# Mie saçılması
Mie saçılması veya Mie teorisi, düzlem bir elektromanyetik dalganın (ışık) homojen bir küre tarafından saçılmasını ifade eder. Maxwell denklemlerinin Lorenz–Mie–Debye çözümü olarak da bilinmektedir. Denklemlerin çözümü sonsuz bir vektör küresel harmonik serisi şeklinde yazılır. Saçılma ismini fizikçi Gustav Mie'den almaktadır; analitik çözümü ilk kez 1908 yılında yayınlanmıştır.#YÖNLENDİRME 
"Mie saçılması" terimi aynı zamanda ışığın dalga boyunun kürenin yarıçapı ile yaklaşık eşit olduğu saçılma durumları için de kullanılmaktadır; bu saçılma özellikle atmosferde görülür. Genel Mie saçılmasının teknik olarak bir boyut limiti yoktur: saçılma sonuçları kürenin dalga boyundan küçük olduğunu durumlarda Rayleigh saçılmasına, büyük olduğu özel durumlarda ise geometrik optiğe yakınsar. Mie saçılması ve tesir kesitinin hesaplanması için birçok kod bulunmaktadır; Mie teorisinin konsentrik küreler, sonsuz silindir ve küre kümelerine uygulandığı kodlar da mevcuttur.


## Teori.
Mie saçılmasında çarpan ve saçılan elektrik alanlar vektör küresel harmonikleri olarak yazılır. Helmholtz denkleminin küresel koordinat sisteminde değişkenlerin ayrımı ile çözülmesi ile elde edilir. Kürenin yüzeyinde elektromanyetik sınır koşulları sağlanarak saçılan dalga farklı katsayılarda çok kutuplu harmonikler cinsinden gösterilir. Işık saçılma oranı genellikle optik tesir kesiti ile ifade edilir ve bu katsayı Mie saçılması ile elde edilebilir.#YÖNLENDİRME #YÖNLENDİRME Teori kullanarak Mie rezonansları ve saçılma katsayıları da bulunabilmektedir.#YÖNLENDİRME 
Işığın dalga boyunun kürenin yarıçapına oranına ve malzeme özelliklerine göre farklı yaklaşım ve tanımlamalarda bulunulabilir. Rayleigh saçılması dalga boyundan çok daha küçük parçacıklardaki ışık saçılmasını belirtir.#YÖNLENDİRME Bu dalga boyları için yarı-statik yaklaşım kullanılarak Laplace denklemi de çözülebilir.#YÖNLENDİRME Rayleigh–Gans yaklaşımı ve ayrıksı kırınım teorisi (van de Hulst yaklaşımı) parçacığın kırılma indisinin bulunduğu ortamınkine çok yakın olduğu durumlarda kullanılabilir. Yaklaşımlar her ne kadar birçok uygulamada iş görse de atmosferdeki su damlacıklarındaki, hücrelerdeki ve emülsiyonlardaki saçılmaların hesaplanması için tam teorinin kullanılması esastır.#YÖNLENDİRME 


## Matematiksel temeller.
### Mie saçılmasının türetilmesi.
Mie saçılmasının standart analitik çözümü genelde "z"-ekseninde hareket eden ve "x"-ekseninde polarize olmuş bir düzlem dalga için yapılır. Parçacığın yalıtkanlık sabiti ve manyetik geçirgenliği ε_1 ve μ_1 ile gösterilirken, parçacığın bulunduğu ortamdaki değerler ε ve μ ile gösterilir.#YÖNLENDİRME 
Saçılma probleminin çözümü için öncelikle vektör Helmholtz denklemi küresel koordinatlarda yazılır. Helmholtz denklemi, elektrik ve manyetik alanlar için şu şekilde gösterilir:#YÖNLENDİRME 
∇^2 𝐄+k^2 𝐄=0, ∇^2 𝐇+k^2 𝐇=0
Helmholtz denklemi dışında, alanların ∇·𝐄=∇·𝐇=0, ∇×𝐄=i ωμ𝐇 ve ∇×𝐇=-i ωε𝐄 koşullarını sağlaması gerekir. Daha sonra 𝐌 ve 𝐍 küresel harmoniklerinin "üreten fonksiyonu" olarak kabul edebileceğimiz skalar ψ fonksiyonu denkleme eklenir; vektör küresel harmonikler gerekli koşulları sağlamaktadır.
Küresel koordinatlarda açılan dalga denklemi şu şekilde ifade edilebilir:
1/r^2∂/∂r (r^2 ∂ψ/∂r ) +
1/r^2 sin θ∂/∂θ (sin θ∂ψ/∂θ ) +
1/r^2 sin θ (∂^2 ψ/∂ϕ^2 ) + k^2 ψ= 0
Bu denklem değişkenlerin ayrımı yöntemi ile çözülür. Denklemin çözümüne göre üreten fonksiyonunu sağlayan vektör küresel harmonikler şu şekilde ifade edilir:
𝐌_^e_o m n=∇×(𝐫 ψ_^e_o m n)
  — manyetik harmonikler (TE)
𝐍_^e_o m n=∇×𝐌_^e_o m n/𝐤
  — elektrik harmonikler (TM)
ve
ψ_e m n=cosm φP_n^m(cosϑ) z_n(k r) 
ψ_o m n=sinm φP_n^m(cosϑ) z_n(k r)
P_n^m(cosθ) Asosiye Legendre polinomlarını ve z_n(k r) ise gösterir.
Daha sonrasında küreye çarpan düzlem dalga vektör küresel harmonikler cinsinden açılır:#YÖNLENDİRME 
𝐄_inc=E_0e^ikrcosθ𝐞_x=E_0∑_n=1^∞ i^n2n+1/n(n+1)( 𝐌^(1)_o1n(k, 𝐫)-i 𝐍_e1n^(1)(k, 𝐫))
𝐇_inc=-k/ωμE_0∑_n=1^∞ i^n2n+1/n(n+1)( 𝐌^(1)_e1n(k, 𝐫)+i 𝐍_o1n^(1)(k, 𝐫))
Buradaki (1) üst-imi ψ_^e_omn fonksiyonun radyal kısmının küresel Bessel fonksiyonu olduğunu belirtir. Açılım katsayıları ise şu integraller ile elde edilir:
∫_0^2π∫_0^π𝐄_inc·𝐌^(1)_^e_omnsinθdθdφ/∫_0^2π∫_0^π|𝐌^(1)_^e_omn|^2sinθdθdφ
m≠1'ı sağlayan tüm katsayılar 0'dır.
Sonrasında şu koşullar çözümde göz önünde bulundurulur:
  - Kürenin yüzeyinde elektromanyetik sınır koşulları sağlanmalıdır.
  - Saçılma probleminin çözümü orijinde sınırlandırılmalıdır: bu nedenle kürenin içindeki alanların üreten fonksiyonu olarak küresel Bessel fonksiyonları seçilir.
  - Saçılan alan, orijinden sonsuza doğru hareket etmelidir  bunun için birinci tip Hankel fonksiyonları seçilir.
Saçılan alanlar, daha sonra vektör harmonik açılımla şu şekilde yazılır:
𝐄_s=∑_n=1^∞ E_n(i a_n 𝐍_e 1n^(3)(k, 𝐫)-b_n 𝐌_o 1 n^(3)(k, 𝐫))
𝐇_s=k/ωμ∑_n=1^∞ E_n(a_n 𝐌_e 1n^(3)(k, 𝐫)+ib_n 𝐍_o 1 n^(3)(k, 𝐫))
Bu denklemlerde (3) üst-imi ψ_^e_omn fonksiyonun radyal kısmının küresel Hankel fonksiyonu olduğunu belirtir.
Kürenin içindeki alanlar ise şu şekilde açılabilir:
𝐄_1=∑_n=1^∞ E_n(-i d_n 𝐍_e 1n^(1)(k_1, 𝐫)+c_n 𝐌_o 1 n^(1)(k_1, 𝐫))
𝐇_1=-k_1/ωμ_1∑_n=1^∞ E_n(d_n 𝐌_e 1n^(1)(k_1, 𝐫)+ic_n 𝐍_o 1 n^(1)(k_1, 𝐫))
k= ω/cn ve k_1= ω/cn_1 küre dışındaki ve içindeki dalga vektörünü ifade eder. Kürenin dışı ve içindeki kırılma indisleri n ve n_1 ile gösterilir.
Sınır koşulları denklemlere uygulandıktan sonra Mie katsayıları elde edilir:
c_n(ω) = μ_1[ ρh_n(ρ)]'j_n(ρ) - μ_1[ ρj_n(ρ)]'h_n(ρ)/μ_1[ ρh_n(ρ)]'j_n(ρ_1) - μ[ ρ_1 j_n(ρ_1)]'h_n(ρ) 
d_n(ω) = μ_1n_1n[ ρh_n(ρ)]'j_n(ρ) - μ_1n_1n[ ρj_n(ρ)]'h_n(ρ)/μn_1^2[ ρh_n(ρ)]'j_n(ρ_1) - μ_1 n^2[ ρ_1 j_n(ρ_1)]'h_n(ρ),
b_n(ω) = μ_1[ ρj_n(ρ)]'j_n(ρ_1) - μ[ ρ_1 j_n(ρ_1)]'j_n(ρ)/μ_1[ ρh_n(ρ)]'j_n(ρ_1) - μ[ ρ_1 j_n(ρ_1)]'h_n(ρ) 
a_n(ω) = μn_1^2[ ρj_n(ρ)]'j_n(ρ_1) - μ_1 n^2[ ρ_1 j_n(ρ_1)]'j_n(ρ)/μn_1^2[ ρh_n(ρ)]'j_n(ρ_1) - μ_1 n^2[ ρ_1 j_n(ρ_1)]'h_n(ρ),
ρ=ka
ρ_1=k_1a
Bu katsayılarda a kürenin yarıçapına, j_n ile h_n fonksiyonları da sırasıyla birince tip küresel Bessel ve Hankel fonksiyonlarına tekabül eder.
Mie saçılması nümerik olarak hesaplanırken sonsuz seri toplamının bir yerden sonra kesilmesi gerekir. Bununla ilgili en yaygın kriterlerden biri Wiscombe'un kriteridir ve L_max=x+4x^1/3+2 terimlerin doğruya yakın sonuçlar için yeterli olduğunu belirtir. Bu denklem de "x", ρ ile eştir.


### Saçılma ve yok olma tesir kesitleri.
Mie teorisinde ve saçılmada etkinlik katsayıları sıklıkla kullanılan parametrelerdendir. Bu katsayılar yok olma (Q_e), saçılma (Q_s) ve soğurma (Q_a) için tanımlanabilir. Bu katsayılar ilgili tesir kesitlerinin ışığın saçıldığı kürenin kesit alanına oranıdır. Örnek olarak, bir Mie saçılmasında saçılma etkinlik katsayısı Q_s = σ_s/πa^2 formülü ile hesaplanabilir; bu denklemde σ_s saçılma tesir kesiti ve "a" da parçacık yarıçapıdır.
Yok olma kesiti, Mie teorisinde şu şekilde tanımlanır:
 σ_e = σ_s + σ_a and Q_e = Q_s + Q_a 
Gene Mie teorisine göre, saçılma ve yok olma katsayıları sonsuz bir seri ile gösterilebilir:
 Q_s = 2π/k^2∑_n=1^∞(2n+1)(|a_n|^2+|b_n|^2) 
 Q_e = 2π/k^2∑_n=1^∞(2n+1)(a_n+b_n) 


## Uygulamalar.
Mie teorisi, atmosfer biliminde bulut ve tozlardaki ışık saçılmasının incelenmesi için sıkça kullanılmaktadır. Teorinin diğer kullanım alanları arasında biyomedikal sistemler ile radarlar bulunmaktadır. Mie saçılımı aynı zamanda bazı metamateryal ve plazmonik yapıların teorisinde yer edinmiştir.#YÖNLENDİRME 


## Kitap kaynakları.
-  
-