光散射
光散射的物理过程：大气中的气溶胶粒子和大气分子等散射体，在光的照射下，由于光照射光振荡电磁波的作用，散射体产生极化而感应出振荡的电磁多极子，散射体多极子产生的电磁振荡，便向各个方向辐射出电磁波，形成光散射过程。
与此同时，气溶胶等散射体除了使照射光的能量散射外，往往还吸收部分光能而转换成热能等，这就是散射体的吸收效应。
散射系数： σρβ=
ρ是散射粒子浓度，即单位体积内的散射粒子个数，σ是单个粒子的散射系数。
散射界面比： 2r
e πσλ= 单个粒子的半径为r ，截面积为2r π。
对于大量粒子，设)(r ρ为直径在21
~r r 之间的粒子浓度，则在此大量粒子条件
下的散射系数为： ⎰=2
12)()(r r dr r r r e ρβλ 瑞利散射
当粒子尺度远小于入射光波长时（小于波长的十分之一），发生的散射现象叫做瑞利散射，是由英国物理学家瑞利勋爵（Lord Rayleigh ）于1900年发现的。
这种散射主要是由大气中的原子和分子，如氮，二氧化碳，臭氧和氧分子等引起的。
特别是对可见光而言，瑞利散射现象非常明显。
无云的晴空呈现蓝色，就是因为蓝光波长短，散射强度较大，因此蓝光向四面八方散射，使整个天空蔚蓝，太阳辐射传播方向的蓝光被大大削减。
与可见光相比，瑞利散射对于红外和微波，由于波长更长，散射强度更弱，可以认为几乎不受影响。
假设n 为散射粒子的光学折射率，且为球形，半径为α，散射粒子与观察点之间的距离为r ，入射光为线偏振光且波长为λ，入射光强为0I ，φ为入射光的电矢量与观测方向的夹角，即散射方位角，θ为散射角。
则单个球形小粒子的散射光强为：
)cos sin 1(2116),(222246420φθλαπφθ-⎪⎪⎭
⎫ ⎝⎛+-⋅=n n r I I 入射光是自然光时，单个分子的散射光强表示为：
)cos 1(21
8)(22246
420θλαπθ+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛+-⋅=n n r I I
平行于散射面的散射光强和垂直与散射面的散射光强分别为：
2
2246
4201116⎪⎪⎭⎫
⎝⎛+-⋅=⊥n n r I I λαπ
θλαπ22
2246420//cos 1116⎪⎪⎭⎫
⎝⎛+-⋅=n n r I I
瑞利散射的光强角分布如下图所示：
入射光为自然光时，瑞利散射光强的角分布
a ：电矢量平行于散射面的散射光强分量
b ：电矢量垂直于散射面的散射光强分量
c ：总散射光强
瑞利散射系数为：
43/827.0λσA N m ⨯⨯=
其中：A ：散射元横截面积()2cm ；N ：单位体积内分子数()3-cm ；λ：光波波长()cm 。
瑞丽散射的体积散射系数：
422
223)1(8λπσs m N n -=
其中：n ：粒子的折射率；s N ：散射元密度。
在水汽含量较少的情况下，散射系数的经验公式为：
145.031009.1---⨯=km m λσ
通过对以上的计算和分析，总结出瑞利散射具有以下四个特点：
（1）散射光信号的强度与入射激光的波长的四次方成反比，即 41~
λθI
（2）瑞丽散射并不会改变光波的波长；
（3）散射光强随散射角的变化而变化。
自然光入射时，在散射角为θ的方向上，散射光强可表示为 )cos 1(22/θπθ+⋅=I I
其中2/πI 是垂直于入射光方向上的散射光强，由上式可得散射光强θI 与)cos 1(2θ+成正比；
（4）当入射光为自然光时，在各个方向上的散射光通常都是部分偏振光，而在垂直方向上的散射光一般都是线偏振光，与入射光方向相同或相反方向的散射光任然是自然光。
米散射
当大气中粒子的直径与辐射的波长相当时发生的散射称为米氏()Mie 散射。
1908年，德国科学家Gustav Mie 在电磁理论的基础上，从麦克斯韦方程出发，对于平面线偏振单色波被一个位于均匀媒质中具有任意直径和任意成分的均匀球衍射，得出了一个严格的数学解，这就是著名的Mie 氏理论。
米氏散射的散射强度随角度的分布十分复杂，粒子相对于波长的尺度越大，分布越复杂，并且前向散射与后向散射之比随之增加，方向性比较明显。
这种散射主要由大气中的微粒，如烟、尘埃、小水滴及气溶胶等引起。
如云雾的粒子大
小与红外线()m μ1575.0-的波长接近，所以云雾对红外线的散射主要是米氏散射。
因此，潮湿天气米氏散射影响较大。
根据Mie 理论，当光强为0I ，在颗粒周围介质中波长为λ的自然光平行入射到一半径为γ的各向同性球形颗粒上时，在散射角为θ，距离散射体r 处的散射光强为：
)(8210222
i i I r
I +=πλ ()222102
i i I r +⎪⎭⎫ ⎝⎛=πλ 在入射光是平面偏振光的情况下，散射光强为
()02221222
cos sin 4I i i r
I φφπλ+= 式中φ为入射光的电矢量相对于散射面的夹角。
散射光一般是部分偏振光。
散射光垂直偏振光矢量（其矢量垂直于散射面）的强度⊥I 和平行偏振光矢量（其矢量平行于散射面）的强度//I 分别为：
10222
8i I r
I πλ=⊥
20222
//8i I r
I πλ= 散射光的偏振度为：
2
121////i i i i I I I I P +-=+-=
⊥⊥ 其中: ()()a m S a m S i ,,,,111θθ*⨯=
()()a m S a m S i ,,,,2
21θθ*⨯= ()()()()()θτθπθcos cos 11211n n n n n b a n n n S +++=∑∞
= ()()()()()θπθτθcos cos 11211n n n n n b a n n n S +++=∑∞
= λ
πγ
α2= 1i 为散射光强度函数，m 为球形颗粒的相对折射率，α为颗粒的尺寸参数。
1S ，2S 为散射光的振幅函数，*
1S 和*2S 分别为的共轭复数，n a 和n b 的值
由m ，α的贝塞耳函数决定，取决于粒子的特性α和m 。
下图给出了小水滴在几个不同尺度参数时，1i 和2i 的随散射角θ变化的关系。
在 0=θ和 180=θ，1i 和2i 的数值相等，而在其余散射角处往往不等。
因此，即使入射光是非偏振光，散射光也是部分偏振的。
5.0=α时的曲线和分子散射很接近，1i 和θ的关系很小，而2i 基本上是按θ2cos 变化，当︒=90θ时则为零，对这样小的粒子，瑞利散射可以近似适用。
当5.0>α，函数图形开始明显地偏离瑞利散射的特征，前向散射与后向散射的比值逐渐增大，而且每个函数都有一些中间的极大值和极小值，如5.0>α时的曲线。
当大气中粒子的直径比波长大得多时发生的散射称为无选择性散射。
这种散射的特点是散射强度与波长无关，前
向散射极强，在更多的角度上出现散射的极大值和极小值。
雨滴尺寸比激光波长大许多倍，即发生的是无选择性散射，所以激光在雨中有较高的透射率。
大气散射经验公式
瑞利散射和Mie 散射理论全面解决了分子和球形粒子的散射规律，使我们能圆满地解释很多大气光学现象。
但是，实际大气中的气溶胶粒子是不规则的球形。
分析表明，对于较小的粒子可以用等体积球的半径来代替非球形粒子的尺度，通过散射公式来计算其散射解。
对于较大的粒子，用半经验理论也可得到较好的结果。
当选择通信窗口时，吸收损耗可以忽略，而就水平传输而言，低层大气的主导衰减仅是散射。
这时粒子散射系数β与λ的关系为q -λβ~，此外β还与粒子大小的分布、高度、距离以及一些自然因素如地面风等有关，通常与波长能见度之间存在下列经验关系式
q v ⎪⎭⎫ ⎝⎛⋅⎪⎭⎫ ⎝⎛=λβ55.091.3
式中，v 是能见度)(km ，λ是波长)(m μ。
q 与能见度有关，它们之间的关系如下
⎪⎪⎪⎩⎪⎪⎪⎨⎧<<<-<<+<<>=)
5.0(0)15.0(5.0)61(34
.015.0)506(3.1)50(6.1km v km v km v km v km v km v km km v q 由此可见，当波长一定时，大气散射系数与能见度成反比关系。
激光在雾中的衰减系数可由下面的经验公式计算：
v A =
μ A 为经验常数，v 为能见度。