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title: Le phénomène de diffraction
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!!!! *COURS EN CONSTRUCTION :* <br>
!!!! Publié mais invisible : n'apparait pas dans l'arborescence du site m3p2.com. Ce cours est *en construction*, il n'est *pas validé par l'équipe pédagogique* à ce stade. <br>
!!!! Document de travail destiné uniquement aux équipes pédagogiques.

<!--MétaDonnée : ... -->


### Le phénomène de diffraction

Le **phénomène de diffraction** est observé lorsque lors de sa propagation, une onde (sonores, 
mécaniques, électromagnétiques) rencontre un obstacle ou une 
ouverture de taille inférieure ou voisine de sa longueur d'onde $`\lambda`$. Ce
phénomène se traduit par une dispersion de l'onde. Si l'onde incidente sur la fente ou
l'objet diffractant est une onde qui se propage dans une direction unique (onde plane),
la diffraction se traduira par une dispersion des directions de propagation de l'onde.

![](cuve-ondes-diffraction_L1200.gif)

Lorsqu'un faisceau de lumière parallèle éclaire un écran opaque percé d'une toute petite
ouverture, et que j'étudie l'éclairement de la lumière transmise sur un second écran 
suffisamment loin du premier, je remarque que les dimensions de la tâche lumineuse observée 
ne correspondent pas à l'ombre portée de l'ouverture. Si un faisceau de lumière tombe 
sur une fente très fine d'épaisseur variable, l'ouverture angulaire du faisceau augmente
à la traversée de la fente lorsque la largeur de la fente diminue.

Ce phénomène montre que *la lumière est déviée lors de son passage au voisinage d'ouvertures ou d'obstacles de tailles caractéristiques proches de la longueur d'onde* de la lumière, c'est le **phénomène de diffraction** de la lumière.

Ce phénomène est *inexplicable dans le cadre de l'optique des rayons (optique géométrique)* qui postule que la lumière se propage en ligne droite dans un milieu homogène et isotrope comme le vide ou l'air.

#### Le principe de Huygens-Fresnel

Le **principe de Fresnel-Huygens** stipule que :

---------------------------

* *chaque point d'un front d'onde génère une onde sphérique*, l'enveloppe de ces ondes sphériques secondaires constituant un nouveau front d'onde (contribution d'Huygens).

* Ces **sources sphériques secondaires d'un même front d'onde** sont *mutuellement cohérentes*. L'**amplitude complexe** de l'onde lumineuse **résultante** en tout point d'observation est la *somme des amplitudes complexes de toutes ces sources secondaires* (contribution de Fresnel).

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Pour *visualiser le principe de Huygens-Fresnel* à l'aide d'un **écran plan et opaque**, 
éclairé par une **onde plane monochromatique sous incidence normale** :

* L'écran est percé d'une **simple ouverture infinitésimale**, l'*onde transmise* est 
alors une *onde sphérique centrée sur l'ouverture* de *même longueur d'onde* que celle
de l'onde incidente. Il y a *continuité de la phase de l'onde à la traversé* de l'ouverture
infinitésimale.

![figure](Huygens-Fresnel-principle-1point-1spherical-wave.jpg) 

* L'écran est percé d'une **ouverture étendue** , *chacun des points* de l'ouverture plane est *source d'une onde sphérique secondaire* qui contribuera à l'onde transmise. Il y a *continuité de la phase* de l'onde *à la traversée de chaque point* de l'ouverture étendue.

![figure](Huygens-Fresnel-principle-1aperture-1D-1a-1b-1d_spherical-wave.gif)

* L'**onde transmise** est la *résultante de l'infinité des ondes secondaires sphériques* émises par chacun des points de l'ouverture plane étendue.

![figure](Huygens-Fresnel-principle-1aperture-1D-addition_multi_spherical-wave.gif)<br>
_*ATTENTION* ; L'animation proposée ici illustre schématiquement le principe que tu reconstruis l'onde diffractée en faisant l'intégrale des contributions de l'infinité des sources sphériques secondaires. Mais la figure de diffraction finale obtenue est fausse, car seules quelques ondes sphériques ont été prises en compte dans l'image finale. Seul le calcul de l'amplitude puis de l'intensité résultantes en chaque point te permettra de connaitre l'onde transmise.*[Contribution pour une animation schématique plus réaliste bienvenue]*_

! *REMARQUE :* 
!
! Ainsi, l'étude du *phénomène de diffraction* se ramène à l'étude des *interférences créés par une infinité d'ondes élémentaires*, issues des sources secondaires uniformémenr réparties sur les pupilles.
!

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<!-- pour le site, sera en .gif
 ![](reseau-order-N8-16_L1200.gif) -->


#### Description mathématiques du phénomène de diffraction à travers une ouverture rectangulaire.

Je me limite au cas d'une ouverture rectangulaire, éclairée sous incidence normale 
par une onde plane monochormatique de longueur d'onde $`\lambda`$.

! *IMPORTANT :*
!
! La *longueur d'onde $`\lambda`$*, caractérisant la période spatiale de l'onde, n'est *pas une grandeur fondamentale* de l'onde. Seules le grandeurs temporelles de l'onde comme la période temporelle $`T`$, sa fréquence (temporelle) $`\nu`$ ou sa pulsation $`\omega`$ sont des fréquences fondamentales car indépendantes du mileu de propagation de l'onde. À fréquence $`\nu`$ donnée, la longueur d'onde $`\lambda`$ *dépend de la vitesse de propagation* de l'onde $`v`$ selon la relation $`\lambda=v/\nu`$. Dans le cas de la lumière et plus généralement d'une onde électomagnétique, la *longueur d'onde considérée sera toujours la longueur d'onde dans le vide*.
!

Pour étudier le phénomène de diffraction, je choisis le **repère cartésien 
$`(O, \overrightarrow{e_x},\overrightarrow{e_y},\overrightarrow{e_z})`$** tel que :
* l'**origine $`O`$** soit prise *au centre de la pupille* rectangulaire.
* l'**onde plane incidente** se propage en *direction et sens du vecteur $`\overrightarrow{e_z}`$`*.
* les **côtés de la ouverture** rectangulaire sont dirigés *selon les vecteurs $`\overrightarrow{e_x}`$ et $`\overrightarrow{e_y}`$*.

Les **dimensions de l'ouverture'** rectangulaire est *$`x_0`$ selon $`Ox`$* et *$`y_0`$ selon $`Oy`$*.

Les sources secondaires émettant les ondes sphériques sont distribuées uniformément 
sur toute la surface de la pupille.

D'une manière générale, le calcul de l'intensité diffractée en un point $`M(x,y,z)`$ de l'espace repéré par le vecteur $`\overrightarrow{OM} =\overrightarrow{r} = r\cdot\overrightarrow{u}`$ situé dans le demi-espace $`(z>0)`$ se conduit en évaluant :
* la différence $`\Delta s`$ entre la distance $`PM`$ (distance de la source secondaire de surface élémentaire $`dS`$ située au point $`P`$ et le point $`M`$ et la distance $`OM`$ :<br>
**$`\Delta s=PM-OM`$**
*  la différence de chemin optique $`\delta`$ corespondante :<br> 
**$`\delta=n\cdot\Delta s`$**<br> 
où $`n`$ est l'indice de réfraction caractérisant le milieu de propagation. Pour l'air et le vide,  $`n=1`$`.
* la différence de phase au point $`M`$ entre l'onde émise par la source secondaire en $`P`$ et celle émise par source secondaire située à l'origine $`O`$, prise comme référence des phases :<br>
**$`\phi=\dfrac{2\pi\delta}{\lambda}`$**

La contribution $`\underline{dA}`$ (à un coefficient de proportionnalité près) d'une surface
élémentaire $`dS`$  de la pupille $`\mathscr{P}`$  l'amplitude complexe totale au point M
s'écrit :

* **$`\underline{dA}=e^{i\,\phi} dS`$**

L'amplitude complexe totale et l'intensité de l'onde diffractée se déduisent alors simplement 

* **$`\displaystyle\underline{A}=\iint_{\mathscr{P}}\underline{dA}=\iint_{\mathscr{P}} e^{i\,\phi} dS`$**

* $`I_{tot}=\underline{A}\,\underline{A}^{*}=|\,A^2\,| `$



#### Diffraction en champ lointain

**Diffraction en champ lointain** =**Diffraction à l'infini** =  **Diffraction de Fraunhofer**

Un *cas particulièrement intéressant* est le calcul de la diffraction en champ lointain. 

En pratique, cela correspond à calculer ou à observer la figure dans un **plan d'observation
placé suffisamment loin de l'ouvertur** $`\mathscr{P}`$ de façon à ce que les ondes 
sphériques secondaires puissent être approximées par des ondes planes au niveau du 
plan d'observation. Il faut pour cela que les rayons de courbure des ondes sphériques
secondaires au niveau de l'écran d'observation soient très grands devant les dimensions
de l'écran. La distribution d'intensité à l'infini est aussi réalisée (à un facteur d'échelle
près) dans le **plan focal image d'une lentille convergente**.

La condition de validité est que la distance $`d`$ entre l'ouverture et le plan d'observation
vérifie le **critère $`d\gg a^2/\lambda`$**, où a est la plus grande largeur de l'ouverture.

![diffraction-2D-rectangular-direction.jpg](diffraction-2D-rectangular-direction.jpg)

J'étudie la diffraction en champ lointain dans une **direction donnée par le vecteur 
unitaire $`\overrightarrow{u}`$** :<br>
$`\overrightarrow{u}=u_x\cdot\overrightarrow{e_x}\;+\;
u_y\cdot\overrightarrow{e_y}\;+\;u_z\cdot\overrightarrow{e_z}`$<br>
<!--ANCIEN==================================
$`\overrightarrow{u}=(\overrightarrow{u}\cdot\overrightarrow{e_x})\;\overrightarrow{e_x}+
+(\overrightarrow{u}\cdot\overrightarrow{e_y})\;\overrightarrow{e_y}
+(\overrightarrow{u}\cdot\overrightarrow{e_z})\;\overrightarrow{e_z}`$<br>
$`\overrightarrow{u}=(cos \;\theta_x\cdot\overrightarrow{e_x}+
+cos \;\theta_y\cdot\overrightarrow{e_y}
+cos \;\theta_z\cdot\overrightarrow{e_z}`$<br>
Les angles *$`\theta_x`$ et $`\theta_y`$ caractérisent la direction d'observation*.
===========================================-->

Pour une *source secondaire* située en un **point P de coordonnées $`(x_P, y_P, 0)`$** 
de l'ouverture', que le point M d'observation se situe à très grande distance ou 
dans le plan focal image d'une lentille convergente, la distance algébrique 
$`\overline{OH}=PM-OM`$ s'exprime très simplement comme le produit scalaire 
$`\overrightarrow{OP}\cdot\overrightarrow{u}`$ :

**$`\overline{OH}=PM-OM=\overrightarrow{OP} \cdot\overrightarrow{u}`$
$`=u_x\cdot x_P\;+\;u_y\cdot y_P`$**

Si la **lumière se propage dans l'air** dont la valeur de l'indice de réfraction est *$`n=1`$*,
la différence de chemin optique $`\delta_P`$ et la différence de phase $`\phi_P`$ caractérisant cette source secondaire s'écrivent :

**$`\delta=n\cdot(u_x\cdot x_P\,+\,u_y\cdot y_P)`$**

**$`\phi=\dfrac{2\,\pi\,\delta}{\lambda}= \dfrac{2\,\pi\,n\,(u_x\, x_P\;+\;u_y\, y_P)}{\lambda}`$**

L'amplitude complexe totale en M (à un facteur multiplicatif près) s'exprime alors 

**$`\displaystyle\underline{A}=\iint_{\mathscr{P}} e^{\dfrac{i\,2\,\pi\,n\,(u_x\,x\,+\,u_y\,y)}{\lambda}}\;dx\,dy`$**

!! *POUR ALLER PLUS LOIN :*
!!
!! Ce résultat se généralise au cas où l'ouverture, appelée aussi *pupille*, introduit en chacun de ses points une différence de phase et une absoprtion variables, caractérisées par une fonction de *transmittance complexe $`t(x,y)`$ appelée fonction pupillaire*. 
!!
!! L'*amplitude complexe diffractée* s'écrit alors :<br>
!! *$`\displaystyle\underline{A}=\iint_{\mathscr{P}} t(x,y)\;e^{\dfrac{i\,2\,\pi\,n\,(u_x\,x_P\,+\,u_y\,y_P)}{\lambda}}\;dx\,dy`$*<br>
!! Je reconnais ici la *transformée de Fourier de la fonction pupillaire*.
!!
!! Ce résultat est repris et développé dans ce qui constitue l'*Optique de Fourier*. L'optique de Fourier est un *outil puissant* pour la compréhension et la maîtrise entre autre du *filtrage optique* et de l'*holographie*. 
!!
!! L'holographie permet l'enregistrement 2D et la reconstruction 3D d'ondes optiques. Elle permet de reconstituer une scène en vrai relief, contrairement aux diverses techniques de cinéma 3D actuelles. En vraie 3D, l'angle de vision sous lequel un spectateur observe l'image 3D reconstituée d'un objet change lorsque le spectateur se déplace.
!!

##### Calcul 2D de l'intensité diffractée et de la figure de diffraction

Je calcule d'abord l'intensité diffracté dans le cas 2D, où l'onde incidente se propage
en direction et sens du vecteur $`\overrightarrow{e_z}`$ et où la pupille centrée en $`O`$ et de dimension $`x_0`$ est parallèle au vecteur $`\overrightarrow{e_x}`$

![Figure](diffraction-aperture-1D-Fraunhofer-infinity-with-waves.jpg) 

L'amplitude complexe totale en M (à un facteur multiplicatif près) se limite alors à

**$`\displaystyle\underline{A}=\int_{\mathscr{P}} e^{\dfrac{i\,2\,\pi\,u_x\,x}{\lambda}}\;dx`$
$`\displaystyle=\int_{-x_0/2}^{+x_0/2}  e^{\dfrac{i\,2\,\pi\,u_x\,x}{\lambda}}\;dx`$**

$`\displaystyle \underline{A}=\dfrac{\lambda}{i\,2\,\pi\,u_x}\left(e^{\dfrac{i\,\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}}-\;e^{\dfrac{-i\,\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}}\right)`$

$`\displaystyle \underline{A}=-i\; \dfrac{\lambda}{i\,2\,\pi\,u_x}\left[ \left(cos\;\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}+i\;sin\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}\right)\right.`$$`\left.-\left( cos\;\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}-i\;sin\;\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}\right)\right]`$

$`\displaystyle \underline{A}=-i\; \dfrac{\lambda}{2\pi,u_x} \left( 2\,sin \;\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}\right)`$

Je réécris ce résultat sous la forme usuelle

$`\displaystyle \underline{A}=-i\; x_0\cdot\dfrac{sin\,\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}}{\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}}`$

<!--ANCIEN================================
$`\displaystyle \underline{A}=\int_{-\delta_0/2}^{+\delta_0/2} A \cdot exp \;\left(i\cdot\dfrac{2\pi\delta}{\lambda}\right) \cdot d\delta`$$`\;=A\cdot\dfrac{\lambda}{2\pi}\left[exp \;\left(i\cdot\dfrac{2\pi\delta}{\lambda}\right)\right]_{-\delta_0/2}^{+\delta_0/2}`$
$`=A\cdot\dfrac{\lambda}{2\,\pi\,\theta}\left[e^{\left(i\cdot\dfrac{\pi\,sin\,\theta\,x_0}{\lambda}\right)-exp \;\left(-i\cdot\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)\right]`$
$`=A\cdot \dfrac{\lambda}{2\pi} \left[ \left(cos\;\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}+i\;sin\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)\right.`$$`\left.-\left( cos\;\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}-i\;sin\;\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)\right]`$
$`=A\cdot\dfrac{\lambda}{2\pi} \left( 2\,sin \;\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)`$
Je réécris ce résultat sous la forme usuelle
$`=A\,\delta_0\cdot\dfrac{sin\,\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}}{\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}}`$
===============================================-->

qui fait apparaître la **fonction sinus cardinal**, notée **$`sinc\;u`$** et définie par 

**$`sinc\;u = \dfrac{sin\;u}{u}`$**.

L'*intensité diffractée à l'infini* en direction du vecteur unitaire $`\overrightarrow{u}`$,
faisant un angle $`\theta`$ par rapport à l'axe $`O`$ est alors (*à un facteur multiplicatif près*) :

**$`I=x_0^2\cdot \dfrac{sin^2\,\left( \dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda} \right)}{\left( \dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda} \right)^2}`$$`\quad=x_0^2\cdot sinc^2\left( \dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda} \right)`$**

---------

Je souhaite exprimer l'intensité diffractée à l'infini en fonction de l'angle $`\theta`$ 
qui caractérise mieux visuellement la direction d'observation dans cette étude 2D.

![diffraction-aperture-1D-Fraunhofer-infinity_L1200.jpg](diffraction-aperture-1D-Fraunhofer-infinity_L1200.jpg) 

Je remarque que

$` \overrightarrow{u}=u_x\cdot\overrightarrow{e_x}\;+\; u_z\cdot\overrightarrow{e_z}`$
$`=\;sin\,\theta\cdot\overrightarrow{e_x}\;+\;cos\,\theta\cdot\overrightarrow{e_z}`$

ainsi l'intensité diffractée à l'infini se réécrit

$`I(\theta)=x_0^2\cdot \dfrac{sin^2\,\left( \dfrac{\pi\,x_0\,sin\,\theta}{\lambda} \right)}{\left( \dfrac{\pi\,x_0\,sin\,\theta}{\lambda} \right)^2}`$$`\quad=x_0^2\cdot sinc^2\left( \dfrac{\pi\,x_0\,sin\,\theta}{\lambda} \right)`$



---------------------------------

J'observe maintenant la figure de diffraction à l'infini dans le plan focal image d'une
lentille convergente.

![diffraction-aperture-1D-Fraunhofer-image-focal-plane-convergent-lens_L1200.jpg](diffraction-aperture-1D-Fraunhofer-image-focal-plane-convergent-lens_L1200.jpg) 

J'utilise la lentille de distance focale image $`f'`$ dans les conditions de Gauss. 
Je choisis un repère de l'espace $`(S, \overrightarrow{e_X}, \overrightarrow{e_Z})`$ tel que

* $`\overrightarrow{e_X}= \overrightarrow{e_x}\quad`$ et $`\quad\overrightarrow{e_Z}= \overrightarrow{e_z}`$

* Les points $`O`$ et $`S`$ sont alignés sur l'axe $`Oz`$

La lentille est centré en $`S`$ et l'axe $`Oz`$ est son axe optique.

Les lois de l'optique des rayons dans l'approximation paraxiale (optique gaussienne) me disent
que l'onde diffractée observée à l'infini dans la direction donnée par l'angle $`\theta`$ convergera
en un point se coordonnée $`X=f'\cdot \theta`$.

! *RAPPEL :*
!
! L'expression géométrique exacte est $`X=f'\cdot tan \,\theta`$, mais dans les conditions de l'optique paraxiale (conditions de Gauss), l'angle $`\theta`$ reste petit, et les approximations utilisées en optique paraxiale <br>
! $`\quad\theta\;\simeq\;sin\,\theta\;\simeq\;tan\,\theta\quad`$ lorsque $`\theta`$ est exprimé en radians, <br>
! sont alors valables.
!

L'intensité observée au point de coordonnée  $`X`$ est l'intensité diffractée à l'infini
(à un facteur près) par la pupille dans la direction $`\theta`$ , et son expression est 

$`I(X)=x_0^2\cdot \dfrac{sin^2\,\left( \dfrac{\pi\,x_0\,X}{\lambda\,f'} \right)}{\left( \dfrac{\pi\,x_0\,X}{\lambda\,f'} \right)^2}`$$`\quad=x_0^2\cdot sinc^2\left( \dfrac{\pi\,x_0\,X}{\lambda\,f'} \right)`$



##### Propriétés et représentation des fonctions $`sinc`$ et $`sinc^2`$

! *IMPORTANT :*
!
! La *fonction sinus cardinale *$`sinc\;\phi = \dfrac{sin\;\phi }{\phi }`$* et *son carré $`sinc^2`$* sont deux *fonctions fondamentales* qui interviennent *dans de nombreux phénomènes ondulatoires* en physique.
! 

* Ces fonctions  $`sinc \;\phi`$ et $`sinc^2\;\phi `$ présentent chacune un **maximum principal unique**  lorsque lorsque leurs dénominateurs s'annulent, à l'*origine des phase $`\phi=0`$*. La valeur de ce maximum unique est l'unité :<br>
$`sinc\;0\;=\;1\quad`$  et   $`\quad sinc^2 \;0 \;= \;1`$

* Ces fonctions  $`sinc \;\phi`$ et $`sinc^2\;\phi `$ **s'annulent** lorsque *$`\phi=0 \Longleftrightarrow \phi=k\;\pi`$*.

* La valeur des pics secondaires de la fonction $`sinc^2`$ décroissent très rapidement avec la valeur entière de k. 

![](function-sinc-sinc2_L1200.jpg)

##### Calcul 3D de l'intensité diffractée et de la figure de diffraction

L'intensité diffracté dans le cas 3D s'obtient très facilement si le calcul 2D est fait. 
L''onde incidente se propage en direction et sens du vecteur $`\overrightarrow{e_z}`$. 
La pupille est centrée en $`O`$ et de dimensions $`x_0`$ selon le vecteur $`\overrightarrow{e_x}`$ 
et  $`y_0`$ selon le vecteur $`\overrightarrow{e_y}`$

<!--========
Pas encore de figure faite ici
![](diffraction-aperture-1D-Fraunhofer-infinity-with-waves.jpg) 
===========-->

L'amplitude complexe totale en M (à un facteur multiplicatif près) se limite alors à

**$`\displaystyle\underline{A}=\iint_{\mathscr{P}} e^{\dfrac{i\,2\,\pi\,(u_x\,x+u_y\,y)}{\lambda}}\;dx`$
$`\displaystyle `$**

**$`\displaystyle\underline{A}=\int_{-x_0/2}^{+x_0/2}  e^{\dfrac{i\,2\,\pi\,u_x\,x}{\lambda}}\;dx\;\int_{-y_0/2}^{+y_0/2}e^{\dfrac{i\,2\,\pi\,u_y\,y}{\lambda}}\;dy`$**

L'intensité diffractée apparait comme le produit de deux intégrales identiques à celle déjà calculée, j'obtiens donc :

$`\displaystyle \underline{A}=- \; x_0\; y_0\cdot\dfrac{sin\,\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}}{\dfrac{\pi\,u_x\,x_0}{\lambda}}\cdot\dfrac{sin\,\dfrac{\pi\,u_y\,y_0}{\lambda}}{\dfrac{\pi\,u_y\,y_0}{\lambda}}`$

---------------------------------

J'observe maintenant la figure de diffraction à l'infini dans le plan focal image d'une 
lentille convergente de distance focale image $`f'`$ utilisée dans les conditions de Gauss.
Je choisis un repère de l'espace
$`(S, \overrightarrow{e_X}, \overrightarrow{e_Y} \overrightarrow{e_Z})`$ tel que

* $`\overrightarrow{e_X}= \overrightarrow{e_x}\quad`$ et $`\quad\overrightarrow{e_Z}= \overrightarrow{e_z}`$

* Les points $`O`$ et $`S`$ sont alignés sur l'axe $`Oz`$

La lentille est alors centrée en $`S`$ dans le plan $`XOY`$ et l'axe $`Oz`$ est son axe optique.

L'intensité observée au point de coordonnées  $`(X,Y)`$ s'écrit :

$`I(X)=x_0^2\;y_0^2\cdot sinc^2\left( \dfrac{\pi\,x_0\,X}{\lambda\,f'} \right)\cdot sinc^2\left( \dfrac{\pi\,y_0\,Y}{\lambda\,f'} \right)`$

#### Propriétés et représentation de l'intensité diffractée

Si je dois décrire la figure de diffraction observée, j'obtiens

![diffraction-rectangular_L600.jpg](diffraction-rectangular_L600.jpg)
_[Nous avons besoin d'une photo libre de droits, présentant les figures de diffraction
d'une fente recangulaire, pour différents rapports longueur/largeur]_

* Un **maximum central unique**, rectangulaire et *allongé* dans la *direction où la fente a sa plus petite dimension*. ce maximum est *très intense* car il est le produit des maxima 
principaux selon les directions $`X`$ et $`Y`$.

* **Sur chacun des axes  $`SX`$ et $`SY`$** j'observe une *série de maxima secondaires d'intensité*, 
équivalente à celle calculée dans le cas 2D. L'intensité de chaque maximum secondaire est le produit
de l'intensité d'un maximum secondaire de l'axe considéré par l'intensité du maximum principal de 
l'axe perpendiculaire à celui-ci.

* **Hors des axes $`X`$ et $`Y`$**, il existe des *maxima tertiaires*, mais d'intensités si faibles 
qu'ils sont *quasiment invisibles à l'oeil humain*.<br><br>
Le **motif en croix** résultant vient du fait que l'intensité totale est le produit des fonctions 
$`sinc^2`$ dans les deux directions $`X`$ et $`Y`$. En dehors des axes $`X`$ et $`Y`$, 
les *maxima tertiaire d'intensité* résultent du *produit de deux maxima secondaires* selon chacun des 
axes $`X`$ et $`Y`$. Chaque maxima secondaire ayant une intensité déjà faible par rapport à maximum
principal, le produit de deux maxima secondaires devient très faible, et les *maxima tertiaires hors axes* 
sont *quasi-invisibles*.

<!--====ANCIENNE ECRITURE=======================
puis son complexe conjugué, 
$`\underline{A_{tot}^*}`$
$`=A\cdot\dfrac{\lambda}{2\pi}\left[ exp \;\left(-i\cdot\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)-exp \;\left(+i\cdot\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)\right]`$
$`I_{tot}`$ en fonction de la différence de chemin optique $`\delta`$
$`I_{tot}=\underline{A_{tot}}\,\underline{A_{tot}^{*}}`$
$`I_{tot}=A^2\cdot\dfrac{\lambda^2}{4\pi^2}
\left[exp \;\left(i\cdot\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)-exp \;\left(-i\cdot\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)\right]`$
$`\cdot
\left[ exp \;\left(-i\cdot\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)-exp \;\left(+i\cdot\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}\right)\right]`$
$`I_{tot} =\dfrac{A^2\lambda^2}{4\pi^2} \cdot
 \left( e^{i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}}-e^{- i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}} \right) `$
 $`\cdot \left( e^{-i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}}-e^{ i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}} \right) `$
 $`I_{tot} =\dfrac{A^2\lambda^2}{4\pi^2} \cdot
 \left( e^{i\,0}-e^{ 2i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}} -e^{ -2i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}}+e^{i\,0}\right) `$
 $`I_{tot} =\dfrac{A^2\lambda^2}{4\pi^2} \cdot
 \left[ 2- \left( e^{ i\dfrac{2\pi\delta_0}{\lambda}} +e^{ -i\dfrac{2\pi\delta_0}{\lambda}}\right)\right] `$
 $`I_{tot} =\dfrac{2\,A^2\lambda^2}{4\pi^2} \cdot
 \left( 1-cos\,\dfrac{2\pi\delta_0}{\lambda}\right)`$
 $`I_{tot} =\dfrac{2\,A^2\lambda^2}{4\pi^2} \cdot
 \left( 2\,sin^2\,\dfrac{2\pi\delta_0}{\lambda}\right)`$
 $`I_{tot} =\dfrac{A^2\lambda^2}{4\pi^2} \cdot
 \left( 2-2 e^{i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}}\cdot e^{- i\dfrac{\pi\delta_0}{\lambda}} \right) `$
 
=================================-->

### Description mathématiques du phénomène de diffraction à travers une ouverture circulaire

L'étude du phénomène de **diffraction par une ouverture circulaire** est *très important* pour deux raisons 
complémentaires :

* Les **instruments optiques** comme les *objectifs* des appareils photo, les *microscopes*, les *télescopes*, 
* utilisent des éléments optiques simples circulaires (lentilles, miroirs), et plus généralement
* présentent la *symétrie de révolution* et voient leurs *faisceaux de lumière incidente limités par des ouvertures circulaires*. 

* le **phénomène de diffraction** *dégrade l'image obtenue* par ces systèmes, par rapport à ce 
qui est attendu en ne considérant que la simple optique géométrique.
Ainsi l'**image d'une source située à l'infini** n'est *pas ponctuelle* dans le plan focal 
image de l'instrument, mais une **tache, appelée tache d'Airy**, *dont le diamètre dépend de l'instrument* 
et de la longueur d'onde de la lumière observée.

#### Diffraction en champ lointain

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C'est le cas le plus intéressant concernant l'étude de la diffraction par une ouverture circulaire. En effet chacun des instruments optiques cités précédemment est souvent utilisé avec un capteur matriciel placé dans son plan focal. C'est dans ce plan qu'est réalisé la tache d'Airy, figure de diffraction en champ lointain de la pupille circulaire instrumentale.
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Conduire les **calculs mathématiques** pour une ouverture circulaire sont *semblables à ce qui a été fait* 
dans le cas de l'ouverture rectangulaire, mais je rencontrerai *non pas une fonction sinus cardinale* facile
à calculer, *mais* une fonction spéciale appelé *fonction de Bessel de premier ordre* dont les valeurs 
sont tabulées et qui donc est moins facile à manipuler.

Ainsi la description mathématique de la figure de diffraction en champ lointain due à une ouverture 
circulaire, que je peux observer dans le plan focal image d'une lentille convergente s'exprime 
(à un facteur multiplicatif près) :

$`I(X,Y)=I_0\;\left( 2\cdot \dfrac{J_1 \left( \dfrac{\pi\,D}{\lambda}\;\dfrac{\sqrt{X^2+Y^2}}{f'}\right)}{\dfrac{\pi\,D}{\lambda}\;\dfrac{\sqrt{X^2+Y^2}}{f'}}\right)^2`$

où D est le diamètre de l'ouverture circulaire

$`J_1`$ est la fonction de Bessel de première espèce définie comme 

$`\displaystyle J_1(u)=\dfrac{-i}{2\,\pi}\;\int_0^{2\pi} e^{i\;u\,cos\,\phi} \; e^{i\,\phi} \; d\phi`$

Ainsi exprimée, l'**intensité observée $`I(X,Y)`$** dans le plan focal image décrit 
une *tache centrale très brillante* entourée d'*anneaux concentriques d'intensités* bien plus
faibles et *décroissantes* lorsque la distance au centre croît. La tache centrale et 
les anneaux sont séparés par une extinction lumineuse. Cette figure de diffraction 
en champ lointain de l'ouverture circulaire,  **tache d'Airy**, joue un
*rôle fondamentale dans la limite de résolution* des instruments optiques.

#### Propriétés et représentation de la tache d'Airy

Si je dois décrire la tache d'Airy, j'obtiens

* un **maximum principal unique centré sur l'origine**
 
* un **premier anneau d'extinction** (intensité nulle) de *rayon $`R_0`$*$`=\sqrt{X_0^2+Y_0^2}`$ d'expression<br>
<br>
**$`R_0=1,22\;\dfrac{\lambda\;f'}{D}`$**

* une **succession d'anneaux d'extinction** *séparés par des anneaux moins sombres*. Les rayons normalisés $`R\,/\,(\lambda f'/D)`$ et les intensités relatives correspondantes $`I(R)\,/\,I_0`$ des 6 premiers maxima et minima sont <br>
<br>
![tabulation-intensity-airy-400.jpg](tabulation-intensity-airy-400.jpg)

La dépendance du rayon $`R_0=1,22\;\dfrac{\lambda\;f'}{D}`$ en fonction de la longueur 
d'onde $`\lambda`$ et de l'inverse du diamètre $`1\,/\;D`$ implique deux faits importants :

* La *dépendance en $`1\,/\;D`$* implique que **plus grand est la diamètre** d'ouverture d'un système optique, **meilleure est la résolution** de l'image qu'il rend.<br>
<br>


!! *POUR ALLER PLUS LOIN :*
!!
!! Ainsi * en astronomie, augmenter le diamètre d'un télescope*, certes,  *augmente la puissance lumineuse interceptée* par celui-ci et donc la *sensibilité* du télescope, son aptitude à observer des objects moins lumineux ou plus lointains dans l'univers. Mais et surtout cela *augmente la résolution des images* des objets observés, et permet de discerner de nouveaux détails sur les surfaces des corps astronomiques observés, ou encore de séparer des sources angulairement très proches (voir critère de Rayleight).
!!
!! En *microscopie optique*, lors de la conception d'un microscpe *le grossissement prévu* par l'optique paraxiale des rayons (suite à  la sélection d'un objectif et d'un oculaire) *ne doit pas être dégradé* et donc limité par le *phénomène de diffraction*.
!!


* La *dépendance en $`\lambda`$*  implique que lorsque l'ouverture reçoit une onde incidente
polychromatique, chaque $`\lambda`$ produit sa propre tache d'Airy. Le **maximum central** 
est **commun** à chaque longueur d'onde (et *apparait blanc* si l'onde polychromatique 
est perçue blanche par l'oeil humain), mais un **phénomène d'irisation** est observé au
fur *dans les anneaux brillants secondaires*.<br>
<br>
![airy-monoc-polyc_L600.jpg](airy-monoc-polyc_L600.jpg)<br>
_[Nous avons besoin d'une figure libre de droit montrant tache d'Airy d'un même objet observée 
a) en lumière quasi-monochromatique b) en lumière blanche]_

#### Critère de Rayleight pour la tache d'Airy

Dans les instrument d'optique, le faisceau de rayons issu d'un point objet A est limité par
un diaphragme qui peut être constitué par la monture des lentilles. L'image A'  que donne
l'instrument du point A n'est pas ponctuelle mais en réalité une petite tache de diffraction.

Les images de deux points voisins dans le plan objet constituent dans le plan image deux
taches d'Airy.  Je ne peux distinguer chacune de ces deux taches que si elles n'empiètent
pas trop l'une sur l'autre.

Je me définis un critère intuitif et facilement quantifiable. Puisque je connais le rayon 
de la première extinction de la tache d'airy, le centre étant le maximum principal d'intensité, 
alors j'admets que mon oeil peut séparer deux taches d'Airy lorsque le centre de l'une se
situe au-delà du premier minimum d'extinction de l'autre. 

Le **cas limite**, qui me permet le *choix entre discernabilité ou non discernabilité* 
des deux taches,  constitue le **critère de Raylight**. 

Dans le cas d'une **observation à travers un télescope** de deux *sources lumineuse lointaines* 
caractérisées par la *distance angulaire  $`\alpha`$* qui les sépare, le **critère de Rayleight** 
précise que les deux sources pourront être discernées si $`\alpha`$ est supérieure 
ou égale à la **distance angulaire minimal $`\alpha_min`$** telle que :

**$`\alpha_min=1,22 \dfrac{\lambda}{D}`$**

 ![raylight-airy_L600.jpg](raylight-airy_L600.jpg)<br>
 _[Nous avons besoin d'une figure libre de droit qui montre la variation de distance 
 entre deux tâches d'Airy lorsque $`\alpha`$ varie]_