(Fr.: diffraction; Du.: Beugung; Eng.: diffraction), ook wel buiging, een verschijnsel dat optreedt wanneer lopende golven hindernissen ontmoeten, resulterend in een nieuw golfpatroon dat ook in die delen van de ruimte doordringt, waar naar geometrische maatstaven een schaduwgebied moet bestaan.
Diffractieverschijnselen spelen een zeer belangrijke rol in de moderne natuurkunde, niet in de laatste plaats omdat men ontdekt heeft dat op (sub)atomair niveau materiële systemen deeltjes- en golfeigenschappen combineren. Zo blijkt een mono-energetische bundel elektronen zich te gedragen als een vlakke lopende golf, wanneer de impuls p van de deeltjes constant is; de golflengte, die bij een dergelijk gedrag hoort, wordt gegeven door λB = h/∣p∣, waarbij h = 1,0546 × 10−34 J s de constante van Planck is van λB de debrogliegolflengte (voorts zie Quantummechanica). Wanneer men informatie wil verkrijgen omtrent ruimtelijke structuren door deze met een golfverschijnsel te laten wisselwerken, is het de onvermijdelijke buiging die het oplossend vermogen bepaalt; voorts zie Abbe; Rayleigh (worden de afmetingen klein ten opzichte van de golflengte dan ‘spoelen’ de golven eromheen zonder merkbaar verstoord te raken).
Hoewel voor elektromagnetische golven een sluitende theorie omtrent diffractie opmerkelijk genoeg nog steeds niet bestaat, komt men ook daar in zeer veel gevallen tot een goede beschrijving wanneer wordt uitgegaan van het beginsel van Huygens en van het interferentiebeginsel van Young. Het eerstgenoemde beginsel stelt dat in een lopend golfverschijnsel ieder punt van een fasevlak (golffront) opgevat kan worden als een puntbron van nieuwe golven (meestal bolgolven), het tweede houdt in dat in een punt van de ruimte waar twee (of meer) golven passeren, de resulterende uitwijking uit de evenwichtstoestand (van de trillende fysische grootheid) de som is van de uitwijkingen, die iedere golf afzonderlijk veroorzaakt zou hebben. Door beide beginselen te combineren kan men de voortgang van een golfverschijnsel als het ware construeren.
Bij een puntvormige lichtbron in het brandpunt van een lens zal er volgens de geometrische optica een evenwijdige lichtbundel uit de lens treden (afb. 1). In termen van een golfverschijnsel moet gesteld worden dat de bron (elektromagnetische) golven produceert die zich bolvormig in de ruimte uitbreiden, waarna de lens de bolvormige golffronten omvormt tot vlakke, parallelle golffronten, hetgeen echter maar gedeeltelijk correct is. Volgens Huygens zendt immers ieder punt achter de lens weer bolgolven uit die in principe de hele ruimte achter de lens met licht zouden vullen, ware het niet dat het tweede beginsel dit voorkomt. Er zal nl. interferentie optreden tussen al deze elementaire golven, met als resultaat een uitdoving in vrijwel alle richtingen die afwijken van de richting die door de geometrische optica wordt voorspeld. De mate waarin dit gebeurt hangt af van de afmetingen van de lens en is in principe slechts dan volledig, wanneer de lens oneindig groot is. Volkomen parallelle lichtbundels bestaan dus niet; iedere bundel divergeert. Zeer gering is dit uitsmeereffect bij laserbundels, omdat over een relatief grote oppervlakte een sterke coherentie bestaat, zodat de ‘zijwaartse uitdoving’ zeer effectief is.
De evenwijdige monochromatische bundel die een spleetvormige opening in een ondoorzichtig scherm treft (afb. 2), stelt derhalve slechts een vereenvoudigde situatie voor. De bundel met golflengte λ ontmoet na de spleet een lens, in het brandvlak waarvan een scherm is geplaatst. De bedoeling hiervan is dat desgewenst telkens vanuit de puntbronnen in de opening golven gevolgd kunnen worden die in een en dezelfde richting lopen, zodat de stralen een parallelle bundel vormen. De interferentie van zo’n bundel treedt zo men wil in het oneindige op (daar ‘snijden’ de stralen elkaar). Door tussenvoegen van de lens kan het gedrag in het oneindige op een eindige afstand zichtbaar gemaakt worden. Punten op het scherm corresponderen dus met richtingen uit de spleet. Wanneer de spleet in 2n stukken is verdeeld en een richting ⍺n in beschouwing wordt genomen zodanig dat AB = ½λ, geldt:
b/2n sin ⍺ = 1/2 λ (1)
Voor de bundels I en II geldt dat er bij iedere golf in I een golf in II bestaat ten opzichte waarvan een wegverschil ½λ bestaat (vanuit een punt in de opening dat b/2n verder ligt), zodat volledige uitdoving zal optreden waar beide golven elkaar ontmoeten.
In feite geldt deze redenering voor alle deelbundels die in de richting ⍺ lopen wanneer ze twee aan twee worden samengevoegd. Dit gebeurt op het scherm in het bijbrandpunt Xn,min waarvoor geldt (afb. 1): Xn,min = ƒtan ⍺n. Op deze plaats zal dus totale uitdoving optreden. Men noemt Xn,min de plaats van het n-de buigingsminimum. Met behulp van (1) kan in het geval van kleine hoeken ⍺ geschreven worden:
Xn,min = ƒ tan ⍺n ≈ ƒ sin ⍺n = (fλ/b)n (2)
(n = 1, 2, 3, ...)
Tussen de minima op het scherm verschijnt licht (zie ook afb. 1). De posities der maxima vinden we door de spleet in 2n + 1 gelijke delen te verdelen. Wanneer nu golven gevolgd worden in een richting βn zodanig dat {b/(2n + 1)} sin βn = ½λ zullen net als hiervoor 2n deelbundels elkaar paarsgewijs uitdoven, waarna er van de 2n + 1 effectief één overblijft. Deze produceert op het scherm ter plaatse
Xn,max = ƒ tan βn het n-de buigmaximum, waarvoor weer geldt (voor kleine waarden van βn):
Xn,max = ƒ tan βn ≈ ƒ sin βn = fλ/b (n + 1/2) (3)
In de doorgaande richting treedt maximale versterking op. Men spreekt van het hoofdmaximum. Wanneer de intensiteit hiervan I0 is, kan simpel worden nagegaan dat voor het n-de nevenmaximum, waarbij slechts een opening ter breedte b/(2n + 1) een bijdrage levert, de totale amplitude van de golf in Xn,max een factor 2n + 1 kleiner is dan in het hoofdmaximum en dus de intensiteit een factor (2n + 1)2 scheelt met I0 (voorts zie Elektromagnetisme). Voor de intensiteit in het n-de nevenmaximum wordt zo gevonden:
In = (I₀)/((2n + 1)²) (4)
Een nauwkeurige analyse laat zien, dat in (4) het linkerlid nog vermenigvuldigd moet worden met de voor alle n gelijke factor: 4/𝜋2. De intensiteiten zijn in afb. 2 aangegeven. Opgemerkt wordt dat het hoofdmaximum zich bevindt tussen beide eerste minima en derhalve een breedte 2ƒλ/b heeft. Deze breedte neemt toe met afnemende b: de buiging wordt sterker voor kleinere spleetbreedte. Het beschreven voorbeeld rekent men tot een categorie buigingsverschijnselen die met fraunhoferdiffractie wordt aangeduid en die wordt gekenmerkt door het feit dat zowel de belichtingsbron als de plaats waar de buiging wordt waargenomen op afstanden liggen, die groot zijn vergeleken met de afmetingen van de opening. Voor simpele openingsvormen zijn analytische uitdrukkingen van het buigingspatroon beschikbaar (zie Airypatroon). Enkele voorbeelden zijn weergegeven in de afbeeldingen. Het meer algemene buigingsprobleem wordt met fresneldiffractie aangeduid. In afb. 3 staat aangegeven hoe het intensiteitspatroon achter een spleet verandert, wanneer we het scherm op steeds grotere afstand plaatsen.
Voorts zie Interferentie; Babinet, principe van. Voor het geval van röntgenstraling zie Röntgendiffractie. Verder worden buigingsverschijnselen waargenomen met deeltjesbundels: elektronendiffractie (zie Elektronenmicroscoop) en neutronendiffractie.