis): φ≡kαa y Error al representar (SVG (MathML puede ser habilitado mediante un plugin de navegador): respuesta no válida («Math extension cannot connect to Restbase.») del servidor «https://en.wikipedia.org/api/rest_v1/»:): δ≡kαd . El patrón de difracción es como si fuera una sola rendija, pero multiplicado por un factor de 4 (para un sistema de N rendijas igualmente espaciadas, el centro máximo es aumentado por un factor de N^{2} por sobre una sola rendija) y modulada por el término Error al representar (SVG (MathML puede ser habilitado mediante un plugin de navegador): respuesta no válida («Math extension cannot connect to Restbase.») del servidor «https://en.wikipedia.org/api/rest_v1/»:): cos^{2} δ . Esto es, que la envolvente de un patrón de doble rendija es solamente el patrón de una sola rendija. Notamos que si a se vuelve muy pequeño comparado con d, el término Error al representar (error de sintaxis): (\frac{\sin φ}{φ})^{2} se mantendrá esencialmente constante para muchas oscilaciones en el término de Error al representar (error de sintaxis): cos^{2} δ . Justo como en el caso del experimento de Young.

Apertura Rectangular.

Consideramos la configuración de la Fig.1 en tres dimensiones la cual puede verse de una forma mas simple si rotamos los ejes y solo vemos el perfil del eje $y$ como en Fig.2, en donde tenemos una onda plana monocromática que se propaga en el eje $x$ e incide en una pantalla que contiene una

Fig.1

Fig.2

abertura de forma arbitraria .Deseamos calcular la distribución de la densidad de flujo correspondiente al campo lejano en un punto P distante arbitrario.

De acuerdo con el principio de Huygens-Fresnel un área diferencial $dS$ de la apertura puede visualizarse como cubierta de fuentes puntuales secundarias coherentes. Tomando que $dS$ es mas pequeña que $\lambda$ tal que todas las contribuciones en el punto P permanecen en fase interfiriendo constructivamente.

• Si $\varepsilon _{A}$ es la intensidad de la fuente por unidad de área, suponiendo que es constante en toda la abertura
• La perturbación óptica en P debida a $dS$ es

$dE={\frac {\varepsilon _{A}}{r}}e^{\imath (\omega t-kr)}dS$

La distancia de $dS$ a $P$ es

$r=[X^{2}+(Y-y)^{2}+(Z-z)^{2}]^{\frac {1}{2}}$

Donde tomamos en cuenta la Fig.1 y posteriormente una figura similar para el perfil del eje z.

Como la condición de Fraunhofer se satisface para $r$ muy grande, además si la abertura es muy pequeña remplazamos $r$ por $R$ y hacemos una aproximación para la fase

$R=[X^{2}+Y^{2}+Z^{2}]^{\frac {1}{2}}$

entonces

$r=R[1+{\frac {(y^{2}+z^{2})}{R^{2}}}-{\frac {2(Yy+Zz)^{2}}{R^{2}}}]^{\frac {1}{2}}$

Para el campo lejano $R$ es muy grande comparado con las dimensiones de la apertura y el termino

$R={\frac {(y^{2}+z^{2})}{R^{2}}}\simeq 0$

Por lo cual

$r=R[1-{\frac {2(Yy+Zz)^{2}}{R^{2}}}]^{\frac {1}{2}}$

Y mediante una expansión binomial obtenemos.

$r=R[1-{\frac {(Yy+Zz)^{2}}{R^{2}}}]$

Por lo tanto la perturbación total que llega a $P$ es

${\tilde {E}}={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}\int _{Abertura}\int e^{\imath k(Yy+Zz)/R}dS$

Consideramos ahora la configuración de la fig.3 con lo cual la ecuación para el campo se puede escribir como

Fig.3

${\tilde {E}}={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}\int _{-b/2}^{b/2}e^{\imath kYy/R}dy\int _{-a/2}^{a/2}e^{\imath kZz/R}dz$

Si definimos $\beta ={\frac {kby}{2R}},\qquad \alpha ={\frac {kaz}{2R}}$ obtenemos

$\int _{-b/2}^{b/2}e^{\imath kYy/R}dy={\frac {R}{\imath kY}}(e^{\imath kYb/2R}-e^{-\imath kYb/2R})={\frac {2R}{kY}}\sin({\frac {bkY}{2R}})=b{\frac {\sin(\beta )}{\beta }}$

$\int _{-a/2}^{a/2}e^{\imath kZz/R}dz={\frac {R}{\imath kZ}}(e^{\imath kZa/2R}-e^{-\imath kZa/2R})={\frac {2R}{kY}}\sin({\frac {akZ}{2R}})=a{\frac {\sin \alpha }{\alpha }}$

Por lo tanto

${\tilde {E}}={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}A({\frac {\sin \beta }{\beta }})({\frac {\sin \alpha }{\alpha }})$

Como $I=<(Re){\tilde {E}}>_{T}$

$I(Y,Z)=I(0)({\frac {\sin \beta }{\beta }})({\frac {\sin \alpha }{\alpha }})$

Donde $I(0)$ es la Irradiancia en $P_{0}$

En valores de $Y,Z$ tales que $\alpha ,\beta$ sean cero $I(Y,Z)$ adquiere la forma de la difracción de una rendija

Distribución de campo lejano de una apertura cuadrada

La misma distribución a color

Distribución de la irradiancia para una apertura cuadrada

Podemos modelar algunos patrones de difraccion rectangular en / esta pagina

Apertura Circular.

Fig.4

• Ahora consideramos nuevamente la Fig.4 solo que en esta ocasión la apertura es circular.
• Las aberturas circulares son muy importantes para el estudio de la instrumentación óptica.
• Retomando nuevamente la expresión de la perturbación óptica en P para la abertura arbitraria en el caso del campo lejano

${\tilde {E}}={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}\int _{Abertura}\int e^{\imath k(Yy+Zz)/R}dS(1)$

La simetría del problema sugiere el uso de coordenadas esféricas tanto en el plano de la apertura como en el plano de observación

$z=\rho \cos \varphi ,Z=q\cos \phi$ $y=\rho \sin \varphi ,Y=q\sin \phi$

Entonces sustituyendo en la expresión de la rendija arbitraria

${\tilde {E}}={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}\int _{\rho =0}^{a}\int _{\varphi =0}^{2\pi }e^{(\imath k\rho q/R)\cos(\varphi -\phi )}\rho d\rho d\varphi$

Por la simetría axial la solución es independiente de $\phi$

$\int _{\varphi =0}^{2\pi }e^{(\imath k\rho q/R)\cos(\varphi )}d\varphi$

Esta ultima ecuación es una función única que no puede reducirse otra forma más corriente, como funciones hiperbólicas exponenciales o trigonométricas

La cantidad

$J_{0}(u)={\frac {1}{2\pi }}\int _{0}^{2\pi }e^{\imath u\cos v}dv$

Se denomina función de Bessel de primera especie y orden cero

En general

$J_{m}(u)={\frac {\imath ^{-m}}{2\pi }}\int _{0}^{2\pi }e^{\imath (mv+u\cos v)}dv$

Representa la función de Bessel de orden m

Si

$u={\frac {k\rho q}{R}}$

Podemos escribir

${\tilde {E}}={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}\int _{0}^{a}J_{0}({\frac {k\rho q}{R}})\rho d\rho$

Otra propiedad de la funciones de Bessel es la relación de recurrencia

${\frac {d}{du}}[u^{m}J_{m}(u)]=u^{m}J_{m-1}(u)$

Con $m=1$

$\int _{0}^{u}u\prime J_{0}(u\prime )du\prime =uJ_{1}(u)$

Entonces si nombramos a $w$ como $w={\frac {k\rho q}{R}}\quad$

obtenemos

$\qquad dw={\frac {kq}{R}}d\rho ,\qquad d\rho ={\frac {R}{kq}}dw\qquad \rho ={\frac {wR}{kq}}$

Mediante la regla de recurrencia tenemos

${\tilde {E}}={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}2\pi a^{2}({\frac {R}{kaq}})J_{1}({\frac {kaq}{R}})$

Y la irradiancia en P es ${\frac {1}{2}}{\tilde {E}}{\tilde {E}}^{*}$

$I=2({\frac {\varepsilon _{A}}{R}}A)^{2}[{\frac {J_{1}({\frac {kaq}{R}})}{\frac {kaq}{R}}}]^{2}$

Para calcular la irradiancia en el centro ponemos $q=0$ Y usando la ley de recurrencia.

Verificamos que

$\lim _{u\rightarrow 0}{\frac {J_{1}(u)}{u}}={\frac {1}{2}}$

La irradiancia en $P_{0}$ es

$I(0)={\frac {\varepsilon _{A}^{2}}{2R^{2}}}A^{2}$

Que es el mismo resultado que la apertura rectangular

Fig5. Disco de Airy

Como $\sin \theta =q/r$, la irradiancia se puede escribir como función de $\theta$

$I=I(0)[{\frac {2J_{1}(ka\sin \theta )}{ka\sin \theta }}]^{2}$

El máximo central corresponde al llamado disco de Airy (Fig5.)

Si derivamos respecto a la distancia q obtenemos la condición para los mínimos y máximos

${\frac {dI}{dq}}=-2I(0)u/q[{\frac {J_{1}(u)}{u}}][{\frac {J_{2}(u)}{u}}]=0$

El primer mínimo corresponde al primer cero de la función $J_{1}(0)$

Podemos calcular la distancia del centro de la distribución a los máximos y mínimos, con $u=3.83$.

${\frac {kaq}{R}}=3.83\qquad q_{1}={\frac {1.22R\lambda }{D}}$

Los máximos secundarios ocurren para $J_{2}=0$

Distribución de campo lejano de una apertura circular

Distribución para difracción de rayos X

Distribución de la irradiancia para una apertura circular

Podemos modelar algunos patrones de difracción circular en / esta pagina

Métodos de Fourier.

La transformada de Fourier aporta una percepción diferente y hermosa del mecanismo de difracción de Fraunhofer

Partimos de la ecuación

${\tilde {E}}(Y,Z)={\frac {\varepsilon _{A}e^{\imath (\omega t-kR)}}{R}}\int _{Abertura}\int e^{\imath k(Yy+Zz)/R}dS$

• La cantidad R es la distancia del centro de la apertura
• si nos limitamos a una pequeña región $R$ puede considerarse constante
• $\varepsilon _{A}$ no es necesariamente invariante
• Las variaciones en $\varepsilon _{A}$ y la constante multiplicativa pueden combinarse en una sola cantidad compleja

${\mathcal {A}}(y,z)={\mathcal {A}}_{0}(y,z)e^{\imath \phi (y,z)}$

Denominada función de abertura

Con esto podemos reescribir la ecuación anterior

${\tilde {E}}(Y,Z)=\int \int _{-\infty }^{\infty }{\mathcal {A}}(y,z)e^{\imath k(Yy+Zz)/R}dydz$

Está función de apertura equivale a poner una función que indique la geometría de la apertura, por lo tanto los limites de la integral pueden extenderse hasta $\pm \infty$, ya que la función es no nula únicamente en la región de la abertura Por ejemplo si tenemos una apertura cuadrada ponemos una función cuadrada e integramos en el espacio de menos infinito a infinito. Esto puede resultar muy útil cuando tratamos de indicar que la apertura es mas opaca en las orillas que en el centro ya que podemos usar una función de apertura Gaussiana.

Definimos la frecuencias espaciales

$K_{y}=kY/R=k\sin \phi =k\cos \beta \quad K_{z}=kZ/R=k\sin \theta =k\cos \gamma$

El campo difractado puede ahora escribirse como

${\tilde {E}}(K_{y},K_{z})=\int \int _{-\infty }^{\infty }{\mathcal {A}}(y,z)e^{\imath k(K_{y}y+K_{z}z)/R}dydz$

Ahora tenemos que "la distribución del campo en la figura de difracción de Fraunhofer es la transformada de Fourier de la distribución del campo sobre la abertura"

Simbólicamente

$E(K_{y},K_{z})={\mathcal {F}}{{\mathcal {A}}(y,z)}$

La distribución del campo en el plano imagen es el espectro de frecuencia espacial de la función de la abertura. Entonces

${\mathcal {A}}(y,z)={\frac {1}{(2\pi )^{2}}}\int \int _{-\infty }^{\infty }E(K_{y},K_{z})e^{\imath k(K_{y}y+K_{z}z)/R}dydz$

o

${\mathcal {A}}(y,z)={\mathcal {F}}^{-1}E(K_{y},K_{z})$

Conceptos Importantes

$\lambda$ $\longrightarrow$ Periodo espacial

$\omega$$\longrightarrow$ Oscilaciones en 2$\pi$ radianes por unidad de tiempo

K $\longrightarrow$ Oscilaciones en $2\pi$ u oscilaciones en 2$\pi$ radianes por $\lambda$ K =$2\pi {\mathit {k}}$ frecuencia espacial angular

${\mathit {k}}=\left({\frac {1}{\lambda }}\right)$ frecuencia espacial

Si ${\mathit {k}}<<1,\lambda >>0$

El ancho del pico cuadrado $2\lambda /a$ puede ser cualquier fracción de la longitud de onda total, dependiendo de a. Si estuvieramos sintetizando la fracción correspondiente del tiempo f(t) con un pico cuadrado de ancho 2 $\tau /a$ la misma expresión se aplicaría donde Kx se reemplazaría por $\omega t$

$\omega$ se conoce como frecuencia fundamental y a $2\omega ,3\omega ,...$ como armónicas de la fundamental

Si el ancho del pico se reduce, el número de términos que se necesitan en la serie para producir el mismo parecido general a f(x) aumentará.

Hacer el pico + angosto tiene el efecto de introducir armónicas de mas alto orden las que a su vez tienen longitudes de onda más pequeñas.

$\lambda$ (cm)	K	a
1	2$\pi$	4
2	$\pi$	8
4	$\pi /2$	16

El ancho del pico permanece inalterado (1/4).

Observe que la densidad de componentes a lo largo del eje mK ha aumenteda. No obstante A(mK) es cero aún cuando m=4$\pi$,8$\pi$,12$\pi$,...

El pulso comparado con $\lambda$ se está haciendo más y más pequeño por lo tanto requiere de más altas energías para sintetizarlo.

Aunque formada de términos discretos, en el límite Km será transformada en K, es decir, una distribución continua de frecuencia.

Si el pico es infinito la función ya no es periódica y se obtiene la Integral de Fourier.

La transformada de Fourier y difracción de una sola rejilla. F(x) representa la función de apertura de una rejilla de difracción y $A_{n}$ amplitud de luz de cada ranura en las direcciones $\pm$θ

$A_{n}={\frac {ha}{D}}\left[{\sin \left({\frac {\pi na/D}{\pi na/D}}\,\right)}\right]$

Si: $D\sin \theta =n\lambda$

En el que u=n\D es restringido a valores especificos dados por

$D\sin =n$ da la condición para un máximo en la rejilla

Una función δ es movida del orígen a una posición $X_{1}$ es expresada como $f(x)=\delta (X-X_{1})$

f(x)= $\sum _{n=-\infty }^{\infty }{\frac {A_{n}}{2}}\cos {\frac {2\pi nx}{D}}$

La condición para un máximo en la rejilla es $D\sin \theta =n\lambda$

que en términos de u queda entonces como:

$A_{n}={\frac {ha}{D}}{\frac {\sin 2\pi ua}{2\pi ua}}$

Cuando $D\to \infty$

$f(x)=\int _{-\infty }^{\infty }F(u)\cos 2\pi ux\,du$

Podemos decir que el patrón de difracción de una simple ranura es la Transformadas de Fourier de la función de apertura de la ranura .

F(u) esta dado por:

$F(u)=\int _{-\infty }^{\infty }f(x)\cos 2\pi ux\,du$

F(u) puede identificarse directamente como la amplitud de la luz difractada rejilla tranformada de Fourier.

La función δ de Dirac estara definida como la forma limite de una función rectángulo.

Si a = 0 F(u) esta en infinito

lím F(u)= ha

Uno esperaría un patrón de difracción suave

$\lambda (x)={\begin{cases}hu&u=0\\0&u\neq 0\end{cases}}$

Una función δ mueve el origen a alguna posición $X_{1}$ $f(x)=\delta (X-X_{1})$

Un arreglo multiple en 1 dimensión $u={\frac {\sin \theta }{\lambda }}={\frac {n}{D}}$

Si hay varias deltas a lo largo del eje x )n ranuras= esto debe alterar la fase por medio del patron de difracción.

La distribución de deltas a lo largo de la rejilla es un ejemplo de convolución, la convolución ocurre cuando una entrada continua es procesada para dar una señal de salida. --Marisol 21:12 2 sep 2008 (CDT)

--mfg-wiki (discusión) 16:07 1 oct 2015 (CDT)

Véase también

Integral de Fourier

Transformadas de Fourier

Referencias

Classical Electromagnetic Radiation, Jerry B. Marion, 2da edición, Harcourt College Pub, 1980. Language: English

Introduction to Modern Optics, Grant R. Fowles, 2da edición, Dover Publications Inc, 1990.

Óptica, Eugene Hecht, 3ra edición, Addison Wesley Iberoamericana, Madrid, 2000.

Principles of optica, Max Born y Emil Wolf, 5ta edición, Pergamon Press, 1975.