标题：光的散射
定义
光传播时因与物质中分子（原子）作用而改变其光强的空间分布、偏振状态或频率的过程。当光在物质中传播时，物质中存在的不均匀性（如悬浮微粒、密度起伏）也能导致光的散射（简单地说，即光向四面八方散开）。蓝天、白云、晓霞、彩虹、雾中光，曙光的传播等等常见的自然现象中都包含着光的散射（光的反射）现象。
具体说明
引起光散射的原因：是由于媒质中存在着其他物质的微粒，或者由于媒质本身密度的不均匀性(即密度涨落)。
光的散射分为两类：a．廷德尔散射[1]

产生光散射的原因
介质中存在大量不均匀小区域是产生光散射的原因，有光入射时，每个小区域成为散射中心，向四面八方发出同频率的次波，这些次波间无固定相位关系，它们在某方向上的非相干叠加形成了该方向上的散射光。J.W.S.瑞利研究了线度比波长要小的微粒所引起的散射，并于1871年提出了瑞利散射定律：特定方向上的散射光强度与波长λ的四次方成反比；一定波长的散射光强与(1+cosθ)成正比，θ为散射光与入射光间的夹角，称散射角。凡遵守上述规律的散射称为瑞利散射。根据瑞利散射定律可解释天空和大海的蔚蓝色和夕阳的橙红色。
对线度比波长大的微粒，散射规律不再遵守瑞利定律，散射光强与微粒大小和形状有复杂的关系。G.米和P.J.W.德拜分别于1908年和1909年以球形粒子为模型详细计算了对电磁波的散射，米氏散射理论表明，只有当球形粒子的半径a<0.3λ/2π时，瑞利的散射规律才是正确的，a较大时，散射光强与波长的关系就不十分明显了。因此，用白光照射由大颗粒组成的散射物质时(如天空的云等)，散射光仍为白光。气体液化时，在临界状态附近，密度涨落的微小区域变得比光波波长要大，类似于大粒子，由大粒子产生的强烈散射使原来透明的物质变混浊，称为临界乳光。
波长发生改变的散射与构成物质的原子或分子本身的微观结构有关，通过对散射光谱的研究可了解原子或分子的结构特性。
波长较短的光容易被散射,波长较长的光不容易被散射。
瑞利散射
瑞利散射 　关于光散射的科学观察约从19世纪中叶开始,其中J.廷德耳(1869)的工作有重要作用,因此也常把光的散射现象称为廷德耳效应。这之后，瑞利于1871年假设物质中存在着远小于波长的微粒而导出了散射现象的规律，可以很好地解释天空的蓝色和落日的红色。这种散射光的频率与入射光相同，散射光的光强服从下面式(1)、(2)，称为瑞利散射。 
按照经典电磁理论,在光波场的作用下,原子或分子成为以光波频率振动的电偶极子,从光波取得能量,同时发出辐射。这种辐射就是散射光。偶极辐射的振幅与电子振动的加速度成正比,设电子振动的位移x=xocosωt(ω 表示圆频率),则加速度  光的散射，故散射光振幅与ω^2成正比，光强与ω^4成正比,即任一方向的散射光强  光的散射(1)
瑞利于1871年得到的结果与此一致。上式称为瑞利定律。 
如果入射光是非偏振光（自然光），散射分子为各向同性的，则在与入射光方向成 θ角（散射角）的方向上，散射光的光强  光的散射， (2)
  光的散射表示垂直于入射光方向的散射光强。这时各方向的散射光一般地是部分偏振的，但在垂直于入射光的方向上为线偏振光,如图1所示。图中非偏振的入射光沿z方向传播,光波的振动可看作两个互相垂直的独立振动,在图中取作x与y方向。在O处的各向同性分子作与此同方向的两个独立的受迫振动。任一方向的散射光是这两个振动发出的辐射之和。在 Oxy平面内的任一方向上，散射光的振动方向都在该平面内与传播方向垂直，都是线偏振光。其他方向上的散射光则包含着两个不同方向的独立振动分量，为部分偏振光。 
如果入射光为线偏振光，则各方向散射光也都是线偏振光（但在入射光的振动方向上散射光的光强为零）。 
在各向异性分子情形，分子的振动方向可以和入射光振动方向不同。在具有这种分子的气、液物质中，当线偏振光入射时，由于各分子取向的无规性，其散射光叠加的结果使在各方向上，包括垂直于入射光方向上的散射光，都成为部分偏振的。 
上面说明了由分子（原子）产生的瑞利散射。如果光传播时遇到了物质微粒，则微粒也成为散射中心导致光的散射。当微粒的线度远小于光的波长时，散射光也服从式(1)、(2)，也属于瑞利散射。 
当光在物质中传播时，实验表明,在光频范围内,接近完全均匀纯净的物质（例如低温纯净晶体）中，不能观察到瑞利散射。这是因为构成物质的分子（原子）产生的散射光与入射光是相干的，在接近完全均匀纯净的物质中，大量分子的这种散射光虽能在入射光方向上与入射光叠加而决定该光波在物质中的相速度，从而决定其色散性质（见光的色散）；但在入射光传播方向之外的各方向上，则因相互干涉而几乎相消，因而实际上观察不到散射现象。在物质中观察到的瑞利散射常属于以下情况。如果物质中存在折射率分布的不均匀性，例如物质中有杂质微粒（如细微的悬浮物、细微气泡等）时，这些细微的不均匀性区域成为散射中心，它们的散射光是非相干的,各散射光束的光强直接相加,这时即可观察到散射光。当微粒线度远小于光的波长时,就得到瑞利散射。此外,通常的纯净物质中各处总有密度的起伏,这也构成折射率分布的不均匀性，M.斯莫卢霍夫斯基(1908)与A.爱因斯坦(1910)的研究表明，这种密度起伏是一般纯净透明物质中产生瑞利散射的原因。这种由密度起伏导致的散射也称为分子散射。 
一般地说，瑞利散射是微弱的。 
由于瑞利散射光强与1/λ^4成正比，当观察晴天的天空时，进入人眼的是阳光经过大气时的侧向散射光，主要包含着短波成分，所以天空呈蓝色；而落日时直视太阳所看到的是在大气层（包括微尘层）中经过较长路程的散射后的阳光，剩余的长波成分较强，所以落日呈红色。
大粒子的散射
（米氏散射） 　如果粒子的线度较大，瑞利定律不再适用。1908年G.米利用宏观电磁场方程讨论了平面波入射于球形粒子时光的传播，提供了一个可用于大粒子的散射理论。他的结果要用无穷级数表达，一般需要作数值计算。根据他的散射理论，当散射粒子半径c 与入射光波长λ之比c/λ 很小时，总散射光能与波长关系和瑞利定律一致；当这一比值较大时，总散射光能随这一比值的增大出现起伏不大的极大值与极小值，这种起伏变化也是随c/λ 的增大而逐渐减小的。因此对于足够大的散射粒子可得到几乎与波长无关的散射。计算也表明，随着粒子半径增大，向入射光前方的散射光能增大（这称为米氏效应），而且在空间不同方向上出现一些极大与极小。 
大粒子的散射与波长无关，这可以说明许多胶体悬浮液(粒子线度接近于波长或大于波长)的散射现象。天空中的白云也可由较大水滴的散射说明。
喇曼散射
1923年A.G.S.斯梅卡尔指出，在光的散射过程中,如果分子的状态也发生改变,则入射光与分子交换能量的结果可导致散射光的频率发生改变。这种现象首先由C.V.喇曼于1928年在苯、甲苯、水及其他多种液体、一些气体与蒸气以及洁净的冰中发现；同年Γ.С.兰茨贝格与Л.И.曼杰斯塔姆也独立地在石英晶体中发现了同种现象。这种现象的典型情况是：当强单色光（圆频率为ω）入射到物质中时,除有频率不变的瑞利散射光外，还出现频率减小的散射光(ω┡=ω-Δω)，称为斯托克斯线，和频率加大的散射光(ω″=ω+Δω)，称为反斯托克斯线。频率差 Δω/2π等于分子中原子振动的频率(一般在红外波段），这种散射称为喇曼散射或并合散射,散射光强度远较瑞利散射为小。 
从经典理论角度，可以认为喇曼散射是因分子中原子的振动使电偶极矩周期变化而产生的调制的散射光。量子理论把散射过程解释为光子与分子作用中，入射光子更换为散射光子的过程。为了说明这种过程中的能量关系，引用了虚能级概念，即认为分子在散射过程中可经历一种中间能态,称为虚能态,以完成光子的更换。可用图2所示的能级跃迁图来表示喇曼散射过程。图中用Ei、Ej来表示分子的两个振动能级，还用虚线画出虚能级Eα、Eβ。当入射光子啚ω和处于低能级Ei的分子作用时，可以使分子向上跃迁到虚能级Eα，再向下跃迁到高能级Ej，发出散射光子啚ω┡。这样  光的散射这就是喇曼散射的斯托克斯线。如果入射光子和处于高能级Ej的分子作用，使之向上跃迁到虚能级Eβ，再向下跃迁到低能级Ei，发出散射光子啚ω″，则  光的散射这就是喇曼散射的反斯托克斯线。由于一般处于高能级的分子数较少，所以反斯托克斯线总是较斯托克斯线为弱。随着物质的温度升高，反斯托克斯线将增强。 
物质的喇曼散射光谱与红外光谱可以互相补充用于研究分子及其与光的相互作用。  喇曼散射参见喇曼效应。
布里渊散射
这是因物质中存在以声速传播的压强起伏而引起的光的散射。散射光发生很小的频率移动(远较喇曼散射的频移为小)，且频移与散射角有关。
临界乳光
光散射现象的一种最可观的情况是临界乳光。当流体物质接近临界态时，密度起伏的微区变得大于波长并停留较长的时间，其中处于临界密度附近的液态密度微区很象一些大的粒子，因而物质中发生显著的散射现象。流体在稍高的温度时本是很透明的，这时则突然变得混浊，几乎能散射全部入射光。
光的散射应用
光的散射现象在各个科学技术部门中有广泛应用。通过散射光的测量可以了解到散射粒子的浓度、大小、形状及取向等，在物理、化学、气象等许多方面的研究中得到应用。散射光谱又可用于确定物质分子与原子的特性。近年来利用强激光可获得受激光散射，更便于进行这种研究与应用。