光的受激散射与普通散射的区别非线性光学与光子学

1960年诞生第一台激光器后不久，当人们在研究利用克尔盒电光开关作调Q元件的红宝石激光器输出光谱特性时，除了那条已知的波长为6 943 nm的激光谱线外，还意外地发现了一条波长为767 nm的新的受激发射谱线［12］，后者不能用红宝石本身的发光特性来加以解释。不久，人们很快确定，待辨认的谱线位置正好与克尔盒所盛液体硝基苯的一条最强的拉曼散射谱线位置重合，从而得出结论，新发现的谱线，是源于腔内放置的硝基苯液盒内的受激拉曼散射［13］。从此时起，人们开始有意识地利用高功率的强激光辐射去激励一系列不同性质的散射介质，并陆续发现了受激布里渊散射［14］、受激瑞利翼散射［15］以及受激克尔散射等效应［16］。

图7-1　悬浮在均匀介质中半径为r的电介质微球散射截面（a）和幂次因子（b）对波长的依赖性计算曲线［10］

从现象的表现形式来看，受激散射与普通激光器的激光辐射在性质上是相同的：两者都具有明显的产生阈值性，都具有输出的高定向性、高亮度性和一般情况下的高单色性（受激克尔散射除外）。就时间特性来说，受激散射光与入射泵浦激光随时间变化的特性类似，但在一些情况下受激散射光脉冲的持续时间可以远短于入射泵浦激光脉冲持续时间，即前者的脉宽远比后者窄。从产生机理来看，受激散射与普通意义下的受激发射过程极为相似。这表现在它们在开始时的种子光信号都起源于一种自发过程，然后依靠某个（或某些）特定波型内种子信号光子数的优势增大，而获得光子雪崩式的受激放大过程，最后以高光子简并度的定向辐射形式输出到工作介质或共振腔系统之外。受激散射与普通激光发射的唯一区别是，前者并不要求工作物质（散射介质）处于粒子数反转状态，而后者则要求工作物质（激光增益介质）必须处于粒子数反转状态。另外一种技术上的区别是，激光工作介质的粒子数反转和随后的激光发射，可通过非相干光（电光源）泵浦或非光学（如气体放电）泵浦而实现；而受激散射则必须通过入射激光泵浦来实现。(www.xing528.com)

从另一方面来看，受激散射与它所对应的普通（自发）散射之间，既有一定的联系，又有本质上的区别。例如，对拉曼散射过程来说，普通拉曼光谱与受激拉曼光谱之间，有一定的联系或相似之处，受激拉曼散射的谱线通常也是自发拉曼散射谱线中的最强者或较强者；但两种情况下谱线的精细结构和分布特性可以有十分明显的差异。对布里渊散射过程来说，自发与受激两种散射情况下的光谱频移随散射角的变化规律完全相同；但从物理机制上来说，前者来源于散射介质内自发热运动产生的弱声波场对入射光的作用，而后者则源自介质内由激光电致伸缩效应产生的感应强声波场对入射光的反作用。又例如，普通瑞利翼散射和受激克尔散射，虽然都与组成液体介质的各向异性分子的取向行为有关，但前者取决于分子取向起伏和分子间的热碰撞相互作用，而后者则取决于分子在强光场作用下的取向规则排列效应（亦即光频克尔效应）。

从综合意义上概括来说，发生在介质中的普通（自发）散射现象，是弱光入射作用的结果；散射过程的规律性（对给定介质和入射光波长而言），与入射光的光子简并度或光强无关。与它们对应的受激散射效应是强光入射作用的结果；此时过程发生的规律性，与入射光的光子简并度、光强或其他有关参数（如频谱结构）有着十分密切的依赖关系。由于受激散射有明显的阈值性，它只能在较高的入射光强水平下方能产生，因此可以想象，在受激散射产生过程的同时，很可能同时出现其他有关的效应，如自聚焦、自调制、多波混频等。