W doświadczeniu Younga przyjmowaliśmy, że szczeliny są punktowe tj. \( a<<\lambda \). W wyniku interferencji fal spójnych ugiętych na takich szczelinach otrzymywaliśmy prążki interferencyjne o jednakowym natężeniu. Dla realnych szczelin trudno jest zrealizować warunek \( a<<\lambda \). Oznacza to, że pojedyncza szczelina będzie dawała obraz dyfrakcyjny i w wyniku interferencji fal z dwóch szczelin otrzymamy obraz, w którym natężenia prążków nie będą stałe (jak w doświadczeniu Younga), ale zależne od tego obrazu dyfrakcyjnego.

Przypomnijmy, że natężenie światła w obrazie interferencyjnym dla dwóch punktowych szczelin dane jest wyrażeniem

oraz

gdzie \( d \) jest odległością między szczelinami.

Natomiast natężenie fali ugiętej na szczelinie jest dane równaniem

oraz

gdzie \( a \) jest szerokością szczeliny.

Teraz chcemy otrzymać łączny efekt. Dlatego w równaniu ( 1 ) stałą amplitudę obrazu interferencyjnego (dla wąskich szczelin) zastępujemy realnym natężeniem dyfrakcyjnym ( 3 ). Otrzymujemy

Ten wynik opisuje następujące fakty. W danym punkcie na ekranie natężenie światła, z każdej szczeliny osobno, jest dane przez obraz dyfrakcyjny tej szczeliny. Obrazy dyfrakcyjne dwóch szczelin rozpatrywanych oddzielnie nakładają się, fale interferują.

Na Rys. 1 pokazany jest ten wynik dla \( d \) = 50 \( \lambda \) i trzech wartości stosunku \( a/ \lambda \). Widzimy, że im szersze szczeliny tym wpływ dyfrakcji jest silniejszy (natężenia prążków są bardziej zmienione). Uzyskany obraz jest zgodnie z równaniem ( 5 ) iloczynem czynnika interferencyjnego i dyfrakcyjnego.

To nakładanie się czynnika interferencyjnego i dyfrakcyjnego jest jeszcze lepiej widoczne na Rys. 2. Czynnik interferencyjny ~cos \( ^{2} \) \( \beta \) jest pokazany na górnym wykresie, czynnik dyfrakcyjny ~(sin \( \alpha /\alpha )^{2} \) na środkowym, a ich iloczyn na dolnym. Widzimy, że obwiednie prążków interferencyjnych pokrywają się dokładnie z obrazem dyfrakcyjnym.