8.4光的散射
相关主题
- 1、下载文档前请自行甄别文档内容的完整性，平台不提供额外的编辑、内容补充、找答案等附加服务。
- 2、"仅部分预览"的文档,不可在线预览部分如存在完整性等问题,可反馈申请退款(可完整预览的文档不适用该条件!)。
- 3、如文档侵犯您的权益，请联系客服反馈,我们会尽快为您处理(人工客服工作时间：9:00-18:30)。
对于每一个微小镜面，其非均匀区域的线度远小 于光波长，但每个镜面的几何线度却又远大于光波长， 且方位取向随机排列。因而，尽管每个微小镜面均对 入射光产生定向反射或折射，但所有镜面构成的整个 物体表面的反射或折射却漫无规则。
(4) 散射与衍射的区别
衍射对应于介质表面或体内个别几何线度与波长 相当的非均匀区域，散射对应于大量排列无规则且几 何线度略小于波长的非均匀区域的集合。
正侧向（x方向）散射光：青蓝色——短波成分居多 平行向（z方向）透射光：偏红色——长波成分居多
① 单色平行自然光入射时，入射方向或其反方向仍为 自然光；正侧向为线偏振光；其他方向为部分偏振光
散射光强度：
（Q：散射光方向）
② 线偏振光入射时，各向散射光线偏振光
x
z y
自然光产生的散射光的偏振态
Ip/2 x 散射光方向
p 0 0 E0 cos0t j 0 E0 cos0t cos jt
00E0 cos0t
1 2
j
0 E0 [cos(0
j
)t
cos(0
j
)t]
0 ：瑞利谱线； 0 j ：拉曼谱线
分子固有频率不止一个时，得到不止一对拉曼谱线。
经典电磁理论无法解释反斯托克斯线出现较少而且 强度很弱的现象。
③ 对于足够大的粒子，散射光强基本上与波长无关， 此时的散射称为大粒子散射，可看作是米氏散射的 极限状态。
散
射瑞 光利 强区
米氏区
0
2
4
6
8
10 a/l
图7.3-4 瑞利散射和米氏散射
4 拉曼散射与布里渊散射 (1) 拉曼的实验结果（1928） 拉曼实验：观察到频率发生改变的散射现象
入射光频率：n 0 散射光频率：n 0 , n 0±n 1 , n 0±n 2 , ···
分类： 按不均匀团块性质：悬浮质点的散射和分子散射 散射光波长是否变化：瑞利散射、米氏散射、 拉曼散射和布里渊（Brillouin）散射 等
说明： 瑞利散射和米氏散射属于悬浮质点散射，主要由
介质中的杂质微粒引起，与温度变化无关；分子散射 主要由介质分子的热运动造成的局部密度涨落引起， பைடு நூலகம்温度的升高而增大。拉曼散射和布里渊散射属于非 线性散射，严格的解释需要非线性光学理论。
量子论观点：散射物质分子与入射光子的相互作用
光学声子：散射分子的一些处于光频量级的固有频率
① 瑞利散射：散射分子与入射光子无能量交换，因而 不改变入射光子的频率
② 斯托克斯线：散射分子与光子发生能量交换并吸收 了一个光学声子能量 ③ 反斯托克斯线：散射分子与光子发生能量交换并放 出了一个光学声子能量
当表面上不规则区域的线度远小于波长时，不规 则性可忽略，可视其为光学光滑表面，光波在其上发 生反射和折射；当表面上不规则区域的线度略小于或 与波长大小相当时，其不规则性不能忽略，被视为光 学粗糙表面，将导致入射光波发生散射。
(3) 散射与漫射的区别
漫射产生于物体的表面(如墙壁、地面、人体皮肤 等）。这些表面从宏观上看非常粗糙，但从微观上看 则可以视为许多方位随机分布而线度远大于波长的微 小镜面的集合。
(4) 布里渊散射 布里渊散射：入射光子与声学声子相互作用过程产生的 散射现象
声学声子：分子的一些处于声频量级的较低固有频率
布里渊散射的特点：所产生的散射光子的频移要比拉 曼散射小很多
说明：
由于散射光的频率是入射光的频率与散射分子固 有频率联合而成，故拉曼散射又称为联合散射。
拉曼散射或布里渊散射中，一个光子每次只能与 一个声子交换能量，故散射光子的频率改变量取 一些分立值，这个值正好对应着散射分子的某个 固有频率。利用拉曼散射或布里渊散射可以研究 物质的结构特性，并且也可以此作为原理制作出 大范围的分布式光纤温度传感器。
即使十分纯净的介质，仍然存在着或多或少的分 子散射，特别是在临界点（相变点），分子密度涨落 很大，分子散射可能很强，但散射规律类似瑞利散射， 可以用瑞利散射规律解释。
(2) 散射与直射、反射、折射的区别
散射无定向性，遵守统计规律。直射、反射及折 射具有定向性，遵守直线传播、反射及折射定律。
严格讲，反折射定律成立的条件是介质界面为光 学光滑面。然而，任何介质的表面都不可能是理想的 光滑几何面。并且，由于分子的热运动，其表面的微 观结构还处于不断的变化中。
§8.4 光的散射
1 散射的一般概念
光的散射：光束通过光学性质不均匀的介质时，其 能量将向整个空间4p立体角内散开，从而在垂 直于传播方向上的强度不为0。
光学性质不均匀：气体中有随机运动的分子、原子 或烟雾、尘埃，液体中混入小微粒，晶体中掺 入杂质或缺陷等。
(1) 散射产生的原因及分类
原因：物质中的杂质微粒或不规则排列的物质微粒在 光波作用下产生受迫振动，进而产生次级辐射， 因彼此间无固定的相位关系，各微粒所发出的次 波在空间各点发生非相干叠加，形成散射光。
要求散射微粒的线度小于光波波长，当散射微粒 的线度接近或大于波长时，如高空中云层的散射， 瑞利散射定律将不再适用。
3 米氏散射
米氏散射：根据电磁方程对球形粒子的散射过程得出：
① 散射粒子的横向几何线度与入射光波长之比很小时， 散射光强与入射光波长的关系服从瑞利散射定律。
② 当该比值较大时，散射光强与波长的依赖关系逐 渐减弱，并且，当该比值增大到一定程度后，散射 光强随该比值的增大出现起伏。起伏的幅度亦随该 比值的增大而逐渐减小。
斯托克斯线：长波散射光（红伴线）
反斯托克斯线：短波散射光（紫伴线）
拉曼散射线
n0-n1 n0+n1
(2) 拉曼散射规律
n0
n
① 同一散射物质，其散射光的频移与入射光波长无关 ② 长波散射光强度大于短波 ③ 不同散射物质的散射光与入射光的波长差不同，反映
了物质分子振动的固有频率
(3) 拉曼散射的解释
经典电磁理论的解释：散射物质分子与入射光波电 磁场的相互作用结果。
入射光电场： E E0 cos0t
感生电（偶极）矩： p 0 E
：分子极化率。 为常数
p 0 E＝0 E0 cos0t
此时仅有瑞利散射
如果分子以固有频率 j 振动
0 j cos jt
入
Q
射
光
z方
I (Q ) 向
自然光产生的散射光强的分布
(2) 瑞利散射定律 当散射微粒线度远小于波长时，散射过程不改变
入射光的波长，但散射光的强度随入射光的波长不同
而不同。其散射光强反比于l4。
说明：
可较好地解释瑞利的实验结果以及大气的散射现 象。散射光强度反比于波长的四次方，故短波更 容易引起散射，因而长波比短波有较强的穿透力。
一般情况下，每个非均匀区域均有衍射发生，但 各个区域所产生的衍射光波，因其不规则的初相位分 布而发生非相干叠加，从而在整体上无衍射现象发生。 也就是说，散射是无穷多微粒衍射光波的非相干叠加 结果。
2 瑞利散射
(1) 瑞利散射实验 平行自然白光入射于牛奶与水的混合液中
x
白光
散射物
质l
z
散射光
瑞利散射实验
(4) 散射与衍射的区别
衍射对应于介质表面或体内个别几何线度与波长 相当的非均匀区域，散射对应于大量排列无规则且几 何线度略小于波长的非均匀区域的集合。
正侧向（x方向）散射光：青蓝色——短波成分居多 平行向（z方向）透射光：偏红色——长波成分居多
① 单色平行自然光入射时，入射方向或其反方向仍为 自然光；正侧向为线偏振光；其他方向为部分偏振光
散射光强度：
（Q：散射光方向）
② 线偏振光入射时，各向散射光线偏振光
x
z y
自然光产生的散射光的偏振态
Ip/2 x 散射光方向
p 0 0 E0 cos0t j 0 E0 cos0t cos jt
00E0 cos0t
1 2
j
0 E0 [cos(0
j
)t
cos(0
j
)t]
0 ：瑞利谱线； 0 j ：拉曼谱线
分子固有频率不止一个时，得到不止一对拉曼谱线。
经典电磁理论无法解释反斯托克斯线出现较少而且 强度很弱的现象。
③ 对于足够大的粒子，散射光强基本上与波长无关， 此时的散射称为大粒子散射，可看作是米氏散射的 极限状态。
散
射瑞 光利 强区
米氏区
0
2
4
6
8
10 a/l
图7.3-4 瑞利散射和米氏散射
4 拉曼散射与布里渊散射 (1) 拉曼的实验结果（1928） 拉曼实验：观察到频率发生改变的散射现象
入射光频率：n 0 散射光频率：n 0 , n 0±n 1 , n 0±n 2 , ···
分类： 按不均匀团块性质：悬浮质点的散射和分子散射 散射光波长是否变化：瑞利散射、米氏散射、 拉曼散射和布里渊（Brillouin）散射 等
说明： 瑞利散射和米氏散射属于悬浮质点散射，主要由
介质中的杂质微粒引起，与温度变化无关；分子散射 主要由介质分子的热运动造成的局部密度涨落引起， பைடு நூலகம்温度的升高而增大。拉曼散射和布里渊散射属于非 线性散射，严格的解释需要非线性光学理论。
量子论观点：散射物质分子与入射光子的相互作用
光学声子：散射分子的一些处于光频量级的固有频率
① 瑞利散射：散射分子与入射光子无能量交换，因而 不改变入射光子的频率
② 斯托克斯线：散射分子与光子发生能量交换并吸收 了一个光学声子能量 ③ 反斯托克斯线：散射分子与光子发生能量交换并放 出了一个光学声子能量
当表面上不规则区域的线度远小于波长时，不规 则性可忽略，可视其为光学光滑表面，光波在其上发 生反射和折射；当表面上不规则区域的线度略小于或 与波长大小相当时，其不规则性不能忽略，被视为光 学粗糙表面，将导致入射光波发生散射。
(3) 散射与漫射的区别
漫射产生于物体的表面(如墙壁、地面、人体皮肤 等）。这些表面从宏观上看非常粗糙，但从微观上看 则可以视为许多方位随机分布而线度远大于波长的微 小镜面的集合。
(4) 布里渊散射 布里渊散射：入射光子与声学声子相互作用过程产生的 散射现象
声学声子：分子的一些处于声频量级的较低固有频率
布里渊散射的特点：所产生的散射光子的频移要比拉 曼散射小很多
说明：
由于散射光的频率是入射光的频率与散射分子固 有频率联合而成，故拉曼散射又称为联合散射。
拉曼散射或布里渊散射中，一个光子每次只能与 一个声子交换能量，故散射光子的频率改变量取 一些分立值，这个值正好对应着散射分子的某个 固有频率。利用拉曼散射或布里渊散射可以研究 物质的结构特性，并且也可以此作为原理制作出 大范围的分布式光纤温度传感器。
即使十分纯净的介质，仍然存在着或多或少的分 子散射，特别是在临界点（相变点），分子密度涨落 很大，分子散射可能很强，但散射规律类似瑞利散射， 可以用瑞利散射规律解释。
(2) 散射与直射、反射、折射的区别
散射无定向性，遵守统计规律。直射、反射及折 射具有定向性，遵守直线传播、反射及折射定律。
严格讲，反折射定律成立的条件是介质界面为光 学光滑面。然而，任何介质的表面都不可能是理想的 光滑几何面。并且，由于分子的热运动，其表面的微 观结构还处于不断的变化中。
§8.4 光的散射
1 散射的一般概念
光的散射：光束通过光学性质不均匀的介质时，其 能量将向整个空间4p立体角内散开，从而在垂 直于传播方向上的强度不为0。
光学性质不均匀：气体中有随机运动的分子、原子 或烟雾、尘埃，液体中混入小微粒，晶体中掺 入杂质或缺陷等。
(1) 散射产生的原因及分类
原因：物质中的杂质微粒或不规则排列的物质微粒在 光波作用下产生受迫振动，进而产生次级辐射， 因彼此间无固定的相位关系，各微粒所发出的次 波在空间各点发生非相干叠加，形成散射光。
要求散射微粒的线度小于光波波长，当散射微粒 的线度接近或大于波长时，如高空中云层的散射， 瑞利散射定律将不再适用。
3 米氏散射
米氏散射：根据电磁方程对球形粒子的散射过程得出：
① 散射粒子的横向几何线度与入射光波长之比很小时， 散射光强与入射光波长的关系服从瑞利散射定律。
② 当该比值较大时，散射光强与波长的依赖关系逐 渐减弱，并且，当该比值增大到一定程度后，散射 光强随该比值的增大出现起伏。起伏的幅度亦随该 比值的增大而逐渐减小。
斯托克斯线：长波散射光（红伴线）
反斯托克斯线：短波散射光（紫伴线）
拉曼散射线
n0-n1 n0+n1
(2) 拉曼散射规律
n0
n
① 同一散射物质，其散射光的频移与入射光波长无关 ② 长波散射光强度大于短波 ③ 不同散射物质的散射光与入射光的波长差不同，反映
了物质分子振动的固有频率
(3) 拉曼散射的解释
经典电磁理论的解释：散射物质分子与入射光波电 磁场的相互作用结果。
入射光电场： E E0 cos0t
感生电（偶极）矩： p 0 E
：分子极化率。 为常数
p 0 E＝0 E0 cos0t
此时仅有瑞利散射
如果分子以固有频率 j 振动
0 j cos jt
入
Q
射
光
z方
I (Q ) 向
自然光产生的散射光强的分布
(2) 瑞利散射定律 当散射微粒线度远小于波长时，散射过程不改变
入射光的波长，但散射光的强度随入射光的波长不同
而不同。其散射光强反比于l4。
说明：
可较好地解释瑞利的实验结果以及大气的散射现 象。散射光强度反比于波长的四次方，故短波更 容易引起散射，因而长波比短波有较强的穿透力。
一般情况下，每个非均匀区域均有衍射发生，但 各个区域所产生的衍射光波，因其不规则的初相位分 布而发生非相干叠加，从而在整体上无衍射现象发生。 也就是说，散射是无穷多微粒衍射光波的非相干叠加 结果。
2 瑞利散射
(1) 瑞利散射实验 平行自然白光入射于牛奶与水的混合液中
x
白光
散射物
质l
z
散射光
瑞利散射实验