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PΔ=13–√2(P1)2+23(P2)2+13(P3)2−−−−−−−−−−−−−−−−−−−√PΔ=132(P1)2+23(P2)2+13(P3)2
也可从 MM 中计算得到:
PΔ=(∑i,j=03m2ij)−13−−−−−−−−−−−−�⎷����PΔ=(∑i,j=03mij2)−13
2. IPPs 表征散射介质的退偏特性
偏振光在散射介质中传播时,会因为和散射介质发生相互作用而退偏,从而改变其偏
振状态。于是可以通过出射光的偏振状态来间接表征散射介质的退偏特性
[33-37]
。但是利用
出射光的偏振态对散射介质的退偏特性进行表征时,会因为入射光的偏振状态不同而改
变,从而不能很好的表征散射介质的退偏特性。近年来,笔者课题组使用 IPPs 对散射介质
的退偏特性进行研究
[33-34]
。研究表明对于单粒子均匀散射体系而言,散射粒子的数密度、
入射光波的波长以及相对折射率对散射介质的退偏特性有较大影响;当散射介质是由多种
分散微粒组成时,散射介质的退偏特性与粒子的混合比有关。当散射介质为单分散均匀体
系,在后向探测时
[33]
,散射介质的退偏能力随散射粒子的数密度的增加而增强。入射光波
的波长相同时,随着散射介质相对折射率的增大,散射介质的退偏能力先减弱后增强。在
前向探测时
[34]
,随着传输距离增加,散射介质的退偏能力增强,随着入射波长增加,散射
介质的退偏能力减弱。
当散射介质为双分散体系时,张曼
[33]
等人利用纯度空间对散射介质的退偏特性进行分
析,如图 2 所示。根据纯度空间中每个点的特殊意义,在 O 点上,IPPs 都等于 0,代表完
全退偏的散射介质;在 C 点上,IPPs 都等于 1,代表完全非退偏的散射介质。散射介质的
退偏能力越弱,分布在纯度空间中的表征点越靠近 C 点,相反,散射介质退偏能力越强,
在纯度空间中的表征点越靠近 O 点。如图 2(a)所示,当发射可见光并在后向接收时,随着
双粒子混合体系中瑞利小颗粒体积比例的增加,散射介质对应在纯度空间中的表征点逐渐
趋近于 C 点,这说明介质的退偏能力随着小粒子体积比例的增加而减弱。这是由于随着散
射介质中小粒子的体积比的逐渐增加,会使得光子与小粒子碰撞的几率增加,后向探测器
会接收到更多散射角较大的光子,而这些散射角较大的光子偏振状态变化较小,导致散射
介质退偏能力的减弱。当发射红外辐射并在前向探测时
[34]
,情况如图 2(b)所示,随着小粒