动态光散射

因为光线的全反射，光线可以传输于光纤核心。粗糙、不规则的表面，甚至在分子层次，也会使光线往随机方向反射，称这现象为漫反射或光散射[1]，其特征通常是多种不同的反射角。

大多数物体因为表面的光散射，可以被人类视觉侦测到。光散射跟入射光波的波长有关。可见光的波长大约是 1 微米。人类视觉无法侦测到超小于这尺寸的物体.[2]。所以，位于可见物体表面的散射中心也有类似的空间尺寸。

光波入射于内部的边界面时，会因为不同调散射而造成衰减。对于结晶材料或多晶材料，像金属或陶瓷，除了细孔以外，大部分内部接口的形式乃晶界，分隔了晶粒尺寸的微小区域。材料学专家发现，假若能将散射中心（或晶界）的尺寸减小到低于入射光波的波长，则光散射的影响会减小很多，可以被忽略。这发现引起更多有关透明陶瓷材料的研究。

类似地，在光学光纤内，光散射是由分子层次的不规则玻璃结构所造成的。很多材料学专家认为玻璃无疑是多晶材料的极限案例。而其展现出短距离现像的畴域 (domain) ，则是金属、合金、玻璃、陶瓷等等的基础建筑材料。散布在这些畴域之间，有很多微结构缺陷，是造成光散射的最理想地点。

当光学倍率变高时，光纤的非线性光学行为也可能会造成光散射。

散射光的波长与入射光相同，而其强度与波长λ成反比的散射，称瑞利散射定律，由瑞利于1871年提出。此定律成立的条件是散射微粒的线度小于波长。若入射光为自然光，不同方向散射光的强度正比于1+cosθ，θ为散射光与入射光间的夹角，称散射角。θ=0或π时散射光仍为自然光;θ=π/2时散射光为线偏振光;在其他方向上则为部分偏振光。根据瑞利散射定律可解释天空的蔚蓝色和夕阳的橙红色。

当散射微粒的线度大于波长时，瑞利散射定律不再成立，散射光强度与微粒的大小和形状有复杂的关系。G.米和P.德拜分别于1908年和1909年以球形粒子为模型详细计算3对电磁波的散射。米氏散射理论表明，当球形粒子的半径a<0.3λ/-2π时散射光强遵守瑞利定律，a较大时散射光强与波长的关系不再明显。用白光照射由大颗粒组成的物质时(如天空的云层等)，散射光仍为白色。气体液化时，在临界状态附近由密度涨落引起的不均匀区域的线度比波长要大，所产生的强烈散射使原来透明的物质变混浊，称为临界乳光。