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1、3.6 非均匀加宽工作物质的增益系数,对非均匀加宽工作物质，必须将反转集居数密度n按表观中心频率分类。 设小信号情况下的反转集居数密度为n0，则表观中心频率在0 0+d0范围内的粒子的反转集居数密度为,一 增益饱和,对于纯粹的非均匀加宽工作物质来说，表观中心频率为0的粒子发射频率为0的单色光 在实际工作物质中，还同时存在均匀加宽因素（任何粒子都具有自发辐射，因而都具有属于均匀加宽的自然加宽）。所以频率在0 0+d0范围内的粒子发射一条中心频率为0、线宽为H的均匀加宽谱线。若有频率为1、光强为 的光入射，则这部分粒子对增益的贡献dg可按均匀加宽增益系数的表达式计算（假设其均匀加宽可用洛伦兹线型描
2、述）,总的增益系数应是具有各种表观中心频率的全部粒子对增益贡献的总和。,被积函数只在 的很小范围内才有显著值， 在 时趋近于零， 1）可将积分限由0改换成- +而不影响积分结果。 2）在非均匀加宽的情况下，DH ， 在 的范围内可将 近似地看成常数 ，并将其提出积分号外,在 时，得到与光强无关的的小信号增益系数 小信号增益系数和频率的关系完全取决于线型函数 。当 可与Is比拟时， 的值将随 的增加而减少，强度为 的光入射时获得的增益系数是小信号时的 倍。此即非均匀加宽情况下的增益饱和效应 饱和效应的强弱与频率无关。,非均匀加宽工作物质的增益饱和,若非均匀加宽属多普勒加宽,为中心频率处的小信号增
3、益系数,二 烧孔效应 (Hole-burning),在非均匀加宽工作物质中，反转集居数密度n按表观中心频率有一分布。在小信号情况下，其分布函数为 ，处在+d范围内的粒子的反转集居数密度为 表观中心频率为的粒子发射一条中心频率为、线宽为H的均匀加宽谱线。这部分粒子在准单色光作用下的饱和行为可以用均匀加宽情况下得出的公式描述。,1)当入射光频率为1时，对表观中心频率=1的粒子而言，相当于均匀加宽情况下入射光频率等于中心频率的情况。如果入射光足够强，则n(1)将按下式饱和,2)对于表观中心频率为2的粒子，由于入射光频率1偏离表观中心频率2，引起的饱和作用较小,3)对于表观中心频率为3的粒子，由于 ，
4、 饱和效应可以忽略， n(3)n0(3),当频率为1、强度为 的光入射时，将使表观中心频率大致在,范围内的粒子有饱和作用。因此在n()曲线上形成一个以1为中心的孔，孔的深度为,孔的宽度为,孔的面积S为,反转集居数的“烧孔”效应,通常把以上现象称为反转集居数的“烧孔”效应。 四能级系统中受激辐射产生的光子数等于烧孔面积，故受激辐射功率正比于烧孔面积。,增益曲线的烧孔效应,在非均匀加宽工作物质中， 频率1的强光只在1附近宽度约为的范围内引起反转集居数的饱和，对表观中心频率处在烧孔范围外的反转集居数没有影响。 若有一频率为的弱光同时入射，如果频率处在强光造成的烧孔范围之内，则由于反转集居数密度的减少
5、，弱光增益系数将小于小信号增益系数；如果频率处于烧孔范围之外，则弱光增益系数不受强光的影响而仍然等于小信号增益系数。,在增益系数 的曲线上，在频率1处产生一个凹陷，凹陷的宽度由表示。频率1处的凹陷最低点下降到小信号增益系数的 倍。 以上讨论范畴：激光放大器；由非多普勒加宽的非均匀加宽工作物质组成的激光器,从上面的分析可以看出，光波I使非均匀加宽型介质发生增益饱和的速率要比均匀加宽型介质缓慢。 从上面的分析可以看出，光波I使均匀加宽型介质对各种频率的光波的增益系数都下降同样的倍数；而对非均匀加宽型介质它只能引起某个范围内的光波的增益系数下降，并且下降的倍数不同。,多普勒加宽气体激光器中的烧孔效应
6、,1表示频率为1的某纵模，沿z方向传播时用1+表示，沿-z方向传播时用1-表示。 沿z方向传播的光波与中心频率为0并具有z向分速度Z的运动原子作用时， 原子的表观中心频率为,如果1=0，则1+将引起速度 的粒子受激辐射； 同理1-引起速度 的粒子受激辐射。如果1模较强，则 的反转粒子数将因受激辐射而减少，在n(Z) Z曲线上出现两个烧孔。,若有一频率为的微弱纵模存在，则 +与-的受激辐射分别由 及 的激活粒子贡献。如果既不等于1，又不等于20-1，那么对模作贡献的激活粒子数不受1模的影响， 模的增益系数等于小信号增益系数g0()。若=1，或=20-1，则模及1模的受激辐射都由 的激活粒子所贡献
7、。由于频率为1的强模1消耗了大量的激活粒子， 模及1模的增益系数都将因此而减少。,结论：在多普勒加宽的驻波型激光器中，频率为1的振荡模将在弱光（频率为）增益曲线上对称地烧两个孔。（在增益曲线上，在1及20-1处出现了两个烧孔。）,Now we consider a Doppler broadening gas laser oscillating at a single frequency where, for the sake of definiteness, we take 0. The standing wave electromagnetic field at inside the la
8、ser resonator consists of two wave traveling in opposite directions. Consider, first, the wave traveling in the positive z direction (the resonator axis is taken parallel to the z axis). Since 0 the wave interacts with atoms having Z0, that is, atoms with .,The wave traveling in the opposite directi
9、on (-z) must also interact with atoms moving in the same direction so that the Doppler shifted frequency is reduced from to0. These are atoms with We conclude that due to the standing wave nature of the field inside a conventional two-mirror laser oscillator, a given frequency of oscillation interac
10、ts with two velocity classes of atoms.,Consider, next, a four-level gas laser oscillating at a frequency 0. As negligibly low levels of oscillation and at low gas pressure, the velocity distribution function of atoms in the upper level is given by,where f(Z)dZ is proportional to the number of atoms
11、(in the upper laser level) with z component of velocity between Z and Z+dZ .,As the oscillation level is increased, say by reducing the laser losses, we expect the number of atoms in the upper laser level, with z velocities near , to decrease from their equilibrium value. This is due to the fact tha
12、t these atoms undergo stimulated downward transitions from level 2 to 1, thus reducing the number of atoms in level 2. The velocity distribution function under conditions of oscillation has consequently two depressions. If the oscillation frequency is equal to0, only a single “hole” exists in the velocity distribution function of the inverted atoms. This “hole” is centered on Z=0.,小结：,1、频率为1、光强为 的准单色光的增益系数,非均匀加宽工作物质的增益饱和效应的强弱与频率无关,2、烧孔效应,反转集居数（书中图4.5.1） 、强光入射时弱光的增益系数（图4.5.2）,3、多普勒非均匀加宽驻波腔激光器中，强光在弱光的增益曲线上对称地烧2个孔（图4.5.3）,end,