介质温度对受激布里渊散射特性影响的研究论文论文
Research on the influence of medium
temperature on Stimulated Brillouin
Scattering in liquid water
A Dissertation
Submitted for the Degree of Master
On Optical Engineering
by Yijun Tang
Under the Supervision of
Prof. Dahe Liu and Prof. Xingdao He
School of Measuring and Optical Engineering
Nanchang Hangkong University, Nanchang, China
June, 2012
南昌航空大学硕士学位论文 摘 要
摘 要
布里渊散射经过多年的发展，在理论和实验方面都取得了很多比较好的研究 成果。随着布里渊散射海洋激光雷达的发展，人们迫切需要了解高能激光在水中 的传输规律，以及介质属性的变化对散射过程产生的影响。本文主要研究了纯水 作为传输介质时，水温的变化对受激布里渊散射(SBS)阈值和脉冲宽度的影响，并 计算
分析
定性数据统计分析pdf销售业绩分析模板建筑结构震害分析销售进度分析表京东商城竞争战略分析
了温度变化对声子寿命和受激布里渊散射增益系数影响的关系,在完成 以上工作的基础上，初步研究了环境温度、湿度、压强对高能脉冲激光水下传输 衰减系数的影响。
本文在理论上分析了声子寿命、受激布里渊散射阈值和增益系数与介质温度 之间的关系，并理论推导出介质温度变化对声子寿命以及受激布里渊散射阈值和 脉宽影响的函数关系式，为实验开展奠定理论基础。在实验上，采用工作波长为 532nm，脉宽为 8ns 的种子注入式 Nd:YAG 调 Q 脉冲激光器，激光线宽可调，通 过调节激光器振荡级和放大级之间的延时来控制入射激光能量的大小，并采用循 环水恒温冷却控制器对水槽内水温进行控制。我们在不同温度下，分别测量宽带 和窄带情况下激光水下传输的衰减系数，并采集受激布里渊散射光信号的脉宽时 序波形，重复操作 6 组，取平均后并作标准误差分析。实验结果表明受激布里渊 散射阈值随介质温度的变化而变化，温度越高阈值越小，两者成反比;受激布里 渊散射脉宽与介质温度成正比，温度越高脉宽越宽，脉冲压缩效应越不明显;并 计算分析得到介质温度的变化造成声子寿命时间及 SBS 增益系数的改变，温度越 高，对应的声子寿命时间越长，SBS 增益系数越大，两者皆与介质温度成正比。
在上述工作的基础上，根据一年内环境温度、湿度、压强的变化，长期观测 了不同环境条件下高能脉冲激光水下传输时的衰减系数。观测结果表明衰减系数 与环境温度、湿度成正比，与气压成反比。气温越高，湿度越大，气压越小时， 激光水下传输衰减越严重。
关键词:受激布里渊散射，衰减系数，阈值，脉宽，温度
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南昌航空大学硕士学位论文 Abstract
Abstract
There have been considerable excellent accounts of the theory and experiment of Brillouin scattering in different media during the past decades of development. With the development of ocean lidar system based on Brillouin scattering technique, some basic properties of the parameters of SBS have still need to be studied theoretically and experimentally, such as the propagation characteristics of high energy pulse laser in water, and the influence of medium properties changes on scattering process. In this paper, we have studied the effect of medium temperature change on SBS threshold and pulse compression using pure water as SBS medium. Meanwhile, we have calculated and analyzed the dependence of phonon lifetime and gain coefficient of SBS on medium temperature. Finally, the effects of ambient temperature, humidity and pressure on attenuation coefficient of high energy pulse laser in liquid water have been investigated.
Firstly, we have analyzed the relationship between phonon lifetime, threshold value, gain coefficient of SBS and medium temperature theoretically, and deduced a theoretical equation. Experimentally, the used light source is an injection-seeded Nd: YAG laser (Continuum Powerlite Precision II 8000) with pulse duration 8 ns and operating at 532 nm, its repetition rate is 10Hz. The line-width is adjustable. The pulse energy of the laser is adjusted by changing the time delay between the oscillator and the amplifier. The water temperature is controlled by circulating the water temperature controller. For each temperature, the attenuation coefficient of pulse laser has been measured in wide-band and narrow-band respectively and the temporal waveforms of pulse duration for temperature been collected, six repeat measurements were made, from these, an average attenuation coefficient was calculated with standard error bars.The results show that the threshold value of SBS is inversely proportional to medium temperature and decreases with the increase of temperature. The pulse duration is proportional to temperature, the higher of the temperature is, the wider pulse duration is, so that the compressing effect is weaker. Through calculation and analysis, the
temperature change will affect greatly the gain coefficient and phonon lifetime. The increase of the temperature will lead to the increase in the gain coefficient and phonon
II
南昌航空大学硕士学位论文 Abstract
lifetime, both are in direct proportion to medium temperature.
Based on the previous works, the attenuation coefficient of pulse laser has been
measured according to the change of ambient temperature, humidity and air pressure in
one year. The results show that the attenuation coefficient is in direct proportion to
ambient temperature and humidity, isinversely to atmospheric pressure.
Keywords: SBS, Attenuation Coefficient, Threshold Value, Pulse Duration,
Temperature
III
南昌航空大学硕士学位论文 目录
目 录
摘 要.............................................................................................................................I
Abstract ......................................................................................................................... II
第一章 绪论..................................................................................................................1
1.1 研究背景 .........................................................................................................................1
1.2 研究现状 .........................................................................................................................2
1.2.1 国外的研究状况..................................................................................................2
1.2.2 国内的研究状况..................................................................................................3
1.2.3 研究发展趋势 ......................................................................................................4
1.3 研究内容及创新点 .......................................................................................................5
第二章 光散射概述......................................................................................................6
2.1 光散射的基础理论 .......................................................................................................6
2.2 光散射的分类 ................................................................................................................7
2.3 光散射的发展 ................................................................................................................9
2.4 自发布里渊散射理论 ............................................................................................... 10
2.5 受激布里渊散射理论 ............................................................................................... 13
2.5.1 受激布里渊散射物理机制 ............................................................................ 13
2.5.2 受激布里渊散射理论方程 ............................................................................ 14
2.5.3 一维受激布里渊散射(SBS)简化模型求解.............................................. 18
第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响....................................................20
3.1 介质温度对受激布里渊散射阈值和脉宽的影响研究 .................................... 20
3.1.1 实验装置及原理............................................................................................... 21
3.1.2 温度对 SBS 阈值影响的实验结果及分析 ................................................ 23
3.1.3 温度及盐度对 SBS 脉宽影响的实验结果及分析 .................................. 27
3.2 介质温度对声子寿命影响的研究......................................................................... 30
3.3 介质温度对 SBS 增益系数影响的研究 .............................................................. 32
第四章 环境参数对高能脉冲激光水下传输规律的影响........................................36
4.1 环境参数对高能脉冲激光水下传输规律影响的实验研究 ........................... 36
4.1.1 实验光路 ............................................................................................................ 36
4.1.2 实验结果及分析............................................................................................... 37
4.2 高能脉冲激光在不同深度水中衰减的模拟....................................................... 41
第五章 论文总结与工作展望....................................................................................45
5.1 论文总结 ...................................................................................................................... 45
5.2 工作展望 ...................................................................................................................... 46
参考文献......................................................................................................................48
发表论文与参加科研情况..........................................................................................52 致 谢..........................................................................................................................53
南昌航空大学硕士学位论文原创性声明..................................................................54
IV
南昌航空大学硕士学位论文 第一章 绪论
第一章 绪论
自从 1922 年布里渊(L. Brillouin)[1]提出在液体中由于介质密度起伏而引起的光 散射理论——布里渊散射，到 E. Cross[2]于 1930 年首次在液体观察到了这种现象 后，经过近 90 年的不断发展，特别是在 20 世纪 60 年代，随着各种大功率激光器 涌现与技术的不断更新，各个领域下的布里渊散射技术(Brillouin Scattering)，在理 论和实践方面都取得了比较好的成果，随之引起科学家们日益的关注。最近十几 年，世界各国家的众多部门越来越重视布里渊散射技术在各个领域的应用，特别 是军事安全部门高度关注利用布里渊散射激光雷达技术探测水下物体工作的开 展。在不断提高更深的探测距离的情况下，高能激光在海水中的传输规律也就成 为了人们所关注的焦点。本文主要内容就是研究介质温度的变化对受激布里渊散 射阈值和脉宽的影响，分析受激布里渊散射对介质温度的依赖关系，并计算分析 了介质温度的变化对介质声子寿命及 SBS 增益系数的影响，从理论方面验证我们 的实验结果;在完成上述工作的基础上，根据一年里环境参数的变化，改变实验 操作环境，重复实验测量，并实时
记录
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实验操作时，实验环境的大气温度、湿度、 气压等值，分析高能激光经过水槽传输后衰减系数的变化情况，结合高能激光在 水槽传输过程中发生的非线性散射理论分析，再得出温度、湿度、气压对高能激 光水下传输规律的影响。
1.1 研究背景
海洋面积约占地球总表面积的 71%，并拥有地球总水量中的 97.5%的水，物产 资源十分丰富，拥有丰富的矿藏，潜力巨大，无论在科研上还是在军事上，都具 有相当重要的战略地位。海洋作为我们人类最大的共有财产，世界各个国家对海 洋的争夺也在日趋激烈。因此，随着基于布里渊散射技术的海洋激光雷达的不断 发展，高能激光在水中的传输规律也随之受到各海洋大国的重视，并成为海洋激 光雷达技原理及其应用发展中务必要攻克的一个难题。
自从 20 世纪 60 年代大功率激光器被发明以来，布里渊散射技术引起世界各 国科学家广泛的关注，基于布里渊散射激光雷达水下目标探测技术更是成为了热 门话题。布里渊散射激光雷达技术相比于传统调幅雷达探测技术[3-7]是一个突破，
1
南昌航空大学硕士学位论文 第一章 绪论
无论在原理和技术上都作出了新的定义和提高。在原理方面，布里渊散射激光雷 达技术并不是直接探测目标的散射光谱，而是探测目标所在环境场(如水、空气 等)的散射光谱。在技术方面上，则是采用调频探测，即探测传输激光遇到目标 物体返回散射光波信号的频移，即受激布里渊散射 SBS (Stimulated Brillouin
Scattering)信号光的频移，而不再是探测回波信号的幅度。布里渊散射激光雷达技 术与传统的幅度探测方法相比，具有非接触性、实时性、高信噪比等优点。
自工作开展以来，课题组进行了大量的实验研究，并不定期开展湖试、海试 试验，取得了很好的成果。在实验过程中，发现入射激光在水中发生非线性散射 过程时，有很大一部分能量被用来激发和放大受激布里渊散射光。首先，无法确 定在不同介质海水中受激布里渊散射 SBS 阈值的大小，也没有考虑 SBS 阈值随着 海洋深度增加海水温度变化对其的影响，如果都采用最大功率的入射光进行试验， 不仅浪费的大部分的激光能量，更影响了目标探测的深度;其次，天气状况的不 确定性对实验数据影响很大，温度、湿度、气压的改变不仅影响了水体的衰减系 数，也影响了激光水下的传输特性。所以，随着激光技术的不断更新、布里渊散 射激光雷达的不断发展与应用，全面、科学的研究分析介质本身属性变化对受激 布里渊散射特性，特别是对受激布里渊散射阈值、脉宽、增益系数以及声子寿命 的影响显得至关重要。
1.2 研究现状
1.2.1 国外的研究状况
国外在光散射领域方面的研究工作主要集中在欧美等强国。其中，美国在布 里渊散射激光探测技术方面的研究水平基本处在世界领先地位。自从上个世纪六 十年代提出散射方法可作为海洋探测的一种新方法后，美国政府部门、军事部门 以及气象能源等部门随即投入了大额的经费给一些高等学府和科研单位，辅助他 们开展关于这方面的研究。起初，研究工作主要集中在利用拉曼散射(Raman)技术 和布里渊散射(Brillouin)技术进行海洋监测，比如探测海水的温度、声速及盐度等 参数方面[8]。其中在这些研究工作中具有代表性的科研成果有:D. A. Leonardo[9,10] 利用拉曼散射技术进行探测海水温度，并在不同的温度下得到拉曼散射谱;J. G. Hirschberg[11,12]利用拉曼散射及布里渊散射进行探测海水声速、温度的研究;E. S. Fry[13-15]利用布里渊散射探测海水声速及温度的工作，但是对于受激布里渊散射的 阈值却没有明确的规定。
2
南昌航空大学硕士学位论文 第一章 绪论
20 世纪 80 年代中期经过理论分析和实验验证，得到利用布里渊散射方法相较 于拉曼散射方法可以获得更高的探测精度。在信号
检测
工程第三方检测合同工程防雷检测合同植筋拉拔检测方案传感器技术课后答案检测机构通用要求培训
技术方面，J. G. Hirschberg[16] 采用的是两个间隔固定的法布里——珀罗标准具与迈克耳逊干涉仪;而在美国国 防及海军部门资助下的 E. S. Fry 研究小组，采用了种子注入式脉冲激光器和一个 高精度的扫描 F-P 干涉仪，获得了理想的布里渊散射光谱。研究小组后期又采用 了边缘探测技术取代扫描 F-P 干涉仪。边缘探测技术具有高信噪比、灵敏度、测 量精度和好的抗干扰性，且对入射光的角度没有要求等优点，使得光散射技术不 断 成 熟 ， 从 而 使 利 用 布 里 渊 散 射 探 测 技 术 迈 向 实 际 探 测 领 域 。 Joseph G.
Hirschberg[17]开展了海洋温度和声速测量工作，获得到温度、声速与散射光频移及 海洋温度、盐度之间的关系。
2005 年，M. N. Alahbabi[18]运用自发拉曼散射和布里渊散射法开展了光纤中温 度和应力测量工作，得出光纤中温度及应力与布里渊散射光频移之间的关系，即 一旦温度能从拉曼散射光信号计算出来，光纤应力大小即可从布里渊散射光信号 中计算得到。2008 年，Marcelo A. Soto 进行了基于布里渊散射的分布式传感器的 脉冲宽度分析，但未对介质温度对布里渊散射阈值的影响作出说明[19]。2009 年， W. L. J. HASI[20]等人研究了 FC-72 作为 SBS 介质时，温度对 SBS 及 SBS 光限幅的 影响，得到介质温度微弱地影响了介质的电致收缩系数、折射率、密度和声速， 却很大程度影响介质的运动粘度，从而影响 SBS 特性。2011 年，V. A. Popova[21] 通过研究玻璃形成的甲基吡啶中的瑞利布里渊散射信号来分析温度对朗道比的影 响，得到温度处于 190K 以下低温时，对朗道比影响不明显，高温时，朗道比与温 度成正比。
1.2.2 国内的研究状况
在国内，由北京师范大学及我校组成的，由刘大禾教授领导的课题组，在国 家自然科学基金和国家“863”计划的资助下，率先开展了有关布里渊散射方面的研 究工作，取得了一系列显著的的成果:(1)应用布里渊散射的方法测水中声速，并 与常规方法比较[22-24];(2)首次应用布里渊散射技术的方法从实验上测得水的体粘 滞系数[25];(3)应用布里渊散射法得到了水的温度、盐度与布里渊散射线宽相互之 间的关系[26];(4)采用边缘探测技术测量了海水中的声速以及布里渊散射的频移等 [27,28] ;(5)应用布里渊散射的方法对水下目标进行探测，取得了理论、技术方面的 突破[29]。
其他的研究机构还有，苏红、张为俊等人[63]对入射激光进行汇聚后，研究介
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南昌航空大学硕士学位论文 第一章 绪论
质中产生 SBS 的阈值，并同时分析了不同焦点、不同焦距下，受激布里渊散射阈 值的变化;浙江大学的沈一春等人[64]应用布里渊时域反射仪对不同长度下光纤受 激布里渊散射的阈值进行了测量;刘娟、白建辉[30]等研究了 SBS 对激光水中衰减 特性的影响;史久林[31]等研究了激光水下传输，水的衰减系数的变化对不同情况 下受激布里渊散射的阈值的影响，得到激光水下传输，SBS 渊阈值在理想瞬态和 理想稳态下是一个常数，和介质长度无关，只与介质属性和泵浦激光有关。刘莉 等人[65]对单池 SBS 脉冲波形进行了研究，分析了单池系统的结构参数对 SBS 脉冲 波形的影响, 通过改变透镜与玻璃槽的距离、透镜焦距可以在 1.5~8ns 之间对 SBS 的脉宽进行调节，并利用含有 SBS 噪声的理论模型对 SBS 脉冲波形进行了数值模 拟。2009 年 J. Shi, X. Chen[32]等人基于入射光能量的基础上理论分析了 SBS 的阈 值情况。2010 年 W. GAO, Z. W. LU 等人[33]通过 SBS 光限幅法测量了受激布里渊 散射的阈值，并认为 SBS 阈值随着入射光波长及相互作用长度的增加而升高。2011 年 J. Shi, J. Liu 等人[34]对水下受激布里渊散射和后向拉曼散射相互作用之间的物理 机制进行分析。2011 年何兴道、夏健等人[35]研究水的衰减系数及有效增益长度对 受激布里渊散射输出能量影响，得到衰减系数越小对应的 SBS 输出能量越高，且 一旦 SBS 能量高出受激拉曼散射(SRS)或者二阶的受激布里渊散射的阈值，就会作 为一个新的激发源去激发二阶 SBS 或 SRS，从而消耗掉 SBS 的部分能量。
1.2.3 研究发展趋势
自 20 世纪 60 年代随着大功率激光器的出现及不断发展，人们对激光布里渊 散射技术越来越重视。激光布里渊散射技术不断成为一项高新技术，在国防、气 象、能源等众多领域都有着相当有潜力的应用前景。由于激光布里渊散射技术优 于常规幅度探测法，且具有很高的信噪比，所以不久的将来，此项技术必将在海 洋开发，甚至海洋战争和国防建设中发挥其独特的作用。
目前，对水下受激布里渊散射的研究，大多都是在实验室或者常温条件下完 成的，而有关介质温度的变化对声子寿命、受激布里渊散射增益系数，特别是对 受激布里渊散射阈值和脉宽的影响缺少相关的理论及实验研究。随着基于布里渊 散射技术的海洋激光雷达的发展，人们迫切需要了解激光，了解介质属性及大气 环境参数会对高能激光在水中的传输特性的影响，从而进一步完善光散射基础理 论。
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南昌航空大学硕士学位论文 第一章 绪论
1.3 研究内容及创新点
本文主要研究了纯水作为传输介质时，水温的变化对受激布里渊散射阈值和 脉冲宽度的影响，并计算分析了介质温度对声子寿命以及受激布里渊散射增益系 数的影响。在此工作的基础上，根据一年里环境参数的变化，重复激光衰减测量， 采用 Testo622 实时记录大气温度、湿度、气压等值，处理分析实验数据，得出大 气温度、湿度、压强对高能脉冲激光水下传输时衰减系数的影响，进而分析高能 激光在水槽传输过程中发生的非线性散射，得到环境参数的变化对高能激光水下 传输规律的影响。
为此，本论文开展了相关的实验研究，并获得了相关的实验结果，结合受激 布里渊散射基础理论，分析了并详细的阐述了实验过程中发生的物理现象。
论文的创新点:
(1) 重新推导实验采用的衰减公式，考虑了温度变化对水的折射率、水中
声速等参数的影响，进行理论分析及相关实验验证，得到介质温度的
变化对受激布里渊散射阈值的影响关系。
(2) 通过测量变温条件下水的衰减系数，来实验测量不同温度下水中的 SBS
阈值，从实验上寻找出 SBS 阈值对介质温度的依赖性规律。
(3) 从理论上分析了介质温度对声子寿命以及受激布里渊散射增益系数的
影响，在理论分析的基础上，经过模拟计算总结得到 SBS 增益系数及
声子寿命对温度的依赖性规律。
(4) 通过长期观测和实验测量，得到在江西南昌特定地域范围内，环境参
数变化对高能激光水下规律影响的基本规律。
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
第二章 光散射概述
自古以来，人类生活和社会实践都与光的发展紧密相关，同时光学也和几何 学、天文学、力学一样，是人们最早研究的学科之一。人类经过几个世纪的发展， 各个阶段对光本质的认识都存在着不可或缺的局限性。现如今人类对光的本质问 题，有了更加全面的认识:光的某些现象及表现性质属于经典的“波动性”，当然
”。这就是所谓的“光的波粒二象性”。 还有波动学无法解释的“粒子性
光束在介质中传输时，因为介质的不均匀性而使部分光束的传播方向与光的 入射方向发生改变，这个方向的改变是随机性的，这种现象称为光的散射[36,37]。 光散射是光与物质相互作用的一种表现形式，光散射现象的本质就是光波的电磁 场与介质分子相互作用的结果。光散射发生的原因从宏观上讲，是由于介质的折 射率的不均匀性或者光学不均匀性造成的;从电磁辐射理论上讲，光散射现象是 由于介质在入射光场的作用下产生了感应电极化，即电致伸缩效应造成的。散射 光会在方向、强度、偏振态甚至频谱上与入射光都有所差别。发生光散射现象及 其相关特性与介质的成分、结构、均匀性和物态的变化都有密切的联系，在这个 基础上，科学家们研究发展了一门新的技术——光散射技术。随着各种大功率激 光器的不断发展，光散射技术的在各个领域的应用范围也不断扩大，在国防、能 源、气象等领域开发也起了越来越重要的作用。近些年来，各个学科的不断，交 叉式的发展，为拉曼散射技术和布里渊散射技术奠定了坚实的基础，提供了更加 广阔的发展前景。同时，拉曼散射技术和激光布里渊散射技术在海洋探测领域的 研究也成为光散射技术应用的又一发展方向。
2.1 光散射的基础理论
光散射是大自然普遍存在的现象，是光与传输介质相互作用的表现形式[38]。 当光在介质中传输时，大部分光束通过介质透射过去，但有一部分光束则偏离入 射光的传播方向继续传播而散射开，散射光相比于入射光，在强度、偏振态、方 向甚至频谱上都有所差别。发生光散射现象及其特性与介质的均匀性、结构、成 分以及物态的变化都紧密相关。光散射的产生原因，从宏观上，是由于介质折射 率的不均匀性或者光学不均匀性导致的[39];从电磁辐射理论方上，是由于介质在
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
入射光波场作用下产生的感应电极化造成的。
在宏观方面，介质的不均匀性是能否发生光散射现象的条件。比如，在拉曼 散射中，介质的不均匀性是由于分子内部的振动或光学支声子所引起的;在布里 渊散射中，介质的不均匀性是由于声波即声学支声子所引起的。
2.2 光散射的分类
由于造成介质不均匀性或者折射率的不均匀性的原因很多，所以发生光散射 现象的表现形式是多种多样的，经过多年的发展以及对光散射的深入研究，人们 对光散射的认识也越来越全面。光散射的分类从产生的物理机制来看，可以分为 两大类[40,41]:
第一类——非纯净介质中的光散射
非纯净介质中的光散射是由于介质中掺杂了杂质点、包溶物、外来颗粒或者 是由于介质本身结构性的缺陷导致的光的散射。此类散射的特点是:散射现象不 是介质本身的固有属性，也非介质本身可以
决定
郑伟家庭教育讲座全集个人独资股东决定成立安全领导小组关于成立临时党支部关于注销分公司决定
的，而是由介质内部的纯净程度 或者介质中所掺杂物的散射中心尺度所决定的。在此类介质中发生的光散射现象 的规律主要表现为:
(1)散射光与入射光的频率相同。
(2)散射光的强度 I ' 与入射光波长 ， 之间有下面的关系:
1 (2-1) I ' , ，
在式(2-1)中参数 a0 与掺杂物的散射中心尺度 a0 有关，当散射中心的尺度在量 级上远远大于入射光波长时，即 a0 ? ， ，所以 , 0 ，说明散射光强与入射光波 长无关，这类散射属于廷德尔散射;当 a0 ? ， ，则, , 4 ;当散射中心尺度 a0 能与 入射光波长相比拟时，我们通常取 0~4 之间的值作为 , 的值。
第二类——纯净介质中的光散射
发生在这一类介质中的光散射是指介质是由相同成分组成的纯物质，介质中 不掺杂质点、外来颗粒或者介质本身没有结构缺陷而造成的光的散射现象。属于 这类散射现象有:
(1) 瑞利散射(Rayleigh scattering)
在经典的瑞利散射理论中，瑞利散射是因为介质由相同的原子或分子组成， 由于原子或分子在作随机性的热运动，造成电极化特性的相应随机性起伏，而形 成的对入射光的散射。瑞利散射的特点是散射光频率与入射光频率相同，且波长
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
越短散射越强，散射光的光强与入射光的波长的四次方成反比关系，散射前后分 子或原子不发生内能的变化。
(2) 拉曼散射(Raman scattering)
拉曼散射一般发生在由分子组成的纯净介质中，由于此类介质的分子是由一 定的原子和离子组成的，而且这些原子和离子在分子的内部都按照一定方式进行 运动(转动或振动)，正是因为介质内部粒子相互之间存在一定的相对运动导致了 分子之间的电极化率随时间进行周期性的调制，从而形成的对入射光的散射现象。 这类散射现象的特点是散射光的频率相比于入射光而言发生了移动，且频移量的 大小正好等于分子感生电偶极矩随时间进行周期性调制的频率。
(3) 布里渊散射(Brillouin scattering)
在纯净介质中，由于组成介质的质点群(分子、原子或离子)在做不停的热 运动，形成了宏观方面的弹性力学振动，从而引起介质密度随空间和时间的周期 性起伏，进而对入射光产生散射现象，这种散射现象就是我们所指的布里渊散射。 这种散射的特点是散射光不再与入射光频率相同，且频移量的大小与介质的声波 特性以及散射角有关。
此外，从散射光的频率相对于入射光的频率是否发生移动来看，散射光前后 没有发生频率移动(能量不发生变化)的称为弹性光散射，也称之为经典光散射或 静态光散射，对于此类散射只需要考虑散射光的光强即可，像瑞利散射、廷德尔 散射和米散射都属于此类散射;而由分子跃迁和热学声波等引起散射光的频率移 动(能量发生变化)的光散射称为非弹性光散射;还有一些由 Doppler 效应导致散射 光频率产生微小移动的称为准弹性光散射或者动态光散射。
在日常的生活实践中，弹性光散射占光散射中的绝大部分，要测定不同类别 的散射光就需要采用不同的检测手段。由于准弹性散射和非弹性散射的散射光强 都比较弱，不利于探测，但是随着大功率激光器的不断发展与更新，人类开始不 断的探索亚微观世界。
图 2-1 光散射的一般分类
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
经过上述分析后，光散射的大致分类如图 2-1 所示:廷德尔散射、瑞利散射和 米散射都属于弹性散射，而布里渊散射和拉曼散射则属于非弹性散射。同样光散 射频谱分布一般如图 2-2 所示:
图 2-2 光散射频谱示意图
布里渊散射是指在介质中传输的入射光波场与介质中的弹性声波场之间相互 作用而发生的一种光的散射现象，且散射光的频率不再与入射光的频率相同，它 的频移大小大约为 10-2~1cm-1。布里渊散射包括自发布里渊散射和受激布里渊散射 两种。发生自发布里渊散射发生，介质内的弹性声波场是由热激发产生的，是一 种宏观弹性振动;但是，一旦入射光强度超过某个特定值时，入射光束本身则可 产生声波，此时声波和散射光都会朝一个方向进行传播，这种具有受激性性质的 布里渊散射称为受激布里渊散射。
2.3 光散射的发展
1802 年，Richter 最早观察到光束通过溶胶时发生的光散射现象。Tyndall 于 1869 年再次研究了上述现象，他用光束通过装有盐酸和亚硝酸丁酯混合的管子， 成功模拟了蓝色的天空，并且在用白光照射时，发现部分散射光是偏振的，开启 了对光散射现象科学研究的大门。瑞利在 1871 年深入了 Tyndall 的实验，并获得 散射光强与单位体积的粒子数入射光光强以及粒子的体积平方成正比关系，与入 射光波长的 4 次方成反比关系，并指出大气造成的散射大部分是由于气体的介质 密度随机涨落引起的分子散射，小部分是由悬浮于大气中的尘埃导致的散射[39]。 瑞利在 1881 年前后用麦克斯韦电磁波理论对上述判断进行了理论证实，并发现了 无吸收、无相互作用的光学同向性粒子，当散射中心尺度远小于入射光波长时， 则散射光光强就与入射光波长的四次方成反比，即著名的瑞利定律。1908 年和 1909 年，Mie 和德拜依次基于球形质点作为模型基础上，计算模拟出了电磁波的散射理 论。不仅发现该理论适用于任意大小的球体，还证明了瑞利散射理论存在的不足， 即:当 2 r / ， , 0.3时，其中 r 是球体半径， ， 是入射光波长，瑞利散射定律才成
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
立;当 2 r / ， 比较大时，散射光光强对入射光波长依赖性就不强。1914 年，布里 渊研究了散射光的频谱，他认为液体介质由于受热运动导致密度的起伏涨落可能 会激发声波，并成功计算出散射光的频谱分布，发现在瑞利谱线的左右两侧有对 称地分布分离谱线。1928 年，拉曼观察到如今的拉曼散射，但是由于当时条件的 限制，知道 20 世纪 60 年代激光器的问世，这种散射现象才被人们重视。拉曼在 1928 年用汞灯照射液态苯时，发现散射光谱中多很多出了由于介质分子或者晶格 振动引起的散射谱线，即拉曼散射。到后来，不断有科学家在不同介质中发现新 的光散射现象，直到 20 世纪 60 年代，激光器的出现，不仅为实验提供了理想的 根源，并且随着计算机技术不断更新与发展，使得庞大的实验数据处理起来更加 简单便捷，使光散射理论应用到各门学科、各个领域中去。目前，光散射的应用 非常广泛，主要有大气检测、海洋遥测、石油化工、通信安全等众多领域。
2.4 自发布里渊散射理论
1914 年 Brillouin 开始从事散射光频谱研究相关工作，并于 1922 年，在研究晶 体中的散射光谱时，预言存在一种新的光谱，并通过计算发现在入射光频谱(瑞 利谱)两边附近对称地分布着两条谱线。1930 年，E. Gross 在液体中首先观察到 布里渊散射双线，证实了 Brillouin 的推断。布里散射是在介质内传输的入射光与 介质内部的弹性声波场之间相互作用而发生的光的散射现象，散射光相比于入射 光而言发生了一定的变化，并且频率的变化尺度与介质内的声波场的特性以及散 射角密切相关。
当光束在介质中传输时，由于介质受各种热力学量而产生密度的起伏变化， 即折射率的变化是引起光散射的原因。在整个散射过程中首先要满足动、能量守 恒。设 k 、 ,， 分别为入射光的波矢量和入射光能量， k , 、 ,，, 分别为散射光的波 矢量和散射光能量，q 为相互作用的声子波向量，则能量对于一级谱(单声子的过 程)有下关系[42,43]:
(2-2) ,, , , , , (q) ，，，
(2-3) , k , , k , , , q
由式(2-2)和(2-3)可知，当入射光的频率和方向固定时，只要能测量出不同方 向上的散射光的频率，就可以得到声子的频率以及波矢量的大小。
通常定义散射光的频率低于入射光的散射为斯托克斯散射;反之，散射的频 率高于入射光的散射为反斯托克斯散射。其实，斯托克斯散射是一种发射声子的
, , , , , , , 过程，即 k , , k q ，而反斯托克斯散射则是吸收声子的过程，即 k , , k ， q 。用 q 表
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
, , a 22 , , 示声波的波矢，则 q，a 、 和 a 分别是声波的速度、波长和频率， ,，,a ， ,
, , , 则散射光波矢 k , 、声波矢 q 和入射光波矢 k 三者之间的矢量关系如图 2-3 所示:
图 2-3 入射光波、散射光波和声波三者之间的矢量关系图
, , 2 n 当波矢为 k 的入射光束平行入射折射率为 n 的液体介质时， 则有 k , ， ，
, 其中 ， 是真空条件下入射光的波长。如果这时在散射光波矢 k, 的方向上能够观察
, , , 到散射光，则当入射光波矢 k 、声波矢 q 和散射光波矢 k , 满足 Bragg 条件时，则有
如下关系:
, , , k , , k , q (2-4)
, , , 式(2-4)实际上表示:散射光波波矢 k , 的大小是由入射光波矢波 k 从声波波矢 q
得到还是失去动量来确定，三者波之间满足动量守恒定律。如果给定一个入射光
的波长和入射方向，那么在观察方向上的散射光只能被一个特定波长和传播方向
, , 的声波散射。根据 | k |,| k , | 和式(2-4)，可以得到如下关系:
, , , , q 2 , | k , k |2 , k ,2 ， k 2 2k , k ,
(2-5) , , 2k 2 (1 cos, ) , 4k 2 sin 2
2
2 n , ，代入上式可得: 其中的, 是散射光和入射光之间的夹角，因为 k , ，
4 n , q , (2-6) sin 2 ，
通过式(2-6)我们可以看出入射光在一个运动着的声波散射下发生了频移，且
, 为多普勒频移，同时得到声速,a 在散射方向 k , 上的分量为,a sin( , 2 )，因为入射
光源的像将会以两倍的速度, 来运动[44]，即
， , , (2-7) , 2a sin , , ,, , 2 ,
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
当给定入射光频率为, 时，则由多普勒效应产生的布里渊散射的频移, B 为:
, n , ,, , B , ,, (2-8) cn ，
通过式(2-7)和式(2-8)可以推到出布里渊散射频移，即:
, , (2-9) , B , ,2n a sin 2 ，
上式通过与式(2-6)和(2-8)相互对比，并根据 q , 2 vS ,S ，可得 vB , vS ，发现 布里渊散射的频移的大小正好和满足布拉格(Bragg)条件的声波频率相同。本论文 实验过程中采用的入射光波长 λ =532nm，取水的折射率 n , 1.33 ，水中的声速 ,a,1500m / s ，且当背向散射角 , , 时，代入(2-9)式，可得布里渊散射的频移大 小为，, B , 7.5GHz 。典型的理想布里渊散射光谱如图 2-4 所示:
图 2-4 理想的布里渊散射光谱线
在图 2-4 中，中心谱线是高斯型的瑞利散射峰，在瑞利散射峰左右两边对称分 布的是洛伦兹型的布里渊散射峰。由于水中声子的寿命的时间比较短，所以实际 的布里渊散射谱线存在着一定的宽度。我们实验室采用的是波长为 532nm 的绿色 激光作为入射光源，通过计算可以测得布里渊散射谱线的线宽 (FWHM)约为 , B , 0.5GHz 。
以上讨论的是水中的自发布里渊散射，即当激光光束在水中传输时，由于水 介质受到热涨落而产生声子，进而对入射激光束进行的散射的现象，且散射光发 生了频率移动。在下一节内容重点要讨论高能激光在水下传输时发生的受激布里 渊散射。
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
2.5 受激布里渊散射理论
2.5.1 受激布里渊散射物理机制
与自发布里渊散射不同，受激布里渊散射过程是高能激光在介质中传输时， 介质内受到强激光电致伸缩效应而产生强的弹性感应声波场，从而对入射激光产 生的散射[44,45]。这里的弹性的感应声波场是一种相干的声波场，它与入射激光相 互作用，耦合而产生 SBS 的相干辐射。如果入射光的能量足够大，超过一定的值 时，就能够使介质内由于电致伸缩效应而感生的声波场和相对应的散射光波场的 增益大于他们自身的损耗。在这种条件下，介质内感应声波场和布里渊散射光波 场就会产生振荡或者被受激放大。
受激布里渊散射相比于自发布里渊散射有着许多明显的特点:(1)受激布里 渊散射具有显著的阈值性，只有在入射光的光强或功率超过一定的阈值后，才能 观察到受激布里渊散射光，而自发布里渊散射没有产生条件的，它是在任何情况 下都可以发生的。(2)受激布里渊散射光具有明显的定向性，一旦入射光功率超 过阈值后，受激布里渊散射光的空间发散角就会明显变小，且能够达到入射光发 散角程度。(3)受激布里渊散射需要一个窄线宽、近单色的入射光激励，且散射 光谱宽度相比于入射光可相当甚至更窄。(4)受激布里渊散射光具有明显的时间 性，即受激布里渊散射光的脉冲宽度相比于入射光明显变窄，有压缩脉宽的作用。
散射过程有两种，一种是斯托克斯散射，另一种是反斯托克斯散射，且斯托 克斯散射发射声子的过程，反斯托克斯散射则是吸收声子的过程。对于受激布里 渊散射，它是建立在从自发布里渊散射的基础上的，受激布里渊散射在频谱上的 与自发布里渊散射最大区别是不存在反斯托克斯散射谱线，即入射光波波矢和散 射光波矢传播方向相反。下图是受激布里渊散射的示意图:
图 2-5 受激布里渊散射示意图
受激布里渊散射在发生过程中需要满足能量和动量守恒，且需要具有高强度 时间、空间相干性入射激光光源。因为高强度入射激光入射到水介质中，会发生 很强的背向散射，造成增强介质的元激发，从而造成背向散射光的非线性增强，
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
所以需要利用非线性光学知识来分析受激布里渊散射的物理机制和散射过程。当 入射激光能量一旦超过受激布里渊散射的阈值时，满足正反馈条件，此时受激布 里渊散射光的强度可用式(2-10)进行描述:
(2-10) I S (output ) , I L (input ) exp( g b (v ) I L l )
其中， I S 为散射光光强， I L 为入射光光强， g b 为布里渊散射增益系数， l 为 入射光与介质相互作用长度，取增益因子 G , exp ， gb (v) LIl ， 。
由式(2-10)可知，受激布里渊散射光光强在一定程度上依赖于入射光光强，或 功率的大小。当, , 0 时， gb ， v， 取得最大值，受激布里渊散射最强。同时，受激 布里渊散射在背向散射时占主导地位。因为在, , 1800 时，入射光与介质相互作用 距离最长，且声子寿命时间最短，所以能在很短的时间内建立起声子再生与衰减 之间的平衡，使入射光很大一部分转化成背向的受激布里渊散射光。受激布里渊 散射的物理发生过程可以分如下几个步骤进行描述:
首先，水介质受到热运动作用引起各向同性的声波场，其激发元称为声子;
其次，当强度较弱的入射激光脉冲前沿射入水中，与介质中的弱声波场发生 相互作用一起散射，首先发生自发布里渊散射,光强为 I L ，input ， ，在室温条件下， 有 I s ， l ， , I l ，l ， exp ， 30， ;
然后，产生的自发背向布里渊散射光与入射激光脉冲强度更强的后沿相遇 耦合产生强声波场前向传播;
最后，前向传播的强声波场与入射激光脉冲相互作用，产生强度更强，背向 传播的受激布里渊散射光。
2.5.2 受激布里渊散射理论方程
用 Maxwell 方程来描述入射激光与介质相互作用的过程[46]:
,, ,, B E ,, ,, (2-11) , E , ， , B , ,, t t
将式(2-11)中的两个等式重新组合可得非线性波动方程:
,, ,, ,, NL ,, n2 2 E ， n E 2 P (2-12) , ,0 2 E 2 c 2t c t 2t ,, ,, 式(2-12)中， E 、 B 分别为电场和磁场矢量， ， 为介质的吸收系数， n 为介质
,, NL 的折射率。介质的吸收系数和折射率是由介质本身极化的线性部分产生的，P 是 非线性极化部分。
假设电场由一个不同频率( ， j )的波列组合，且线性极化和入射光传播方向都在
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
, z 方向，则电场和非线性极化 P NL 可分别表达为:
1 N , E r, t , z ， (2-13) ， ， j ,1 {E j exp[i(，k j z ， jt) ， E j exp[ i(，k j tj)]} 2
, N NL 1P NL r, t , ， (2-14) ) exp(i， ， {PjNL exp( i， jt) ， (Pj jt )} 2 j ,1
在线性光学中，电场强度和介质的极化成比例关系，且比例系数为常数，则 有 P NL , 0 。但是如果电场强度比较高，会产生高阶极化，变为:
, ，
(2-15) E Pi , 0 , ij， ，1 E j ， ijk， ，2 E j Ek ， ijkl3， ， E j Ek l ，？, , , , ,j ,k j ,k ,l j，
上式中右边第三项就是对应受激散射过程，产生了非线性极化 P NL ，且为:
,， , , ， , , ， (2-16) P NL , ,, , ， ， , , T , E ， , T , ， , , ,T ,，
其中， ， 和 T 分别表示介质的密度和温度的涨落。为了更清晰的阐述受激 布里渊散射的主要性质，假设入射光场所造成的介质密度扰动 ， , ， ' ，0 ， ，0 表 示介质的平均密度，则光场与密度波方程可分别表达为:
1 i ， k L z ，Lt ， E , {EL exp , i ， kL z ，Lt ，，， ， EL exp , ，， 2 (2-17)
， ES exp ,i ， kS z ，S t ，， ， ES exp ,i ， kS z ，S t ，，} ， ，
1 ， , (2-18) , ， exp ,i ， qz ，t ，， ， c.c, . ， 2
其中， ，L 为入射光频率， ，S 为斯托克斯(Stokes)散射光频率， ， 为介质的驱 动频率，且 ， , ，L ，S ， kL , kS , q 分别为入射光，斯托克斯散射光和声波的波矢， 并且满足 q , k L ， kS , 2kL 。式(2-17)表示介质的密度波动是由电致伸缩力所产生的， 在场强较大的地方，介质密度随之增加。入射光和声波都朝着 ， z 方向传播，斯托 克斯散射光朝着 z 方向传播。我们知道介质会对两光波的频率差 ， , ，L ，S 产生 较强响应，并且会以速度 (，L ，S ) / (kL ， kS ) 在介质中传播。此时可以得到下面的 场方程:
EL n EL 1 ，L , i， (2-19) ， EL , ES ， ， z c t 2 4e cnL0 ， ES n ES 1 ，S , i ， , E (2-20) ， ， ES S ， z c t e 2 4cnS ，0
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
其中， , e 为电致伸缩系数，且 , e , ，0 ， , ， ，T 。
为了获得介质密度产生的非线性扰动振幅，可以通过组合含有电致伸缩力在 内的斯托克斯方程与连续性方程可以得到物质方程:
, , q 2 2 ， ， 2i， (2-21) ，， 2 ，B2 ， i，, B ， ， , e 0 L ES E2 2 t t
式(2-21)表达的就是一个受迫阻尼型的简谐振荡过程，且电致伸缩力的作用产 生了等式右边的驱动部分。
在很小失谐的情况，只要满足 ，， 2 ，B2 ， , ，， ， ，B ，，， ，B ， , 2，B ， ，就可以 得到下面的声波方程:
， i, e, 0q ， , , ， B (2-22) i ， EL ES ， , , ， , t 4, ,
2
,
方程(2-19)、(2-20)和(2-22)在时间和空间上分别描述了在平面波情况下受激布 里渊散射的过程，当时间微分为 0 时，这些方程为稳态。根据 SBS 相互作用时间 与声子寿命的长短的比较来区分 SBS 是稳态过程还是瞬态过程:如果 SBS 相互作 用时间远大于声子寿命，则 SBS 为稳态过程;如果短于声子寿命或者能够相比拟， 则为瞬态 SBS 过程。稳态简化以后就得到一个简单的密度波方程:
i, e, 0q 1 ， , (2-23) EL ES
4, ，1 2i ， , B ，
把式(2-23)分别代入到方程(2-19)和(2-20)中，并用光强来表示方程中的场强，
2 , 0cn E j ，可得入射光光强和斯托克斯光光强的表达式分别为: 即 I j , 2 dI L (2-24) , g B ， ， ， I L I S dz
dI S (2-25) , g B ， ， ， I L I S dz
其中， g B ， ， 是稳态布里渊散射增益系数，由下式决定 ，2 ，S ，, e ， g B ， 0， , 3 1 g B ， ， ， , g B ， 0， (2-26) 2 1 ， ， 2 ， , B ，
2 (2-27) c n,，0, B
当 g B ， 0， , g B 时，增益系数在共振条件下取得最大值，其中 ，L , ，S 。在式(2-26) 中，增益系数在频谱上表现为洛伦兹(Lorentzian)线形，半高宽为 , B 。在(2-25)表达
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式中，入射光与斯托克斯散射光之间发生了能量的转移，即在 z 方向传播的斯托 克斯散射光从入射光中获取了一部分能量。对方程(2-25)进行求解，可以发现斯托 克斯散射光能量在从 z , l 处沿 z 方向传播的过程中按指数增长:
(2-28) I S ， z ， , I S ，l ， exp , g B ， ， ， I L ， 0，，l z ，， ，
从声波密度方程(2-24)可以看出在没有入射光场的情况下，密度波振幅从 t , 0 时刻，按照指数衰减:
(2-29) ， ，t ， , ， ， 0， exp ， , B 2， t
因为声波的强度与振幅的平方成正比，所以声波强度的衰减率也应该为 , B ， 则特征衰减时间, B 为:
1 (2-30) , B , , B
这里可以引进慢变近似定义，即幅度的变化要慢于一个光周期或者一个光波 长。通过慢变近似理论可以将上述稳态平面波方程组应用于在含有吸收条件下的 非平面波情况，即有
EL n EL 1 g B i ， (2-31) T2 EL ， ， ， EL , I S EL z c t 2 2 2 L k
1 g i ES n ES ， E (2-32) T2 ES ， ， ES , B I L S 2 2 z c t 2kS
方程(2-31)、(2-32)分别描述了稳态情况下入射激光与斯托克斯散射光的传输 以及两者之间相互作用的过程。在共振情况下，有如下三个方程:
EL i n EL 1 i，L , e (2-33) T2 EL ， ， L ， L EL , ES ， ， z 2kL c t 2 4cn ，0
i ES n ES 1 ，S , i， ， S , E (2-34) T2 ES ， S ES L ， ， z 2kS c t e 2 4cn ，0
， , , e,i ， B ， , (2-35) EL ES t 2 4, 0q
通过式上面三个方程可以描述在共振的情况下，含有声波方程在内的、更加 详细的全瞬态方程组。
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2.5.3 一维受激布里渊散射(SBS)简化模型求解
受激布里渊散射(SBS)最简化的结构模型就是当一个平面波激光光束入射到 介质中传输时，斯托克斯散射光具有和入射光相同的平面波的结构。这样，就把 受激布里渊散射在空间上定义为一维的，从而可以忽略横向的微分，最大简化方 程组的求解过程，简易地得到方程组的解析。在简化的基础上分析一维受激布里 渊散射的结构模型，对实验结果以及后期应用展开预测。本文分析了以下是几种 简化模型:
(1) 入射激光存在衰减，不存在吸收的情况下:
图 2-6 为一维受激布里渊后向散射结构模型。IS 为散射光强度。IL 为入射光强 度，L 为水槽长度，z 为入射光传播方向。
l Acoustic wave
I S I L
z 0 L
图 2-6 一维受激布里渊后向散射模型
在这个模型里把所有的时间微分都设为 0，在忽略介质吸收，只考虑入射激光 衰减的情况下，根据稳态方程式(2-34)和式(2-35)，可以得到受激布里渊散射散射 光光强作为入射光光强和相互作用时间函数的解析为:
I S ， L， 1 I S ， 0， I L ， 0， , (2-36)
I S ， 0， exp,,1 I S ， 0， I L ， 0，， g B I L ， 0， L, I S ， 0， I L ， 0， ，
且满足能量守恒条件
I S ， z ， I L ， z ， , I S ， 0， I L ， 0， , const (2-37)
对于建立在自发布里渊散射基础上的受激布里渊散射，可以通过一个边界条 件 I S ， L, t ， , I L ， 0, t ， e 30 ，保证和与前面的假设条件相互对应。这样的话，SBS 的反 射率 R , I S ， 0， I L ， 0， 就满足关系式:
30 ， ln R I (2-38) G , g B L ， 0， L , 1 R
根据式(2-38)就可以计算出要达到一定的反射率所需要的入射光光强。
(2)入射光存在吸收，不存在衰减的情况下:
这种情况是指入射光存在介质的吸收而没有发生自身原因的衰减，受激布里
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南昌航空大学硕士学位论文 第二章 光散射概述
渊散射光则经历了一个从入射光吸收一部分能量而增长和被介质吸收的过程。
dI S dI L , ， I L , g B I L I S ， ， I S (2-39) dz dz
求解式(2-39)可得到:
(2-40) I S ， z ， , I S ， L， exp , g B I L ， 0，， e ， z e ， l ， ， ， ， L z ，， ，
如果存在光学薄介质，即 L ,, 1，化简式(2-40)可以得到以下方程: ，
I S ( z) , I S (l) exp{[ gI P (0) a](l z)} (2-41)
由上式可知，方程式右边项只要满足 g B I L ， 0， , ， 条件，就可以得到受激布里 渊散射光。
(3) 入射光为一个平面波情况下:
Kroll，Hon 等研究了在平面波情况下受激布里渊散射的过程，斯托克斯光强
为: 1 2 (2-42) t B , ， I S ， z, t ， , I S ， L, t ， exp,2 , g B I L ， 0，， L z ， t , B ， ,
SBS 的阈值定义为:在入射光脉冲时间 t 的末端，如果入射光光强增益达到 I S ， 0, t ， I S ， L, t ， , exp ， 30，，则认为入射光光强达到 SBS 的阈值，则有:
1 2 , t gL ， tL , 30 (2-43) 2 , B L， I L ，t ' ， dt ' , 0 , B , B，
如果入射光为一个方形脉冲，则受激布里渊散射的阈值增益 Gth 为:
2 1 , B ， t L , , (2-44) Gth , ， g B I L L，th , 30 ， , , B , 4 tL ,
上面相关 SBS 的理论分析都是在窄带入射激光的基础上展开的。所谓的窄带 就是指入射激光的线宽比较窄，本论文实验中选用的入射光光源是线宽为 90MHz 的窄线宽蓝脉冲绿激光。而区分激光线宽是属于窄带还是宽带的标准是根据入射 激光的相干长度与受激布里渊散射特征增益长度的比值大小来确定的[47-49]:如果 入射激光的相干长度远大于受激布里渊散射的特征增益长度，受激布里渊散射增 益与入射激光线宽无关，此时就是窄带受激布里渊散射;相反，如果入射激光的 相干长度小于受激布里渊散射的特征增益长度或相比拟时，受激布里渊散射的增 益与线宽有关，此时就是宽带受激布里渊散射。
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
近些年来随着大功率激光器的涌现与技术的不断更新，在不同领域下的布里 渊散射技术，在理论和实践方面都取得了比较好的成果，随之世界各国国防安全 部门高度重视利用布里渊散射激光雷达探测水下物体技术的发展。随着科学们不 断提高更深的探测距离的情况下，介质参数的改变对高能激光在水下的传输规律 的影响也逐渐成为人们所关注的焦点及必须攻克的难题。
目前，人们对高能激光水下的传输规律及特性的认识与研究尚不全面。激光 在水中的衰减与入射光波长有一定的关系，对于一个给定的波长，其衰减为一个 常数;同时，激光在水中的衰减还与介质本身有关，例如浑浊度、气泡等;近几 年来，研究发现入射激光在水中的衰减不仅与激光的入射功率还与激光的线宽有 关。但是，目前的研究大都是在实验室或者常温常压条件展开的，基于介质参数 的变化对高能激光水下传输规律的影响，也就是对散射过程及其特性的影响还未 展开过详细的研究[20][31][63]。本章以纯水作为传输介质，重点对介质温度的变化对 受激布里渊散射特性影响展开研究，寻找阈值、脉宽、增益系数等 SBS 特性对介 质温度的依赖性规律。
本章主要内容分两个部分，一部分是理论上分析了介质温度对受激布里渊散 射阈值和脉宽的影响，并开展了相关的实验研究展开验证;另一部分是计算分析 了介质温度的变化对声子寿命、介质粘度和受激布里渊散射的增益系数的影响。
3.1 介质温度对受激布里渊散射阈值和脉宽的影响研究
数十年来，在不同介质中，布里渊散射在理论和实验方面的研究都取得了许 多比较好的研究成果。随着光散射特别是布里渊散射激光雷达技术的不断发展， 受激布里渊散射(SBS)阈值和脉冲宽度相关方面的研究也随之引起关注。相关研究 工作[31]证明了介质长度、透镜焦距、光束质量、光的相干长度等因素对 SBS 阈值 的影响。而对 SBS 介质本身的温度对 SBS 阈值和脉冲宽度的影响没有展开过相关 的研究和说明。然而，在一些特殊情况下，介质温度不是一成不变的。比如在深 海，海水的温度随着深度的增加而逐渐降低。而温度的改变务必会对利用 SBS 技 术进行相关的研究工作造成不确定影响。所以，全面深入研究介质温度对 SBS 传
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
输特性的影响就显得尤为重要，特别对利用布里渊激光雷达海洋遥感探测具有重 大的意义。
在文献[20]中，W. L. J. HASI等人研究了以FC-72作为SBS介质时，温度对SBS 及SBS光限幅的影响，发现温度对介质的电致收缩系数、折射率、密度和声速影响 很小，但是对介质的运动粘度影响很大，进而影响SBS特性;W. Heinicke[51]等人 研究了石英晶体中温度对SBS特性的影响，认为石英晶体中SBS阈值对温度的依赖 很小，却对晶体介质的光弹性性能依赖很大;刘大禾等人[52,53]在测量介质衰减系 数的基础上，提出水下SBS阈值测定的新方法，但没有考虑水介质本身温度变化对 阈值的影响。
本节重点内容就是在前期工作的基础上，把水下 SBS 阈值测量扩展到温度领 域，研究温度对水下 SBS 阈值及脉宽的影响。首先，理论分析了介质温度的变化 对 SBS 阈值、增益系数以及介质的声子寿命的影响，并采用 Continuum 公司的 Nd: YAG 激光器搭建系统进行实验核实。
实验操作及后期数据处理分析过程中，本文不仅分析了温度对受激布里渊散 射阈值和脉宽的影响，还对介质温度对声子寿命、介质的运动粘度以及布里渊散 射的增益也展开了相关的讨论，从理论和实验两个方面，系统的介绍温度对介质 本身相关特性及受激布里渊散射散射特性的影响。
3.1.1 实验装置及原理
实验光路如图 3-1 所示。使用的光源是种子注入式 Nd:YAG 调 Q 脉冲激光器 (Continuum Powerlite Precision II 8000)，脉宽为 8 ns，波长为 532nm，重复频率为 10Hz，窄带和宽带情况下线宽分别为 90MHz 和 30GHz。入射光束首先通过一个二 分之一波片 λ/2，光束偏振态从垂直偏振变为水平偏振，然后经过偏振耦合镜 P 把 其中的一部分光束反射分离出来后，用来监测入射激光能量，而透过偏振耦合镜 的那部分光束经过四分之一波片 λ/4 后变为圆偏振光。这里偏振耦合镜 P 和四分之 一波片 λ/4 的作用是为了最大限度减小强背向受激散射信号光返回到激光器。实验 所用水槽的长度是 1.2m，探测器 D1(Coherent FieldMate)、D2(Coherent PowerMAX)
都是激光功率计。实验中使用一个精度为 0.02?温度控制器控制水槽里水的温度， 并使其温度在 5-45?范围里可调。实验中为了尽可能保持激光器系统的稳定性不 变，通过脉冲延迟与发射器(Standford Research System DG535)来控制激光器的工 作，并通过调节激光器振荡级和放大级之间的延时来控制入射激光能量的大小。
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
图 3-1 测量水下衰减系数的光路图(λ/2:二分之一波片、P:偏振耦合镜、
λ/4:四分之一波 BS:分光镜、TC:温度控制器、D1-D2:探测器)
实验过程中为了尽量的消除玻璃材料的吸收及光学玻璃表面反射的影响，本 文对实验操作进行如下处理。具体衰减系数测量
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如下所示:
(1)在水槽不加水情况下，让入射光束垂直通过水槽，记录探测器 D2、D3 分别测得激光强度 I2 和 I1，假设分光镜的分光比为 S，水槽前后表面玻璃的衰减率 为 G，在垂直入射的情况下玻璃和空气界面之间的透射率为 T1，则得到光强 I2 为:
(3-1) I 2 , I1SG 2T14
在垂直入射的情况下, T1 可以通过菲涅耳方程计算得到:
2
T1 , 4na ng (3-2) ， na ， ng ，
在式(3-2)中， na =1 和 ng =1.499 分别为空气和玻璃的折射率。
(2)固定水槽不变，向水槽内加水，待水槽内水稳定后，打开激光器进行实 验，此时记录探测器 D2、D3 分别测得激光强度 I2‘和 I1‘，假设水槽的长度为 l，水 的衰减系数为 α，则 I2‘为:
2 (3-3) T I 2' , I1'SG 2T1 22 exp(-αl)
设 T2 为从玻璃进入水的透射率，则:
2 T2 , 4nwng (3-4) ， nw ， ng ，
nw 为水的折射率。把方程(3-1)代入方程(3-3)，则激光在水下的平均衰减系数 可以表达为:
1 ' I/ 1'I T12 1 ' / I I' 0.02565(1.499w )4 + nγ = - ln( 2 * )= - ln[ 2 1 * ] (3-5)
l I 2 / I1 T22 l I 2 / I1 nw2
对于一个给定的入射波长 λ，水的折射率可以表达为[54]:
n ， n6 S ， n7T n8 n (3-6) ， nw (S , T , λ) , n0 ， ， n1 ， 2nT ，3 4 nT 2T ， 2 ，S 5 ， n ， 2 39 λ λ λ
其中，S 表示水的盐度(‰)，T 表示温度(?)，λ 表示入射光波长(nm)，n0~n9 在参考文献[55]中有详细说明，这里不再阐述。从方程(3-6)可以得到纯水的折射率
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
表达式:
n5 ， n7T n8 n ， nw (0‰, T , λ) , n0 ， n4T 2 ， ， 2 39 λ λ λ
= 2.02 ,10 6T 2 7.95113 ,10 6 T ， 1.336 (3-7)
同样，从方程(3-6)可以得到盐度为 35‰的模拟海水折射率表达式:
n5 ， (3.5% , n6 ) ， n7T n8 9 n， ， nw (35‰, T ， , ) , n0 ， [， n1 ， n2T ， n3T 2 ， , 3.5%] ， n4T 2 ， 2 ， ， 3 ，
, 2.019 ,10 6T 2 7.98788 ,10 6T ， 1.342 (3-8)
把方程(3-7)、(3-8)分别代入方程(3-5)，就可以推导出不同温度下的水的衰减 系数。通过水的衰减系数在不同线宽激光下的变化趋势，可以获得在不同介质温 度下，受激布里渊散射的阈值情况;再通过示波器(Agilent Technologies DS07104A)
采集 SBS 脉宽的时序波形图，获得不同介质温度下所对应的 SBS 脉宽，分析脉宽 随温度变化的趋势，得到温度对 SBS 特性的影响关系。
3.1.2 温度对 SBS 阈值影响的实验结果及分析
为了保持激光器输出激光的稳定性，通过调节激光器的时间延时控制入射激 光的输出功率，选用循环水恒温冷却控制器控制水槽内水的温度，控制器的精度 为 0.02?。实验测量温度范围为 5-45?，不同介质温度条件下，激光在水下传输 衰减系数实验测量结果如图 3-2 所示。每次实验测量及在使用 ICCD 获取受激布里 渊散射光光谱前，保持水槽内水温恒定至少 10 分钟以上，并重复 6 组衰减实验测 量，取平均后并做标准误差分析，提高测量精度，为后期的理论分析及数据处理 奠定基础。
最终的目的就是在不同的介质温度的基础上，根据宽带、窄带两种线宽激光 模式下，入射激光水下传输的衰减系数在不同拐点处的平均值来获得，不同水温 条件下所需要的 SBS 的阈值。再根据这些阈值点就可以得到受激布里渊散射阈值 随介质温度变化的影响关系。
以纯水作为 SBS 的传输介质，在不同介质温度下的衰减系数测量结果及其拟 合曲线如下图 3-2 所示:
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
图 3-2 纯水时，激光水下衰减系数测量结果及拟合曲线:红色圆点代表窄带模式下激光水下
衰减系数的测量结果，蓝色方块代表在宽带模式下激光水下衰减系数的测量结果。
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通过图 3-2，可以很直观的看到介质温度对受激布里渊散射阈值的影响，为此
对离散数值进行数据拟合，更精确的展示出 SBS 阈值对介质温度的依赖关系。同
时，更详细的处理数据如表 3-1 所示，表中列出了 SBS 阈值点所对应的入射光功
率及其功率密度。
表 3-1 不同温度下阈值测量结果及对应的功率密度
温度(?) 10 15 20 25 30 35 40 45
阈值(J/Pulse 0.3144 0.2715 0.2543 0.2276 0.2087 0.1787 0.1613 0.1565
对应功率密度 39.7285 34.3115 32.1378 28.7635 26.3687 22.5773 20.3847 19.7718 2 (MW/cm )
-3 根据参考文献[53]，可以认为这些转折分岔点就是介质密度(g/ml) SBS 的阈值点。通过分析， 介质粘度(10 Pa?s)
产生这种情况主要的原因就是，在窄带情况下，当脉冲峰值功率超过受激散射光
给定的阈值时，随即开始发生受激布里渊散射，导致入射激光能量被额外的损耗
掉一部分，而被消耗的那部分激光能量被转化为受激布里渊散射光，因此衰减系
数急剧上升。
水体对激光传输主要有吸收和散射两种作用，为了准确说明高能激光水下传
输时所发生的非线性散射现象，给出入射激光低于和高于 SBS 阈值时，采集到的
散射光谱，如图 3-3 所示。
图 3-3 不同入射激光能量下水中的散射光谱
从上图中可以看出，当入射光能量低于 SBS 阈值时，散射光谱中同时含有斯
托克斯和反斯托克斯分量，属于自发布里渊散射，如图 3-3 中(a)所示;当入射光
能量不断增大，一旦高于 SBS 阈值时，发生受激布里渊散射，则散射光谱中只有
斯托克斯分量，且其强度要比瑞利散射高很多，这就是高能激光水下传输时发生
典型的 SBS 现象，如上图 3-3 中(b)所示。通过上述不同温度下的实验结果，可以
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总结介质温度对水下 SBS 阈值的影响如图 3-4 所示。
图 3-4 不同盐度下，温度对水下 SBS 阈值的影响
可以看出，纯水作为受激布里渊散射传输介质时，SBS 的阈值随温度的升高 而减小，与温度成反比关系;这是因为，当温度很低时，声子寿命时间相当短[32]。 在这种条件下，在受激的过程中，就要建立起声子再生和声子衰减之间的平衡。 此时，稳态占主导地位，则阈值 Ith , α g B ( α 为水的线性衰减系数， g B 为布里渊散 射增益)[56]。所以，温度越低，增益系数越小，SBS 阈值越高。另一方面，如果温 度相对比较高，声子寿命时间就比较长，从而在脉冲持续时间内就建立不起声子 再生和衰减之间的平衡。这种情形下，受激过程就处于瞬态或者临界状态，受激 布里渊散射的阈值就可表达为 I th , ，1 2 Bg τ BυP ， ， α g B ( υ P 为水下的光速，τ B 为声子 寿命)。SBS 阈值 Ith 和增益系数 g B 及声子寿命成反比，所以，温度越高相对应的 SBS 阈值越低。
3.1.3 温度及盐度对 SBS 脉宽影响的实验结果及分析
实验中通过示波器(Agilent Technologies DS07104A)采集不同温度下 SBS 的脉 宽时序波形图。在图 3-5 中，分别给出了 25?时，入射激光脉宽和 SBS 光脉宽时 序波形，即分别为图 3-5 的(a)、(b)，(a)中是入射光的脉宽波形，约为 8ns，(b)为 25?时，采集到的 SBS 脉宽波形;及在温度为 10?和 40?，盐度为 0‰和 35‰时 的脉宽时序波形，分别为图中的(c)、(d)、(e)、(f)。通过理论分析及实验数据处理 可以得到不同温度下，受激布里渊散射脉宽与介质温度之间关系。
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(a)温度为 25?时入射激光脉宽 (b)温度为 25?时 SBS 脉宽
(c)盐度为 0‰、温度为 10?时的 SBS 脉宽 (d) 盐度为 0‰、温度为 40?时的 SBS 脉宽
(e)盐度为 35‰、温度为 10?时的 SBS 脉宽 (f)盐度为 35‰、温度为 40?时的 SBS 脉宽
图 3-5 不同盐度、温度下的 SBS 脉宽时序波形图测量结果
通过处理温度在 5~40?范围内的脉宽实验数据，可以获得介质温度的变化对
受激布里渊散射脉冲宽度的影响，如图 3-6 所示。
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
图 3-6 盐度分别为 0‰和 35‰时，温度对 SBS 脉宽影响
盐度分别为 0‰和 35‰时，不同的介质温度对 SBS 脉宽影响如上图所示。对
每个温度，采集 10 组时序波形图，求实验数据求平均并作误差棒分析。从图中，
可以很明显地发现 SBS 脉宽在低温时要比高温时小很多。这是因为，在低温或者
高盐度下，水的运动粘度相对比较高，这将导致一个比较小的增益系数和声子寿
命。而短的声子寿命就促使入射光充分地转化为 SBS，因此，脉宽压缩就更加明
显。相反，在高温或低盐度下，运动粘度比较小，相对的声子寿命就比较长，因
此，能量转化尚未充分，脉宽压缩效应就很弱。另外，值得注意的是，温度对 SBS
阈值和脉宽的影响要比盐度对其影响大。图 3-5 中(a)、(b)两幅图可以明显看出 SBS
的脉宽压缩特性，将泵浦激光的脉宽从 7.5ns 压缩到 2.04ns 的斯托克斯光脉宽。
同时，实验采用柱透镜信号接收系统、自由光谱范围为 19.6 GHz 的标准具和
ICCD(PI-MAX 1003)采集后向瑞利散射光谱和受激布里渊散射(SBS)光点状光谱，
如图 3-7 所示。当入射泵浦光强度超过 SBS 阈值时，水槽内发生较强的非线性光
学过程(SBS)，所以，在瑞利峰附近出现一个频移 7.5GHz 的斯托克斯峰，如图 3-8
中的二维数据光谱波形所示。这就是受激布里渊散射其中一个显著的特点。
(a)
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
(b)
图 3-7 窄带模式下激光在水下传输后向光谱测量结果:(a)当入射泵浦光强度低于 SBS 阈值时
瑞利散射光谱;(b) 当入射泵浦光强度超过 SBS 阈值时瑞利散射光谱和 SBS 光谱。
(a) (b)
图 3-8 窄带模式下激光在水下传输后向光谱二维数据测量结果:(a)当入射泵浦光强度低于 SBS 阈值时瑞利散射光谱;(b)当入射泵浦光强度超过 SBS 阈值时瑞利散射光谱和 SBS 光谱。
需要说明的是，因为受激拉曼散射(SRS)的阈值要比 SBS 的阈值高很多[57]，所 以在实验过程中只要把激光能量控制在适当的范围内，这样，SRS 对整个实验的 总体衰减的贡献就微不足道了。其他散射影响的可能性，包括横波、热弛豫和各 项异性波动等，对整个衰减的影响也非常小，甚至可以忽略不计。
3.2 介质温度对声子寿命影响的研究
介质温度变化不仅导致介质折射率的改变，影响了入射光的传播，还会影响 介质的粘度，而介质的粘度直接关系到声子寿命的长短，从而影响到 SBS 的特性。 在受激布里渊散射过程中，声子寿命时间的长短很大程度上影响 SBS 的建立过程， 不仅影响 SBS 的峰值功率，同时还会影响 SBS 的脉宽特性，所以要研究温度对 SBS 特性的影响，首先要分析介质温度和声子寿命之间的相互联系。
本文实验使用纯水作为传输介质，选用的光源是种子注入式 Nd:YAG 调 Q 脉
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
冲激光器 (Continuum Powerlite Precision II 8000)，脉宽为 8ns，波长为 532nm，重
复频率为 10Hz，窄带和宽带情况下线宽分别为 90MHz 和 30GHz;根据参考文献[44],
介质的声子寿命 τ B 可以用的表示为下面的表达式:
λ2 (3-9) τ B , 4π 2η
其中， τ B 为声子寿命， η 为介质的运动粘度， λ 为入射光波长。从上式可知，
在一定入射光波长的情况下，声子寿命的长短与介质的粘度成反比。同时，根据
物理基础理论可知，介质的运动粘度与介质的粘度和介质密度有如下关系:
u η , (3-10) ρ
在式(3-10)中， u 为介质的粘度， ρ 为介质的密度。
在物理学中，不同温度下，介质的粘度、密度是不同的，所以，水介质在不
同温度下，有不同的介质粘度及密度，从而对应不同声子寿命。实验选用循环水
恒温冷却控制器，控制水槽内的水介质温度在 5–40?范围内，控制器的精度为
0.02?。通过文献[58]，可以查表得出在不同的温度下，水的密度及粘度对温度的变
化关系数据。本文实验中所需要的数据做表 3-2 如下所示:
表 3-2 纯水作为传输介质，在不同温度下，介质密度、粘度随温度的变化关系
-3 介质密度(g/ml) 介质粘度(10 Pa?s)
0 0.9998 1.7921 5 0.9999 1.5188
10 0.9997 1.3097
15 0.9991 1.1447 20 0.9982 1.0087
25 0.9970 0.8949
30 0.9956 0.8004 35 0.9940 0.7208 40 0.9922 0.6560
通过上表 3-2，结合式(3-9)、(3-10)，并代入数据 λ = 532nm 、 π = 3.14 ，通过 5 10 15 20 25 30 35 40
实验测量计算可求得在把纯水作为实验传输介质时，介质温度在 0-40?的范围下，
介质温度对的运动粘度和声子寿命的影响分别如图 3-9 和图 3-10 所示:
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
图 3-9 介质温度对运动粘度的影响
图 3-10 介质温度对声子寿命的影响
从图 3-9 中可以发现，介质温度与介质的运动粘度成反比关系，温度越高介质 的运动粘度越小，反之越大;根据介质温度与运动粘度的关系，再结合公式(3-9)、 (3-10)，可以从理论上面得到，介质温度与声子寿命成正比，介质温度越高所对应 的声子寿命时间就越长，反之，介质温度越低，声子寿命时间也就越端，同我们 上述理论分析相符。
3.3 介质温度对 SBS 增益系数影响的研究
受激布里渊散射的阈值直接和增益系数有关[59]。一般情况下，通常讨论稳态 和瞬态受激布里渊散射两种过程。至于发生稳态还是瞬态受激布里渊散射，这要 取决于介质中声子寿命 τ B 和受激布里渊散射作用时间 τc 之间的关系，其中 τc , RGL / , p ，RGL 为实际增益长度，υ P 为水下的光速[60]。如果 τc ，发生稳 态受激布里渊散射过程;如果 τc 0 ，发生瞬态受激布里渊散射过程。然而，在 通常情况下，SBS 过程并非绝对的稳态和绝对的瞬态。
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
通过求解包含声波的三波耦合方程，并忽略入射光的衰减，则受激布里渊散
射光的强度可以表示为:
， t , ( z , t ,) I (0) ， )(l z) t /, (3-11) I S S (l，t ) exp ,2[ g B I L B ]1/2 , , , B ,
1
( g B I L ， 0， ， ) ， L ，z t , B 当 2 , ，， 2 , t , B 时，受激散射光在传播过程中将被放
大，此时根据受激布里渊散射发生的物理机制，可以定义 SBS 的阈值。一旦发生
受激布里渊散射，则满足式(3-12):
1 2 , g tL ， ， tL , (3-12) ' dt ' t，l z ， t ， ， 2 , B (l z)， I L L , 0 , B B B， ,,
tL 为入射激光的脉冲宽度。自发布里渊散射的线宽大约为 500MHz，即 其中，
RGLM , 0.22 m 。根据参考文献[60]，对一个线宽为 500MHz 的激光光束，在水下
传输，其最大实际增益长度约为 0.22m。而实际上，由于脉宽压缩效应，SBS 的线
宽要远远大于 500MHz，则其最大实际增益长度要短于 0.22m。假设激光脉冲为矩
形脉冲，则 SBS 阈值可以表达为:
2 ， ， (3-13) I Lth , 4g B, B, p g B
从上式可知，在获得 SBS 阈值条件下，进行逆推导可得，受激布里渊散射增
益系数 g B 表达式:
2 ， 4，, B, p (3-14) g B , 4, B, p I Lth
取, B , 0.26 ns ，, p , 2.256×108 m / s ， ， , 0.06 m 1， I Lth , 0.2276J / Pulse ，
通过上式可以计算出实验室温 25?条件下，SBS 增益系数 g B , 2.9923 ，与参考文
献[61]中室温条件的 2.94 相比拟。根据参考文献[62]，SBS 增益系数可以通过经典公
式理论推导如下所示:
4π2γ 2τ B (3-15) g B , ncvρλ2
γ 为介质的电致收缩系数，且 γ , (n2 1)(n2 + 2) / 3，c 为真空中光速， 其中，
v 为在介质中的声速， ρ 为介质密度。再把声子寿命表达式(3-9)代入式 SBS 增益
系数表达式(3-15)可得:
γ2 (3-16) g B , ncvρη
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南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
水作为传输介质时，温度的改变会造成密度，折射率的变化，从而造成介质
的电致伸缩系数 γ 的变化。
通过下表 3-3，可以一目了然的看到各参数随温度的变化关系(介质吸收
， , 0.06 m 1)。
表 3-3 不同温度下，SBS 增益系数测量结果( , 0.06 m 1 ) ，
5 10 15 20 25 30 35 40
Density (g/ml) 0.9999 0.9997 0.9991 0.9982 0.9970 0.9956 0.9940 0.9922
Refractive 1.3359 1.3357 1.3354 1.3350 1.3345 1.3340 1.3333 1.3325 index
Sound velocity 1426 1447 1465 1482 1496 1509 1519 1528 (m/s)
1.1290 1.2884 1.4528 1.6250 1.8077 1.9948 2.1894 2.3768 gB (cm/GW)
温度 湿度 大气压力 ，声子寿命 B , ,实验过程中，以纯水作为传输介质，介质吸收差不多在 0.06m-1 左右，即
数 g B 的测量结果如图 3-11 所示。根据参考文献 ， , 0.06 m 1，从表 3-3 中 ，可以明显获得如下信息，介质温度与介质密度、折射
率成反比，与介质中的声速、及受激布里渊散射的增益系数成正比，温度越高对
应的 SBS 的增益系数越大。
S S (l，t ) exp ,2[ g B I L B ]1/2 I ( z , t ,) I 图 3-11 介质温度对 SBS 增益系数的影响 (0) )(l z) t / ， , 纯水作为传输介质时，在不同温度下，对 6 组实验数据取平均后 SBS 增益系
, B , ，0c 2 [57] ( g B I L ， 0， ， ) ， L ，z t , B ，我们知 ，声子寿命, B , 数 g B 的测量结果如图 3-11 所示。根据参考文献 ,，s2n2 当 2 , ，， 2 , t , B 时，受激散射光在传播过程中将被放
道温度的变化很大程度上影响介质的粘度, ，随着温度的升高水的粘度会越来越 ， ， ，l z ， t 小，从而导致声子寿命时间越来越长，造成 SBS 增益系数越来越高。最后给出一 测量参数 定温度范围下，介质温度对受激布里渊散射阈值和增益系数影响的经验公式如下: 2 , B (l z)， I L L ,
t ' dt ' 34
,B B， ,
，
南昌航空大学硕士学位论文 第三章 介质温度对受激布里渊散射特性的影响
(3-17) Ith (T ) , 0.043 ， 0.348 , exp( 0.026T )
(3-18) B (T ) , 1.82 , exp(0.02T ) g
从式(3-17)、(3-18)可以获得，SBS 阈值及脉宽的实验数据之间的最大相对误
差不大于 5%，在实验测量不确定性范围之内，在数值上分别显示为图 3-6、3-11，
本文实验结果与理论分析完全相符。
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南昌航空大学硕士 第四章 环境参数对高能脉冲激光水下传输特性的实验研究
第四章 环境参数对高能脉冲激光水下传输规律的影响
4.1 环境参数对高能脉冲激光水下传输规律影响的实验研究
在同一个地方晴天大气压要比阴雨天大气压高，冬天大气压要比夏天气压 高。而激光水下传输衰减不仅与入射光波长有关，同时还与水质有关，但是目前 还没有有关环境参数对高能激光水下传输特性影响的研究。根据长期的实验积 累，发现环境参数的改变对高能激光水下传输规律确实存在一定的影响。这一章 研究内容是在前三章的基础上展开的更深一步的研究工作。主要测量不同大气温 度、湿度、气压下，高能激光经过水槽传输后的衰减系数，研究温度、湿度、气 压的变化对激光水下传输衰减的影响，结合高能脉冲激光在水槽传输过程中发生 的非线性散射理论分析，再得出温度、湿度、气压对高能激光水下传输特性的影 响。本章在光路上面没有做太大的改动，但是实验所处的环境发生了改变，不在 是在实验室内，而是选择是室外测量，并选用 Testo622 数字式温湿度大气压力 表实时记录室外温度、湿度、气压的相对值。
4.1.1 实验光路
本章实验采用的具体光路如图 4-1 所示:
图 4-1 大气温度、湿度、气压对高能激光水下传输特性影响改进光路图
为了能够实时测量大气温度、湿度、气压对高能激光水下传输特性的影响，
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实验在原有光路的基础上面做了部分的改进。首先，由于实验室 YAG 激光器位 置的限制，实验中用 532nm 全反镜将激光光束引导到室外搭置的实验室台上， 并去除水槽的温控装置;其次在暴露在室外的实验台上，选用 Testo622 数字式 温湿度大气压力表实时记录室外温度、湿度、气压值;最后，为了减小其他因素 的影响，每天水槽进行清洗及换水，保证水槽内无杂质，无气泡，减小人为误差， 提高测量精度。
至于实验选用的 Testo622 数字式温湿度大气压力表，只简单介绍其高能及 部分测量精度，如下所示:
图 4-2 Testo622 数字式温湿度大气压力表
它可以同时观测大气温度，湿度和大气压力等数据，特别适于科研单位、实 验室、高校及检定机构等测量背景环境。主要的技术数据如表 4-1:
表 4-1 Testo622 数字式温湿度大气压力表主要技术数据
温度 湿度 大气压力 ，声子寿命, B , Hpa,mbar,kpa,in,hg,in 数 g B 的测量结果如图 3-11 所示。根据参考文献 单位 ?/? %RH,td,wb ,H2O,psi 分辨率 0.1? 0.1%RH 0.1hpa 量程 -10~+60? 0-100%RH(无结露) 300~1200hpa ?2%RH+1 数位;在 25 ?0.4?+1 数 精度 ?3hpa+1 数位 ?(10-90%RH); 位 ?3%RH(其余量程
4.1.2 实验结果及分析
这个实验的测量方法与第三章使用的测量方法相同，只是多了一个使用 Testo622 数字式温湿度大气压力表实时记录大气温度、湿度、气压这个环节。这
个实验存在的难度主要在测量周期长、大气环境变化复杂、实验数据庞大，处理 难等等。
首先，详细介绍一下数据处理过程及方法，并选取部分实验数据进行相关介
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绍。在大气温度 13?左右时，不同线宽下的入射激光水下传输衰减随环境湿度、 气压变化的测量结果如图 4-3 所示:
(a) (b)
(c) (d)
图 4-3 气温 13?时，不同大气湿度、压强对激光水传输下衰减的影响
其中，T 代表大气温度(atmospheric temperature)，H 代表大气湿度(atmospheric
humidity)，P 代表大气压(atmospheric pressure)，Mean 代表宽带激光在水下传输 衰减测量结果的平均值，是对所有单个图中离散型数值的取平均，而不是单个离 散点的数值。图 4-3 中激光水下的衰减结果是在大气温度在 13?左右，不同大气 湿度、压强环境下的测量结果。宽带情况下激光水下传输衰减系数在不同大气温 度、湿度、气压下的实验测量值有所不同，这就是本章实验研究的主要内容与依 据。基于 Sigmaplot 数据处理软件只有三维的，而数据最终处理存在四个参数变 量，所以只能在温度、湿度、气压中，依次选择某一个参数作为定量，其它两个 参数作为变量，分三种情况进行处理，研究大气温度、湿度、气压两两之间的变 化对入射激光水下纯水衰减的影响。
下面给出气温为 13.995?时的三维实验数型如图 4-4 所示。从图中可以看出
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在温度一定时，衰减系数与湿度成正比，与气压成反比;湿度越高，气压越小， 衰减系数越大，且压强最小湿度最大时，衰减系数取得最大值。这是因为气压较 低、湿度度较高时水内中有气泡产生，气泡对激光传输影响很大，主要有对入射 光波的散射，使得入射光方向偏离原始传播方向，造成对激光能量的衰减;由于 气泡产生过程的热损耗或者由于气泡受到液体自身的阻尼运动，振动的气泡产生 需要吸收入射光能量，造成激光能量衰减，即产生的阻尼现象;同时空气湿度大 时，直接作用水体，影响水体的温度自然变化，影响水体与大气之间的空气交换， 由于气温高时，水的蒸发量大，空气的湿度大。湿度较大造成液态水黏性较大， 水体吸收增强，从而使得激光水下衰减增大。
图 4-4 大气温度 13?时，激光水下衰减测量结果
实验中的大气湿度是指测量的相对湿度，所谓的大气湿度就是表示大气中所 含水汽多寡，也称干湿程度的物理量，天气预报及大部分的科研仪器最常用的是 相对湿度。相对湿度，也就是空气环境中实际含有水汽的多少与相同温度条件下 饱和湿度的百分比。下面选取环境湿度为定量，温度、压强为变量条件下，在大 气湿度 60.68%附近时，激光衰减的测量结果三维数据如 4-5 所示:
图 4-5 大气湿度 60.68%时，激光水下衰减测量结果
当选取湿度值 60.68%时，气温及大气压对高能激光水下传输的影响上图 4-5 所示。从图中可以看出，温度越高、气压越大，激光水下衰减越大，且温度对激
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光水下衰减要比大气压对其影响更大。这主要是因为随着气压的升高，虽然水内 气泡有减少的趋势，减少对激光的衰减，但是由于环境气温不断升高，水内蒸汽 压也不断增大[58]，从而导致水内气泡连续不断产生，不仅抵消了气压带来的效果， 还进一步导致了对激光的衰减。
图 4-6 大气压 1012hPa 时，激光水下衰减测量结果
在取大气压为定量时，不同气温、湿度条件下，激光水下衰减测量结果如图 4-6 所示。从上图中可以看出，衰减系数随温度、湿度的升高而增大，在大气湿 度为 65%时，激光水下传输时衰减系数却不是很大，这是因为实验操作时，湿度 很高但是气温却比较低，抵消了由于湿度升高导致的激光衰减。相反，激光衰减 在温度较高且湿度较小处取得极大值，说明温度对激光水下衰减的影响要比湿度 对其的影响大。
从上述三种情况分析可知，环境参数的改变对高能脉冲激光水下传输时的衰 减系数影响比较明显，与环境温度、湿度成正比，温度、湿度越高，衰减系数越 大，与气压成反比，气压越高，衰减系数越小，反之越大。但是，由于 Sigmaplot 数据处理软件最多只能处理三维数据，所以本论文中只能选取已知某个参数为定 量时的数据进行相关问题说明，这样的话就导致数据处理不完善，不能更加精确 地反应天气情况对高能激光水下传输的影响;次之，实验数据处理过程中发现环 境参数如果变化比较大，对空缸比也有一定影响;其次，实验数据处理过程中， 并没有考虑环境变化对 SBS 阈值的影响，所以，在后续的研究过程中，要重点 展开分析。最后，整个实验还在继续开展中，后期实验开展过程中也会根据前期 的经验教训不断的进行改善。
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4.2 高能脉冲激光在不同深度水中衰减的模拟
通过 4.1 节的实验测量，初步的获得了实验室条件下，高能激光水下短距离 传输时衰减系数对环境参数变化的依赖性规律。在其初步实验成果的基础上，本 节提出模拟高能激光在较长距离、不同深度水中衰减测量的方法。实验中我们实 验的激光器脉宽约为 7.5ns，因为在水中，SBS 的稳态增益系数要远高于 SRS 的 增益系数，此时，高能激光水下传输时，功率一旦高于 SBS 的阈值，则 SBS 站 主导位置;此外，SBS 的阈值有远低于受激热散射的阈值，基本可以忽略热散射 对总体衰减的影响。
在全面认知高能激光水下传输时发生的非线性散射过程，本节提出高能脉冲 激光不同深度水中衰减模拟方法的基本思想，就是拟合实验室短距离下条件下所 测得的实验数据得到激光水下传输的衰减函数，再去模拟实际较长距离条件下的 衰减。用这种方法，只要测得实验条件下一个已知短距离条件下的衰减，就能够 模拟计算出任意较长距离的激光衰减，从而尽可能得到激光在任意深度水下的传 播规律。
为了验证方案的可行性，首先拟合水槽长度为 0.8m 和 1.2m 的实验数据，获 得两个长度下，在窄线宽的入射光入射条件下，激光水下传输的衰减系数与入射 激光功率之间的函数关系图形，如下图 4-7 所示:
(a) l=0.8m (b) l=1.2m
图 4-7 0.8m 和 1.2m 衰减实验数据拟合图形
图 4-7 中(a)和(b)分别是 0.8m 和 1.2m 所测的实验数据，图中离散型且带有 误差棒的数据点是实际测量得到的实验数据，图中实线即为拟合函数曲线，且与 原始实验数据有较高的符合度。
其次，根据 0.8m 的数据拟合函数模拟激光在 1.6m 水槽内传输的衰减情况。
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模拟的基本思路就是先把 1.6m 水槽作为两个 0.8m 的相加，然后通过之前已经拟 合好的 0.8m 衰减函数先后分两次代入 0.8m 的衰减函数中去，这样就可以模拟出
-8 中，分别为水槽长度为 1.6m 时的模拟结果和 1.6m 情况下的衰减情况。在图 4
实际测量结果，进行对比，离散型点数据为实际测量值，实线为数据的拟合曲线。
图 4-8 1.6m 水槽实际测量值与模拟值对比图
从图 4-8 中可以直观地发现，1.6m 拟合曲线在入射光功率较小时，基本与实 际测量值完全吻合，但是在入射光功率比较大时，拟合结果大致都略小于实际测 量值。发生这种情况的主要原因我们使用的激光器脉宽差不多为 8ns，理论计算 可以得到 SBS 水下的增益长度约为 1m，而 0.8m 的水槽长度明显小于 SBS 的增 益长度，所以 0.8m 长度下 SBS 不能够充分发生。而对 1.6m 长度而言，SBS 发 生的足够充分，也就导致了实际的测量结果要比拟合函数值略高一点。
为了进一步验证上述的理论分析，可用 1.2m 和 0.8m 的长度来模拟 2m 的衰 减情况。首先把把 2m 的水槽分为 1.2m 和 0.8m 两个部分，先对 1.2m 进行模拟， 然后将模拟函数代入 0.8m 的函数中去，即可得到 2m 水槽的衰减函数模拟图形。 在图 4-9 中，分别给出了 2m 的实际测量值离散图和经过拟合的模拟函数曲线图， 其中离散型的为实际测量值，实线为数据拟合曲线。
图 4-9 2.0m 水槽实际测量值和模拟值对比图
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从 2 米水槽的实际测量数据与模拟数据的对比，发现模拟函数曲线与实际测 量值从头至尾基本吻合，也就证明了一旦水槽长度超过了 SBS 自由增益长度， 则所模拟的数据与实测值相差无几，证实了此种模拟高能激光水下传输衰减方法 的可行性。但是这种方法还存在一定的不足，在目前的硬件条件上，只能模拟整 水槽长为整数倍的激光衰减。
上面数据模拟的是线宽为 90MHz 窄带入射激光下模拟的，对于线宽为 30GHZ 宽带入射激光的情况则更为简单，由于线宽的限制宽带激光入射条件下， 并未发生受激散射过程，衰减系数基本上是一个常数，且以介质的吸收为主，这 样就可以简单的模拟出激光在水下任意深度传输经历的衰减。
对于传统的基于幅度探测的激光雷达，对激光源的线宽并无要求，当时选用 的激光线宽一般都在几十 GHz 的量级，对于这样的宽带激光，只要认为其是按 一常数衰减，即可得知此宽带激光的最大探测深度。而对基于布里渊散射激光雷 达技术基础上建立的探测系统而言，无论是分析激光水下的衰减情况还是预测其 探测深度，都可以借用此种模拟方案进行评估预测。
经过长期的实验研究及理论分析，课题组在布里渊散射方面的研究与应用已 经处于国内外领先水平。对目前布里渊散射激光雷达系统存在的不足也提出了独 特的见解，并加以改进。首先，利用入射光功率一旦达不到 SBS 阈值，不能引 起 SBS，则激光水下传输衰减按照一常数近线性衰减这一特性，对已有的激光雷 达系统进行改进，提高其探测深度。硬件方面的改进主要在光路装置中增加了一 个激光束扩束汇聚系统，这样激光在近距离传输过程中，由于能量密度较小，不 发生 SBS 散射，以较小常数的吸引为主，可进行较长距离探测，而焦点处能量 密度较高，达到 SBS 阈值，即可进行深度探测及相关的实验研究。
增加激光能量可以增加探测深度，但是这种做法存在一定束缚，因为从实验 结果可知，一旦入射激光功率超过受激布里渊散射的阈值时，激光在水中的衰减 随着功率的升高也不断递增，从而影响了后续激光的传播距离，导致后续激光能 量是大幅度衰减，所以并不是入射光能量越高就一定能进行更长距离的探测。基 于此，课题组提出了在原有光路上增加一个扩束汇聚系统，来消除激光衰减对探 测深度的束缚。因为入射激光经过扩束后，激光光束直径变大，导致单位面积上 的能量密度减小，保证入射激光在近探测前程传输过程中保持一个比较小的衰减 系数，随着激光光束探测距离的增加，到达一定深度是，及激光光束焦点出处， 由于汇聚激光光束能量密度非常高，完全可以达到 SBS 的阈值，保证 SBS 能够 充分发生，这样就可以大程度上提高探测深度。
目前已获得的研究成果及提出的模拟长距离激光衰减方案，并且初步研究了
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环境参数对高能激光水下传输功率的影响，对利用布里渊散射激光雷达技术进行 海洋遥感探测来说具有重大意义。当然，这个方案还存在着许多不足的地方。比 如，目前只能模拟激光为窄线宽和“相对”宽线宽两种比较极端的情况，而对包 含了多个纵模的入射激光，就很难进行相关探测。特别是多纵模泵浦下的 SBS-stokes 散射光的频移大于纵模相互之间的距离时，这种情况本文提出了的模 拟方案就不一定可行，需要工作后期对模拟方案进行修正。
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南昌航空大学硕士学位论文 第五章 论文总结与工作展望
第五章 论文总结与工作展望
5.1 论文总结
一、研究的主要内容及实验结果:
(1)介质温度对受激布里渊散射特性影响的研究
首先，这部分内容以研究介质温度对受激布里渊散射特性的影响为主线，理 论分析并实验验证了介质温度对受激布里渊散射阈值和脉宽的影响;实验结果表 明:介质温度很大程度上影响了受激布里渊散射的阈值和脉宽，且随着介质温度 的 SBS 的阈值越来越低，两者成反比，温度越高对应的 SBS 阈值越低;SBS 的脉 宽与介质温度成正比，温度越高，SBS 脉宽越小，反之越大，实验结果与理论分 析基本相符。
其次，理论分析及模拟计算了介质温度对介质的运动粘度、声子寿命以及 SBS 增益系数的影响，获得 SBS 特性对介质温度的依赖性规律。结果表明:介质温度 的改变导致介质的运动粘度的急剧变化，从而造成声子寿命时间及 SBS 增益系数 的改变;温度越高，介质的运动粘度越小，声子寿命时间越长，SBS 增益系数越 大，介质的运动粘度与介质温度成反比，声子寿命及 SBS 增益系数与介质温度成 正比。
(2)环境参数对高能脉冲激光水下传输规律影响的研究
在第三章内容的基础上展开进一步工作，主要研究不同环境温度、湿度、气 压情况下，高能激光水传输时衰减系数的变化趋势，寻找高能激光水下传输规律 对环境参数的依赖性规律。实验结果表明:在江西南昌环境变化范围内，当入射 激光线宽为宽带时，环境参数对激光水下传输衰减影响明显，衰减系数随温度、 湿度、升高而增大，与温度、湿度成正比;随气压升高而减小，与气压成反比。 二、研究内容的创新性及意义:
(1)重新推导实验采用的衰减公式，考虑了温度变化对水的折射率、水中声 速等参数的影响，进行理论分析，得到介质温度的变化对受激布里渊散射阈值的 影响关系。
(2)实验上采用 Nd:YAG 调 Q 脉冲激光器，通过测量变温条件下水的衰减系 数，获得不同温度下水中的 SBS 阈值，进行相关实验验证，寻找出 SBS 阈值对介
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质温度的依赖性规律，区别于理论模拟结果。
(3)从理论上分析了介质温度对声子寿命以及受激布里渊散射增益系数的影 响，在理论分析的基础上，经过模拟计算总结得到 SBS 增益系数及声子寿命对温 度的依赖性规律。
(4)通过长期观测和实验测量，得到在江西南昌特定地域范围内，环境参数 变化对高能激光水下规律影响的基本规律。
上述研究补充了光散射领域的在部分研究领域的不足，为后期光散射在不同 介质中的研究奠定了理论及实验基础，对利用布里渊散射激光雷达技术遥测海洋 具有深渊的意义。
三、实验中遇到问题及相关解决办法:
(1)激光器的不稳定性
窄带模式下激光器工作有时不稳定，输出激光模式较多，影响实验数据，需 要及时调节。
(2)空缸比变化
当环境参数，比如湿度、温度变化较大时，发现一天中空缸比不再保持一致， 稍有变化。后期实验中，需要随时随测，确保测量精度。
(3)环境变化复杂
实验中发现，江西南昌在一天中环境参数变化相当明显，由于人员及时将限 制不能及时测量;冬季时，温度较低，水槽两端容易凝结水汽，无法测量;夏季 温度太高时，功率计在室外测量值不稳。
(4)实验时间长，人员多，数据大
环境参数对高能激光水下传输规律影响的研究实验中，需要至少 3 个人同时 参与，时间长达 1 年，数据量大，处理困难。
5.2 工作展望
我们重大海洋面积约占地球总表面积的 7/10，并拥有地球总水量中的 97.5% 的水，物产资源十分丰富，拥有丰富的矿藏，潜力巨大，无论在科研上还是在军 事上，都具有相当重要的战略地位。海洋作为我们人类最大的共有财产，世界各 国对海洋的争夺也日趋激烈。随着大功率激光器的发展与更新，基于布里渊散射 的激光雷达技术越来越被各国所重视。布里渊散射雷达技术较传统调幅雷达技术 更为先进，原理上，并不是直接探测目标的散射光谱，而是探测目标所在环境场 的散射光谱;技术上，则是采用调频探测，即探测激光遇到目标物体后返回的散
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南昌航空大学硕士学位论文 第五章 论文总结与工作展望
射光信号的频移具有非接触性、实时性、高信噪比等优点。
本篇论文主要研究了介质温度对高能激光水下传输特性的影响，且集中研究 了温度对 SBS 阈值及脉宽的影响。虽然取得的成果在一定程度上对利用布里渊散 射激光雷达遥测海洋做出了贡献，但是海洋系统的复杂性，及非线性光学众多的 影响因素，还有很多关键性的难题及技术需要各国科学家们去深层次研究和探索。 (1) 海洋探测中，随着探测深度的增加，液体压强、温度、状态也不断变化，
这些因素对利用布里渊散射激光雷达技术遥测海洋带来的影响。 (2) 对海洋温跃层的进一步研究，理论的创新，如何提高探测的精度。 (3) 进一步大气的温度、湿度和气压等众多因素对高能激光传输特性的影响，
向更庞大、更系统的气候环境因素考虑。
(4) 随着实验室硬件设施的不断完善及技术的改进，科研实验环境要陆续转向实际海洋，
从事更为真实的科研探索。
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南昌航空大学硕士学位论文 参考文献
参考文献
[1] L. Brillouin, Compt. Rend[C], 1914:158-1331.
[2] E. Gross. Nature, 1930, 126: 201~206, 400; Z. Physik,1930:63-685.
[3] 周义,郁青安,周丽.反隐身飞机技术发展[C]. 国防科技,2002,2:30-32.
[4] 杨红娟.雷达隐身与反隐身技术的发展与现状[M]. 火控雷达技术,2002,31(2):67-71.
[5] 刘发来.雷达隐身与反隐身[M]. 航空电子技术,1995,81(04):27-34.
[6] 李荣福,崔桂华.激光/声在反隐身探潜中的应用[M]. 舰船科学技术,1995,2:11-14.
[7] 焦方金.隐身与反隐身技术的发展动向[C]. 国防技术基础,2003,2:33-36.
[8] D. J. Collins, J. A. Bell, R. Zaoni et al. Recent progress in the measurement of temperature and
salinity by optical scattering[J]. In Ocean Optics, M. A. Blizard, ed. Proc. SPIE,1984,489:
247-263.
[9] D. A. Leonardo, H. E. Sweeney. Remote sensing of ocean physical properties: A comparison of
Raman and Brillouin techniques[J]. In Ocean Optics IX, M. A. Blizard, Proceedings of the
SPIE,1988,925:407-414.
[10] D. A. Leonardo. A comparison of stimulated and spontaneous laser radar methods for the
remote sensing of ocean physical propertie[J]s. In Ocean Optics X, R. W. Sprinrad, ed. Proc.
SPIE,1990,1302:568-582.
[11] J. G. Hirschberg, J. D. Byrne, A. W. Wouters and G. C. Boynton. Speed of sound and
temperature in the ocean by Brillouin scattering[J]. Applied Optics,1984,23:2624-2628.
[12] J. G. Hirschberg and J. D. Byrne. Rapid underwater ocean measurement using Brillouin
scattering[J]. In Ocean Optics VII, M. A. Blizard, ed. Proc. SPIE,1984,489:270-276.
[13] Edward S. Fry, Yves Emery, Xiaohong Quan, and Jeffrey W. Katz. Accuracy limitation on
Brillouin lidar measurements of temperature and sound speed in the ocean[J]. Applied Optics,
1997,36:6887-6894.
[14] Edward S. Fry, Jeffrey w. Katz, Dahe Liu, and Thomas Walther. Temperature dependence ofthe
Brillouin linewidth in water[J]. J. Modern Opt,2002,49:411-418.
[15] G. Daniel Hickman, George W. Kattawar, and Edward S. Fry. Aircraft laser sensing of sound
velocity in water: Brillouin scattering. J. Acoust. Soc. Am.1990,87: S152.
[16] J. G. Hirschberg, W. I. Fried, L. Hazelton et al. Multiplex Fabry–Perot interferometer[J]. Appl.
Opt,1971,10:1979-1980.
[17] J. L. Guagliardo, H. L. Dufilho. Range-resolved Brillouin scattering using a pulsed laser[J]. Rev.
Sci. Instrum,1980,51:79-81.
48
南昌航空大学硕士学位论文 参考文献
[18] M. N. Alahbabi, Y. T. Cho, T. P. Newson. Simultaneous temperature and strain measurement
with combined spontaneous Raman and Brillouin scattering[J]. Opt. Lett,2005,30:1276-1278.
[19] Marcelo A. Soto, Gabriele Bolognini. Analysis of optical pulse coding in spontaneous
Brillouin-based distributed temperature sensors[J]. Opt. Express,2008,16:19097-19111. [20] W. L. J. HASI, X. Y. GUO, H. H. LU et al. Investi- gation on effect of medium temperature
upon SBS and SBS optical limiting[J]. Laser Part. Beams,2009,27:733-737. [21] V. A. Popova, A. M. Pugachev, N. V. Surovtsev. Rayleigh-Brillouin light-scattering study of a
simple glass former: Evidence of locally favored structures[J]. Phys. Rev.2010,E82,011503. [22] 刘大禾.用布里渊散射实现海水中声速的实时遥测[J].声学学报,1998,23(2):184-188.
[23] 弓文平.布里渊散射线宽对边缘探测技术定标数据的影响[D]. 北京:北京师范大学物理学
系,2003.
[24] 刘大禾,汪华英,周静.布里渊散射法测量盐度及温度不同的海水中的声速[J]. 中国激光，
2000,A27(4),381-384.
[25] 徐建锋 ,李荣胜 ,刘大禾 .用布里渊散射测量水的体粘滞系数 [J]. 光学学报 ,2001,21(2):
1112-1115.
[26] J. Xu, R. Dai, W. Gong, X. Ren, D. Liu. Analyzing statistical errors for measurements of
Brillouin scattering by the edge technique[J]. Applied Physics B,2004,79:131-134. [27] R. Dai, W. Gong, J. Xu, X. Ren, D. Liu. The edge technique as used in Brillouin lidar for
remote sensing of the ocean[J]. Applied Physics B,2004,79:245-248.
[28] 任晓斌,弓文平,戴瑞,徐建锋,刘大禾.用碘分子共振吸收滤波器精确测量水中的布里渊散射
频移[J]. 光学学报, 2004,24(10):1429-1433.
[29] W. Gong, R. Dai, Z. Sun, X. Ren, J. Shi, G. Lin, D. Liu. Detecting submerged objects by
Brillouin scattering[J]. Applied Physics B, 2004,79:635-639.
[30] 刘 娟 , 白 建 辉 , 倪 凯 等 . 受 激 布 里 渊 散 射 对 激 光 水 中 衰 减 特 性 的 影 响 [J]. 物 理 学
报 ,
2008,57(1):260-264.
[31] 史九林,何兴道等.水中受激布里渊散射阈值的研究[J]. 应用光学,2009,30(5):869-873.
[32] J. Shi, X. Chen, M. Ouyang, J. Liu, D. Liu. Theoretical investigation on the threshold value of
stimulatedBrillouin scattering in terms of laser intensity[J]. Appl. Phys,2009,95:657-660. [33] W. GAO, Z. W. LU, S. Y. WANG, W. M. HE, W. L. J. HASI. Measurement of stimulated
Brillouin scattering threshold by the optical limiting of pump output energy[J]. Laser Part.
Beams,2010,28:179-184.
[34] J. Shi, J. Liu, S. Li, J. Xia, J. Liu, W. Fang, K. Yang, X. He. Unconventional physical
mechanisms between stimulated Brillouin scattering and backward stimulated Raman scattering
in liquid water[J]. J. Opt,2011,13:201-205.
[35] 何兴道,夏健等.水的衰减系数及有效增益长度对受激布里渊散射输出能量的影响[J]. 物理
学报,2011,60(5):71-75.
[36] 石丸著,黄润桓等.随机介质中的波的传播和散射[M]. 北京: 科学出版社,1986:1-2.
[37] 赵择卿,陆大年,杨定超编著.光散射技术[M]. 北京: 纺织工业出版社,1989:1-2.
[38] 钱士雄,王恭明编著.非线性光学——原理与进展[M]. 上海:复旦大学出版社,2001:156-187.
49
南昌航空大学硕士学位论文 参考文献
[39] 赵择卿,陆大年,杨定超.光散射技术[M]. 北京: 纺织工业出版社,1989:1-2.
[40] 费浩生.非线性光学[M]. 北京: 高等教育出版社,1990:116-117.
[41] Hong Su, Sing-hai Tang, Yi-qiang, Chuan-wen Ge, opt Communication[C].2004,242:649-657. [42] J. Xu, R. Dai, W. Gong, X. REN, D. LIU. Analyzing statistical errors for measurements of
Brillouin scattering by the edge technique[J]. Applied Physics B,2004,79:131-134. [43] P. A. Fleury and R.Y. Chiao. Dispersion of Hypersonic Waves in Liquids[J]. J. Acoust.Soc.
1966,39:751-752.
[44] 王仕璠,朱自强.现代光学原理[M]. 四川:电子科技大学出版社,1998:358-360.
[45] Hikita T and Oka N. J.[J] Appl.Phys,1996,15(6):354-561.
[46] 刘颂豪,赫光生.光学及其应用[M]. 广州: 广东科技出版社,1995:99-104.
[47] 林殿阳,高洪岩,王双义等.多纵模受激布里渊散射阈值[J]. 物理学报, 2005,54(4):151-156.
[48] D’yakov, E. Yu, J ETP Lett[R]. 11: 243 (1970).
[49] P. Narum, M. D. Skeldom and W.Boyd, IEEE J.Quantum Electron[C].1986,22:161-163. [50] B.Ya.Zeldovich and N.F.Pilipetsky. principles of phase conjugation[P], Springer-Verlag,1985:
25-41.
[51] W. Heinicke and C. Winterling. THE TEMPERATURE DEPENDENCE OF STIMULATED
BRILLOUIN SCATTERING IN QUARTZ[J]. Appl. Phys,1967,11(7): 231-233.
[52] J. Bai, J. Liu, Y. Huang, Y. Liu, L. Sun, D. Liu, E. S. Fry. Investigations of the attenuation
coef,cient of a narrow-bandwidth pulsed laser beam in water[J]. Appl. Opt,2007,46:
6804-6808.
[53] J. Bai, J. Shi, M. Ouyang, X. Chen, W. Gong, H. Jing, J. Liu, D. Liu. Method for measuring the
threshold value of stimulated Brillouin scattering in water[J]. Opt.Lett,2008,33:1539-1541 . [54] X. Quan, E. S. Fry. Empirical equation for the index of refraction of seawater[J]. Appl. Opt,
1995, 34:3477-3480.
[55] E.S.Fry, Y.Emery, X.Quan, J.W.Katz. Accuracy limitations on Brillouin lidar measurements of
temperature and sound speed in the ocean[J]. Appl. Opt,1997,36:6887-6894 . [56] Hyunmin PARK, Changwhan LIM, Hidetsugu YOSHIDA1 and Masahiro NAKATSUKA1.
Measurement of Stimulated Brillouin Scattering Characteristics in Heavy Fluorocarbon Liquids
and Perfluoropolyether Liquids[J]. Japanese Journal of Applied Physics,2006,Vol.45,
No.6A,pp:5073-5075.
[57] M. J. Damzen, V. I. Vlad, V. Babin, A. Mocofanescu, Stimulated Brillouin Scattering:
Fundamentals and Applications[P], Institute of Physics Publishing,2003,pp:1-42. [58] 李梦龙主编.化学数据速查手册[M]. 北京:化学工业出版社,2003:217-219.
[59] Robert W. Boyd and Kazimierz Rzazewski[M], Phys. Rev,1990,A,42,5514.
[60] J. Shi, X. Chen, M. Ouyang, J. Liu and D. Liu.Appl[J]. Phys,2009,B(95):657-660. [61] Marvin J. Weber. Handbook of Laser Science and Technology[M]. Supplement 2:Optical
Materials, p358, CRC Press.
[62] M. Ouyang, J. Shi, L. Zhao, X. Chen, H. Jing, D. Liu, Appl. Phys,2008,B,91:381-385.
50
南昌航空大学硕士学位论文 参考文献
[63] 苏红,张为俊,高晓明等.受激布里渊散射阈值性能的研究[J]. 量子电子学报,2002,19(3):
210-213.
[64] 沈一春.宋牟平.章献民等.单模光纤中受激布里渊散射阈值研究[J]. 中国激光,2005,32(4):
497-500.
[65] 刘莉,吕志伟,何伟明等.单池受激布里渊散射脉冲波形的研究[J]. 中国激光,2000,27(1):
53-58.
51
浙公网安备 33021202002483