プラズマ中にレーザー光を入射させた時、プラズマ中の自由荷電粒子は、レーザー光の電場で強制振動させられる。 その強制振動の結果、二次的な光が放射される。これがレーザー光のトムソン散乱である。 放射によって失われるエネルギーは古典理論において、電界によって加速された荷電粒子から放射されるエネルギーと同じである。 電子の質量はイオンの質量と比較して圧倒的に小さいため、電磁波による加速度は電子がイオンと比較して圧倒的に大きい。 そのため通常電子からのトムソン散乱のみ測定される。

　　レーザートムソン散乱法の原理や一般的な実験装置の詳細な説明は以下の参考文献に譲るが、簡単な電子温度と電子密度の算出方法を以下に示す。
トムソン散乱の強度I T(Δλ,θ)は以下のように表される。
             (L-1)
散乱パラメータaを以下のように定義する
               (L-2)
a« 1ではデバイ長が散乱に関係する波長（ 1/|k| ）よりも長くなるので、個々の電子が独立に散乱に寄与する。 その結果、電子の熱運動の影響が強く反映され、電子項が優勢でイオン項は無視できる。 この場合、プラズマによる散乱断面積は電子の個々の熱運動によって決まるので、これを非協同的散乱という。 本研究で用いているレーザー（波長532 nm）、散乱角（90°）およびプラズマの典型的な電子温度Te = 0.1~ 10 eV、 電子密度ne　= 1×10¹⁸ m^-3 ではa« 1となり、散乱は非協同的散乱領域にある。

　　プラズマ中の自由電子は熱運動しているためトムソン散乱スペクトルはレーザー光からドップラーシフトしている。 そのため、散乱スペクトルは電子の速度分布を反映している。ドップラーシフトΔλは以下のように表わされる 
                  (L-3)
電子密度neの算出には、トムソン散乱実験と同様の実験配置下で、レーリー散乱断面積が既知の気体によるレーリー散乱光強度を観測して、 受光系の絶対校正を行う。中性粒子密度n₀の気体からのレーリー散乱光強度 は、
               (L-4)
よって電子密度は以下のように算出される 
               (L-5)
　　本研究では、空気（窒素、酸素）によるレーリー散乱を計測しているが、 ルビーレーザー（波長694.3 nm）で計測された窒素と酸素の散乱断面積の比（ ）はそれぞれ380と462であった。 この結果を波長532 nmでの微分断面積の比に換算すると、それぞれ131と159となる。この値を用いて電子密度を算出することができる。