Valguse levimise mehhanism aines on oluliselt erinev võrreldes vaakumiga, sest aine ja väli vahetavad perioodiliselt energiat (algne valguslaine paneb aineosakese ostsillaatorina võnkuma ja viimane kiirgab sekundaarlaine, mis liitub primaarlainega, jne). Kui aine optiline koste on lineaarne, siis valguse sagedus säilib. Lisaks, optiliselt homogeenses keskkonnas säilib vaid edasiliikuv laine, muudes suundades sekundaarlained kustutavad üksteist. Sellises keskkonnas valgus saab endiselt levida harmoonilise tasalaine kujul, kuid laine faasikiirus tuleb erinev valguse kiirusest vaakumis: $v=c/n$, kus $n$ on keskkonna murdumisnäitaja. Faasikiiruse muutumine tuleneb sellest, et primaar- ja sekundaarlaine vahel on mõnesugune faasinihe.

Nimetatud faasinihe ja seega ka laine faasikiirus/murdumisnäitaja sõltuvad sagedusest, näiteks viisil mida kirjeldab Lorentzi ostsillaatori mudel. Läbipaistvas keskkonnas ehk neeldumisresonantsidest eemal murdumisnäitaja kahaneb lainepikkuse kasvades (nn normaalne dispersioon). Selles piirkonnas võib valgusimpulss levida aines võrdlemisi pika distantsi ilma märgatava sumbumiseta. Dispersiooni tõttu tuleb aga valgusimpulsi levimise kiirus erinev faasikiirusest. Kui valgusimpulss koosneb hulgast tasalainetest, mille sagedused on teatava kesksageduse $\omega$ ümbruses, siis selline lainepakett (ehk selle mähisjoon) hakkab kulgema kiirusega $u=d\omega/dk$, mida nimetatakse rühmakiiruseks. Normaalse dispersiooni piirkonnas väljendab rühmakiirus signaali/energia levimise kiirust ja on seega alati väiksem kui valguse kiirus vaakumis.

Arvestades, et $\omega=vk$ ja $k=2\pi/\lambda$, võime $u$ avaldada mitmesugusel viisil dispersioonide $dv/d\lambda$ või $dn/d\lambda$ kaudu. Esmalt, $$u=\frac{d\omega}{dk}=\frac{d(vk)}{dk}=v + k\frac{dv}{dk}= v - \lambda\frac{dv}{d\lambda}.$$ Seda nimetatakse Rayleigh valemiks. Rõhutagem, et siin $\lambda$ on lainepikkus antud keskkonnas (mitte vaakumis). Jagame võrduse mõlemad pooled valguse kiirusega $c$: $$\frac uc = \frac vc -\lambda \frac{d(v/c)}{d\lambda}.$$ Aga $v/c=1/n$ ja $$\frac{d(1/n)}{d\lambda}=\frac{d(1/n)}{dn}\cdot \frac{dn}{d\lambda} =-\frac{1}{n^2}\frac{dn}{d\lambda}.$$ Kokkuvõttes $$u=\frac{c}{n}\left(1+\frac{\lambda}{n}\frac{dn}{d\lambda}\right).$$ Kui aga $\lambda$ oleks lainepikkus vaakumis, võiksime näiteks alustada seosega $$u=\frac{d\omega}{dk}=\frac{d\omega/d\lambda}{dk/d\lambda},$$ kuhu asendame $\omega=2\pi c/\lambda$ ja $k=2\pi n/\lambda$: $$u= \frac{\frac{d}{d\lambda}\left(\frac{c}{\lambda}\right)}{\frac{d}{d\lambda}\left(\frac{n}{\lambda}\right)} = \frac{-\frac{c}{\lambda^2}}{-\frac{c}{\lambda^2} + \frac{1}{\lambda}\frac{dn}{d\lambda}} = \frac{c}{n- \lambda\frac{dn}{d\lambda}}.$$Normaalse dispersiooni piirkonnas $n> 1$ ja $dn/d\lambda<0$, seega saadud avaldise nimetaja on igal juhul ühest suurem, nii et tõepoolest $u<c$.

Normaalset dispersiooni saab kergesti kirjeldada mitmesuguste empiiriliste või poolempiiriliste valemitega. Üsna otseselt Lorentzi mudelist järeldub Sellmeieri valem$$n(\lambda)=\sqrt{A+\frac{B_1\lambda^2}{\lambda^2-C_1} +\frac{B_2\lambda^2}{\lambda^2-C_2} + \ldots}$$ Täiendavaid lähendusi tehes järeldub sellest veidi lihtsam Cauchy valem: $$n(\lambda)=A+\frac{B}{\lambda^2}+\frac{C}{\lambda^4}+\ldots$$ Konstantide $A$, $B$ jne väärtused on siin muidugi teised.