光散射的基本理论
光散射理论
=
Esca I0SP
(10b)
2.吸收截面和吸收系数(Absorption Section & Absorption Efficiency)
当颗粒受到光的照射时，除了散射外常常还伴随着吸收，被颗粒吸收的光能量转变为其它形式的
能量而不再以光的形式出现，这与散射情形明显不同。可以采用同样的方法定义吸收截面 Cabs 和吸收
一种散射，称为拉曼散射，其散射光中除了存在与入射光相同波长(或频率)的成分外，还存在其它波长 (或频率)的散射。在本书所述的有关颗粒测量问题中，只涉及散射光与入射光具有相同频率的情况。因 此，这里仅限于讨论亭达尔散射。
不相关散射与相关散射
不相关散射是指分散在均匀介质中的微小颗粒(或称散射体)所产生的散射。当颗粒之间的距离足够 大，以致于一个颗粒的散射不会因为其它颗粒的存在而受到影响。在这种情况下，可以不管其它颗粒的 存在而研究一个颗粒的散射行为，称为不相关散射。严格说来，同一入射光中由不同颗粒散射在同一方 向上的散射光具有一定的位相关系，是相干的。但由于小颗粒的极其微小的位移或散射角度极微小的变 化会改变其位相差，因此，大量无规则杂乱分布的小颗粒散射的净效应可以认为是各个颗粒散射光强的 相加而不管其位相关系，犹如不同颗粒的散射光是不相干的。反之，当散射体相距很近时，就必须考虑 散射体之间的相互影响，这种散射称相关散射。相关散射的数学处理比不相关散射复杂得多。
对于电导率σ = 0 的非耗散介质，其折射率 m = ε r µr 是一个实数，其中 ε r 为介质相对介电常数，
µr 则是介质的相对磁导率(可在相应手册中查找)。光波在非耗散介质中传播时不存在衰减情况。
对于电导率σ ≠ 0 的耗散介质，折射率 m 是一个复数，称为复折射率，可写成 m = n − iη ，其中
光的散射原理
光的散射原理光的散射是指光线在传播过程中遇到不均匀介质或者粗糙表面时，发生方向的改变而呈现出的现象。
光的散射是光学领域中的重要现象，它在日常生活和科学研究中都有着重要的应用。
本文将对光的散射原理进行详细介绍，希望能够帮助读者更好地理解这一现象。
首先，我们来了解一下光的散射是如何产生的。
当光线遇到不均匀介质或者粗糙表面时，由于介质的密度、折射率等物理性质的不均匀性，或者表面的不规则性，光线会发生反射、折射和衍射等现象，导致光线的方向发生改变，从而呈现出散射的效果。
这种现象在大气中尤为常见，例如天空为什么是蓝色，夕阳为什么是红色等都与光的散射有关。
其次，我们来了解一下光的散射的原理。
光的散射可以分为瑞利散射和米氏散射两种类型。
瑞利散射是指光线遇到小于光波长大小的颗粒时发生的散射现象，如大气中的气体分子。
而米氏散射则是指光线遇到大于光波长大小的颗粒时发生的散射现象，如大气中的尘埃、水滴等。
这两种散射类型的原理略有不同，但都是由于光线与颗粒碰撞后发生的反射、折射、衍射等现象导致的。
光的散射原理还涉及到光的波粒二象性。
根据光的波动理论，光是一种电磁波，具有波动性质；而根据光的粒子理论，光也可以看作是由光子组成的微粒。
在光的散射过程中，光的波动性质和粒子性质都会对散射效果产生影响，这也是光的散射原理的一个重要方面。
最后，我们来看一下光的散射在实际应用中的意义。
光的散射不仅在大气中产生了天空的颜色、日落的景色等自然现象，还在光通信、医学影像、大气污染监测等领域有着重要的应用。
光的散射原理的深入研究，有助于我们更好地理解和利用光的特性，推动光学技术的发展。
总之，光的散射原理是光学领域中的重要内容，它涉及到光的波动性质、粒子性质以及与介质、表面的相互作用等多方面的知识。
通过对光的散射原理的深入了解，我们可以更好地理解光的行为规律，为光学技术的发展和应用提供更多的可能性。
希望本文能够帮助读者对光的散射有一个更清晰的认识。
光的散射与散射理论
光的散射与散射理论光的散射是指当光线与物体表面相互作用时，光线发生方向的变化，从而在各个方向上扩散的现象。
散射理论则是用于解释光在散射过程中的物理现象和行为的理论框架。
本文将探讨光的散射原理以及相关的散射理论。
1. 光的散射原理光的散射是由于光线与物体表面发生碰撞或遇到不均匀介质时，其传播方向发生改变的现象。
散射可以分为弹性散射和非弹性散射两种类型。
1.1 弹性散射弹性散射是指在光与物体碰撞后，光的能量和频率不发生改变，但传播方向发生偏转的现象。
这种散射发生在比较小的颗粒或分子上，如气体的分子、悬浮在空气中的微粒等。
弹性散射的角度与入射角度相等，这符合反射定律。
1.2 非弹性散射非弹性散射是指在光与物体碰撞后，光的能量和频率发生变化的现象。
这种散射通常发生在光线经过较大分子或表面粗糙的物体时。
非弹性散射会导致光的频率发生变化，产生色散的效应，使光具有不同的波长和颜色。
2. 散射理论散射理论是用于解释光散射现象的理论框架，其中最重要的是散射方程和散射截面。
2.1 散射方程散射方程描述了光在与物体相互作用时传播方向的变化。
根据散射方程，可以计算出光在某一方向上的散射强度。
最常用的散射方程是著名的光的散射方程-拉德方程（Rayleigh Equation），适用于小尺寸比较小的颗粒的弹性散射。
2.2 散射截面散射截面是描述光与物体散射相互作用的物理量，表示单位面积上散射的光子数。
散射截面与散射器的大小、形状、材料以及光的波长等因素有关。
根据散射截面的大小，可以推断出物体对光的散射强度及方向分布的信息。
3. 应用与意义散射理论在多个领域中得到了广泛的应用，具有重要的科学研究价值和工程应用价值。
3.1 大气散射大气中的气体分子和悬浮微粒对太阳光的散射是引起蓝天和彩虹的重要原因。
通过研究大气散射，可以了解大气中的颗粒分布、浓度和物理特性等，对气象学和环境科学具有重要意义。
3.2 光学材料设计光的散射性质对于光学材料的设计和应用具有决定性的影响。
光的散射原理和定义
光的散射原理和定义光的散射是指当光线与物质相互作用时，光的传播方向发生改变并且在各个方向上都呈现出强度的衰减。
在日常生活中，我们能够观察到许多光的散射现象，比如蓝天和彩虹。
在科学研究中，散射现象也是非常重要的，因为它可以用来研究物质的结构、组成和性质。
光的散射可以分为弹性散射和非弹性散射两种情况。
弹性散射是指光与物质相互作用后，光的频率、能量和波长不发生变化，只是传播方向发生改变。
在弹性散射过程中，光的散射角度和入射角度是相等的，根据散射角度的不同，可以将光的散射分为前向散射、后向散射和侧向散射。
非弹性散射是指光与物质相互作用后，光的频率、能量或波长发生变化。
根据光的频率、能量和波长的变化情况，非弹性散射可以分为拉曼散射、布喇格散射等。
拉曼散射是指光在物质中发生频率的变化，布喇格散射是指光在光栅中发生能量或波长的变化。
光的散射现象是由光的相互作用和物质的性质共同决定的。
光与物质相互作用时，会发生电磁波与物质的电子或原子核的相互作用，从而引起光的散射。
根据散射介质的不同，光的散射可以分为均匀介质中的散射和非均匀介质中的散射。
在均匀介质中的散射中，光的散射是由于均匀介质中的微观粒子与入射光的相互作用引起的。
在非均匀介质中的散射中，由于物质的不均匀性导致光的传播方向发生改变。
非均匀介质中的散射现象主要包括多次散射、相干散射和平均散射等。
光的散射现象在科学研究和技术应用中具有非常重要的意义。
通过研究光的散射现象，可以获得物质的结构、组成和性质等信息。
比如，通过测量散射光的强度和散射角度的关系，可以获取物质的粒径分布；通过测量散射光的偏振状态，可以了解物质的晶体结构。
此外，光的散射现象还广泛应用于生物医学领域、材料科学和环境监测等领域。
比如，在生物医学领域，通过测量散射光的特性可以用于人体组织的病变诊断和治疗监控；在材料科学领域，通过散射光的研究可以提高材料的光学性能和电子性能；在环境监测领域，通过测量散射光的强度和频率可以判断大气污染物的浓度和类型。
光散射_精品文档
新型光散射技术不断涌现
表面增强拉曼散射（SERS）
01
通过纳米结构增强拉曼散射信号，提高检测灵敏度。
相干反斯托克斯拉曼散射（CARS）
02 利用两束激光的相干作用，实现高灵敏度和高分辨率
的光谱分析。
光子晶体光纤光散射
03
利用光子晶体光纤的特殊结构，实现光散射信号的增
强和调控。
水体污染程度评估
光散射原理
水体中的污染物（如悬浮物、有机物 、重金属等）会对入射光产生散射作 用，散射光的特性与污染物的种类和 浓度有关。
评估方法
应用领域
水体污染程度评估在水质监测、水环 境保护、水资源管理等领域具有重要 意义。
通过分析水体散射光的强度、偏振状 态等光学特性，可以判断水体的污染 程度和污染物的类型。
其他因素
除了波长和粒子尺寸外，介质的折射率、密度以及温度等因素也会影响 散射光强度。
02
瑞利散射与米氏散射
瑞利散射理论及应用
瑞利散射理论
瑞利散射是指光波长远大于散射粒子尺寸时发生的散射现 象。此时，散射强度与波长的四次方成反比，因此蓝光比 红光更易散射。
大气中的瑞利散射
天空呈现蓝色即是大气中瑞利散射的结果。阳光中的短波 （蓝光）被大气中的气体分子强烈散射，而长波（红光） 则较少散射，使得天空呈现蓝色。
瑞利散射在生物学中的应用
瑞利散射可用于生物组织的光学性质研究，如细胞成像和 荧光显微镜中的光散射分析。
米氏散射理论及应用
米氏散射理论
米氏散射是指光波长与散射粒子尺寸相当时发生的散射现象。此时，散射强度与波长、粒 子尺寸和折射率有关。
大气中的米氏散射
云层的光学性质主要由米氏散射决定。水滴和冰晶等较大粒子对阳光的散射遵循米氏散射 理论，使得云层呈现白色或灰色。
光散射
光散射1光散射产生的机理如果媒质的均匀性遭到破坏，即尺度达到波长数量级的邻近媒质小块之间在光学性质上（如折射率）有较大差异，在光波作用下，它们将成为强度差别较大的次波源，而且从它们到空间各点已有不可忽略的光程差，这些次波相干叠加的结果，光场中的强度分布将与上述均匀媒质情形有所不同，这时，除了按几何光学规律传播的光线外，其他方向或多或少也有光线存有，这就是散射光，即产生了散射。
对于不均匀形态较大的媒质，光散射也可看作是反射和折射的综合结果。
散射光强除了与入射光的波长、散射角相关外，还与散射体材料的折射率（N）和机体材料的折射率相关。
目前，关于散射光强的计算理论，发展还不十分完善。
计算散射光强，最简单的近似理论为Rayleigh-Gans-Debye(RGD)理论。
对于半径较大或折射率较大的粒子，要用Mie理论来计算光强。
如果粒子达到Mie理论不适用时，就要用传统的射线光学来处理。
下面的公式可以用于聚合物光散射材料散射光强的近似计算：Iv=KI0R3π3λ0-4(n2B-n2)［1+（8/3）2R2υ2sin2(θ/2)］-2式中，K为常数，υ=2π/λ，λ为光在介质中的波长，λ0为光在真空中的波长，θ为光散射角，n是介质的平均折射率：n=nAVA+nBVB。
2光散射材料的分类根据散射机理的不同可以将光散射材料分为：面散射材料和体散射材料。
传统的光散射材料大多为面散射材料，采用面散射机理，即将透明板材或其它形状制品的一个表面(一般为内表面)打磨，涂层或将其成型模具的相对应面做喷砂或刻痕处理，利用它们粗糙的表面来产生光散射。
这种材料的一个显著缺点是：它不能较好地兼顾材料的光散射性和透明性，综合性能较差。
因而大大限制了它的应用范围。
体散射材料多为分散有光散射体的透明合成材料，起散射作用的散射体的尺寸等于或大于可见光波长。
这种材料应用了整体散射机理：即材料的内部与表面均起散射作用，能够很好地克服面散射所固有的弱点，制品具有高的光散射性，较好的透明性及优异的综合性能。
光的散射原理
光的散射原理光的散射是指光线在穿过介质时，由于介质中微小颗粒或分子的存在而发生的偏离原路线的现象。
光的散射是光学领域中一个重要的现象，它在大气光学、材料科学等领域有着广泛的应用。
本文将从光的散射原理、影响因素以及应用方面进行探讨。
首先，光的散射原理是基于光与介质中微小颗粒或分子的相互作用而产生的。
当光线穿过介质时，与介质中的微小颗粒或分子相互作用，会导致光线的方向发生改变。
这种现象与光线与大颗粒的反射不同，是一种微观尺度上的光线偏折现象。
光的散射原理是基于散射体的大小和光波长之间的比较关系而存在的，当散射体的尺寸远小于光波长时，光的散射现象将会显著增强。
其次，影响光的散射的因素有很多，其中包括散射体的大小、形状、密度，以及光波长和入射角等。
散射体的大小和形状对光的散射强度有着重要的影响，一般来说，散射体越小，散射强度越大。
而散射体的密度也会影响散射的强度，密度越大，散射强度越大。
此外，光的波长和入射角也会对散射产生影响，不同波长的光在介质中的散射强度也不同，而入射角的改变也会导致光线在介质中的散射方向发生改变。
最后，光的散射在许多领域都有着广泛的应用。
在大气光学中，光的散射现象是形成日晕、月晕等大气光学现象的重要原因之一。
在材料科学中，光的散射也被广泛应用于材料的表面粗糙度测量、颗粒大小分析等方面。
此外，光的散射原理也被应用于医学影像学中，如X射线散射成像等。
综上所述，光的散射原理是基于光与介质中微小颗粒或分子的相互作用而产生的，它受到散射体的大小、形状、密度，以及光波长和入射角等因素的影响。
光的散射在大气光学、材料科学、医学影像学等领域都有着重要的应用。
深入理解光的散射原理对于提高光学技术的应用水平，推动相关领域的发展具有重要意义。
光散射法原理六参运维标准
光散射法原理六参运维标准光散射法是一种常用的光学检测方法，广泛应用于颗粒物浓度的测量和粒径分布的分析。
它的原理是利用光在粒子表面的散射现象，通过测量散射光的强度来推测样品中颗粒物的浓度和粒径分布。
下面是光散射法的六项参考内容：1. 测量原理：光散射法的核心原理是洛伦兹-玛吉纳散射理论，即通过测量散射光的强度来推测样品中颗粒物的浓度和粒径分布。
当一束光射入样品中的颗粒物时，颗粒表面会散射光线，而散射光线的强度与颗粒物的大小和浓度有关。
2. 仪器构成：光散射法的仪器主要由光源、散射器、光电传感器和数据处理系统组成。
光源可以是激光或白光源，散射器用于产生散射光，并将其引导到光电传感器上。
光电传感器接收散射光并将其转化为电信号，然后通过数据处理系统进行信号处理和结果计算。
3. 校准和验证：为确保测量结果的准确性和可靠性，光散射法需要进行校准和验证。
校准步骤主要包括使用标准颗粒物进行散射光强度和颗粒物浓度的关系建模，建立标定曲线。
验证步骤主要包括使用已知浓度的样品进行测量，比较测量结果与已知值的偏差，评估测量系统的准确性和稳定性。
4. 测量参数：光散射法中常用的测量参数包括散射角、散射强度和相位函数。
散射角是指入射光与散射光之间的夹角，散射强度是指散射光的强度，而相位函数则是描述散射光与入射光之间相位差的函数。
5. 数据处理：光散射法测量得到的数据需要进行一定的处理，一般包括信号滤波、背景噪音去除和结果计算等步骤。
信号滤波主要是对测量信号进行平滑处理，以提高测量结果的稳定性和可靠性。
背景噪音去除是通过减去背景散射光强度来消除环境干扰的影响。
结果计算则是根据散射光强度与标定曲线进行对应，得到颗粒物的浓度和粒径分布。
6. 运维标准：在进行光散射法的运维时，需要遵守一定的标准和规范，以确保仪器的正常运行和测量结果的可靠性。
运维标准可以包括仪器的开机和关机操作步骤、定期校准和验证的要求、仪器维护和保养的检查项目等。
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绪论（一）电磁散射及吸收的物理基础：任何系统的电磁散射和吸收都和该系统的特性有关：比如，有关散射分子的大小或分子群的规模等的特性。
其实，尽管有这些具体的特性，其中隐藏的物理本质是相同的。
物质都是由质子和电子这些分离的电荷所构成。
当一个障碍物(其可为一个电子或质子、一个原子或分子、一个固态或液态微粒)被一束电磁波所照射时，障碍物中的电荷都会被入射波的电场激发而定向移动。
加速的电荷将向周围辐射电磁能；这种二次辐射正是我们所讨论的“障碍散射”：散射= 消光+ 再辐射(其中，“再辐射”、“二次辐射”及“激发辐射”是对同一个概念的不同称谓)。
激发的电荷元除二次辐射电磁能外，还可能会将入射的电磁能转化为诸如热能的其它能量形式，这一过程被称为“吸收”。
散射和吸收并非毫不相关的两过程，因此，为了简略起见，我们常只称所讨论的问题为“散射”，而同时在这一概念中暗含“吸收”。
（二）物质波的散射及微粒的散射：在一定程度上可以认为除真空外任何物质均为非均匀的。
即使在我们通常所认为均匀的介质(例如纯净气体、固体或液体)中，仍能通过使用高精度的探针分辨出各处(原子或分子)的不均匀性能。
因此，所有的介质均散射电磁波。
实际上，好多我们平时并不以“散射”来考察的问题实质上都是散射的结果。
例如其中有：(1)粗糙表面的漫反射；(2)尖劈、边缘或光栅的衍射；和(3)光学光滑界面处的反射和折射。
此处，我们遇到的是一个电磁的多体问题：散射分子的耦合！这种问题的净结果(依据适当的近似)就是在介质内部次波相互叠加而使得折射波以速度c/n传播。
结果介质内部入射波完全消散，即所谓的艾瓦德—欧昔姆消散定理(Ewald-Oseem extinction theorem)；介质外部次波叠加而形成反射波。
通常的对波束与光学光滑的界面相互作用的分析中，只是假定折射介质是完全同性均匀的——而实际上，那只可认为是“统计上均匀的”。
那即为，对给定体积元，平均分子数是不变的；但对一指定的体积元，在不同的瞬间，其所含的分子数是不同的。
其实，正是这种“密物质波”产生光学密介质的散射。
虽然，我们很多人为了简化问题，称所研究的问题为“密物质的散射”，并以此角度进行分析；不过，其实这种散射的本质却仍是分子等小粒子对入射波的散射。
此处，物质波散射不在我们研究之列，我们只考察小粒子的散射。
其实，物质波散射常常是对粒子散射一种简化和近似的结果，其中之一为瑞利(Rayleigh)散射；不过，读者可以参照杨氏(Young)所写的一篇论文——在这篇论文中，他曾试图找出Rayleigh散射用于处理并误用的不同情况和方式。
我们首先要研究的基本问题是波长任意的电磁波与单粒子(即，有限原子或分子的聚集体)的相互作用，而所研究的粒子一般处于一种同性介质中(如图X.1)。
所谓的同性，即指这些分子或原子的特性差异相对入射波长来说并不显著。
同时忽略物质波散射，因为其相对粒子散射要小得多。
尽管实际的粒子形状可能是复杂的，并且还可能是几块均匀部分的组合体，但我们仍不妨假设其为各点均可用宏观术语描述的物质组成的，进而粒子与电磁波的相互作用也便可确定。
我们将只讨论“弹性散射”，也就是说，散射波的频率与入射波是相同的。
Mandel’stam-Brillouin散射和Raman散射等非弹性散射不在我们研究之列。
弹性散射通常也被称为相干散射，只不过前者侧重物理描述，后者更强调光学上的相位差。
（三）单粒子散射的物理理论：我们现在不分析任何具体粒子也不进行任何运算，只是先对微粒散射的物理性质进行一下定性的理解。
考虑一个任意的粒子，概念上将其分成许多小区(见图X.2)。
所加的震荡场(例如，一束入射的电磁波)会使得每个小区都会被极化。
形成的极子都将按入射场的频率作震荡，并且向四周辐射次波。
在一个特别的方向(即,在粒子的远场区处某点P)处，总的散射场可通过把散射的小波进行叠加而得到，此时要考虑到这些小波的相位差——因为双极子的散射是相干的。
一般来讲，在不同方向上相位关系是不同的；因此，我们可想到散射场会随散射方向变化。
如果所考察的粒子尺寸比波长小，所有的次波将近似同相；对这样的粒子，我们认为散射情况不会随方向有太大不同(而实际情况也的确如此)。
不过，随着粒子尺寸的增大，散射波束的相互增强和减弱的趋势也将相应明显。
进而，粒子尺寸越大，散射图形上的波峰和波谷也就越明显。
粒子的形状也是一个重要的问题——如果图X.2的粒子被扭曲，所有的相位关系，进而散射模式都将发生变化。
散射波束的相位关系取决于如下几何因素：散射方向，微粒大小及微粒形状。
但是，被激发的极子振动的相位和振幅取决于微粒的物质构成。
这样，为了完整理解小粒子的散射和吸收，我们就需要知道物体对电磁场的反应是怎样的。
（四）粒子群(COLLECTIONS OF PARTICLES)对电磁波的散射：若各粒子随机分布，此时处理方法便可用非相干散射；该方法适用于各粒子的散射在相位上没有系统关系的情况——粒子群散射即为各粒子的散射相加的结果。
第一章 简明电磁场理论1.1 电磁场矢量及麦克斯韦方程组从宏观的角度来探讨粒子对电磁波的散射和吸收，此时物质内部的Maxwell 方程，便可用SI 单位制写作：⎪⎪⎪⎩⎪⎪⎪⎨⎧∂∂+=⨯∇=⋅∇=∂∂+⨯∇=⋅∇,,0,0,t D J H B t BE D f fρ (1.1) 其中，E 和B 分别为电、磁感应强度。
电位移D 和磁场强度H定义如下：P E D+=0ε， (1.2) M B H -=0μ， (1.3)其中，P 为电极化强度 (单位体积的平均电极矩数目)、M为磁化强度 (单位体积的平均磁极矩数目)、0ε和0μ分别为真空中的电容率和磁导率。
(1)式中的f ρ和f J分别为自由电荷密度和传导电流密度。
以上这些方程并非完备的，还要加上辅助方程：E J fσ=， (1.4)H Bμ=， (1.5)E Pχε0=， (1.6)其中，σ为导电率，μ为介质中的磁导率，χ为介质的极化率。
这三个量均与介质有关。
但如果在线性介质中，它们将与场的情况无关；如果在均匀介质中，它们将与其位置无关；如果在各向同性介质中，它们将与方向性无关。
其中一类特殊的研究对象为没极化的物质，即0=P 。
但当其被置入外场中时，如时谐场，它就会被极化——电磁场会激起净极矩。
对一线性、均匀、同性介质，由(1.6) 式可知 χ是物质被极化容易程度的量度；它同时还描述物质的极化对场的反应。
χ实际上与频率有一定的关系，而为了所讨论问题的方便，在以后的分析中假定它们均与入射光的频率无关。
1.2 时谐电磁场时谐电磁场的一般形式为：t B t A F ωωsin cos+=， (1.7)其中，ω为角频率。
实矢量A 和B是与时间无关的，但却可能与其位置有关。
若给出B i AC t i C F c +=-=),exp(ω，则可将电磁场F 写作：}Re{c F F=。
此时，麦克斯韦方程(1)便可写为如下形式：⎪⎪⎩⎪⎪⎨⎧-=⨯∇=⋅∇=⨯∇=⋅∇,,0,,0)(c c c c c c E i H H H i E Eωεωμε (1.8) 其中，ωσχεεi ++=)1(0 为复电容率。
在自由空间中，即无自由电荷时，0≠ε，这也为横向电磁场的一般情况。
在自由空间中，讨论时谐电磁场时，通常会使用式(1.8) 中的电磁场方程形式。
但为了描述和书写方便，将省略下标“c ”，而仍是使用复数形式。
1.3 电磁场的极化平面电磁波除了频率和辐射的特性外，还有另一特别重要的特性，即极化或偏振状态。
考虑在无吸收的介质中，一沿z 轴传播的，角频率为ω、波数为k 的平面波。
当讨论极化问题时，通常的做法是重点分析电场E：)sin()cos()}exp()Re{(}Re{t kz B t kz A t i ikz B i A E E c ωωω---=-+==， (1.9) 其中，实矢量A 和B 与位置无关。
考虑一特殊的平面，为方便起见可令0=z ，电场的端点便画出一个椭圆：t B t A z E ωωs i n c o s )0(+==。
(1.10)如果0=A (或 0=B) ，振动的椭圆即变为一条直线，这种现象为“线极化”（也称“平面极化”）；此时矢量B(或A ) 即确定了平面波的极化方向。
如果B A =，并且0=⋅B A，则振动椭圆变为正圆：此时的平面波被称为“圆极化”。
一般情况下，考虑的平面波为椭圆极化的。
当然，对一椭圆偏振光来说，振动椭圆的振动方向可能为顺时针，也可能为逆时针；不过，这种区别并无绝对的界限，而只是与观察方向有关。
但这两种观察方法却产生了两种不同的“观察系”，而在以后的分析中，将采用 “右手系”，即以B A⨯为旋转方向。
我们将主要讨论平面波的极化状态不会在其中改变的介质，尽管其实很多的介质并不具有这种性质。
1.3.1 斯托克斯参量斯托克斯参量可同样很好地描述偏振光。
任意的一个平面波可表示成互相垂直的两分量的叠加：例如，这两分量可以一个为水平极化另一为垂直极化；也可以为一个右旋圆极化另一左旋圆极化等等。
当然这种分解并非一个单纯的数学问题，在物理上也有利于简化分析和计算——只计算出一个线极化，再利用该结果经过适当变换和叠加，而能用来处理任意极化的电磁波。
考虑用一束任意的平面波来照射如下的一套假想的光学装置，其中P 为偏振片 (见图1.1)。
若认为测光器的测量结果与光的偏振状态无关，并且P 为理想偏振片：这样它们便既不会影响入射波的偏振状态，也不会被入射波的偏振状态所影响。
其中电场形式如下：⊥⊥+=-=e E e E E t i ikz E E ˆˆ)exp(||||00 ；ω，⊥-⊥⊥-==δδi i e a E e a E ；||||||。
为分析问题方便，定义斯托克斯参量 (I , Q , U , V ) 如下：⎪⎪⎩⎪⎪⎨⎧=-==+=-=-=+=+=⊥*⊥*⊥⊥*⊥*⊥⊥*⊥⊥*⊥*⊥⊥*，，，，δδsin 2)(cos 2||||||||||||22||||||22||||||a a E E E E i V a a E E E E U a a E E E E Q a a E E E E I (1.11) 其中，相位差 ⊥-=δδδ||。
注意到在(1.11)式中略去了因子 02/ωμk ，这因为在测量或分析该类问题时，通常考虑相对辐射强度而不是绝对辐射强度。
斯托克斯参量和椭圆参量的关系如下：⎪⎪⎩⎪⎪⎨⎧=====，，，，ηγηγη2sin 2sin 2cos 2cos 2cos 2222c V c U c Q c I (1.12) 其中，22222)()(半短轴长半长轴长+=+=b a c ，γ为由||ˆe 向长轴作顺时针旋转所成的角 (πγ≤≤0)，a b =|tan |η (为椭圆率) (44πηπ≤≤-)。