LED 照明系周辺の光学２

散乱について考える。小さな物質に光が当たるとどうなるか２

前回に引き続き散乱現象に基礎的な事柄について解説させていただきたい。

１．レーリー散乱

本連載前回において、希薄に存在する非常に小さな質点、分子レベルの大きさの粒子の

散乱を考えて、電気双極子放射による散乱による方向を変数とした強度は、電気双極子か

ら十分に遠方なファーフィールドにおいて、







242

cos

sin

krt

cI 











242

sin





 (１－17)

と導いた。周波数の４乗に比例して、つまり波長の長さの４乗に反比例して強度が変化す

ることが分かる。これをレーリー散乱と呼ぶ。お互いが影響しないほど電気双極子が離れ

て存在し、また波長に比べ十分に小さい質点を想定した場合にあたる。具体的には分子程

度の大きさの質点が、波長よりも十分に離れて存在するときに相当し、大気中の希薄な気

体分子による散乱はその代表的なものである。波長依存性は強いが、まばらな独立した電

気双極子は様々な方向に向いて存在するので、光波はあらゆる方向に散乱される。短波長

の光、つまり青い光程、強く散乱されることになるので、澄んだ空においては青い光が強

く四方八方に散乱され空は青く見える。またこの散乱光のせいで星空は見えない。逆に夕

焼け時などでは、太陽が地平線付近沈んできて、大気を横方向に長く通過してきた太陽の

光を見ることになるので、途中で青い成分を散乱光として失い（消散・extinction）、夕日

は赤く見える。

この時、太陽光が元々進む方向への散乱成分を考えると、それは前方散乱と呼ばれ、

無数の質点からの散乱波面（２次波面）は太陽光波（1次波面）の進行方向へは同位相にな

り干渉により強めあい（コヒーレントに）、太陽光と同じ方向にそのまま進むようになる。

（質点からの２次波と１次波が同じ方向に同じ速度で進むので、足並みが揃う）因みに太

陽光と異なる方向に観測される散乱成分を側方散乱と呼ぶが、この場合には側方観測点か

らは、それぞれの質点からの距離、位相関係はランダムであり、インコヒーレントな、そ

れぞれの質点からの散乱強度の和が観測される。これがレーリー散乱の実体である。こう

した澄んだ大気中では、散乱光と太陽からの方向の所謂、直射光が存在することになる。

空が青いのと同時に、ものの影もくっきりと見える。

２．分子が高密度で存在する媒質における波動光学的考察

図１にある様に、ある時刻の平面波進行方向に直交する面を Wとして、その面上の点

をＡ、A近傍の微小面積を

ｄＳ

’、波面上の振幅を

Aとすれば、

ｒ

をＡから観測点 Pまでの

距離とすれば、Ａからは以下の如くの２次球面波が発生する。





ikr

Sqd



exp

（１）

ｑ

はここでは比例定数として置いておく。よって、ホイヘンス－フレネルの原理から、多

数の電気双極子 Aが高密度で S上に存在すると考えて、Pにおける影響は、面 W上の面積

を

ｄS’

dxdy

として













dxdy

ikr

uqPu A

exp （２）

となる。ここで、Pと平面 Wの距離を

とすれば、積分変数である A点の位置座標（

ｘ

、

ｙ

）と比べて十分に

が大きいと考えれば、





22222

1yx

LyxLr  （３）

とすることが出来る。これは(2)式の波動の積分に於いては、任意の変数座標(x,y)の近隣の

領域のみにおける波動の合成・干渉が、そしてそれらの積み重ねが積分結果に大きな意味

を持つと考えられ、その時、近隣の領域の

ｒ

の差は微小な量であることによる。すると（2）

式は、さらに位相項外で

ｒ≈L

として、

 





 









 dxdyyx

uikL

Pu A22

expexp （４）

となる。すると、積分の公式から





















































 4

exp

exp 2







ikx （５）

となるので、

を積分可能領域（波面が存在する範囲）内では一定であると考えれば、（4）

式は

 











 2

expexp





iLuikL

Pu A







iuikLq A







exp （６）

となる。

ｑ

は定数係数であり、この式は明らかに平面波を表わしている。つまり、S面上の

電気双極子による、２次球面波の合成により、再度、進行した平面波が生成されることに

なる。

さらに、係数

ｑ

を求めれば、これとは別に、点 Oを含む単位面積の、Pに対する影響

を考えれば平面波の進行を考えて、







uikLPu



exp （７）

となるはずである。（6）式との比較により



q （８）

であることが分かる。よって、（1）式の特定の点 Aからの球面波は



dSikru

iAexp



（９）

となる。

ここでの計算結果は前項のものと同じであるが、フレネル・ゾーンについての考え方

を踏まえると４）P103、５）

、ここでの積分は実質、長さにしてホット・ゾーン、つまり第一フ

レネル・ゾーンの半分の領域が点 Pの振幅に寄与することになる。もしこの光学系に開口

絞りを設ければ、積分結果が異なり、前項でも触れた様に、このゾーン以外の影響が現れ

てくることになる。開口に多くのフレネル・ゾーンが含まれている場合には、その影響は

微小であるが、開口の大きさが、ホット・ゾーンの領域に近づくに従い影響は大きくなる。

そして、次第に上記積分とは異なった結果になり、合成波は必ずしも平面波にはならなく

なる。このとき、波面の微小部分も平面波のままで進行する事が出来なくなるので、光線

の進行により伝播して行く、光線の直交面である幾何光学的波面（一次波面）は精度的に

成立しにくくなり、本来の等位相面を表わす波動光学的波面とは異なる形状となって行く。

回折積分計算が必要になる。例えば、レーザビームに於いては細長く指向性の強い、焦点

距離が非常に長く、フレネル数が１に近い場合がごく一般的に考えられる。この時、ビー

ムの一次波面に直交する光線を設定し、進行したそれら光線に対する直交面を新たな波面

としてそのまま考えることは、妥当では無い。

また、既述の通り媒質中の分子、電気双極子による回折波（散乱波）は 2次波面の様

な球面波となると考えられるので（それらが入射波に影響を与え、合成されて射出波とな

る。）、それらの分子が、ここでのホット・ゾーン内に於いて十分密に、規則正しく存在す

れば、それらは上記の連続的な積分と同じ結果を齎す。つまり、その様な媒質を透過した

平面波はやはり平面波として射出してくることになり、こうした媒質においては幾何光学

が成立する。（この様な媒質の性質は誘電率等の限られた数に代表させることが出来る。大

部分の光学機器の設計・評価に於いてはこうした媒質の性質が前提となっている。）もし、

波長に比べ分子の密度が希薄であると、連続的な積分とは異なる合成状態が現れ（上述の

レーリー散乱や、今後取り上げるミー散乱等）、透過波はもはや、きれいな平面波ではなく

なる。

３．参考文献

１） M.Born&E.Wolf：光学の原理Ⅲ、第 7 版/草川徹訳（東海大学出版会、東京、2005）

２） E.Hecht:OPTICS 2ndedi（Addison-Wesley,Reading,1987）

３）大津元一、田所利康：光学入門（朝倉書店、東京、2008）

４）牛山善太：波動光学エンジニアリングの基礎（オプトロニクス社、東京、2005）

５）牛山善太：光学設計ノーツ（http://www.osc-japan.com/service/s05）