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电磁辐射的散射

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第二种类型的流体非弹性散射是由传家宝和温度波动引起的. 与声波引起的压力波动不同，拾取波动不会产生波长变化，该波长变化相对于激发波长是显着且明确定义的，而是会产生散射波长集中在激发波长处的辐射. 这是因为在普通流体中，传家宝波动不会传播，因此没有特征频率. 它们不同于声波，与在液体中传播的波不同，它们是发散的. 但是，在非常特殊的情况下，可能会传播波动或温度波动. 在低温超流体氦和氟化钠晶体中已经观察到这种现象，称为第二声音. 请参阅“熵”子句. 由波动或温度波动引起的散射称为瑞利散射. 在固体中，这种散射被缺陷和杂质散射所掩盖. 流体中的散射是由小于激发光波长的粒子引起的. 在这种假设下，Rayleigh于1871年推导了该散射方程. 结合这三位学者的研究通常称为Rayleigh-Gans-Debye理论. 如果折射率n接近1，则该理论适用于任何大小的粒子；相反，如果颗粒很小，则瑞利理论适用于任何折射率. 如果介质没有散射防电磁辐射服装，则任何介质的折射率都等于1. G. Mie实际上早在1908年就建立了比Rayleigh-Gans-Debye理论更完整的理论，但Mil的理论通常需要数值方法. 解决方案，甚至适用于比使用的光波长粒子更大的比例.

对于这些颗粒的散射，散射的光经历大的相移. 密尔散射表现出几个最大和最小值作为散射角的函数;这些最大值的位置取决于粒子的大小，如图2所示. 次要最大值实际上是更高级的Tinde散射. rZI（夕）/ I. = d d另一个4v2（l + eos“ Xi”（n-1）“，其中I（Ind是人光束在波长r和强度I处散射的光强度. 距离r散射粒子的数量， v是被扰动的粒子的体积，n是流体的折射率. 余弦项是指非偏振的人类光线防电磁辐射服装，O是散射角. 通过测量瑞利方程中的比率，如果已知其他值，您可以确定Avogadro数N或流体的分子量M. 瑞利方程中的散射光强度与波长的四次方之间的关系是白天为蓝天而日落为红色的原因: 白天，太阳光中的蓝色光比红色光更易被空气分子散射，而在日落时，更多的红色光直接散射到我们的眼睛中而没有散射，当大颗粒散射瑞利推导散射方程时，假设粒子很小且独立. 但是在某些选定的情况下，这两个假设是不正确的. 胶体悬浮液提供了一种系统，其中散射粒子的大小接近或大于激发波长. 这种散射称为“丁德效应”，它几乎与散射光谱的波长（即白色）无关. 丁德效应可以解释为什么云层是白色的（因为小水滴的规模大于可见光的波长）. 请参阅“ Tingde效应”（Tyndall效果）. Rayleigh的第二种假设是粒子是独立的，并非对所有液体都是正确的.

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