光的散射

一部分光偏离原方向传播的现象

光的散射（scattering of light）是指光通过不均匀介质时一部分光偏离原方向传播的现象。偏离原方向的光称为散射光。散射光频率不发生改变的有丁铎尔散射（丁达尔效应）、分子散射；频率发生改变的有拉曼散射、布里渊散射和康普顿散射等。丁达尔散射首先由J.丁达尔研究，是由均匀介质中的悬浮粒子（如空气中的烟雾、尘埃）以及浮浊液、胶体等引起的散射。真溶液不产生丁达尔散射，化学中常根据有无丁达尔散射来区别胶体和真溶液。分子散射是由分子热运动所造成的密度涨落引起的散射。频率发生改变的散射与散射物质的微观结构有关。

瑞利散射定律

散射光的频率与入射光相同，而其强度与频率f4成正比的散射，称瑞利散射定律，由瑞利于1871年提出。此定律成立的条件是散射微粒的线度小于波长。若入射光为自然光，不同方向散射光的强度正比于1+cos2θ，θ为散射光与入射光间的夹角，称散射角。θ=0或π时散射光仍为自然光；θ=π/2时散射光为线偏振光；在其他方向上则为部分偏振光。根据瑞利散射定律可解释天空的蔚蓝色和夕阳的橙红色。

当散射微粒的线度大于波长时，瑞利散射定律不再成立，散射光强度与微粒的大小和形状有复杂的关系。G.米和P.德拜分别于1908年和1909年以球形粒子为模型详细计算3对电磁波的散射。米氏散射理论表明，当球形粒子的半径a≤0.3λ/2π时散射光强遵守瑞利定律，a较大时散射光强与频率的关系不再明显。用白光照射由大颗粒组成的物质时（如天空的云层等），散射光仍为白色。气体液化时，在临界状态附近由密度涨落引起的不均匀区域的线度比频率要大，所产生的强烈散射使原来透明的物质变混浊，称为临界乳光。

拉曼散射

入射光与介质的分子运动间相互作用而引起的频率发生改变的散射。1928年C.拉曼在液体和气体中观察到散射光频率发生改变的现象，称拉曼效应或拉曼散射。

拉曼散射遵守如下规律：散射光中在原始入射谱线（频率为ω0）两侧对称地伴有频率为ω0±ωi(i=1,2,3,…)的一组谱线，低频一侧的谱线称红伴线或斯托克斯线，高频一侧的谱线称紫伴线或反斯托克斯线，统称拉曼谱线；频率差ωi与入射光频率ω0无关，仅由散射物质的性质决定。

每种物质都有自己特有的拉曼谱线，常与物质的红外吸收谱相吻合。在经典理论的解释中，介质分子以固有频率ωi振动，与频率为ω0的入射光耦合后产生ω0、ω0－ωi和ω0+ωi三种频率的振动，频率为ω0的振动辐射瑞利散射光，后两种频率对应斯托克斯线和反斯托克斯线。

拉曼散射的诠释需用量子力学，不仅可解释散射光的频移，还能解决诸如强度和偏振等问题。

按量子力学，晶体中原子的固有振动能量是量子化的，所有原子振动形成的格波也是量子化的，称为声子。拉曼散射和布里渊散射都是入射光子与声子的非弹性碰撞结果。晶格振动分频率较高的光学支和频率较低的声学支，前者参与的散射是拉曼散射，后者参与的散射是布里渊散射。固体中的各种缺陷、杂质等只要能引起极化率变化的元激发均能产生光的散射过程，称广义的拉曼散射。按习惯频移波数在50—1,000/厘米间为拉曼散射，在0.1—2/厘米间是布里渊散射。

米氏散射

米氏散射（Mie scattering）

I(f) scattering∝I(f)incident*f

米氏发表了任何尺寸均匀球形粒子散射问题的严格解，具有极大的实用价值，可以研究雾、云、日冕、胶体和金属悬浮液的散射等。

当大气中粒子的直径与辐射的波长相当时发生的散射称为米氏散射。

这种散射主要由大气中的微粒，如烟、尘埃、小水滴及气溶胶等引起。米氏散射的辐射强度与频率的二次方成正比，散射在光线向前的方向比向后的方向更强，方向性比较明显。如云雾的粒子大小与红光(393.96THz,0.7615um)的波长接近，所以云雾对红光的辐射主要是米氏散射。是故，多云潮湿的天气对米氏散射的影响较大

应用

拉曼散射和布里渊散射为研究分子结构或晶体结构提供了重要手段。借助于拉曼散射可快速定出分子振动的固有频率，并可决定分子结构的对称性、分子内部的力等。激光问世以来，关于激光的拉曼散射的研究更得到迅速发展。强激光引起的非线性效应导致了新的拉曼散射现象，如在强激光作用下产生的受激拉曼散射，可获得高强度的多个新频率的相干辐射，用于大气污染的测量（见拉曼光谱学、受激光散射）。

散射与通信技术关系也很密切，如利用对流层、电离层以及流星余迹的散射可对上百乃至几百公里距离的定点进行微波或超短波通信，是跨越不能设中继站的地段进行通信的有力措施。此外，微波特别是毫米波穿越雨云和雨幕时，水滴乃至分子的散射与吸收所引起的衰减是不能忽视的。

对流层中随时存在着尺度不同（约10～100m）的湍流区。湍流区内与周围介质的折射率有10-6数量级的差别。这些湍流区如同浸在均匀大气中的介质块，在投射被照射下，其极化电流的辐射场即是散射场，团块极化电流的相位沿着投射波的传播方向逐渐落后。类似行波天线的原理，其前向散射强度远大于背向散射。利用这种前向散射可以进行远距离通信。有效的散射区是收、发天线主波瓣端部相交的区域，见图。由于团块的运动、生灭和分布都是随机的，因而接收信号的幅度和相位也都是随机起伏的。由于团块内外折射指数相差甚微，必须使用较高的频率（常用微波）和相当大的发射功率，才能引起可观的极化电流。收、发天线也必须有较高的增益。

在电离层中也经常存在着电子浓度与周围有差异的团块。由于频率越高等离子体的折射指数越接近于真空，所以利用电离层的不均匀性进行散射通信时只能用米波，而且信号频带受到限制。

太阳系大量微粒和流星以12～-72km/s的相对速度与地球相遇时，大多数情形因灼热而气化，飞出的原子与大气分子碰撞而引起电离，选就是流星的电离余迹，它是细长的等离子体柱。肉眼能观察到高度约100km的流星，其余迹上每米长有1014个以上的自由电子，能在1秒乃至几分钟时间内散射米波，在高空风作用下先变形而后散失。估计每一昼夜约有108个这种流星进入大气，所以这种电离余迹是经常存在的，只是要在发现余迹出现后立即进行断续通信。其散射的方向性较强，与电离层不均性散射相比，同样的发射功率下，通信容量增大至10倍或10倍以上。

由于卫星通信的使用，散射通信的必要性已很小，但卫星数量加多必终致发生信道拥挤；空间武器的发展使通信卫星在战争中难免被破坏，散射通信或将再度受重视。

对卫星通信和直接广播影响最明显的是散射衰减。水珠、雪片乃至大气分子在电磁波照射下，其极化电流的辐射把照射波的能流转化为散射能流和质点的内能，因而使照射波受到衰减。在厘米波段，每一水滴如同一个电偶极子。雨滴散射的散射衰减随频率提高而加大。在毫米波段则进入散射的谐振区。散射衰减随频率增大较快，例如每小时12.5mm的降水中，每公里的衰减分贝数，f=10GHz(λ=3cm)时约为0．285，f=30GHz(λ=1cm)时约为2.73，f=5GHz(λ=6mm)时约为4.72，而f=10GHz(λ=3mm)时则约为6.72。水蒸汽和氧分子对于毫米波的某些频率也有强烈的衰减：水汽对于f=22.2GHz(λ=1.35cm)的波约有2dB/km的衰减，氧对于f=6GHz和12GHz(λ=5mm和2.5mm)的波衰减分别达到3.4和14dB/km。因此对于毫米波通信和广播必须选用衰减峰之间的频率，以避免过大的衰减；在计算发射功率时，必须留出足够的余量以弥补传播途径中的衰减。

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