光在传播过程中，遇到障碍物或小孔时，光将偏离直线传播的路径而绕到障碍物后面传播的现象，叫光的衍射（Diffraction of light） 。

光的衍射和光的干涉一样证明了光具有波动性。

衍射与干涉的关系

美国物理学家、诺贝尔物理学奖得主理查德·费曼指出："没有人能够令人满意地定义干涉和衍射的区别。这只是术语用途的问题，其实二者在物理上并没有什么特别的、重要的区别。 ” 他还提到，如果只有少数的波源（例如两个的时候），我们称这现象为“干涉”，例如我们称杨氏双缝实验实验中双缝所产生的两束光源产生了干涉现象。而当大量波源存在时，对应的过程被称作是“衍射”。在实际情况中，衍射和干涉往往是同时出现的。有文献这样总结：干涉是有限多个波束“相加”的结果，而衍射则是无限多个波束“积分”的结果。

产生衍射的条件是：由于光的波长很短，只有十分之几微米，通常物体都比它大得多，所以当光射向一个针孔、一条狭缝、一根细丝时，可以清楚地看到光的衍射。用单色光照射时效果好一些，如果用复色光，则看到的衍射图案是彩色的。

狭缝衍射

让激光发出的单色光照射到狭缝上，当狭缝由很宽逐渐减小，在光屏上出现的现象怎样？

当狭缝很宽时，缝的宽度远远大于光的波长，衍射现象极不明显，光沿直线传播，在屏上产生一条跟缝宽度相当的亮线；但当缝的宽度调到很窄，可以跟光波相比拟时，光通过缝后就明显偏离了直线传播方向，照射到屏上相当宽的地方，并且出现了明暗相间的衍射条纹，纹缝越小，衍射范围越大，衍射条纹越宽。但亮度越来越暗。

试验：可以用游标卡尺调整到肉眼可辨认的最小距离，再通过此缝看光源。

小孔衍射

当孔半径较大时，光沿直线传播，在屏上得到一个按直线传播计算出来一样大小的亮光圆斑；减小孔的半径，屏上将出现按直线传播计算出来的倒立的光源的像，即小孔成像；继续减小孔的半径，屏上将出现明暗相间的圆形衍射光环。

假设有一个不透明挡板，用小刀在上面刻一条狭长、笔直、透光的缝，然后在挡板的后面放置一个观察屏。照射单色平行光（collimated light）在这个挡板上。按照几何光学，观察屏上只会有一条与狭缝轮廓相同的亮条纹。然而，精细的观察可以发现在这条亮条纹的两侧，对称地分布着一些亮条纹。发生这样现象是因为光在狭缝处发生了衍射。

假设狭缝宽度大于光波的波长，那么当这束光穿过狭缝后，会向挡板后的区域传播，并在那里发生干涉现象。实际上，狭缝的缝宽之间均匀分布着大量点光源，衍射图样是这些点光源的共同作用结果。为了简化对于该过程的分析，限定入射光具有单一的波长、都是单色光（频率相同），并且在波源位置具有相同的初始相位。在狭缝后面的区域中任意位置的光是上述所有点光源的“次光波”在那位置的叠加结果。[22]:189因为次光波从狭缝的每个点光源到给定点所经过的路径不同，所以它们的光程不同，因此它们在给定点的相位将会不同。对于缝间任意两个点光源，假若分别来自它们的次光波在观察屏给定点的相对相位为$2\pi$，则这两个次光波会干涉相长；假若相对相位为$\pi$，则这两个次光波会干涉相消。从这概念，可以找到衍射光强的极大值或极小值。在衍射图样中，它们分别表现为明暗条纹。

通过下面的推导，可以找到衍射光波的第一 个极小值在观察屏上的位置。将宽度为 $d$ 的狭缝均分为 上下两段，每段长度分别为 $d / 2$ 。考虑来自上段顶部的 一束光与来自下段顶部 (即狭缝中点) 的一束光 (波长 为 $\lambda)$ ，这两个点光源的距离为狭缝长度的一半。当两 束光传播到观察屏上距离中央极大值最近的位置（此处 到狭缝中点连线与狭缝垂直平分线的夹角为 $\theta$ )，两束 光的光程差等于半个波长，即 $$(d / 2) \sin \theta=\lambda / 2$$ 时 (在等式两边同时乘以2，可以得到 $d \sin \theta=\lambda$ )，

二者将发生干涉相消。现在考虑上段中点和下段中点发 出的两束光，如果它们在相应位置的光程差也等于半个 波长，则也能发生相似的干涉相消现象。注意，在上面 的讨论中，我们已经假定狭缝与观察屏的间距远大于狭 缝的宽度 $L \gg d$ ，这样就可以近似认为狭缝间诸点光源以相同的角度 $\theta$ 平行地传播到第一极小值位置。可以想象，狭 缝其他位置任意两个点光源，只要满足 $d \sin \theta_{m i n, 1}=\lambda$ ，那 么都会在上述位置形成干涉相消，形成第一级暗纹。 回想先前的假设为狭缝宽度大于光波波长。注意到狭缝宽度越 小，同时保持波长不变，则 $\sin \theta_{\min , 1}=\lambda / d$ 越大， $\theta_{\min , 1}$ 也 越大，因此观察屏展示的第一级暗纹离开中央越远，直到当狭缝宽度等于光波波长时， $\theta_{\min , 1}=\pi / 2$ ，在观察屏表面再也找不到第一级暗纹，整个观察屏都被明纹覆盖了。所 以，只有当狭缝宽度大于光波波长时，才能够展示出衍射的干涉图样。 上面考虑了第一极小值的情况。可以仿照上面的方法，将狭缝均分为4段、6段、8段......2n段，则 $n$ 级衍射极小值 位置的衍射角满足下面的方程 $$d \sin \theta_{m i n, n}=n \lambda$$ 这里 $n$ 是非零整数，表示第 $n$ 级暗纹（极小值）。 此外，辐照度分布可以由夫琅禾费衍射方程给出： $$I(\theta)=I_0 \operatorname{sinc}^2(d \pi \sin \theta / \lambda)$$ 这里 - $I(\theta)$ 为给定角度位置处的辐照度 - $I_0$ 初始辐照度 - 当 $x \neq 0$ 时， $\operatorname{sinc}(x)=\sin (\pi x) /(\pi x)$ ，在原点处 $\operatorname{sinc}(0)=1$

菲涅耳半波带法

菲涅耳半波带法是单缝衍射中一种简易的分析方法。 将平行入射光分成 $k$ 等分，其中 $d \sin \alpha=2 k(\lambda / 2)$ 入 射 光 半 波 长 的 偶 数 倍 ） ， 对 应 暗 纹 中 心 。 $d \sin \alpha=(2 k+1)(\lambda / 2)$ ，（入射光半波长的奇数倍），对应明纹中心。

当我们讨论双缝干涉时，为了简化问题，常常假设缝的宽度远小于入射光的波长。这样，在观察屏上就可以看到辐照度近似相等的干涉条纹。事实上，在真实的实验并不总能满足上述假设。呈现在观察屏上的亮条纹是中央最亮，两侧亮度逐渐衰减。因此，实际产生的图样是干涉、衍射效应的总和。简单地说，实际双缝实验的条纹，具有理想双缝干涉中条纹的位置，但是辐照度在观察屏上的分布类似单缝衍射中央强、两侧弱的情况。

考虑到衍射效应，实际的双缝干涉图样的辐照度可以用以下公式计算 $$I(\theta)=I_m\left(\cos ^2 \beta\right)\left(\frac{\sin \alpha}{\alpha}\right)^2$$ 其中， $\beta=\frac{\pi d}{\lambda} \sin \theta$ 为干涉因子，源于缝间距为 $d$ 的双缝干涉效应；而 $\alpha=\frac{\pi a}{\lambda} \sin \theta$ 为衍射因子，源于缝宽为 $a$ 的单缝衍射效应。 $I(\theta)$ 为给定角度位置处的辐照度 $I_0$ 初始辐照度 上述公式表明，实际的双缝干涉是干涉和衍射的共同效应。如果考虑问题时把缝宽忽略，把入射波考虑成来自少 数几个具有相同相位的波源，那么就称看到的现象为 “干涉”；如果把入射波考虑成来自同相位的波阵面（缝宽 方向的大量点波源），那么就称看到的现象为 “衍射" 。这样的说法只是为了分析问题方便，事实上二者常常是 同时发生的。

衍射光栅是狭缝按照一定规律分布的光学装置，它能够调整入射光的相位、振幅等属性，使透过它的光发生衍 射、干涉，以达到所需的实验目的。光穿过衍射光栅后形成的图样形状与光栅的结构和数量都有关系。 所有衍射光栅的 $m$ 级极大衍射角 $\theta_m$ 满足下列光栅方程 $$d\left(\sin \theta_m+\sin \theta_i\right)=m \lambda .$$ 这里 - $\theta_{i i}$ 为光波入射到光栅的角度，如果是垂直入射到平面光栅，则 $\sin \theta_i=0$ - $d$ 为光栅刻线的间距，也成为光栅常数 - $m$ 为非零整数 衍射光栅后面给定位置的光波，是衍射光棚诸狭缝衍射光的叠加。用于分离白光中不同频率成分光的分光计，就 利用了衍射光栅的原理。 下面位于中间的这幅图显示了具有相同缝间距的双缝光栅和五缝光栅的衍射图样。可以看出，衍射光加强点的位 置是相同的，但是光斑的宽度有所不同。