散射現(xiàn)象的物理機(jī)理是物質(zhì)在入射光的作用下原子發(fā)生極化,并以與入射光相同的頻率作強(qiáng)迫振動(dòng),形成振動(dòng)的偶極子,各振動(dòng)偶極子發(fā)出的次波是相干的。AIC1086-18CE在均勻介質(zhì)中,這些次波疊加的結(jié)果使光線只能在折射方向上繼續(xù)傳播,而在其他方向上相互抵消。但是,當(dāng)均勻介質(zhì)的均勻性被破壞(如加入微小粒子就破壞了次波的相干性),這些次波發(fā)生疊加就會(huì)產(chǎn)生散射光,在 其他方向上出射。

   當(dāng)微粒的粒徑與入射光波長可以比擬時(shí),發(fā)生的散射為Mic 圖

Mic散射示意圖 散射。

   1908年德國科學(xué)家Gustav M⒗在研究金屬微粒的散射現(xiàn)象時(shí)建立了M坨散射理論。該理論的物理基礎(chǔ)是電磁波與物質(zhì)的電荷之間的相互作用。該理論從麥克斯韋方程出發(fā),導(dǎo)出了光經(jīng)過一個(gè)均勻小球后在遠(yuǎn)場(chǎng)分布的散射場(chǎng)的嚴(yán)格解[1213]。

   M抬散射理論是麥克斯韋方程組對(duì)均勻介質(zhì)中的均勻球形顆粒在平面單色波照射下的嚴(yán)格數(shù)學(xué)解。M坨散射的適用范圍廣,它的極限情況可以用來模擬瑞利散射與夫瑯禾費(fèi)衍射。

   定義無因次直徑α=E∠,其中〃為顆粒的實(shí)際直徑,兄為入射光波長。仰為微粒相對(duì)于周圍介質(zhì)的復(fù)折射率,為微粒的折射率;刀s為周圍介質(zhì)的折射率。當(dāng)粒子的直徑很小時(shí)[15),滿足條件α<(l且劊昭l|((1時(shí)引起的M抬散射可以用瑞利散射來近似。當(dāng)受到強(qiáng)度為凡的入射光照射,與散射體相距為',與光軸z成確的觀察點(diǎn)P處的散射光強(qiáng)厶可表示為JO為入射光強(qiáng),由此可知,瑞利散射的散射光強(qiáng)厶與無因次直徑α的6次方成正比,與入射光波長兄的4次方成反比。