非线性光学与光子学：后向受激散射相位共轭的物理解释

尽管通过后向受激散射产生相位共轭波的方法简单而又有效，但在相当长一段时期内，研究者们对于这种过程的基本物理机制的理解并不十分清楚。例如，为什么不同类型的后向受激散射具有完全不同的物理机制（如SBS，SRS，SMS等），但它们却可以表现出相同的相位共轭波特性？这种方法与用四波混频产生相位共轭波的方法之间是否有某种内在的联系？通过后向受激散射所产生的相位共轭波是否完善，或是否有一定先决条件？自20世纪70年代末至80年代初，所发表的相当数量的理论研究文献［59～67］，均未能正面回答上述第一、第二两个问题；而对上述第三个问题，不同的文献给出了彼此矛盾或与实验事实不相符合的结论。形成这种情况的主要原因，是大多数文献都未能就后向受激散射产生相位共轭波这一现象，给出一个明确的物理模型，而是单纯试图求得纯数学上的解决；因此，不得不作出过多的数学处理上的人为取舍假设，从而导致互不相同或与实验事实相矛盾的分析结果。

在深入分析上述第一个问题的基础上，可以得到这样一种认识，即尽管不同类型的受激散射的物理机制完全不同，但它们产生的后向受激散射光束却都可以在一定程度上具有相位共轭波的性质，这说明，其中必有一种超越具体受激散射机制的更普遍的物理因素起作用。在进一步分析第二个问题的基础上，又可以这样设想，上面提到的超越具体散射机制的更普遍的物理因素，是否有可能与通常在四波混频产生相位共轭波过程中起本质作用的物理因素有密切的内在联系？作者当时所在研究小组，在反复思考上述两个问题的基础上，于1985—1986年间，首次提出一种明确的物理模型，利用准共线（轴）部分简并四波混频和感应光栅全息再现两种过程的结合，来解释后向受激散射具有相位共轭性质的物理实质［68，69］。

促成这种假设的物理启发之一，是来自Gabor最早提出的准共线全息再现原理；而启发之二，则是来自利用部分简并四波混频产生共轭波的原理。对当时由作者等人提出的物理模型，可借助图8-23给出直观而又简明的说明。

假设频率为ω0的平面泵浦波，经过一个像差板（或畸变介质）后入射到给定的散射增益介质。按照盖伯最早提出的全息再现原理［70，71］，经过像差板后的入射光场，可理解为由两部分组成：一部分是未经扰动的平面波场成分E1（ω0），另一部分是由像差板的存在而引起的附加的像差波成分E2（ω0）；如果像差板对入射泵浦光的畸变影响不是十分严重，则前者所占能量比重远大于后者。泵浦光在散射介质内产生受激散射的同时，它本身所包含两部分波场也通过互相干涉而在工作介质内形成感应全息光栅。由于E1（ω0）波具理想波面且能量比例占主要地位，因此它可以优先产生初始后向受激散射波E3（ω'），后者同样具有理想波面，并且作为读取波在反向通过感应全息光栅时产生衍射再现波E4（ω'）。很显然，此情况下E4（ω'）波与E2（ω0）波互成相位共轭。考虑到E3（ω'）波和E4（ω'）波频率相同，它们在一起反向通过工作介质的过程中同时受到增益放大，最后以总的受激散射波场形式输出到介质之外。在上述物理描述的基础上，如果能进一步从数学上证明：

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图8-23　利用准共线部分简并四波混频和全息波面再现模型解释后向受激散射波场的相位共轭特性

则总的后向受激散射输出光，成为总的入射泵浦光的相位共轭波场［58，69］。

以上物理模型和说明，并不需要涉及产生受激散射的具体物理机制，因此适用于任何种类的受激散射过程。按照此模型，对受激拉曼和受激布里渊散射而言，ω'≠ω0，因此它们后向输出波场的相位共轭性质，可以看成是一种准共线部分简并四波混频的结果；而对受激瑞利布拉格散射和受激米氏散射来说，ω'=ω0，因此它们输出波场的相位共轭性质，则可看成是一种准共线简并四波混频的结果。在上述两种情况下，入射泵浦光中两种波场相互干涉形成感应全息光栅，是导致总后向受激散射光场具有相位共轭特性的关键因素。

从图8-23和对其所作的说明中亦可看出，对前向受激散射波场来说，它只可能具有与总入射泵浦波场相似的波面结构，而不可能具有相位共轭的特性。这一推论与基本的实验事实相符合。