球形微粒對電磁波的散射效應研究

1、 球形微粒對電磁波的散射效應研究PAGE III球形微粒對電磁波的散射效應研究摘 要基于Mie散射理論，解析研究了帶電水滴對電磁波的散射效應。首先概述矢量波動方程的解析求解方法和Mie散射理論，推導出平面波的矢量球函數(shù)展開式，給出球形微粒的散射場、散射系數(shù)以及散射矩陣的解析式。然后就電中性水滴和帶電水滴展開討論，分析比較電中性球形水滴的散射光強與散射角之間的關系，強調了前向散射的優(yōu)勢。采用MATLAB軟件，計算對比了面電導率不同的帶電球形水滴對電磁波的散射系數(shù)以及散射能量分布的差別。計算結果表明：面電荷使面電導率達到微西門子量級時，對電磁波的散射會產生明顯的影響。隨著面電導率的增加，散射的多瓣

2、結構減弱，趨于均勻，但前向散射仍比較強烈，后向散射仍略強于側散射。此外，散射系數(shù)會隨面電導率的增加發(fā)生較大的變化，直到趨于定值。該論文有圖4幅，表1個，參考文獻35篇。關鍵詞：Mie散射 球形微粒 散射強度 電磁波散射 Study on Scattering of Spherical Particles on Electromagnetic WaveAbstract According to the theory of Mie scattering, we have studied the scattering of electromagnetic wave by a charged wate

3、r droplet. Firstly, we have summarized the analytic solution of vector wave equation and the theory of Mie scattering. We have deduced the expression of vector spherical harmonic of the plane wave, and given the analytic expressions of the scattering field, the scattering coefficients and the scatte

4、ring matrix. Then we have discussed electrically neutral and charged water droplets. We have analyzed and compared scattering intensity of a electrically neutral and spherical water droplet, with the scattering angle, emphasized the advantage of the forward scattering. By use of MATLAB, we have calc

5、ulated and compared difference of scattering coefficients and distribution of scattering energy of electromagnetic wave with a charged spherical water droplet of different surface conductivity. The results show that when the surface conductivity reaches microseconds, there would have a great effect

6、on the scattering of electromagnetic wave. With the increase of the surface conductivity, the lobes of scattering would decrease and tend to be uniform, but the forward scattering is still strong, and the back-scattering is also stronger than the side scattering. Furthermore, the scattering coeffici

7、ents would have a big change when the surface conductivity increases, until the coefficients tend to be constant.Key Words: Mie scattering spherical particles scattering intensity scattering of electromagnetic waves 目 錄TOC o 1-3 h u HYPERLINK l _Toc12203 摘 要 PAGEREF _Toc12203 I HYPERLINK l _Toc8131

8、Abstract PAGEREF _Toc8131 II HYPERLINK l _Toc11812 圖清單 PAGEREF _Toc11812 IV HYPERLINK l _Toc9845 表清單 PAGEREF _Toc9845 IV HYPERLINK l _Toc21715 1 緒論 PAGEREF _Toc21715 1 HYPERLINK l _Toc16051 1.1 球形微粒對電磁波散射的經典理論概述 PAGEREF _Toc16051 1 HYPERLINK l _Toc12629 1.2 研究內容 PAGEREF _Toc12629 2 HYPERLINK l _Toc2

9、3322 2 矢量波動方程求解和平面波的矢量球函數(shù)展開式 PAGEREF _Toc23322 3 HYPERLINK l _Toc24955 2.1 矢量波動方程的求解 PAGEREF _Toc24955 3 HYPERLINK l _Toc26935 2.2 平面波的矢量球函數(shù)展開式 PAGEREF _Toc26935 6 HYPERLINK l _Toc20378 3 球形微粒的散射參量 PAGEREF _Toc20378 7 HYPERLINK l _Toc31005 3.1 球形微粒的內部場和散射場 PAGEREF _Toc31005 7 HYPERLINK l _Toc9791 3.

10、2 球形微粒的內場系數(shù)、和散射系數(shù)、 PAGEREF _Toc9791 8 HYPERLINK l _Toc8902 3.3 與散射角有關的函數(shù)和 PAGEREF _Toc8902 9 HYPERLINK l _Toc24216 3.4 散射矩陣 PAGEREF _Toc24216 11 HYPERLINK l _Toc8028 4 水滴的散射性質 PAGEREF _Toc8028 14 HYPERLINK l _Toc10003 4.1 呈電中性的水滴 PAGEREF _Toc10003 14 HYPERLINK l _Toc32216 4.2 帶電水滴 PAGEREF _Toc32216

11、16 HYPERLINK l _Toc3070 5 總結 PAGEREF _Toc3070 19 HYPERLINK l _Toc21918 參考文獻 PAGEREF _Toc21918 20 HYPERLINK l _Toc23092 致謝 PAGEREF _Toc23092 22PAGE IV圖清單圖序號圖名稱頁碼圖2-1以半徑為的球形微粒為中心的球極坐標系3圖3-1隨散射角變化的函數(shù)和的極坐標圖（）10圖4-1尺寸參數(shù)和復折射率的電中性水滴的散射15圖4-2尺寸參數(shù)，面電導率的帶電球形水滴的散射強度分量和與散射角的關系18表清單表序號表名稱頁碼表4-1空氣中尺寸參數(shù)和復折射率的水滴的散射

12、系數(shù)（）131 緒論在日常生活中，我們可以發(fā)現(xiàn)萬里無云的天空是蔚藍色的，雷雨前的天空是青灰色的，雨后的天空又呈藍色。晴空萬里無云，大氣渾濁度較小，在大氣分子的散射作用下，天空呈蔚藍色；但雷雨前烏云密布，大氣渾濁度較大，由于大氣氣溶膠的Mie散射作用，使天空呈青灰色。由于大氣密度隨大氣層高度的上升而急劇降低，大氣散射效應也相應減弱，天空的顏色也由蔚藍色變?yōu)榍嗌?、暗青色?暗紫色、黑紫色，再往上，空氣非常稀薄，大氣散射效應極其微弱，天空便被黑暗所湮沒。這些現(xiàn)象與上層大氣中的球形微粒對太陽光的散射密切相關。1.1 球形微粒對電磁波散射的經典理論概述散射是由于介質的光學性質不均勻而使光線向四面八方傳播

13、的結果。光入射到透明不均勻介質時，介質中的雜質微?；虿灰?guī)則排列的物質微粒在光波作用下產生受迫振動，進而產生次波，次波疊加則形成散射光。散射使原來傳播方向上的光強減弱，并遵循如下指數(shù)規(guī)律，其中，是吸收系數(shù)，是散射系數(shù)，是衰減系數(shù)。根據散射光和入射光波長之間的關系，可以將散射分為兩類線性散射和非線性散射。散射光波長與入射光波長不相等的散射現(xiàn)象為非線性散射，如：拉曼散射和布里淵散射。而散射光和入射光波長相等的現(xiàn)象為線性散射，可分為瑞利散射和Mie散射。1899年，英國科學家Rayleigh利用麥克斯韋電磁理論得出分子散射的嚴格解（式），揭示出分子的散射光強與入射波長的四次方成反比，以及散射角分布和偏

14、振等特性。，其中，為散射光強，為入射光波長。此外，瑞利散射產生的條件為：，即散射微粒的幾何線度小于光波長。這就能解釋為什么晴朗的天空是藍色的。天氣晴朗時，大氣層中的塵埃和水分子顆粒的尺寸（）與太陽光波長（）相比較小，所以對陽光產生瑞利散射。由于散射光中波長較短的藍紫光占優(yōu)勢，故天空呈藍色。1908年，德國科學家Gustav Mie REF _Ref20518 n h 1為了弄清楚懸浮在水中的金色微膠粒吸收和散射所表現(xiàn)出的各種各樣的顏色，給出了均勻球形粒子散射的精確解，即Mie散射理論，揭示了粒子散射光強的空間分布及其與粒子尺寸、折射指數(shù)和入射光波長的復雜關系（式）。，其中，為入射光強，為入射波

15、長，和為散射光的強度函數(shù)。Mie散射產生的條件為：，即散射微粒的幾何線度大于等于光波長。這就能解釋為什么云是白色的。天空中的白云由大氣中的水滴組成，由于這些水滴的線度比可見光的波長大，根據Mie散射，各種波長的光有幾乎相同強度的散射，因而云呈白色。對比瑞利散射和Mie散射，我們可以發(fā)現(xiàn)：Mie散射強度比瑞利散射大得多，但是其散射強度對波長的響應不如瑞利散射那樣強烈。隨著微粒的尺度參數(shù)的增大，Mie散射的總能量增長得很快，但最后以振動的形式趨于穩(wěn)定。隨著散射角的變化，Mie散射光強會出現(xiàn)許多極大值和極小值，當尺度參數(shù)增大時，極值的個數(shù)也會增加，并且前向散射與后向散射之比隨之增大，從而使微粒的前向

16、散射增強。當微粒尺度參數(shù)很小時，Mie散射的結果可以簡化為瑞利散射；當尺度參數(shù)很大時，它的結果又與幾何光學的一致；而在尺度參數(shù)比較適中的范圍內，只有用Mie散射才能得到唯一正確的結果。1.2 研究內容本文基于Mie散射理論，解析研究了帶電水滴對電磁波的散射效應。在本文的第二部分，概述了矢量波動方程的解析求解方法，并推導出平面波的矢量球函數(shù)展開式，為接下來解決一個任意球形粒子的散射問題做鋪墊。在本文的第三部分，概述了Mie散射理論，給出了球形微粒的散射場、散射系數(shù)以及散射矩陣的解析式。在本文第四部分，主要就電中性水滴和帶電水滴展開討論，分析比較了電中性水滴的散射光強的平行和垂直分量與散射角之間的

17、關系，強調了前向散射的優(yōu)勢。利用MATLAB軟件，計算對比了不同面電導率的帶電水滴對電磁波的散射系數(shù)和散射能量分布的區(qū)別。2 矢量波動方程求解和平面波的矢量球函數(shù)展開式為了解決一個任意球形粒子的散射問題，我們首先需要求解矢量波動方程，以及推導出平面波的矢量球函數(shù)展開式。接下來，我們就這兩個方面展開討論。2.1 矢量波動方程的求解波動方程是一個描述電磁波的波動特征的二階線性偏微分方程，主要被應用于聲學、電磁學和流體力學等領域。波動方程本身沒有一個特定解，所以我們需要設置初始條件來求解波動方程。時變電磁場可以在空間形成電磁波，其能量以電磁波的形式傳播。根據波面形狀，電磁波可分為平面波、柱面波及球面

18、波。本文只討論最簡單、最基本的平面波，它具有電磁波的普遍特性和規(guī)律，并且其他類型的電磁波可以分解為許多平面波之和 REF _Ref21478 n h 4。已知在無限大的各向同性的均勻線性介質中，時變電磁場滿足下列波動方程 REF _Ref16608 n h 5，其中為電場強度，為磁場強度，可以被稱為相位常數(shù)、波數(shù)或者空間頻率（本文中稱為波數(shù)）。現(xiàn)在假設已知一個標量函數(shù)和任意一個常矢量，我們可以由此建立一個矢量函數(shù)，我們也可以寫成，這表明了垂直于。根據我們可以建立另一個矢量函數(shù)，和同時滿足矢量波動方程，且。因此，和有一個電磁場所必需的所有性質：(1)它們滿足矢量波動方程；(2)它們的散度為零；(

19、3)的旋度與成比例，的旋度與成比例。顯然，求解場方程的問題可以歸納為相對簡單的求解標量波動方程的問題。我們將標量函數(shù)稱為矢量函數(shù)和的生成函數(shù)，而常矢量有時被稱為導向量 REF _Ref17059 n h 6。由于我們研究的是球體散射問題，所以函數(shù)滿足在球極坐標下的波動方程（如圖2-1）。我們取矢量半徑作為導向量，則有，我們取上式的和相應的作為我們場方程的基本解。這里需要注意的是，處處正切于球體，且（即）。圖2- SEQ 圖2- * ARABIC 1 以半徑為的球形微粒為中心的球極坐標系 REF _Ref21250 n h 3球極坐標中的標量波方程為，式的特解可以表示成如下形式，將式代入可以得到

20、三個分離變量方程，其中，分離變量和由滿足的附加條件所決定。如果對于一個已知的，是式的解，那么不是一個線性無關解。實際上，線性無關解為，其中下標和分別表示偶數(shù)和奇數(shù)。式的解在和處是有限的，并且是次階第一類連帶Legendre函數(shù)。這些函數(shù)都具有正交性。式的線性無關解是第一類和第二類球貝塞爾函數(shù) REF _Ref3289 n h 7：，其中，是無因次量，常數(shù)因子是為了方便而引入的。和的任意線性組合也是式的解，我們可以取任意兩個線性無關的組合作為式的基本解。這樣的兩個組合是第三類球貝塞爾函數(shù) REF _Ref11668 n h 8，根據上述內容，我們現(xiàn)在可以構造滿足球極坐標中標量波方程的生成函數(shù)，其

21、中，是任意四個球貝塞爾函數(shù)，或者之一。那么由和生成的矢量球函數(shù)以分量的形式可以表示為，。場方程的任意解可以被展開為的無窮級數(shù)，以此為基礎，我們接下來可以去解決關于球形粒子散射的問題。2.2 平面波的矢量球函數(shù)展開式矢量球函數(shù)具有正交性和完備性，根據其定義及性質，我們可以提取出場的徑向分量，將初級場分解為相對于徑向的TE波和TM波，這就避免了復雜的矢量微分運算。我們現(xiàn)在考慮一個平面波的散射問題，假設該平面波沿方向偏振，則一個任意球體的入射電場強度用球極坐標可以表示為，其中，是入射電場的振幅，。要推導平面波的矢量球函數(shù)的展開式，首先需要將式展開為矢量球函數(shù) REF _Ref5508 n h 9，其

22、中系數(shù)、和的表達式相似。根據式,以及正余弦函數(shù)的正交性，對于所有和，。此外，由于同樣的原因，除之外，其余系數(shù)都為零 REF _Ref21250 n h 3。所以，一個任意球體的入射電場強度可以被簡化為，其中，。另外，在矢量球函數(shù)和上加的上標表示生成函數(shù)的徑向依賴性，由確定。綜上，在球函數(shù)中的平面波的展開式為。3 球形微粒的散射參量3.1 球形微粒的內部場和散射場對粒子的內部場和散射場的理論分析和計算為很多實際應用技術提供了方便，特別是光波與粒子的相互作用的研究已經廣泛地應用于光鑷技術、關于微粒的精密器件設計等諸多領域。在本文中，研究球形粒子的內部場和散射場主要是為接下來研究一個特定尺寸參數(shù)的粒

23、子奠定基礎。假設一個平面波照射在一個均勻且各向同性的球體上，球體半徑為（如圖2-1），該平面波沿方向偏振。如前所述，入射電場可以在具有無窮級數(shù)的矢量球函數(shù)中被展開，那么相應的入射磁場由式的旋度可得，類似地，散射電磁場和球體內部場也可以在矢量球函數(shù)中被展開。在球體和周圍介質的邊界上，有如下邊界條件 REF _Ref21478 n h 4，該邊界條件連同矢量函數(shù)的正交性和入射場展開式的形式，決定了散射場和球體內場展開式的形式，即除了外，這些展開式中的系數(shù)為零。因此，球體內部場為，其中，是球體內的波數(shù)，是球體的磁導率，和為待定系數(shù)。為了方便起見，我們選擇球形漢克爾函數(shù)和來構造滿足球極坐標中標量波方程

24、的生成函數(shù)。基于物理層面，散射場是距離粒子很遠的輸出球面波 REF _Ref8447 n h 10，那么生成函數(shù)應該只包含。經過一些簡單的處理，球體散射場為，其中，是介質中的波數(shù)，是介質的磁導率，和是待定系數(shù)，也稱為散射系數(shù)。在矢量球函數(shù)上添加的上標表示生成函數(shù)的徑向依賴性由確定。3.2 球形微粒的內場系數(shù)、和散射系數(shù)、在沒有數(shù)值實例的情況下，我們很難對一個球體的散射和吸收有深化認識。要知道各種可觀察到的量隨球體尺寸、光學性質以及周圍介質的性質的改變而發(fā)生怎樣的變化，首先必須獲得、和的明確的表達式。對于一個已知的，由于這里有四個未知系數(shù)、和，因此我們需要四個獨立的方程，將邊界條件以分量形式表示

25、為，根據上述邊界條件，和的正交性，入射場、內場和散射場的展開式、以及矢量球函數(shù)的展開式，我們最終可以得到用系數(shù)、和表示的四個線性方程，其中，上撇號表示關于在括號中的自變量的微分，并且尺寸參數(shù)，相對折射率。和分別是粒子和介質的折射率。求解式很容易得出粒子內場系數(shù)、為散射系數(shù)、為通過引入Riccati-Bessel函數(shù) REF _Ref26475 n h 11，散射系數(shù)可以被簡化為，注意，當趨近于時，和為零；當粒子消失時，散射場也會隨之消失。3.3 與散射角有關的函數(shù)和為了方便起見，我們定義函數(shù) REF _Ref21250 n h 3，其中，為一階次締合Legendre函數(shù)。顯然， REF _Re

26、f15222 n h 和是隨散射角變化的函數(shù)，并且可以通過遞歸關系計算其中，并且和是關于的交替奇函數(shù)與偶函數(shù)。盡管和不具有正交性，但是以及都是正交函數(shù)集 REF _Ref16608 n h 5。為了清楚地展示出函數(shù)和隨角的變化軌跡，我們在圖3-1中給出了和在的極坐標圖。需要注意的是，這些函數(shù)（除了是常數(shù)）都具有正負值，例如：從到，是正的，從到，是負的，從到，是正的。當增加時，波瓣的數(shù)量也隨之增加，由此方向向前的波瓣是比較狹窄的（即第一零點在小角度處出現(xiàn)）。在和的極坐標圖中沒有方向向后的波瓣，這表明它們在反向為負，例如：在到的范圍內，是負的。正如我們所看到的，球體越大，更多的高階函數(shù)和在散射圖中

27、將會被合并。根據這些函數(shù)的變化軌跡，我們可以發(fā)現(xiàn)：球體越大，前向散射比后向散射更為明顯（或的替代值在反向散射方向上趨于消失），并且前向散射峰更窄。根據我們剛定義的函數(shù)和，矢量球函數(shù)可以用一個更簡潔的形式表示為圖3- SEQ 圖3- * ARABIC 1 隨散射角變化的函數(shù)和的極坐標圖（）3.4 散射矩陣在物理學中，散射矩陣與一個經歷散射過程的物理系統(tǒng)的初態(tài)和末態(tài)有關，它多被用于量子力學、散射理論和量子場理論。此外，散射矩陣與量子力學中的躍遷概率振幅和各種相互作用的橫截面密切相關 REF _Ref1545 n h 12，散射矩陣元被稱為散射振幅。我們假設散射場的級數(shù)展開式是一致收斂的。因此，我們

28、可以在項之后終止級數(shù)，并且對于所有的，如果足夠大，則產生的誤差將很小。故產生的散射電場的橫向分量為，其中，因而，入射場和散射場的振幅之間的關系為，入射光的斯托克斯參數(shù)和散射光的斯托克斯參數(shù)之間的關系根據上式可得 REF _Ref19587 n h 13在、這四個矩陣元中有三個是獨立的，即。如果入射光是完全偏振的，且平行于一個特定的散射面，則散射光的斯托克斯參數(shù)為，其中,我們已經省略了因數(shù)。因此，散射光也是完全偏振的，且平行于散射面。我們通過表示平行于散射面偏振的散射光強分量 REF _Ref19737 n h 15，如果入射光是偏振的，且垂直于散射面，則散射光的斯托克斯參數(shù)為,因此，散射光也是

29、偏振的，且垂直于散射面。我們通過表示垂直于散射面偏振的散射光強分量 REF _Ref19737 n h 15，如果入射光是非偏振的，則散射光的斯托克斯參數(shù)為，我們定義一個比值來表示散射光的偏振度，如果為正數(shù)，則散射光是部分偏振的，且垂直于散射面；如果為負數(shù)，則散射光是部分偏振的，且平行于散射面；偏振度為（）。若不考慮球形微粒的尺寸和組成，那么。如果入射光是斜偏振的，且與散射面成，那么散射光一般來說是橢圓偏振的，盡管振動橢圓的方位角不需要是 REF _Ref19923 n h 16。方位角的旋轉量和橢圓率一樣，不僅取決于粒子特性，而且取決于光的散射方向 REF _Ref19995 n h 17。

30、4 水滴的散射性質大氣中的帶電粒子主要有沙塵、云霧和水滴等，沙塵的形狀比較復雜，而云霧和水滴比較規(guī)則。這一部分我們旨在討論電中性水滴和帶電水滴的散射光強與散射角之間的關系。在理論分析時，我們將水滴簡化為球形微粒。4.1 呈電中性的水滴 我們選擇一個尺寸參數(shù)，且呈電中性的水滴，由波長為的可見光照射。對應的水滴半徑大約是，波長對應水的復折射率是，這個粒子的前五個散射系數(shù)由表4-1給出。表4- SEQ 表4- * ARABIC 1 空氣中尺寸參數(shù)和復折射率的水滴的散射系數(shù)（）如圖4-1所示，和分別表示和，圖為和的線性極坐標圖，圖為和的對數(shù)的變化軌跡，偏振式如圖所示。在這三組曲線中，自變量是散射角。呈

31、電中性的球形水滴的散射光強分量和與散射角的關系圖4- SEQ 圖4- * ARABIC 1偏振度與散射角的關系和與散射角的關系 一個尺寸參數(shù)和復折射率的電中性水滴的散射值得注意的是，散射在正向具有峰值，這在圖中尤為突出。對于的小散射波瓣來說，與強烈的前向散射波瓣相比，幾乎是無法察覺的。當尺寸參數(shù)增加時，這樣的方向不對稱性會變得更加明顯。我們意在通過這個極坐標圖來強調前向散射的優(yōu)勢，即使散射對象是一個半徑僅約是的水滴。我們幾乎每一天都會受到明顯的前向散射的影響。傍晚開車迎著落日可能是一次眩目的體驗，即使直射陽光被防曬板阻擋，但是微粒在大氣中和在擋風玻璃上有明顯的前向散射。這時，如果反方向行駛的話

32、很容易補救，因為散射的數(shù)量級不高，但這個解決方法并不實用。如果夜晚開車遇到霧或者擋風玻璃是臟的，反方向行駛的話并不能解決問題，迎面而來的汽車前燈的光是前向散射的，其通過霧滴或者微粒也會產生麻煩的眩光。4.2 帶電水滴早在1908年，Gustav Mie就關于中性粒子對電磁波的散射效應進行了描述 REF _Ref2122 n h 21；Bohren和Hunt REF _Ref2291 n h 22在1977年就關于帶電粒子對電磁波的散射效應建立了相應的模型，并且給出了散射系數(shù)的解析式，但是對具體的帶電粒子的分析比較少；近年來，Klacka和Kocifaj就關于帶電粒子對電磁波的散射效應進行了深入

33、的研究，計算的結果和實驗 REF _Ref5335 n h 23都表明了粒子表面電荷會對電磁波的散射產生影響； Rosenkrantz和Arnon REF _Ref5674 n h 24的研究表明帶電粒子會增強對電磁波的吸收。迄今，由于對具體帶電粒子的研究分析相對較少，所以接下來我們從散射光強方面討論一個帶電水滴對電磁波的散射效應。首先，考慮到粒子帶電，我們需要將散射系數(shù)和改成 REF _Ref62 n h 25，其中，為球形帶電粒子的表面電導率，它只與凈電荷引起的電導率有關， 與不帶電時的電荷密度無關。為磁阻抗系數(shù)，介質與粒子的磁導率同等為，為真空介電常數(shù)。，由式可以看出，如果尺寸參數(shù)在一般

34、的范圍內，如，則，的絕對值小于。若和這三個分式在同一量級，就會產生明顯的影響，且隨著尺寸參數(shù)的增大，分式的值逐漸減小，而的影響則越大。由于，所以表面電導率在微西門子量級時就會對電磁波產生影響。接下來，我們需要計算和，但由于其變化幅度較大，所以我們給出的是和的對數(shù)的變化軌跡。圖4-2給出了,時，和的對數(shù)隨散射角的變化軌跡（左邊為，右邊為）?？梢钥闯?，隨著的增加，前向散射依舊比較強烈，但是和沿不同角度的值發(fā)生了改變，邊瓣減弱，趨于均勻。圖4- SEQ 圖4- * ARABIC 2 尺寸參數(shù)，面電導率的帶電球形水滴的散射強度分量和與散射角的關系5 總結本文基于Mie散射理論研究了球形微粒對電磁波的散

35、射效應，給出了一些必要參量的解析解，如：散射系數(shù)和，散射光強的垂直和平行分量和以及偏振度。本文主要就一種典型的大氣微粒水滴展開討論，當面電導率達到微西門子量級時，帶電水滴對電磁波的散射會有明顯的影響。隨著面電導率的增加，散射的多瓣結構減弱，趨于均勻，然而前向散射仍然比較強烈，后向散射依舊略強于側散射。并且散射系數(shù)會發(fā)生較大的變化，不過當面電導率達到一定值時，散射系數(shù)趨于恒定。然而，在自然界中，粒子普遍是非球形的或者缺乏內部球對稱結構，所以本文的研究課題并不能準確地反映出這類粒子的散射特性。由于非球形粒子的不規(guī)則表面造成邊界條件的復雜化，其精確求解十分因難 REF _Ref19014 n h 3

36、4。并且對于非球形粒子的光散射理論，目前還沒有一個能夠對所有的清況提供最好的結果的統(tǒng)一解法，我們只能在某種條件下作出一定的近似，通常是使用等效球模型，并利用Mie散射理論進行計算。如此說來，對球形微粒的探討有利于分析大氣粒子對電磁波的散射，本文僅僅就大氣中的典型微粒水滴進行分析，像大氣中的電云層、沙塵等對電磁波的散射特點和本質同樣值得我們日后深入研究，這將為大氣云層探測、雷電預警和沙塵暴對電磁波通信的影響等提供重要的參考。參考文獻 G. Mie, Beitrge zur Optik trber Medien, speziell kolloidaler MetallsungenM. Ann,ph

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