膠體光散射是一束光線通過膠體介質時在入射光方向以外的各個方向上都能檢測到光強的現象。具有顯著的光散射是大多數膠體體系的重要特徵。
基本介紹
- 中文名：膠體光散射
- 外文名：Colloid light scattering
- 形狀：一個混濁發亮的光柱
- 現狀：測到光強的現象
膠體光散射,起因與條件,參考書目,
膠體光散射
當光束通過膠體溶液時，從側向可以看到一個混濁發亮的光柱，此種乳光現象稱為廷德爾效應(見彩圖),它是膠體粒子強烈地散射光的結果。實際上純液體也產生光散射，只是微弱得多，須用靈敏的檢測器如光電倍增管才能測出。
起因與條件
光是一種電磁波，傳播時其交變的電磁場與介質分子相互作用，使分子中電子成為往復運動的偶極振子。根據電磁理論，振動著的偶極子是個次波源,像一根天線向各個方向輻射電磁波,這就是光散射的起因。散射光的頻率與入射光相同，故屬彈性散射。光學上完全均勻的介質因散射波彼此相消,不產生散射。引入折射率與介質不同的膠體質點或因介質自身熱運動其折射率有局部漲落，這種光學上的微觀不均勻性是產生光散射的條件。介質的光學不均勻性越顯著，散射越強。
瑞利散射公式 對於比入射光波長小得多的質點,瑞利導出稀膠體的散射公式：式中Rθ為瑞利比,表征該體系的散射能力；I為入射光強度;i(r,θ)為單位散射體積在散射角為θ、距離為r處的散射光強；λ為入射光在介質中的波長；n1和n0分別為分散相與介質的折射率;N為單位體積內的散射質點數；v為膠體質點的體積。cos2θ項的出現與散射光的偏振有關。此式說明:①散射光強與波長的四次方成反比,波長越短，射線越長,由此可說明為何白天天空呈藍色,日落時太陽呈紅色。車輛在霧天行駛時，車燈規定為黃色也套用了這個原理。②折射率之差(n1-n0)越大,散射越強。超顯微鏡的原理是採用側向照明光源，使照明光線不直接進入顯微鏡的物鏡，故看到的是其散射光而非質點本身，即在全暗的背景上看到一些明亮的光點。對於折射率相差大的體系,例如金分散在水中,用超顯微鏡也能確定直徑小到40埃的金粒的存在。③散射光強與粒子體積的平方值成正比,故大質點的散射遠大於小質點。一個直徑大10倍的粒子其散射要大106倍,因此為數不多的大塵粒足以干擾溶液的光散射，這說明了光散射測量中樣品除塵的重要性。④用重量濃度表示時,散射光強與之成正比,這是濁度法測定膠體濃度的依據。⑤在式(1+cos2θ)中,前一項代表散射光強的垂直偏振分量,後一項則是水平偏振分量。既然入射光是非偏振的，各向同性質點的i(90°)應是偏振的。對於各向異性的分子或質點,散射光的偏振取決於極化率的各向異性和分子與入射光電場的相對取向，因此從散射的退偏振程度可了解分子的各向異性。
瑞利散射理論的出發點是討論個別質點的散射，即認為質點是彼此獨立的。這種處理適用於氣體或稀溶膠，對液體則不能成立。液體中相鄰質點的運動有強烈的相關性,彼此間有一定的位相關係,故大部分散射光為相消干涉。光散射的漲落理論把液體的密度漲落引起的折射率局部漲落作為計算散射光強的出發點，得到和瑞利理論相似的結果，但包含了該物理量的局部漲落均方值項。
大質點的散射 上述瑞利散射的特徵都是由小質點（可視作點）散射源衍生出來的。隨著質點的變大（至少在一維方向上線度超過λ/20～λ/10），散射逐漸變得複雜，不再遵守散射公式。此時散射光強對波長和質點半徑的高次方依賴關係減弱,i(90°)也不再是全偏振。質點尺寸超過λ/20～λ/10後，來自同一個質點的不同部分的散射分波因位相不同而出現干涉，此即內干涉，以區別於因一定程度的有序排列在質點間出現的外干涉。內干涉導致前向散射強度大於後向散射強度：i（θ）>i(π－θ) 。內干涉程度取決於質點中有多少個散射元和它們間的相互位相關係。因此，從散射光強的角度分布可以確定質點的大小與形狀，這是光散射方法的一項重要套用。當質點尺寸與波長相近時，有可能在某些角度位置上出現完全相消或相長干涉，即在散射光強的角度分布上有極大和極小。對於同樣的質點，這些極大和極小值位置隨波長而異。用白光照射單分散膠體，在不同的角度上將看到不同的顏色，這稱為高級廷德爾譜或高級廷德爾散射。
1908年G.米提出球形大質點的散射理論。這個理論除了考慮偶極矩外，還考慮了大質點中多極電矩與磁矩的輻射，以及入射光經過球面進進球體時在界面上受到的干擾。相對摺射率m(m=n1/n0)與質點相對大小x（x=2πR/λ，R為球半徑）增大時，這些因素變得重要。在米散射中，球形質點的散射光強用級數展開式表示,且m和x值越大，級數式越複雜。
1910年後,瑞利和R.甘斯進一步發展了散射理論,導出適合於有限大小的球的散射公式。1947年P.德拜將其推廣用於無規線團高聚物溶液。他們共同的結論通常稱為瑞利-甘斯-德拜理論,只要相對摺射率接近於1，對任意大小的質點都適用。此理論的出發點是在滿足2x(m-1)《1的條件下,可以把大質點的散射視作是一群獨立的偶極振子的散射，因而比米的理論處理簡化了很多。這三種類型的散射的適用範圍如表。
瑞利散射公式 對於比入射光波長小得多的質點,瑞利導出稀膠體的散射公式：式中Rθ為瑞利比,表征該體系的散射能力；I為入射光強度;i(r,θ)為單位散射體積在散射角為θ、距離為r處的散射光強；λ為入射光在介質中的波長；n1和n0分別為分散相與介質的折射率;N為單位體積內的散射質點數；v為膠體質點的體積。cos2θ項的出現與散射光的偏振有關。此式說明:①散射光強與波長的四次方成反比,波長越短，射線越長,由此可說明為何白天天空呈藍色,日落時太陽呈紅色。車輛在霧天行駛時，車燈規定為黃色也套用了這個原理。②折射率之差(n1-n0)越大,散射越強。超顯微鏡的原理是採用側向照明光源，使照明光線不直接進入顯微鏡的物鏡，故看到的是其散射光而非質點本身，即在全暗的背景上看到一些明亮的光點。對於折射率相差大的體系,例如金分散在水中,用超顯微鏡也能確定直徑小到40埃的金粒的存在。③散射光強與粒子體積的平方值成正比,故大質點的散射遠大於小質點。一個直徑大10倍的粒子其散射要大106倍,因此為數不多的大塵粒足以干擾溶液的光散射，這說明了光散射測量中樣品除塵的重要性。④用重量濃度表示時,散射光強與之成正比,這是濁度法測定膠體濃度的依據。⑤在式(1+cos2θ)中,前一項代表散射光強的垂直偏振分量,後一項則是水平偏振分量。既然入射光是非偏振的，各向同性質點的i(90°)應是偏振的。對於各向異性的分子或質點,散射光的偏振取決於極化率的各向異性和分子與入射光電場的相對取向，因此從散射的退偏振程度可了解分子的各向異性。
瑞利散射理論的出發點是討論個別質點的散射，即認為質點是彼此獨立的。這種處理適用於氣體或稀溶膠，對液體則不能成立。液體中相鄰質點的運動有強烈的相關性,彼此間有一定的位相關係,故大部分散射光為相消干涉。光散射的漲落理論把液體的密度漲落引起的折射率局部漲落作為計算散射光強的出發點，得到和瑞利理論相似的結果，但包含了該物理量的局部漲落均方值項。
大質點的散射 上述瑞利散射的特徵都是由小質點（可視作點）散射源衍生出來的。隨著質點的變大（至少在一維方向上線度超過λ/20～λ/10），散射逐漸變得複雜，不再遵守散射公式。此時散射光強對波長和質點半徑的高次方依賴關係減弱,i(90°)也不再是全偏振。質點尺寸超過λ/20～λ/10後，來自同一個質點的不同部分的散射分波因位相不同而出現干涉，此即內干涉，以區別於因一定程度的有序排列在質點間出現的外干涉。內干涉導致前向散射強度大於後向散射強度：i（θ）>i(π－θ) 。內干涉程度取決於質點中有多少個散射元和它們間的相互位相關係。因此，從散射光強的角度分布可以確定質點的大小與形狀，這是光散射方法的一項重要套用。當質點尺寸與波長相近時，有可能在某些角度位置上出現完全相消或相長干涉，即在散射光強的角度分布上有極大和極小。對於同樣的質點，這些極大和極小值位置隨波長而異。用白光照射單分散膠體，在不同的角度上將看到不同的顏色，這稱為高級廷德爾譜或高級廷德爾散射。
1908年G.米提出球形大質點的散射理論。這個理論除了考慮偶極矩外，還考慮了大質點中多極電矩與磁矩的輻射，以及入射光經過球面進進球體時在界面上受到的干擾。相對摺射率m(m=n1/n0)與質點相對大小x（x=2πR/λ，R為球半徑）增大時，這些因素變得重要。在米散射中，球形質點的散射光強用級數展開式表示,且m和x值越大，級數式越複雜。
1910年後,瑞利和R.甘斯進一步發展了散射理論,導出適合於有限大小的球的散射公式。1947年P.德拜將其推廣用於無規線團高聚物溶液。他們共同的結論通常稱為瑞利-甘斯-德拜理論,只要相對摺射率接近於1，對任意大小的質點都適用。此理論的出發點是在滿足2x(m-1)《1的條件下,可以把大質點的散射視作是一群獨立的偶極振子的散射，因而比米的理論處理簡化了很多。這三種類型的散射的適用範圍如表。
參考書目
M.Kerker，The Scattering of Light and OtherElectromagnetic Radiation，Academic Press, New York，1969.
