1) light scattering spectroscopic analysis
光散射分光光度法
2) reflexion scattering spectrophotometry
反射散射分光光度法
1.
A reflexion scattering spectrophotometry for the adsorption and the extraction of the complex of nickel with dimethylglyoxime using microcrystalline wax have been studied.
研究了微晶石蜡吸附萃取镍 -丁二酮肟络合物的条件 ,并设计了固相反射散射分光光度法直接测定石蜡相中镍含量的方法。
3) solid phase reflection diffuse spectrophotometry
固相反射散射分光光度法
1.
Trace amount of Hg co precipitated with Cu 2HgI 4 and Cu 2I 2 was determined by use of solid phase reflection diffuse spectrophotometry.
以Cu2 I2 与Cu2 HgI4 共沉淀法富集微量汞 ,采用固相反射散射分光光度法测定沉淀物中微量汞的含量。
4) Light scattering
光散射法
1.
Flow Injection Light Scattering Determination of Micro Nickel(Ⅱ)
流动注射光散射法测定微量镍
2.
The relative molecular mass of chitosan fractionated by ultrasonic wave was measured by the light scattering method.
采用粘度法分析了不同溶剂对壳聚糖粘度的影响 ,用光散射法测定了超声波分级的壳聚糖的相对分子质量。
5) Light scattering method
光散射法
1.
A theoretical study on light scattering methodfor measuring TSP and PM10;
激光散射法测量TSP和PM10的最佳采光角及立体角的研究
补充资料：胶体光散射
一束光线通过胶体介质时在入射光方向以外的各个方向上都能检测到光强的现象。具有显著的光散射是大多数胶体体系的重要特征。当光束通过胶体溶液时，从侧向可以看到一个混浊发亮的光柱，此种乳光现象称为廷德尔效应(见彩图),它是胶体粒子强烈地散射光的结果。实际上纯液体也产生光散射，只是微弱得多，须用灵敏的检测器如光电倍增管才能测出。
起因与条件 光是一种电磁波，传播时其交变的电磁场与介质分子相互作用，使分子中电子成为往复运动的偶极振子。根据电磁理论，振动着的偶极子是个次波源,像一根天线向各个方向辐射电磁波,这就是光散射的起因。散射光的频率与入射光相同，故属弹性散射。光学上完全均匀的介质因散射波彼此相消,不产生散射。引入折射率与介质不同的胶体质点或因介质自身热运动其折射率有局部涨落，这种光学上的微观不均匀性是产生光散射的条件。介质的光学不均匀性越显著，散射越强。
瑞利散射公式 对于比入射光波长小得多的质点,瑞利导出稀胶体的散射公式：
式中Rθ为瑞利比,表征该体系的散射能力；I为入射光强度;i(r,θ)为单位散射体积在散射角为θ、距离为r处的散射光强；λ为入射光在介质中的波长；n1和n0分别为分散相与介质的折射率;N为单位体积内的散射质点数；v为胶体质点的体积。cos2θ项的出现与散射光的偏振有关。此式说明:①散射光强与波长的四次方成反比,波长越短，射线越长,由此可说明为何白天天空呈蓝色,日落时太阳呈红色。车辆在雾天行驶时，车灯规定为黄色也应用了这个原理。②折射率之差(n1-n0)越大,散射越强。超显微镜的原理是采用侧向照明光源，使照明光线不直接进入显微镜的物镜，故看到的是其散射光而非质点本身，即在全暗的背景上看到一些明亮的光点。对于折射率相差大的体系,例如金分散在水中,用超显微镜也能确定直径小到40埃的金粒的存在。③散射光强与粒子体积的平方值成正比,故大质点的散射远大于小质点。一个直径大10倍的粒子其散射要大106倍,因此为数不多的大尘粒足以干扰溶液的光散射，这说明了光散射测量中样品除尘的重要性。④用重量浓度表示时,散射光强与之成正比,这是浊度法测定胶体浓度的依据。⑤在式(1+cos2θ)中,前一项代表散射光强的垂直偏振分量,后一项则是水平偏振分量。既然入射光是非偏振的，各向同性质点的i(90°)应是偏振的。对于各向异性的分子或质点,散射光的偏振取决于极化率的各向异性和分子与入射光电场的相对取向，因此从散射的退偏振程度可了解分子的各向异性。
瑞利散射理论的出发点是讨论个别质点的散射，即认为质点是彼此独立的。这种处理适用于气体或稀溶胶，对液体则不能成立。液体中相邻质点的运动有强烈的相关性,彼此间有一定的位相关系,故大部分散射光为相消干涉。光散射的涨落理论把液体的密度涨落引起的折射率局部涨落作为计算散射光强的出发点，得到和瑞利理论相似的结果，但包含了该物理量的局部涨落均方值项。
大质点的散射 上述瑞利散射的特征都是由小质点（可视作点）散射源衍生出来的。随着质点的变大（至少在一维方向上线度超过λ／20～λ／10），散射逐渐变得复杂，不再遵守散射公式。此时散射光强对波长和质点半径的高次方依赖关系减弱,i(90°)也不再是全偏振。质点尺寸超过λ／20～λ／10后，来自同一个质点的不同部分的散射分波因位相不同而出现干涉，此即内干涉，以区别于因一定程度的有序排列在质点间出现的外干涉。内干涉导致前向散射强度大于后向散射强度：i（θ）＞i(π－θ) 。内干涉程度取决于质点中有多少个散射元和它们间的相互位相关系。因此，从散射光强的角度分布可以确定质点的大小与形状，这是光散射方法的一项重要应用。当质点尺寸与波长相近时，有可能在某些角度位置上出现完全相消或相长干涉，即在散射光强的角度分布上有极大和极小。对于同样的质点，这些极大和极小值位置随波长而异。用白光照射单分散胶体，在不同的角度上将看到不同的颜色，这称为高级廷德尔谱或高级廷德尔散射。
1908年G.米提出球形大质点的散射理论。这个理论除了考虑偶极矩外，还考虑了大质点中多极电矩与磁矩的辐射，以及入射光经过球面进入球体时在界面上受到的干扰。相对折射率m(m＝n1/n0)与质点相对大小x（x＝2πR/λ，R为球半径）增大时，这些因素变得重要。在米散射中，球形质点的散射光强用级数展开式表示,且m和x值越大，级数式越复杂。
1910年后,瑞利和R.甘斯进一步发展了散射理论,导出适合于有限大小的球的散射公式。1947年P.德拜将其推广用于无规线团高聚物溶液。他们共同的结论通常称为瑞利-甘斯-德拜理论,只要相对折射率接近于1，对任意大小的质点都适用。此理论的出发点是在满足2x(m-1)《1的条件下,可以把大质点的散射视作是一群独立的偶极振子的散射，因而比米的理论处理简化了很多。这三种类型的散射的适用范围如表。
参考书目
M.Kerker，The Scattering of Light and OtherElectromagnetic Radiation，Academic Press, New York，1969.
起因与条件 光是一种电磁波，传播时其交变的电磁场与介质分子相互作用，使分子中电子成为往复运动的偶极振子。根据电磁理论，振动着的偶极子是个次波源,像一根天线向各个方向辐射电磁波,这就是光散射的起因。散射光的频率与入射光相同，故属弹性散射。光学上完全均匀的介质因散射波彼此相消,不产生散射。引入折射率与介质不同的胶体质点或因介质自身热运动其折射率有局部涨落，这种光学上的微观不均匀性是产生光散射的条件。介质的光学不均匀性越显著，散射越强。
瑞利散射公式 对于比入射光波长小得多的质点,瑞利导出稀胶体的散射公式：
式中Rθ为瑞利比,表征该体系的散射能力；I为入射光强度;i(r,θ)为单位散射体积在散射角为θ、距离为r处的散射光强；λ为入射光在介质中的波长；n1和n0分别为分散相与介质的折射率;N为单位体积内的散射质点数；v为胶体质点的体积。cos2θ项的出现与散射光的偏振有关。此式说明:①散射光强与波长的四次方成反比,波长越短，射线越长,由此可说明为何白天天空呈蓝色,日落时太阳呈红色。车辆在雾天行驶时，车灯规定为黄色也应用了这个原理。②折射率之差(n1-n0)越大,散射越强。超显微镜的原理是采用侧向照明光源，使照明光线不直接进入显微镜的物镜，故看到的是其散射光而非质点本身，即在全暗的背景上看到一些明亮的光点。对于折射率相差大的体系,例如金分散在水中,用超显微镜也能确定直径小到40埃的金粒的存在。③散射光强与粒子体积的平方值成正比,故大质点的散射远大于小质点。一个直径大10倍的粒子其散射要大106倍,因此为数不多的大尘粒足以干扰溶液的光散射，这说明了光散射测量中样品除尘的重要性。④用重量浓度表示时,散射光强与之成正比,这是浊度法测定胶体浓度的依据。⑤在式(1+cos2θ)中,前一项代表散射光强的垂直偏振分量,后一项则是水平偏振分量。既然入射光是非偏振的，各向同性质点的i(90°)应是偏振的。对于各向异性的分子或质点,散射光的偏振取决于极化率的各向异性和分子与入射光电场的相对取向，因此从散射的退偏振程度可了解分子的各向异性。
瑞利散射理论的出发点是讨论个别质点的散射，即认为质点是彼此独立的。这种处理适用于气体或稀溶胶，对液体则不能成立。液体中相邻质点的运动有强烈的相关性,彼此间有一定的位相关系,故大部分散射光为相消干涉。光散射的涨落理论把液体的密度涨落引起的折射率局部涨落作为计算散射光强的出发点，得到和瑞利理论相似的结果，但包含了该物理量的局部涨落均方值项。
大质点的散射 上述瑞利散射的特征都是由小质点（可视作点）散射源衍生出来的。随着质点的变大（至少在一维方向上线度超过λ／20～λ／10），散射逐渐变得复杂，不再遵守散射公式。此时散射光强对波长和质点半径的高次方依赖关系减弱,i(90°)也不再是全偏振。质点尺寸超过λ／20～λ／10后，来自同一个质点的不同部分的散射分波因位相不同而出现干涉，此即内干涉，以区别于因一定程度的有序排列在质点间出现的外干涉。内干涉导致前向散射强度大于后向散射强度：i（θ）＞i(π－θ) 。内干涉程度取决于质点中有多少个散射元和它们间的相互位相关系。因此，从散射光强的角度分布可以确定质点的大小与形状，这是光散射方法的一项重要应用。当质点尺寸与波长相近时，有可能在某些角度位置上出现完全相消或相长干涉，即在散射光强的角度分布上有极大和极小。对于同样的质点，这些极大和极小值位置随波长而异。用白光照射单分散胶体，在不同的角度上将看到不同的颜色，这称为高级廷德尔谱或高级廷德尔散射。
1908年G.米提出球形大质点的散射理论。这个理论除了考虑偶极矩外，还考虑了大质点中多极电矩与磁矩的辐射，以及入射光经过球面进入球体时在界面上受到的干扰。相对折射率m(m＝n1/n0)与质点相对大小x（x＝2πR/λ，R为球半径）增大时，这些因素变得重要。在米散射中，球形质点的散射光强用级数展开式表示,且m和x值越大，级数式越复杂。
1910年后,瑞利和R.甘斯进一步发展了散射理论,导出适合于有限大小的球的散射公式。1947年P.德拜将其推广用于无规线团高聚物溶液。他们共同的结论通常称为瑞利-甘斯-德拜理论,只要相对折射率接近于1，对任意大小的质点都适用。此理论的出发点是在满足2x(m-1)《1的条件下,可以把大质点的散射视作是一群独立的偶极振子的散射，因而比米的理论处理简化了很多。这三种类型的散射的适用范围如表。
参考书目
M.Kerker，The Scattering of Light and OtherElectromagnetic Radiation，Academic Press, New York，1969.
说明：补充资料仅用于学习参考，请勿用于其它任何用途。
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