Snyder和Mitchell在强非局域条件下，将非局域非线性介质中光束传输满足的非线性薛定谔方程简化为简单的线性模型，得到了精确的高斯型孤子解，并且发现了强非局域孤子相对于局域孤子所具有的一些新的特性和优势，例如强非局域孤子有更好的传输稳定性和更复杂的横向模式，如涡旋孤子和多级孤子。然而，Snyder等人的模型忽略了强非局域孤子一个很重要的特性:相对局域空间光孤子和线性传输光束，强非局域孤子在传输过程中有着很大的附加相移。在非线性光学领域，已经得到局域空间孤子的解析解，并发现在这种非线性机制下传输的光束，单位传输距离的相移量为1/(kw2)（w0表示光束的束宽），与线性光学中的相移量有相同的量级。2004年，郭旗等人提出了强非局域空间光孤子大相移理论，解析地推导出对具有Gauss型响应函数的非局域介质，强非局域孤子在单位传输距离上的相移量为(wm/w0)2/(2kw20)，其中wm/w0为材料响应函数特征长度与光束束宽的比值。在强非局域情况下，这种相移量是非常大的，我们称之为“大相移”。　　然而Snyder和郭旗等人的理论是唯象的，其介质的响应函数是高斯函数，响应函数在光束中心是二阶可导的，而对目前发现的两种强非局域介质:向列相液晶和铅玻璃，其响应函数都不能直接用他们的理论描述。为了解决这一问题，欧阳和郭旗用了对折射率做泰勒展开的方法，然后用量子力学中的微扰法得到1+1维向列相液晶中非局域孤子的解析解，并得到其单位传输距离的相移量为√π（wm/w0）/（kw20）。他们用同样的方法求解了1+2维向列相液晶中的非局域孤子解和相移，得到基态孤子在单位传输距离上的相移为[8.6 ln(w/μ)-4.3]/(2πμ2)。虽然这两个相移量都没有唯象理论预言的那么大，但强非局域液晶中的这个结果已经比局域的情况大了10倍左右。　　寿倩等人首次在理论和实验中研究了1+2维铅玻璃的强非局域孤子，得到了单位传输距离的相移为[ln(R20/w20)+6.24]/(kw20)，这个结果虽然远没郭旗在大相移理论中预言的那么大，但是也比局域介质中的结果大了一个量级以上。　　本文的工作是以平板铅玻璃为非局域空间孤子的传输介质，研究铅玻璃中（等效为1+1维问题），中心入射光束在传输过程中的相移问题。铅玻璃的非线性机理与液晶完全不同，其非线性响应来源于光致热效应。入射到铅玻璃中的光束被少量的吸收并以光束为中心被传导到边界，保持边界为恒温T0，这样在铅玻璃当中就形成了一个光致温度梯度分布κ(d2T/dX2)=-α/ψ…2，这里ψ(X，Z)|2为光强分布。光致的温度改变成比例的引起一个折射率改变Δn=βΔT=β(T-T0)，这个折射率梯度分布相当于一个热透镜，会引起光束的自聚焦。当衍射效应引起的光束展宽和非线性效应引起的光束的自聚焦平衡时，就能形成空间光孤子。　　本文用微扰法研究了1+1维铅玻璃中强非局域孤子的相移问题，并得到了二阶近似下的基态孤子解。结果表明1+1维铅玻璃中强非局域孤子的相移与非局域程度成正比，这个相移比局域情况下大了至少一个量级。这样，在强非局域条件下，就可以在1个瑞利距离内实现π相位的改变。而铅玻璃非局域程度受到铅玻璃尺寸的调制，通过改变铅玻璃的厚度可以改变它的非局域程度，从而可实现对相移的改变。　　本论文共分为四章，内容分配如下:　　第一章，介绍了本文章的研究背景。介绍了空间光孤子的概念，强非局域空间光孤子的研究进展，以及强非局域空间光孤子大相移理论的研究进展。　　第二章，基于量子力学中的微扰法，以平板铅玻璃作为1+1维强非局域孤子的传输介质，研究了厚度一定的平板铅玻璃中，中心入射光束的相移。求出了二阶近似下的孤子解及其相移。　　第三章，介绍了数值模拟方法的原理和步骤，迭代得到了平板铅玻璃中孤子的数值解。通过解析解与数值模拟结果的比较，我们对解析结果进行了分析和讨论。理论结果与数值结果符合的很好，相移与非局域程度成正比。铅玻璃的非局域程度受到铅玻璃尺寸的调制，通过改变铅玻璃的尺寸可以改变非局域程度，从而实现对相移的改变。　　第四章，本论文的总结，指出了本文的研究意义及不足之处，展望了可能的进一步研究。