受激布里渊散射笔记.pdf

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1、受激布里渊散射笔记一、布里渊散射定义：在光散射中，一束频率为的光波通过液态、气态或固体介质时，若其散射光谱中存在着相对入射光有一定频移的成分，称为非弹性散射。非弹性s散射的频移量往往与晶体介质中晶格振动声子的频率相对应。这种入射s到介质的光波与介质内的弹性声波发生相互作用而产生的光散射现象称为布里渊散射。产生原因：光学介质内大量质点的统计热运动会产生弹性声波，它会引起介质密度随时间和空间的周期性变化，从而使介质折射率也随时间和空间周期性地发生变化，因此声振动介质可以被看做是一个运动着的光栅。这样，一束频率为的的光波通过光学介质

2、时，会受到光栅的衍射作用，产生频率为的散射，s这里的是弹性声波的频率。（布里渊散射中声波的作用类似于拉曼散射中分子s振动的作用。）通常，布里渊散射的频移量很小，一般的光谱仪很难探测到。二、受激散射（SRS、SBS）的基本特性：随着高强度激光束的产生，出现了受激拉曼散射、受激布里渊散射等受激散射现象，这些受激散射都显示出很强的与激光辐射类似的受激特性。1.受激散射光的高强度性。受激发射具有极高的能量转换效率，是与光的受激放大过程相类似的另一类相干光产生过程，可作为另一种相干辐射光源。2.受激散射光具有很好的方向性。受激散射输出发散角与入射

3、激光发散角有一定关系。3.受激散射光谱的高单色性。4.受激散射的高阶散射特性。5.受激散射的相位共轭特性。受激散射光场的相位特性或者波阵面特性，与入射激光具有共轭关系。具有与入射激光相似的脉宽特性。6.具有明显的阈值性。只有当入射激光的强度超过一定激励阈值后，才能产生受激散射效应。三、受激布里渊散射频率为的强激光束通过某种介质时，会在介质内产生频率为的相干声s波，同时产生频率为的散射光波，声波和散射光波沿着特定的方向传播，s并且只有入射光强度超过一定值时才能发生上述现象，这种具有受激发射特性的布里渊散射，称为受激布里渊散射。上述介质中

4、产生的相干声波是介质在强入射激光作用下产生电致伸缩效应的结果。四、受激布里渊散射效应的耦合波方程。设u(x,t)是介质内x处的质点偏离平衡位置的位移，介质密度，弹性系数，m则包括弹性力、阻尼力和电致伸缩力在内，介质中所产生的一维声波波动方程为：2221uuEu2m2(1)xt2xtd式中，，是唯象引入的一个常数，描述由应变所引起的光介电dmmT常数的改变。是对声波唯象引入的耗散常数。在介质中，电磁场E(r,t)和弹性波u(r,t)通过电致伸缩力产生了耦合。假定(1)式中的电场E是

5、由两束平面光波组成的，他们相对声波的运动方向是任意的。设二光波和声波表示式为：E(r,t)E(r)ei(1tk1r)c.c.111i(tkr)E(r,t)E(r)e22c.c.222(2)u(r,t)u(r)ei(stksr)c.c.ss式中，r、r和r是三列波各自沿自己的传播方向k、k和k所测量的距离，12s12s即rkr/k。lll将(1)式中的x用r代替后，即是u(r,t)满足的三维声波波动方程。s电磁场对介质的作用是激励起声波。根据电磁场理论，光波电场

6、E(r,t)所满足的波动方程为l222El(r,t)(PNL)lEl(r,t)0202(3)tt当满足21s并满足相位匹配条件k2k1ks则声波变量u(r)、光电场振幅E(r)、E(r)的耦合波方程为ss11222dus(rs)222isiks2ikv(kv)u(r)E(r)E(r)sssssss2211dr2smm2dE110ksE1E2sdr2k2112dE220ksE2E1sdr2k22212式中，引入关系v，v

7、为声波在介质中的自由传播速度（声速典型值ssm3v310m/s，相对光速非常小）。是唯象引入的光波耗散系数。s5受激布里渊散射特性一束频率为的强激光束作用于介质时，会产生频率为的散射光和频率为21的声波。假定频率的泵浦光比散射光和的声波强得多，则可认s2121s为E(r)近似不变。因此只需求解耦合波方程中的前两个即可。22由此可得发生受激布里渊散射的阈值条件为22s1E22kk1s2其中，代入I2vEs2222vms则阈值条件可表示为4vs122I22kk1s可见，对于散射光和声波

8、衰减作用较小（即和较小），电致伸缩系数的s介质，其阈值泵浦强度较小，更容易产生受激布里渊散射效应。