閾值是界定是否發(fā)生某一現(xiàn)象的依據(jù)，是區(qū)分不同本質、 不同規(guī)律的分水嶺。因此，閾值在研究跳變性實驗現(xiàn)象時具 有重要意義。水中的布里淵散射在軍事、科學上的意義正是 通過測量產(chǎn)生的受激布里淵散射信號，并分析其信號的線寬、 stocks信號等來探測反隱身以及水中鹽度、溫度和水質情況 的重要方法。受激布里淵信號的強弱直接影響著測量的精度 和深度等問題，而對受激布里淵散射閾值的研究，可以使我 們在對布里淵回波信號的研究上提供較為真確的尺度。特別 是對水域繁多、水性復雜的海洋來說，其研究只能一步一步, 對影響探測的因素進行逐一研究。因此，進行海水的受激布里淵散射閾值研究具有重要的實際意義。

本文結合以前的工作，尤其是在參考文獻［1-3］的啟發(fā)下, 分析了樣品池的長度、入射激光性質與SBS閾值的關系，并 進行了實驗和分析，就標準鹽度下水的布里淵閾值特性進行了 研究。

1理論分析

1.1受激布里淵散射的一般描述

在非線性光學中，介質感應聲學運動的主要作用機理是 電致伸縮效應，其相應時間約在納秒級。由于伸縮效應的存在, 入射介質的強光波場會與其相互作用、激發(fā)，從而產(chǎn)生散射 光(stocks)；又由于聲波能量遠遠小于入射激光能量，因此可 以忽略聲波的影響。當入射光較弱時，介質內(nèi)自發(fā)聲震動太過微弱，不會產(chǎn)生電致伸縮效應，不會增強入射光的散射。而當 入射光足夠強，足以使介質由電致伸縮效應產(chǎn)生的聲波與對應 的散射光增益大于各自的損耗時，就會對布里淵散射光進行 放大，這就是受激布里淵散射效應。

在量子觀上，受激布里淵散射是聲子、光子相互作用的 結果，同時又遵循能量和動量守恒。因此，可以作出推斷，受 激布里淵散射會有兩種可能的作用過程：第一是在湮滅一個人 射光子后，會產(chǎn)生一個入射光子，同時產(chǎn)生一個散射光子和感 應聲子(stocks):第二是湮滅一個入射光子和一個聲子，同時 產(chǎn)生一個散射聲子(anti-stocks)。因此，受激布里淵散射頻移 可以表示為：

其中，v?為頻移量，*為聲速，i為散射角。前面的土號表 示方向。

由式⑴可知，SBS主要發(fā)生的是后向散射，當0=%時, 頻移量最大,此外,SBS的最大增益長度對應于相互作用長度L， L 一般取沿光軸方向；0=n時，聲波場響應時間最小，SBS能 更快地產(chǎn)生。本研究中使用的都是短脈沖激光，脈沖持續(xù)時 間不超過幾十納秒，因此本文僅考慮0=n方向上的情況。

1.2理論分析

由非線性光學可知，耦合波方程組為:

在平面波近似，且忽略電場的橫向分布情況下，泵浦光、 斯托克斯光以及聲波場可表示為：

把式(4)~式(5)代入式(2)、式(3)，同時略去時間導數(shù), 在緩變近似和忽略二階導數(shù)項的近似條件下，消去介質中聲波 場方程，可得:

其中，Dk = ks + kp - k_a，c為電致伸縮系數(shù)。 這樣，光強與振幅具有如下關系：

由此可得出空間變化方程為：

設介質內(nèi)光場損耗系數(shù)為?，抽運光的吸收相對于自身 光強，可忽略，那么，對stocks光場，有：

從而得到z=0處，有：

這樣，當增益大于損耗時，就有散射光射出，即：

將上述各式代入，則有：

這就是受激布里淵散射的閾值光強。其中，”為折射率，c為 電致伸縮系數(shù)，T_a為聲子壽命。

2實驗研究

2.1實驗原理

本項目的實驗原理如圖1所示。圖中的1為二分之一波 片；2為四分之一波片；3為觀察屏；ED1為探測器1 ； .ED2 為探測器2。實驗采用的激光器為種子注入式Nd：其中YAG 脈沖激光器的重復頻率為10 Hz,脈沖寬度為8 ns,激光線寬 可調(diào)。沒有種子光注入時，為寬帶激光(模式未鎖定),線寬 為30 GHz ；當有種子光注入時(此時模式鎖定),為窄帶激光, 線寬為90 MHz。入射激光聚焦與非聚焦所得到的結果有較大 的不同，但聚焦的情況比較復雜，在此采取非聚焦的入射方式。 弓I起受激散射的介質的光學特性可由入射激光能量的改變而 改變。通過改變激光器的電壓可以改變激光能量，可用于研 究介質的光學特性。

寬帶激光不僅分散了激光能量，而且其各自特性也不同， 同時不同模式的閾值也各不相同。又由于寬帶激光存在多模競 爭，各個模式持續(xù)的時間極短，因此，寬帶激光的SBS沒有 明顯的閾值特性。為了更好地研究SBS在35%。鹽度下水的閾 值特性，本文直接采用有種子光注入的窄帶激光模式。

由式(15)可知，只有n和a由介質確定，而其余的參數(shù) 隨著激光器模式的確定變化不大，而且激光入射對n基本沒 有影響，因此，介質衰減系數(shù)a便是激光閾值特性的具體體現(xiàn)。 通?？梢酝ㄟ^測量樣品的衰減系數(shù)來研究其特點。

若把空紅時，探測器ED1和ED2探測到的光強記為11、 L，分光鏡的分光比為k，，水槽前后表面的衰減率為k2,玻璃 透過率為T，則透過空紅的光強為：

L = I k ksT： (16)

水槽中裝有樣品(本文為35%。的鹽水)時，探測器ED1 和ED2探測到的光強記為I、I，玻璃與樣品間的透射率設 為T2,激光在水中的衰減系數(shù)設為a，水槽長度為1，則透過 的光強為：

I2= Ii'ki k T2e- (17)

在水槽垂直入射時，透射率T = 4ni如/(〃1 +如)²，其中玻 璃折射率地=1.50,標準鹽度下水的折射率％=1.337 42,那么， 求解式(16)和式(17)所得到的平均衰減系數(shù)為：

C = -1ln(與停 X 0.996 717) ⁽¹⁸⁾

入射激光能量的變化會直接導致介質衰減系數(shù)的變化, 由此反饋的信息也就可以從透射能量的變化體現(xiàn)出來，本實 驗正是通過測量透射能量(ED2)和反射能量(ED1),再利用 式(18)得出樣品的衰減系數(shù)變化情況的。

2.2實驗結果及分析

本實驗對長度為0.8 m、1.2 m、1.4 m、1.6 m的樣品池 進行以圖1所示的方式測量。圖2所示是對1.0 m樣品池在

寬帶和窄帶兩 種模式下實際 測得的樣品衰 減系數(shù)的比較， 其中圖2(a)為 實測數(shù)據(jù)，圖 2(b)為其擬合 曲線圖。圖2 中，寬帶與窄 帶模式的衰減系數(shù)相比，其 變化還是比較明顯的。

由圖2容易看出，在反射激光能量差不多的情況下，窄 帶模式較寬帶模式所得到的衰減系數(shù)有明顯的變化。我們稱 寬帶模式測得的衰減系數(shù)為該介質的常衰減系數(shù)，常衰減系 數(shù)是介質的一般特性，在介質不變的情況下，常衰減系數(shù)沒有 太大變化。經(jīng)過多次對該樣品的不同樣品長度測得的常衰減 系數(shù)情況看，所測得的該樣品常衰減系數(shù)變化不大，和窄帶模 式測到的衰減系數(shù)相比，可當成常數(shù)。圖3所示是實測窄帶模 式下不同長度的樣品衰減系數(shù)變化情況以及相應的擬合曲線。

圖3中的常衰減系數(shù)為多次測量值的擬合，0.8 m、1.2 m、 1.6 m曲線為實測相應樣品長度窄帶衰減數(shù)據(jù)的擬合。由圖3 明顯可以看出：窄帶曲線變化巨大，相對于常衰減系數(shù)而言, 有向上突變性走向，這正是閾值特性的體現(xiàn)。這是因為當入 射光滿足產(chǎn)生SBS條件時，激光的大部分能量用于產(chǎn)生SBS, 而ED2檢測到的透射光能量必然大幅減少，由此算出的衰減 系數(shù)相應增大。衰減系數(shù)斜率有突然的變化，這很好地反映 了激光透過樣品的能量大小，也表明了產(chǎn)生SBS的情況，而 且其閾值特性十分明顯。此外，受激布里淵具有波前恢復(相 位共軛)特性，當受激布里淵回波信號產(chǎn)生時，從屏上可以觀 察到明顯的受激布里淵光斑。在實驗中觀察到出現(xiàn)光斑時的 激光反射能量值較圖中的反射能量值大，這是因為在人眼觀 察到受激布里淵回波光斑前，受激布里淵散射已經(jīng)產(chǎn)生，只是 沒有達到人眼可觀測到的強度。實驗證明，實際觀察到SBS 時的能量值與文中的理論計算值相符。

3結論

本文通過實驗測量了窄帶和寬帶激光入射到水中的衰減 系數(shù)隨入射光強變化的曲線，并以兩條曲線分開的位置確定 了激光的SBS閾值?？傮w上說，布里淵認為的在拐點處產(chǎn)生 SBS,這與在模擬海水中觀察到的現(xiàn)象相符。