6. Параметрнасыщенияактивнойсреды

Введенный в (2.5) параметр насыщенияI_нас=с/B₂₁g(ν)(t₂–t₁) опреде-ляется только типом активной среды. Из (2.14) видно, что при текущем зна-ченииплотностимощностиизлучения(I_ν=I_нас),пронизывающегосреду,по-

казательусиленияспадаетдополовинногоуровняотначального,ненасы-

щенного значенияχ_0(рис.2.9).

^χус ^χ0

χ_0/2

G₁

1

^Iвых

^G1max

^Iвых

1

(G_1max)^0,5

^Iвых^=Iвх

^Iν^/Iнас

^Iν^/Iнас

Рис.2.9.Поведениепараметровактивнойсредыпринасыщении

^Iν^/Iнас

Принизкихуровняхплотностимощности(I_ν→0)коэффициентусиле-

ния близок к максимальному значениюG₁=G_max= exp (χ₀–χ_п)L. При усло-вииI_ν=I_{наскоэффициент}G_{1спадает}доуровня(G_1max)^0,5.Бесконечное

увеличение плотности мощности (I_ν→ ∞) приводит к тому, что насыщенныйпоказательусилениястремитсякнулю,коэффициентусиления–кединице,аплотностьмощностивыходногопотокаприближаетсякплотностивходно-

го потокаI_вых=G₁I_вх→I_вх. Последнее обстоятельство говорит о том, чтоотносительный прирост потока квантов при высоких входных уровнях ока-зываетсямалым.

В реальных усиливающих средах, где инверсия населенностей создает-ся обычно по четырехуровневой схеме, время жизни частицы на верхнемуровнеусиливающегопереходавомногоразбольшевременижизнинаниж-

нем уровне. В используемых обозначениях имеем:t₂>>t₁. Тогда, пренебре-гаяt₁и с учетомА₂₁= 1/t₂, для плотности мощности насыщения можно за-писатьI_нас=с/B_21(ν)t₂₌сА₂₁(ν)/B₂₁(ν).ДляслучаякогдаI_ν=I_нас,получа-

ем:I_νB₂₁(ν)/сА₂₁= 1 и окончательноB₂₁(ν)w_ν=А₂₁(ν). Таким образом, плот-ность мощности насыщения – это такая плотность потока квантов, когда ко-личество(вероятности,поЭйнштейну)излучательныхиндуцированныхиспонтанных переходовчастицы выравниваются.

Насыщение усиления в среде имеет особенности при различных типахуширенияспектральной линии (рис.2.10и2.11).

^χодн

^Iвн

^χус

^Iвн

ν_вн=ν₀ ^ν

^ν_вн ν₀ ν

а б

Рис.2.10.Насыщениеусиленияприоднородномуширении:а–ν_вн=ν₀;б–ν_вн=ν₀

Факторы, приводящие к однородному уширению, одинаковым образомвоздействуют на все частицы. Ширина и форма спектральных линий отдель-ных частиц совпадают. Следовательно, при попадании частоты усиливаемогоизлучения в интервал спектральнойлинии все частицы ансамбля будут вза-имодействовать с внешним полем единым образом.Характер насыщенияусиления при однородном уширении не зависит от положения частоты в пре-делах спектральнойлинии (рис.2.10,аиб).

^{χус.нд χ}ус.нд

^Iвн

^{ν I}вн ^ν

ν_вн=ν₀ ^ν ν_вн≠ν₀ ^ν

а б

Рис.2.11.Насыщение усиленияпринеоднородномуширении:

а– ν_вн=ν₀;б–ν_вн≠ν₀

Насыщение усиления происходит плавно на всех частотах и тем замет-нее,чем выше плотностьпотокаквантов.

Неоднородноуширеннаяспектральнаялинияобразуетсясовокупно-стью относительно узких однородных линий групп частиц. Каждая группаимеет отличающуюся центральную частоту. При неоднородном уширениивнешнее излучение будет взаимодействовать только с той группой частиц, укоторых спектральные линии излучения совпадают с частотой внешнего воз-действия (рис. 2.11.аиб). В итоге, в контуре неоднородно уширенной линиипоявится провал (провалы) на частоте (частотах) усиливаемого оптическогосигнала. Глубина провала пропорциональна плотности мощности излучения,распространяющегосявактивной среде.