«——【·前言·】——»
氣溶膠單次散射不對稱參數g是確定氣溶膠直接輻射力和輻射壓力的一個重要的粒子參數。對於均勻的球形粒子和與波長無關的復折射率，g完全取決於尺寸參數x粒子周長與波長之比，以及復折射率m粒子的形狀。
在這裡，我們探索大小參數比1小得多和大得多的小顆粒和大顆粒極限的這種依賴性，我們表明在小粒子範圍內，g成比例x2，並給出作為複合函數的比例因子m，我們在復折射率空間中分離不對稱參數為負和為正的區域。
«——【·介紹·】——»
P是相位函數，即散射光的歸一化角分布並且對於均勻的球形顆粒，g與入射光的偏振無關。不對稱參數g是半球前向和後向散射之間不對稱的單參數表徵，也用於單參數Henyey-Greenstein相函數。
實驗上，不對稱參數g可以從濁度計測量中獲得利用極性濁度計或具有反向散射特徵的積分濁度計。在任一情況下，對於大顆粒，測量精度受到近前向散射截斷誤差的限制。然而，與商業濁度計相比，最近開發的極性濁度計已經將截斷角減少了一個數量級。
不對稱參數的應用g包括氣溶膠直接輻射作用力的計算和輻射壓力，直接氣溶膠輻射作用力嚴格地說被定義為由人為氣溶膠引起的輻射通量的直接擾動。然而，它也用於氣溶膠的輻射效應。
對太陽輻射而言，它主要由氣溶膠光學厚度這一廣泛參數和兩個密集參數，即氣溶膠單次散射反照率和不對稱參數決定g。對於無雲條件，直接氣溶膠輻射強迫效率可以用一個簡單的分析方程作為SSA和氣溶膠向上散射部分。
對於亨利-格林斯坦相位函數, β可以寫成不對稱參數的函數g。直接氣溶膠輻射強迫的明確依賴關係g已由鍾，g對於輻射壓力的計算非常重要，其中g表示散射光相對於入射光的分數動量。
雖然已經詳細討論了SSA對尺寸參數和復折射率的依賴性關於不對稱參數的函數相關性知之甚少g在x和m。
範圍從1到5，以及大小參數x，範圍從0.2到10，對於非常大的球體。
用於不同的尺寸分布和真實折射率，並作為的虛折射率的函數n= 1.33，大小參數介於1和1000之間。對於常見的大氣氣溶膠，在可見光譜範圍內，實部n折射率的一般在1.3到2.0之間變化，而虛部在0.0到0.79。
例外情況包括一些礦物，尤其是赤鐵礦，其在可見光區的折射率可高達n= 3.8且k= 1.4，可構成大氣氣溶膠質量的30 %。另一方面，由於樣品量較大，較窄的折射率範圍通常用於衛星遙感。
在可見光之外，在吸收線和continua 附近的更短和更長的波長都可以遇到更大的折射率。對於在大氣中不常遇到的氣溶膠，例如金屬顆粒，可以出現大得多的值，例如對於遠紅外區的金屬，實折射率和虛折射率都可以接近1000。
這裡，我們探討了不對稱參數的行為g出於求知慾和試圖包括當前和未來工程材料的一些特性，通常使用共振或近共振材料系統。用米氏理論計算的不對稱參數的雙對數圖，作為四種不同尺寸參數的函數，常見的顆粒復折射率值。
«——【·小顆粒極限·】——»
何時|m|足夠大，光線不再穿透顆粒，需要進行單獨分析。雖然我們對小粒子極限的討論僅適用於均勻的球形粒子，但可以使用解析解將其擴展到均勻的橢球體，並使用基於體積的數值方法將其擴展到具有任意形狀和形態的粒子，如離散偶極子近似。
眾所周知，對於消失x，相位函數變得對稱，不對稱參數g消失。給出光學參數作為函數的表達式x和m為x < 1。
對於散射和消光係數，例如吸收係數和SSA，可以很容易地從他的結果中獲得。然而，我們不知道不對稱參數的瑞利理論方程g因此，我們在下面推導並研究它們。
首先，讓我們進一步研究g在瑞利範圍內，米氏理論的雙對數圖g(x)在瑞利範圍內是線性的，對於兩個數量級的增加x在從0.01到1.0的瑞利範圍內。
在米氏理論不對稱參數的半定量分析之後g在瑞利區，我們得到方程式的顯式表達式C通過冪級數展開的電和磁性的精確Mie解的偶極項g。
數值實驗表明，這種行為是普遍存在的小尺寸參數。在其他Riccati-Bessel函數的零點附近有小得多的峰值，儘管它們低於圖中的解析度顯示了非吸收球的相函數的極坐標圖x= 0.01，在兩側變化很大n= π/x≈ 314:相位函數表示從正向主導散射到反向主導散射的快速變化。
具有典型的瑞利散射模式，當n將此值與中間的典型瑞利相位函數交叉。在哪裡w和h說明與反射光和透射光相關的散射效率和不對稱參數的部分，說明衍射光，假設衍射光在大顆粒極限中向前散射。
計算幾何光學近似值w和h，我們假設球面，半徑為a被來自下方的非偏振平面波和入射到球體上的向外反射的跟蹤光線，折射然後出現，或者折射然後內部反射出現在球體之前的時間。
在增加的情況下n和k= 0時，球體再次完全反射，但球體內部的共振導致圖案g顯示，曲線中的共振峰出現在米氏係數的分母為零的地方。
情節的主要特點g相對於真實的折射率n是以π/的整數倍為中心的周期性尖峰x對應於宇宙的奇點b1 磁偶極子項。如同n增加時，這些共振峰繼續在0.5和0.5之間周期性振蕩，但變得更窄，在它們之間，g向0.4收斂。
«——【·大顆粒極限·】——»
在大顆粒極限，我們可以使用幾何光學加衍射理論來獲得比米氏理論給出的更簡單和更透明的球體不對稱參數的描述。表示對於x≫1，不對稱參數g與尺寸參數無關x，已經收斂到幾何極限g長狹潮道,其僅僅是復折射率的函數m。
在特殊情況下k= 0，這些公式簡化為和，儘管這兩者都忽略了公式中的平方hi，這就給出了修正後的公式。給出不對稱參數的值g散射效率Q鐮狀紅細胞貧血,和單次散射反照率SSAx= 1000和折射率m= 1.333+吉里巴斯，使用幾何光學加衍射近似，以及使用Mie理論計算。
應該記住，Mie計算是精確值的近似值。這些值是使用Mie計算器MiePlot獲得的，並使用Mathematica程序以更高的精度進行交叉檢查。計算幾何光學近似值w和h，我們假設球面，半徑為a被來自下方的非偏振平面波和入射到球體上的向外反射的跟蹤光線。
折射然後出現，或者折射然後內部反射出現在球體之前的時間，在特殊情況下k= 0，這些公式簡化為和，儘管這兩者都忽略了公式中的平方hi，這就給出了修正後的公式。不對稱參數的值g散射效率Q鐮狀紅細胞貧血。
和單次散射反照率SSAx= 1000和折射率m= 1.333+吉里巴斯，使用幾何光學加衍射近似，以及使用Mie理論計算。應該記住，Mie計算是精確值的近似值。這些值是使用Mie計算器MiePlot獲得的，並使用Mathematica程序以更高的精度進行交叉檢查。
具有尺寸參數的球形粒子的不對稱參數、散射效率和單次散射反照率的值x= 1000和折射率m= 1.333 + ik使用幾何光學加上衍射計算。
«——【·結論·】——»
我們已經計算了不對稱參數的近似值g用於吸收球體，具有折射率m = n+反向動力學，在小粒子和大粒子的限制下。這些近似值對於在可見光範圍內具有複雜折射率的大氣相關煤煙粒子m= 1.95 + 0.79i具有尺寸參數0 <x < 100。
對於小顆粒，具有尺寸參數x≪1,g≈C(m)x2在那裡m是復折射率。對於大的吸收球，不對稱參數、散射效率和單次散射反照率使用幾何光學加衍射獲得的封閉形式公式來近似。
對於大的吸收球形粒子，衍射加上幾何光學提供了不對稱參數的近似值Q鐮狀紅細胞貧血和單次散射反照率SSA ,其與Mie計算在大約2%內一致。對於瑞利範圍內的球形粒子，我們已經表明散射主要是向前的當0 ≤k < 2.11, where k是折射率的虛部。
事實上，g當折射率的實部大於虛部時，折射率大於0。對於具有大折射率的小球，趨膚深度變得小於粒子的直徑，瑞利近似不再有效。不對稱參數逐漸單調地接近0.4作為虛部的極限值k折射率的接近無窮大。
作為真正的一部分n接近無窮大時，共振效應在不對稱參數中產生周期性尖峰，值為m對應於米氏係數中的奇點。最強的峰值對應於磁偶極子項中的奇點b1發生在n= π/x。
«——【·參考文獻·】——»
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