1. 개요
diffraction · 回折에돌이라고도 한다.
직진하는 파동이 장애물의 가장자리에서 휘어져 나오는 것으로 기하광학에서 말하는 빛의 직진성으로는 설명할 수 없는 현상.
빛이 직진하지 않는 영역에도 도달하는 현상을 빛의 회절이라 한다.
회절은 빛에만 국한된 현상이 아니고 음파 등 다른 파동에서도 공통적으로 발생한다.
1.1. 심화 설명
최근 양자역학이나 기타 이론 물리학 등의 기초학문의 발달로 더더욱 알려졌듯이, 불확정성 원리에 따르면 우리 주위의 공간은 아무것도 없는 빈 공간이 아니라 무언가 입자 등이 생성되고 없어지고 이동하며 부딪히는 꽤나 복잡다단한 공간이다. 모든 입자들의 움직임이 최소화되는, 러프하게 말한다면 사실상 정지하는 상태인 [math(0\,\mathrm{K})]에서도 최소한의 운동을 한다. 즉, 이들 입자들이 활동하며 생기는 파동들은 언제나 최소한 일정량의 에너지를 갖고 있다. 이런 불확정성 원리에 의해 예측되는 이런 에너지를 영점에너지라고 부른다.우리 주위의 공간이 바로 이러한 공간이다. 그리고 빛은 에테르처럼 뭐 차원이 다른 절대적인 물질이 아니고, 좁은 의미에서는 가시광선, 즉 일반적으로 사람이 볼 수 있는 범위인 대략 [math(400\text{-}700\,{\rm nm})] 사이의 파장을 가진 전자기파를 뜻하며, 넓은 의미에서는 모든 종류의 전자기파를 뜻한다.
그러니 각 공간에서 빛은 전방의 공간지형에 부딪히면서 나아갈 수밖에 없고, 이 과정에서 발생하는 것이 회절이다. 즉, 회절은 빛의 파편이며 일종의 파편탄이라고 할 수 있다.[1]
그렇기 때문에 빛이 직진하지 않고 의도하지 않은 지점에도 다다르는 현상인 회절이 발생하는 것이다.
2. 하위헌스 원리
3. 결맞음
결맞음(coherence)의 정도가 커질수록 회절이 잘 나타나게 된다.실제의 광원에서는 여러 위상차가 존재하기에 어떤 부분은 소멸 간섭, 어떤 부분은 보강 간섭을 하여 회절 무늬를 잘 볼 수 없게 되는데, 결맞음, 즉 파동 묶음 내에서 파동들의 위상차가 없는 상태라면 회절이 잘 일어나 이에 따른 무늬들을 잘 관측할 수 있다.
대표적인 결맞은 광은 레이저이며, 이 때문에 슬릿에 의한 무늬 관측에서 레이저가 주로 쓰인다.
이러한 결맞음은 빛이 작은 구멍을 통과했을 때 좋아지게 된다. 영이 간섭 실험을 할 때도 이러한 결맞는 빛을 만들기 위해 빛을 한 번 작은 구멍에 통과시킨 뒤 두 개의 구멍에 통과시켜 간섭 무늬를 얻어내었다.
4. 회절의 기술 방법
파원과 관찰점 사이의 거리가 충분히 멀어서 장애물에 입사하는 빛을 평면파로 간주할 수 있는 경우는 프라운호퍼 회절 (Fraunhofer diffraction), 혹은 원거리장 회절 (Far-field diffraction) 로 생각하여 간단하게 기술할 수 있다. 그렇지 않다면 관찰면에 입사하는 빛을 더이상 평면파로 생각할 수 없으며, 프레넬 회절 (Fresnel diffraction) 혹은 근거리장 회절 (Near-field diffraction) 으로 묘사해야 하는데, 다소 수학적으로 엄밀한 계산을 수행해야 한다. 즉 프라운호퍼 회절은 프레넬 회절의 근사적인 표현법이라고 할 수 있다.회절 현상의 근사 여부는 프레넬 수 (Fresnel number) 의 크기를 기반으로 결정할 수 있으며, 프레넬 수는 아래와 같이 표현된다.
[math(F = \displaystyle{\frac{a^2}{L \lambda}})]
a는 구조물의 너비, λ 는 입사파의 파장, L 은 구조물과 관찰면 사이의 거리이며, 이 값이 1보다 작거나 유사할 경우 (슬릿이 좁고, 파장이 길며, 충분히 멀리 떨어진 관찰면에서는) 프라운호퍼 회절로 현상을 기술할 수 있다.
5. 프라운호퍼 회절의 예
5.1. 단일 슬릿에 의한 회절
모든 상황은 2차원화 할 수 있으므로 [math(xy)]평면 상에서 생각한다. 폭이 [math(b)]인 단일 슬릿은 [math(x=0)]에 스크린은 [math(x=L)] 상에 놓여있다고 생각한다. 슬릿과 스크린은 모두 [math(xy)]평면에 수직하게 놓여있다.
위 그림의 슬릿은 실제보다 굉장히 과장되어 있다. 실제 슬릿은 면도칼로 종이를 그었을 때 나오는 그러한 두께를 가진다. 슬릿 내의 미소 구간 [math({\rm d}y)]를 생각해보자. 하위헌스 원리에 따라 모든 미소 구간은 점파원으로 생각해 전자기파가 구면파로 방사된다고 가정할 수 있다. 단색광을 가정하고, 진공이라 가정하며, 입사된 파가 시간 및 공간적으로 결맞음을 갖는다고 가정하자. 전자기파는 전기장 영역만 살펴봐도 무방하다. 점 [math(\rm Q)]에서의 미소 전기장은 다음과 같이 주어진다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} {\rm d}E=\frac{E_{0}}{r}e^{i(kr-\omega t)}\,{\rm d}y \end{aligned})]
여기서 [math(r=\overline{\rm{PQ}})]이다. 코사인 법칙을 이용하면
[math(\displaystyle \begin{aligned} r&=\sqrt{R^2+y^2-2yR\sin{\theta}} \\&\simeq R\left[ 1-\frac{2y}{R}\sin{\theta} \right]^{1/2} \qquad (\because y \ll R) \\& \simeq R-y\sin{\theta} \end{aligned})]
여기서 [math(\sqrt{1+x} \simeq 1+x/2)]를 사용하였다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} {\rm d}E \simeq \frac{E_{0}}{R}e^{i(kR-\omega t)}e^{-iky\sin{\theta}} \end{aligned})]
진폭과 관련해선 스크린까지의 거리가 충분히 멀 경우 [math(y)]에 대한 기여를 거의 무시할 수 있어서 위와 같이 적었다. 그러나 위상은 [math(y)]의 기여를 무시할 수 없음에 유의한다. 이에 따라 점 [math(\rm Q)]에서의 전기장의 세기는
[math(\displaystyle \begin{aligned} E&= \frac{E_{0}}{R}e^{i(kR-\omega t)} \int_{-b/2}^{b/2}e^{-iky\sin{\theta}}\,{\rm d}y \\&=\frac{E_{0}b}{R} \frac{\sin{\biggl(\dfrac{kb}{2}\sin{\theta} \biggr)}}{\dfrac{kb}{2}\sin{\theta}}e^{i(kR-\omega t)} \end{aligned})]
광선의 세기는 평균 포인팅 벡터의 크기로 구한다. 이것은 전기장 세기의 제곱에 비례함에 따라 앞의 상수를 무시하면, 이것은 곧 [math(\theta=0)]인 곳에서의 세기를 1로 보는 것과 동일하다, 다음과 같이 구할 수 있다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} I&= \frac{\sin^2{\biggl(\dfrac{kb}{2}\sin{\theta} \biggr)}}{\biggl(\dfrac{kb}{2}\sin{\theta} \biggr)^2} \\&= \frac{\sin^2{\biggl(\dfrac{\pi b}{\lambda}\sin{\theta} \biggr)}}{\biggl(\dfrac{\pi b}{\lambda}\sin{\theta} \biggr)^2} \end{aligned})]
파수와 파장의 관계 [math(k=2\pi/\lambda)]를 사용하였다. 이 함수는 제곱된 싱크함수로 그래프 개형은 아래와 같다.
빛의 세기가 최소가 되는 조건은
[math(\displaystyle \begin{aligned} \dfrac{\pi b}{\lambda}\sin{\theta}=n\pi \quad \to \quad \sin{\theta}=\frac{n \lambda}{b} \qquad (n\neq 0,\,n\in \mathbb{Z}) \end{aligned})]
적절한 실험을 통해 [math(\theta \ll 1)]이라면, [math(\sin{\theta} \simeq \tan{\theta}=d/L)]을 만족함에 따라
[math(\displaystyle \begin{aligned} d=\frac{n \lambda L}{b} \end{aligned})]
이를 통해 [math(|n|)]번째 어두운 무늬의 위치를 찾을 수 있다. (단, 이것은 [math(\theta)]가 작은 영역에서 유효하다.) 인접한 어두운 무늬 사이의 간격은 [math(\lambda L/b)]이다.
인접한 어두운 무늬 사이의 거리를 '밝은 무늬의 간격'으로 정의한다면 가장 가운데 생기는 무늬의 간격은 다른 간격보다 2배 넓어, [math(\boldsymbol{2\lambda L/b})]를 가진다. 그 외의 차수들에 대한 무늬들의 간격은 [math(\lambda L/b)]로 같다.
가장 가운데 생기는 무늬의 간격은 슬릿과 스크린의 거리와 파장이 커질 수록, 슬릿의 폭이 작을 수록 커지게 된다.
5.2. 이중 슬릿에 의한 간섭과 회절
위 모식도에서 나타난 단일 슬릿을 쓰는 이유는 광을 결맞게 해주기 위함이다. 기본적으로 결이 맞는 레이저를 사용할 경우 이를 생략할 수 있다. 이를 수학적으로 분석해보자.
모든 상황은 단일 슬릿과 같으나 한 슬릿의 폭이 [math(b)], 슬릿 간 간격이 [math(a)]인 이중 슬릿으로 교체되었음에 유의한다.
단일 슬릿과 동일한 논법을 사용하면, 점 [math(\rm Q)]에서 전기장의 세기는
[math(\displaystyle \begin{aligned} E&= \frac{E_{0}}{R}e^{i(kR-\omega t)} \biggl[ \int_{-(a+b)/2}^{-(a-b)/2}e^{-iky\sin{\theta}}\,{\rm d}y + \int_{(a-b)/2}^{(a+b)/2}e^{-iky\sin{\theta}}\,{\rm d}y \biggr] \\&=\frac{2E_{0}b}{R} \frac{\sin{\biggl( \dfrac{kb}{2}\sin{\theta} \biggr)}}{\dfrac{kb}{2}\sin{\theta} }\cos{\biggl(\frac{ka}{2}\sin{\theta} \biggr)} \end{aligned})]
따라서 광의 세기는 아래와 같이 주어진다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} I= 4I_{0}\frac{ \sin^{2}{\biggl( \dfrac{kb}{2}\sin{\theta} \biggr)}}{\biggl(\dfrac{kb}{2}\sin{\theta}\biggr)^{2} }\cos^{2}{\biggl(\frac{ka}{2}\sin{\theta} \biggr)} \end{aligned})]
[math(I_{0})]는 폭이 [math(b)]인 단일 슬릿의 정 가운데의 광의 세기이다. 앞과 비교해보면 최대 광의 세기는 4배가 됨을 보여준다.
식의 형태를 보면 회절에 의한 항(싱크함수 항), 간섭에 의한 항(코사인 항)의 곱으로 이루어져있는 것을 알 수 있는데, 이중 슬릿에서는 이러한 두 효과가 다 나타남을 시사한다. (아래의 그래프를 보라.)
이 때문에 아래의 이상적인 이중 슬릿 때와 달리 회절 효과로 인해 일부 사라지는 무늬가 존재한다.
5.2.1. 이상적인 이중 슬릿
고등 물리 수준에서 다루는 가장 이상적인 이중 슬릿은 [math(b \to 0)]의 상태, 즉 슬릿의 폭이 매우 좁은 이중 슬릿이다. 이 경우 싱크함수 항은 1로 수렴하여[math(\displaystyle \begin{aligned} I=4I_{0}\cos^{2}{\biggl(\frac{ka}{2}\sin{\theta} \biggr)} \end{aligned})]
으로 나오게 된다. 또, 적절한 실험 조건을 갖추어 [math(\theta \ll 1)]로 맞추면
[math(\displaystyle \begin{aligned} I=4I_{0}\cos^{2}{\biggl(\frac{a\pi}{2L \lambda}d \biggr)} \end{aligned})]
으로 근사 가능하다. 여기서 알 수 있는 점은 아래와 같다.
- [math(|n|)]번째 어두운 무늬(단, [math(n\neq 0)], [math(n\in \mathbb{Z})])는
{{{#!wiki style="text-align: center"
[math(\displaystyle \begin{aligned} d=\frac{2n-1}{2}\frac{\lambda L }{a} \end{aligned})] }}}
에 위치하며, 인접한 어두운 무늬의 간격은 [math(2\lambda L/a)]이다. - [math(|n|)]번째 밝은 무늬(단, [math(n\in \mathbb{Z})])는
{{{#!wiki style="text-align: center"
[math(\displaystyle \begin{aligned} d=\frac{n\lambda L }{a} \end{aligned})] }}}
이며, 인접한 밝은 무늬의 간격은 [math(2\lambda L/a)]이다. - 간섭 무늬의 간격은 스크린 까지의 거리가 멀 수록, 파장이 길수록, 슬릿의 폭이 작을 수록 커진다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} x=\frac{\lambda L }{a} \end{aligned})]
이 관계식을 사용하면 파장이나 슬릿의 폭을 근사적으로 추정해볼 수 있다.
5.2.1.1. 경로차로 분석하기
이러한 이상적인 이중 슬릿과 공간 및 시간 결맞는 광이 입사한 경우 하위헌스 원리에 의해 원통파가 전파된다고 생각할 수 있다. 이중 슬릿의 중심을 각각 [math(y=\pm \varepsilon)]이라 두자.[2] 그렇게 되면 단일 슬릿때 행했던 [math(r)]의 근사식을 통해[math(\displaystyle \begin{aligned} r_{+}&=R-\varepsilon \sin{\theta}\\ r_{-}&=R+\varepsilon \sin{\theta}\end{aligned})]
[math(r_{+})]는 [math(y>0)] 영역에 있는 실릿의 구멍으로부터 스크린 까지의 거리, [math(r_{-})]는 [math(y<0)] 영역에 있는 실릿의 구멍으로부터 스크린 까지의 거리이다.
따라서 경로차는 다음과 같이 주어진다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} \Delta &= |r_{+}-r_{-}| \\&=2 \varepsilon\sin{\theta} \\&=a\sin{\theta} \\&=\frac{ad}{L} \end{aligned})]
여기서 [math(\theta \ll 1)]일 때, [math(\sin{\theta} \simeq \tan{\theta})]임을 이용했다.
이러한 경로차가 반 파장의 홀수배일 경우 소멸 간섭이 일어나 어두운 무늬를 형성한다고 볼 수 있다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} \frac{ad}{L}=\frac{2n-1}{2} \lambda \quad \to \quad d=\frac{2n-1}{2} \frac{L \lambda}{a} \quad (n=1,\,2,\,3,\,\cdots)\end{aligned})]
반대로 파장의 정수배일 경우 보강 간섭으로 밝은 무늬를 형성한다고 볼 수 있으므로
[math(\displaystyle \begin{aligned} \frac{ad}{L}=n \lambda \quad \to \quad d=\frac{nL \lambda}{a}\quad (n=0,\,1,\,2,\,3,\,\cdots)\end{aligned})]
로 위에서 분석한 것과 비슷한 결과를 얻는다.
5.3. 사각형 조리개에 의한 회절
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위 그림과 같이 평면 [math(y=0)] 위에 있는 가로, 세로의 길이가 각각 [math(a)], [math(b)]인 사각형 조리개, 평면 [math(y=L)] 위에 있는 스크린을 고려하자. 1차원 회절에서 미소 길이에 대한 미소 전기장을 고려한 것과 유사하게 이 문제에서는 미소 면적에 미소 전기장을 고려한다. [math(\overline{\rm{PQ}}=r)]이라면,
[math(\displaystyle \begin{aligned} {\rm d}E=\frac{E_{0}}{r}e^{i(\omega t-kr)} \,{\rm d}S\end{aligned})]
이 성립한다. 간단한 기하학적 문제로 연결시켜
[math(\displaystyle \begin{aligned} r=\sqrt{(x-X)^2+(z-Z)^2+L^2} \end{aligned})]
임을 얻는다. 한편
[math(\displaystyle \begin{aligned} R^2=X^2+Z^2+L^2 \end{aligned})]
임을 이용하면
[math(\displaystyle \begin{aligned} r&=\sqrt{x^2+z^2-2Xx-2Zz+R^2} \\&=R \left[ 1-\frac{2Xx}{R^2}-\frac{2Zz}{R^2} + \frac{x^2}{R^2}+ \frac{z^2}{R^2} \right]^{1/2}\\& \simeq R \left[ 1-\frac{2Xx}{R^2}-\frac{2Zz}{R^2} \right]^{1/2} \qquad (\because x\ll R,\,z\ll R) \\& \simeq R-\frac{Xx+Zz}{R} \end{aligned})]
이상에서 점 [math(\rm Q)]에서 전기장의 세기는
[math(\displaystyle \begin{aligned} E&=\frac{E_{0}}{R}e^{i(\omega t-kR)} \iint_{\textsf{Aperture}} \exp{\biggl(\frac{ikX}{R}x \biggr)} \exp{\biggl(\frac{ikZ}{R}z \biggr)} \,{\rm d}S \\&=\frac{E_{0}}{R}e^{i(\omega t-kR)} \int_{-a/2}^{a/2} \exp{\biggl(\frac{ikX}{R}x \biggr)}\,{\rm d}x \int_{-b/2}^{b/2}\exp{\biggl(\frac{ikZ}{R}z \biggr)}\,{\rm d}z \end{aligned})]
이며, 적분은 단일 슬릿을 구할 때와 비슷한 형태이므로, 마찬가지의 논법으로 세기는 다음과 같이 구해진다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} I=I_{0}\frac{\sin^{2}{\biggl( \dfrac{kaX}{2R} \biggr)}}{\biggl( \dfrac{kaX}{2R} \biggr)}\frac{\sin^{2}{\biggl( \dfrac{kbZ}{2R} \biggr)}}{\biggl( \dfrac{kbZ}{2R} \biggr)} \end{aligned})]
식의 형태만 보면, 1차원 단일 슬릿의 결과의 곱임을 알 수 있다.
무늬는 아래와 같이 나타난다.[3]
5.4. 원형 조리개에 의한 회절
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직경 [math(D)]인 원형 조리개를 고려하자. 사각형 조리개의 결과
[math(\displaystyle \begin{aligned} E&=\frac{E_{0}}{R}e^{i(\omega t-kR)} \iint_{\textsf{Aperture}} \exp{\biggl[\frac{ik(Xx+Zz)}{R} \biggr]} \,{\rm d}S \end{aligned})]
를 사용할 것이다. 조리개와 스크린에 대한 중앙을 원점으로 잡고, 위와 같은 좌표계를 생각하자. 이때, 원통 좌표계의 편각을 생각하면 다음이 성립한다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} x&=\rho\sin{\phi}\\z&=\rho \cos{\phi} \\X&=q\sin{\varphi}\\Z&=q\cos{\varphi} \end{aligned})]
따라서 다음을 쉽게 보일 수 있다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} xX+zZ=\rho q \cos{(\phi-\varphi)} \end{aligned})]
이상에서 적분항은
[math(\displaystyle \begin{aligned} \iint_{\textsf{Aperture}} \exp{\biggl[\frac{ik(Xx+Zz)}{R} \biggr]} \,{\rm d}S &=\int_{0}^{D/2}\int_{0}^{2\pi} \exp{\biggl[\frac{ik\rho q \cos{(\phi-\varphi)}}{R} \biggr]} \rho\,{\rm d}\phi {\rm d} \rho \end{aligned})]
그런데 [math(\varphi)]에 대한 대칭성으로 인하여 [math(\varphi=0)]으로 놓고 구하여도 된다. 이 값이 원형으로 분포하게 될 것이다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} \iint_{\textsf{Aperture}} \exp{\biggl[\frac{ik(Xx+Zz)}{R} \biggr]} \,{\rm d}S &=\int_{0}^{D/2}\int_{0}^{2\pi} \exp{\biggl[\frac{ik\rho q \cos{\phi}}{R} \biggr]} \rho\,{\rm d}\phi {\rm d} \rho \end{aligned})]
이때, 다음의 사실
[math(\displaystyle \begin{aligned} 2\pi J_{0}(x)=\int_{0}^{2\pi} e^{ix\cos{t}}\,{\rm d } t\end{aligned})]
을 이용하자. [math(J_{n}(x))]는 베셀 함수이다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} \iint_{\textsf{Aperture}} \exp{\biggl[\frac{ik(Xx+Zz)}{R} \biggr]} \,{\rm d}S &=2\pi\int_{0}^{D/2} \rho J_{0}\biggl( \frac{kq}{R} \rho \biggr) \, {\rm d} \rho \end{aligned})]
베셀 함수의 회귀 관계를 사용하여
[math(\displaystyle \begin{aligned} xJ_{1}(x)=\int xJ_{0}(x)\,{\rm d}x \end{aligned})]
[math(\displaystyle \begin{aligned} \iint_{\textsf{Aperture}} \exp{\biggl[\frac{ik(Xx+Zz)}{R} \biggr]} \,{\rm d}S &=2\pi\biggl(\frac{kq}{R} \biggr)^{-2} \biggl[ t J_{1}(t) \biggr]_{0}^{kDq/2R} \\&=\frac{\pi D^2}{4} \frac{2\cdot 2 R}{kDq}J_{1}\biggl(\frac{kD}{2R}q \biggr) \\&=\frac{\pi D^2}{4} \frac{2J_{1}\biggl(\dfrac{kD}{2R}q \biggr)}{\dfrac{kD}{2R}q} \end{aligned})]
이상에서 점 [math(\rm Q)]에서의 광의 세기는
[math(\displaystyle \begin{aligned} I=I_{0} \left[ \frac{2J_{1}\biggl(\dfrac{kD}{2R}q \biggr)}{\dfrac{kD}{2R}q} \right]^{2}\end{aligned})]
이때,
[math(\displaystyle \begin{aligned} \lim_{x\to 0} \frac{J_{1}(x)}{x}=\frac{1}{2}\end{aligned})]
를 만족하므로 앞의 계수 2는 상관 없음을 알 수 있다.
만약 [math(q/R =\sin{\theta})]로 치환한다면 위의 식을
[math(\displaystyle \begin{aligned} I=I_{0} \left[ \frac{2J_{1}\biggl(\dfrac{1}{2}kD\sin{\theta}\biggr)}{\dfrac{1}{2}kD\sin{\theta}} \right]^{2}\end{aligned})]
형태로 쓸 수 있다. 이것의 그래프는 다음과 같다. (단, [math(I)]는 [math(I_0)]에 대한 상댓값을 나타냄.)
이것의 간섭 무늬는 아래와 같다.
이러한 원판 무늬를 에어리 원판(Airy disk)이라 한다. 이러한 무늬는 마이컬슨 간섭계에서도 나타난다.
첫번째 어두운 무늬가 나타나는 [math(\theta=\theta_{m})]이라 하자. 이것은
[math(\displaystyle \begin{aligned} \frac{1}{2}kD\sin{\theta_{m}}=j_{11} \end{aligned})]
을 만족할 때이다. [math(j_{mn})]은 [math(J_m(x))]의 [math(n)]번째 영점을 의미한다. 위 식을 약간 변형하면
[math(\displaystyle \begin{aligned} \frac{\pi D}{\lambda}\sin{\theta_{m}}=j_{11} \end{aligned})]
보통 [math(\theta_{m} \ll 1)]을 만족하므로 다음과 같이 구해진다.
[math(\displaystyle \begin{aligned} \theta_{m}=\frac{j_{11}}{\pi}\frac{\lambda}{D}=1.22\frac{\lambda}{D} \end{aligned})]
6. 기타
- 이중 슬릿은 고등학교 물리 과정에서부터 배우며, 단일 슬릿을 포함한 실험은 이르면 고등학생, 이공계 대학생 때 모두 실험을 해보게 된다.
- 실험의 내용으로는 쉬운 난이도의 경우 무늬의 간격을 통해 이론적 사실과 맞는 것을 확인해보는 것부터 조금 어려운 경우 빛 검출기를 사용하여 여러 데이터를 수집한 후 피팅을 통해 슬릿의 폭 또는 너비, 광원의 파장 등을 구해보는 것까지 다양하다.
- 조리개에 의한 회절을 쉽게 관측할 수 있는 것은 DSLR이나 미러리스의 렌즈의 소위 말하는 "빛 갈라짐" 현상이다.[4] 이는 렌즈의 조리개는 여러 날로 만들기 때문에 최대 개방에선 원형을 유지하더라도 조리개를 조우게 되면, 다각형 조리개로 변하게 되는 것에 기인한다.[5] 이것은 곧 회절로 인하여 "빛 갈라짐"을 만든다.# 이때, 해당 링크에 첨부된 그림처럼 다각형의 변의 개수가 짝수개면 변의 개수 만큼의 빛 갈라짐이, 홀수개면 변의 개수의 2배 만큼의 빛 갈라짐이 나타난다.[6]
- 카메라 입문자도 조리개를 최대 개방보다 조금 더 조여주면 화질이 좋아진다는 사실은 잘 안다.[7] 그러나 이 회절 현상 때문에 조리개를 너무 조이면 화질이 안좋아지게 된다. 따라서 조리개가 너무 개방했을 때는 수차때문에[8], 조리개를 너무 조여도 회절 때문에 화질이 안좋아지는 것이다. 이를 모르고 "조리개 조이면 화질 좋아진다니까 최소 조리개까지 조여볼까?" 이런 마음으로 조리개를 조이다 예상보다 안좋은 화질에 놀라는 일도 초보 시절엔 허다하다. 그리고 야경 사진에는 이게 아이러니로 작용하는데, 아까 말한 빛 갈라짐은 조리개를 조일수록 좋아지나 화질이 문제가 된다. 그래서 야경 사진가들은 항상 어느 정도에서 타협해야 하는데, 이게 또 골칫덩이다.
- 광학 병기의 가장 큰 난점 중 하나다.
[1] 전공 교재에서는 "빛은 전진하기 위해 상황에 적응할 필요가 생기고, 공간의 상황에 따라 목표지점으로 나가기 위한 적응 작업을 해야 하고 그로 인해 생기는 것이 회절"이라고 하나 비전공자에겐 이쪽이 이해가 더 빠를 것이다.[2] 위 그림을 참조하면 [math(2\varepsilon=a)]이다.[3] 실제로는 [math(X)]축, [math(Y)]축 위의 무늬를 제외하곤 그 세기가 약하기 때문에 각 사분면에 있는 선명한 회절무늬를 얻으려면 장노출로 촬영하여야 한다.[4] 이 현상은 사진가에 따라서 렌즈의 또다른 성능으로 치부될 정도로 중요한 현상인데, 야경 사진의 강렬한 광원(전광판, 가로등 등)에서 빛을 갈라지게 하여 야경사진을 이쁘게 한다. 야경 사진을 전문으로 하는 사진가들은 이 빛 갈라짐이 예쁜 렌즈를 찾아다닌다.[5] 렌즈의 스펙에 소개된 "원형 조리개"는 일정 수준의 조리개에서 원형을 유지하는 조리개로, 이 빛 갈라짐의 존재자체가 렌즈의 조리개가 완벽한 원형은 아님을 증빙한다. 왜냐하면 원형 조리개는 이 문서에서 본 것과 같이 원통 대칭을 가지는 동심원 형태의 회절 무늬를 만들어낸다. 이 때문에 렌즈 제조사가 모든 F값에서 원형을 유지하게 만드는 짓은 아마도 하지 않을 것이다. 그러면 야경 사진가들이 목숨거는 빛 갈라짐이 없어지기 때문이다. 이에 최대 개방 근처에서는 원형을 유지하여 원형 보케가 나오도록 하고, 일정 수준 이상으로 조우면 다각형 조리개가 나오게 만든다.[6] 당연히 홀수개일 때 넘사벽으로 빛 갈라짐이 더 많이 보이기 때문에 유저들은 홀수개의 날을 채용한 조리개를 더 좋아한다.[7] 대체적으로 렌즈는 ƒ8-11 정도에서 최대 화질을 가진다.[8] 요즘은 ƒ1.2-1.4 수준에서도 각종 수차를 잘 억제해 화질이 훌륭한 렌즈들이 많다. 대표적으로 캐논의 RF50mm ƒ1.2L USM은 기존 EF50mm ƒ1.2L USM보다 최대 개방에서 상대도 되지 않는 화질을 가진다.# 그러나 이러한 화질을 가지려면 돈을 그만큼 써야하며, 예시로 든 렌즈도 200만원이 넘는다.