«——【·前言·】——»
气溶胶单次散射不对称参数g是确定气溶胶直接辐射力和辐射压力的一个重要的粒子参数。对于均匀的球形粒子和与波长无关的复折射率，g完全取决于尺寸参数x粒子周长与波长之比，以及复折射率m粒子的形状。
在这里，我们探索大小参数比1小得多和大得多的小颗粒和大颗粒极限的这种依赖性，我们表明在小粒子范围内，g成比例x2，并给出作为复合函数的比例因子m，我们在复折射率空间中分离不对称参数为负和为正的区域。
«——【·介绍·】——»
P是相位函数，即散射光的归一化角分布并且对于均匀的球形颗粒，g与入射光的偏振无关。不对称参数g是半球前向和后向散射之间不对称的单参数表征，也用于单参数Henyey-Greenstein相函数。
实验上，不对称参数g可以从浊度计测量中获得利用极性浊度计或具有反向散射特征的积分浊度计。在任一情况下，对于大颗粒，测量精度受到近前向散射截断误差的限制。然而，与商业浊度计相比，最近开发的极性浊度计已经将截断角减少了一个数量级。
不对称参数的应用g包括气溶胶直接辐射作用力的计算和辐射压力，直接气溶胶辐射作用力严格地说被定义为由人为气溶胶引起的辐射通量的直接扰动。然而，它也用于气溶胶的辐射效应。
对太阳辐射而言，它主要由气溶胶光学厚度这一广泛参数和两个密集参数，即气溶胶单次散射反照率和不对称参数决定g。对于无云条件，直接气溶胶辐射强迫效率可以用一个简单的分析方程作为SSA和气溶胶向上散射部分。
对于亨利-格林斯坦相位函数, β可以写成不对称参数的函数g。直接气溶胶辐射强迫的明确依赖关系g已由钟，g对于辐射压力的计算非常重要，其中g表示散射光相对于入射光的分数动量。
虽然已经详细讨论了SSA对尺寸参数和复折射率的依赖性关于不对称参数的函数相关性知之甚少g在x和m。
范围从1到5，以及大小参数x，范围从0.2到10，对于非常大的球体。
用于不同的尺寸分布和真实折射率，并作为的虚折射率的函数n= 1.33，大小参数介于1和1000之间。对于常见的大气气溶胶，在可见光谱范围内，实部n折射率的一般在1.3到2.0之间变化，而虚部在0.0到0.79。
例外情况包括一些矿物，尤其是赤铁矿，其在可见光区的折射率可高达n= 3.8且k= 1.4，可构成大气气溶胶质量的30 %。另一方面，由于样品量较大，较窄的折射率范围通常用于卫星遥感。
在可见光之外，在吸收线和continua 附近的更短和更长的波长都可以遇到更大的折射率。对于在大气中不常遇到的气溶胶，例如金属颗粒，可以出现大得多的值，例如对于远红外区的金属，实折射率和虚折射率都可以接近1000。
这里，我们探讨了不对称参数的行为g出于求知欲和试图包括当前和未来工程材料的一些特性，通常使用共振或近共振材料系统。用米氏理论计算的不对称参数的双对数图，作为四种不同尺寸参数的函数，常见的颗粒复折射率值。
«——【·小颗粒极限·】——»
何时|m|足够大，光线不再穿透颗粒，需要进行单独分析。虽然我们对小粒子极限的讨论仅适用于均匀的球形粒子，但可以使用解析解将其扩展到均匀的椭球体，并使用基于体积的数值方法将其扩展到具有任意形状和形态的粒子，如离散偶极子近似。
众所周知，对于消失x，相位函数变得对称，不对称参数g消失。给出光学参数作为函数的表达式x和m为x < 1。
对于散射和消光系数，例如吸收系数和SSA，可以很容易地从他的结果中获得。然而，我们不知道不对称参数的瑞利理论方程g因此，我们在下面推导并研究它们。
首先，让我们进一步研究g在瑞利范围内，米氏理论的双对数图g(x)在瑞利范围内是线性的，对于两个数量级的增加x在从0.01到1.0的瑞利范围内。
在米氏理论不对称参数的半定量分析之后g在瑞利区，我们得到方程式的显式表达式C通过幂级数展开的电和磁性的精确Mie解的偶极项g。
数值实验表明，这种行为是普遍存在的小尺寸参数。在其他Riccati-Bessel函数的零点附近有小得多的峰值，尽管它们低于图中的分辨率显示了非吸收球的相函数的极坐标图x= 0.01，在两侧变化很大n= π/x≈ 314:相位函数表示从正向主导散射到反向主导散射的快速变化。
具有典型的瑞利散射模式，当n将此值与中间的典型瑞利相位函数交叉。在哪里w和h说明与反射光和透射光相关的散射效率和不对称参数的部分，说明衍射光，假设衍射光在大颗粒极限中向前散射。
计算几何光学近似值w和h，我们假设球面，半径为a被来自下方的非偏振平面波和入射到球体上的向外反射的跟踪光线，折射然后出现，或者折射然后内部反射出现在球体之前的时间。
在增加的情况下n和k= 0时，球体再次完全反射，但球体内部的共振导致图案g显示，曲线中的共振峰出现在米氏系数的分母为零的地方。
情节的主要特点g相对于真实的折射率n是以π/的整数倍为中心的周期性尖峰x对应于宇宙的奇点b1 磁偶极子项。如同n增加时，这些共振峰继续在0.5和0.5之间周期性振荡，但变得更窄，在它们之间，g向0.4收敛。
«——【·大颗粒极限·】——»
在大颗粒极限，我们可以使用几何光学加衍射理论来获得比米氏理论给出的更简单和更透明的球体不对称参数的描述。表示对于x≫1，不对称参数g与尺寸参数无关x，已经收敛到几何极限g长狭潮道,其仅仅是复折射率的函数m。
在特殊情况下k= 0，这些公式简化为和，尽管这两者都忽略了公式中的平方hi，这就给出了修正后的公式。给出不对称参数的值g散射效率Q镰状红细胞贫血,和单次散射反照率SSAx= 1000和折射率m= 1.333+基里巴斯，使用几何光学加衍射近似，以及使用Mie理论计算。
应该记住，Mie计算是精确值的近似值。这些值是使用Mie计算器MiePlot获得的，并使用Mathematica程序以更高的精度进行交叉检查。计算几何光学近似值w和h，我们假设球面，半径为a被来自下方的非偏振平面波和入射到球体上的向外反射的跟踪光线。
折射然后出现，或者折射然后内部反射出现在球体之前的时间，在特殊情况下k= 0，这些公式简化为和，尽管这两者都忽略了公式中的平方hi，这就给出了修正后的公式。不对称参数的值g散射效率Q镰状红细胞贫血。
和单次散射反照率SSAx= 1000和折射率m= 1.333+基里巴斯，使用几何光学加衍射近似，以及使用Mie理论计算。应该记住，Mie计算是精确值的近似值。这些值是使用Mie计算器MiePlot获得的，并使用Mathematica程序以更高的精度进行交叉检查。
具有尺寸参数的球形粒子的不对称参数、散射效率和单次散射反照率的值x= 1000和折射率m= 1.333 + ik使用几何光学加上衍射计算。
«——【·结论·】——»
我们已经计算了不对称参数的近似值g用于吸收球体，具有折射率m = n+反向动力学，在小粒子和大粒子的限制下。这些近似值对于在可见光范围内具有复杂折射率的大气相关煤烟粒子m= 1.95 + 0.79i具有尺寸参数0 <x < 100。
对于小颗粒，具有尺寸参数x≪1,g≈C(m)x2在那里m是复折射率。对于大的吸收球，不对称参数、散射效率和单次散射反照率使用几何光学加衍射获得的封闭形式公式来近似。
对于大的吸收球形粒子，衍射加上几何光学提供了不对称参数的近似值Q镰状红细胞贫血和单次散射反照率SSA ,其与Mie计算在大约2%内一致。对于瑞利范围内的球形粒子，我们已经表明散射主要是向前的当0 ≤k < 2.11, where k是折射率的虚部。
事实上，g当折射率的实部大于虚部时，折射率大于0。对于具有大折射率的小球，趋肤深度变得小于粒子的直径，瑞利近似不再有效。不对称参数逐渐单调地接近0.4作为虚部的极限值k折射率的接近无穷大。
作为真正的一部分n接近无穷大时，共振效应在不对称参数中产生周期性尖峰，值为m对应于米氏系数中的奇点。最强的峰值对应于磁偶极子项中的奇点b1发生在n= π/x。
«——【·参考文献·】——»
安德鲁斯，《气溶胶不对称参数计算方法的比较》，2006年。
贝劳恩，《根据卫星测量气溶胶直接辐射力的全球估算》，2005年。
博伦，《小颗粒对光的吸收和散射》，1998年。
邦德，《碳质颗粒的光吸收：研究综述》，2006年。
博伊德，《慢光和快光:基础和应用》，2009年。
