粒子径 $D$ が光の波長 $\lambda$ より十分大きく，不透明な（$\alpha = \pi D/\lambda \gg 1$ かつ $\alpha|m-1| \gg 1$ ，ただし $m$は比屈折率で，粒子の複素屈折率と媒体の屈折率の比），球による散乱光強度分布は，前方の小さな散乱角領域に限れば，同一直径 $D$ の円形開口あるいは円盤によるフラウンホーファー回折の散乱光強度分布（回折パターン）で近似でき，次式で表現できる。

ここで，$\theta$ は散乱角度，$J_{1}(x)$ は一次の Bessel 関数，$z$ は散乱体と検出器との距離，$I_{0}$ は入射光強度である。この式は粒子の大きさと光の波長のみ関数であるので，散乱強度分布の角度依存性を測定すれば，粒子径が推定できる。

　この前方散乱光強度分布（回折パターン）を測定するためにしばしば，入射光に対して垂直に配置した，入射光軸を中心とする同心円状（または扇形）の光検出器アレイ（光検出素子配列）が用いられる。仮に各光検出素子の面積が半径 $r$ に比例するようにした場合を考えると，各エレメントで受光する光エネルギーは，$I(r)r\varDelta r$ に比例するから，光検出器の単位幅（半径）あたりの光エネルギー密度 $rI(r)$ [W/m] は， $$ rI(r) \sim \alpha ^{3}\frac{2 J_{1} (\alpha r/z)}{\alpha r/z} $$ で与えられる。ただし，$\sin \theta \approx (r/z)$ とした。この場合，中心部では光強度（単位面積あたりのエネルギーフラックス）が大きいのに対して光検出素子の面積が小さくなる。このことによって，位置 $r$ の検出素子での受光量は，原点で $rI(r)|_{r\rightarrow 0}=0$ から始まる明暗パターンを示し， $$ \theta_{\mathrm{p}} = \frac{1.357}{\alpha} $$ に第１ピークを持つ。

　散乱光強度は粒子断面積（直径の２乗）に比例する。これらの関係が粒子径分布測定法の一つであるレーザー回折・散乱法の基礎であり，光学モデルとしてフラウンホーファー回折モデルを適用できる条件では，測定に粒子屈折率の情報を必要としない点で便利である。

→　 レーザー回折・散乱法