激光原理第三章非均匀加宽工作物质的增益系数
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激光原理5非均匀加宽工作物质的增益系数
增宽。它的特点是，不同发光 粒子只对光源光谱线的相应部 分有贡献。
4.5 非均匀加宽工作物质的增益系数
一 增益饱和
对线型函数为g~i ( ,0)的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
I1 ] Is
n0 2 A21
4
2
2 0
H
( H
2
)2 g%i (1, 0 )
H
2
1 I1 Is
n0 2 A21
8
2 0
1 I1
Is
g%i (1, 0 )
gi0 (1)
1 I1 Is
＋ －
dx x2 a2
a
非均匀加宽工作物质的增益饱和
• 在 I1 Is 时，得到与光强无关的的小信号增
益系数
gi0 ( 0 ) exp[(4 ln 2)(1 0 )2 ]
1 I1
D
Is
Is
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 g~i( ,0)，处在~+d范围 内的粒子的反转集居数密度为
n0 ( )d n0g~i ( , 0 )d
gi (1, I1 )
dg
n0 2 A21
4
2
2 0
H
( H
2
)2
g~i (0,0 )d0
0
(1
0 )2
(
H
2
)2[1
I1 ] Is
gi ( 0 )
i H
4.5 非均匀加宽工作物质的增益系数
一 增益饱和
对线型函数为g~i ( ,0)的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
I1 ] Is
n0 2 A21
4
2
2 0
H
( H
2
)2 g%i (1, 0 )
H
2
1 I1 Is
n0 2 A21
8
2 0
1 I1
Is
g%i (1, 0 )
gi0 (1)
1 I1 Is
＋ －
dx x2 a2
a
非均匀加宽工作物质的增益饱和
• 在 I1 Is 时，得到与光强无关的的小信号增
益系数
gi0 ( 0 ) exp[(4 ln 2)(1 0 )2 ]
1 I1
D
Is
Is
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 g~i( ,0)，处在~+d范围 内的粒子的反转集居数密度为
n0 ( )d n0g~i ( , 0 )d
gi (1, I1 )
dg
n0 2 A21
4
2
2 0
H
( H
2
)2
g~i (0,0 )d0
0
(1
0 )2
(
H
2
)2[1
I1 ] Is
gi ( 0 )
i H
2-4激光器的工作原理-非均匀增宽型介质的增益系数与增益饱和
2. E1能级上的粒子中速度在v1到v1+dv1之间的粒子数密度为：
2 m m v 1 2 n ( v ) d v n ( ) exp( 1 ) d v 1 1 2 kT 2 kT 0 1 1 0 1
3. 若E1、E2能级的简并度相同，则速度在v1到v1+dv1之间的粒子数密度反转分 布值为： 2
2 2 ( ) ( ) 1 n ( ) 0 2 n ( ) nf ( ) D ) I I f( 2 2 1 ( ) ( 1 ) ( ) 1 1 I 2 I ( ) s s f
0
1 即频率为 1 的光波也可以引起频率为 的粒子数密度反转分布值 n( )的饱和。 光波起作用的频率范围可以根据上式对介质中各种频率的 n( ) 减少的程度作表 1 光波对频 进行比较。令光波强度为Is、光波频率为 1 ，由表中数据可以看出， 率为 I
0 0
三、小讯号增益系数
c
（二） 对于非均匀增宽型介质，它的小讯号增益系数是由具有不同速度的粒子数 密度反转分布值提供的。 1. 频率为 1 的粒子数密度反转分布对小讯号增益系数的贡献为：
0 D 0 1 1 21
dG ( ) n ( ) d B f ( ) h n f ( ) d B h f ( ) c c
0 D 0 D
d 0 1 n B h f ( ) 21 D 2 2 0 c 2 ( ) ( 2 ) 1
0 D 1 1 21 0
0 n B fD ( ) 21 h c
四、一般情况下的粒子数密度反转分布
2015激光原理与技术20
其中：
4ln2vv02 GD 0GD 0v0exp v D 2
—小信号
增益系数
GD 0v0 n0 21 n0
ln 2 v2A21 2 4v0 vD
—中心频率处的小信号增益系数 3、公式推导(略) 4、公式讨论 相比拟时，则： (1) 当 Iv 足够强，可与 Is
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孔效应。
过程: 频率为 v1 的强 光只在 v1 附近宽度 约为 1Iv IsvH 的范围内引起反转集
1
GD
GD 0v GDv, Iv
v
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 则如频率 v处在强光造
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3、 结论 (1) 强光
v 1、Iv 1 入射, 将使(表观)中心频率大致在
范围内的粒子有饱和作用。
Iv1 vH vv1 1 Is 2
nv~ v 曲线上形成一个以
v 1 为中心的孔。
n 0v 1 1 Iv 1 Is
1
Is
2
1 Iv 1 vH Is
s 孔宽孔深
c、烧孔面积 :
Iv 1 n v 1vH Is
0
I v1 1 Is
d、四能级系统中受激辐射产生的光子数等于烧 孔面积，受激辐射功率正比于烧孔面积。
(2)
v 1、Iv 1 的强光将导致增益曲线 GDv, Iv~ v 烧
—反转集居数“烧孔效应”
0 a、孔深： n 0v1nv1 n v1
第三章-激光工作物质的增益kp
c)气体激光工作物质
在气压不太高时，有：
均匀加宽来源于自然加宽和碰撞加宽 均匀加宽谱线宽度为
3. 晶格振动加宽
3.2 谱线加宽和线型函数
由于晶格原子的热振动，镶嵌在晶体里的激活离子处在随时间变化的晶格场中, 导致其能级位置在一定范围内发生变化从而引起谱线加宽
晶格热振动对所有发光离子的影响是相同的,属均匀加宽。晶格振动加宽是固体 工作物质主要均匀加宽因素
原子自发辐射、受激辐射和受激吸收概率
3.3 激光器的速率方程 一、自发辐射、受激辐射和受激吸收概率的修正
3.3 激光器的速率方程 对自发辐射来说，n2个原子中单位时间内发生自发辐射跃迁的原子总数为（保持不变）：
对于受激辐射：
3.3 激光器的速率方程
3.3 激光器的速率方程 则受激跃迁概率为： 实际应用中常引入吸收和发射截面来表示。
用经典电磁场理论描述光；用量子力学模型描述原子 可处理与光的波动性相关的物理现象(包括非线性现象), 但不能处理与光的粒子 性(量子光学)有关的问题，例如光的量子起伏，光子统计等。
第三章 激光工作物质的增益 (3)(全)量子理论－量子电动力学理论处理方法
辐射场与原子都作量子化处理 量子电动力学处理光—光子 量子力学模型处理原子
功率为P(ν) d ν，则自发辐射的总
功率为：
3.2 谱线加宽和线型函数
本质：反映发光粒子或光源 光谱线形状
3.谱线宽度
3.2 3谱.2线谱加线宽加和宽线和型线函型数函数
线宽的其他表示形式: 用波长差表示的线宽:
3.2 谱线加宽和线型函数
举例 •两种加宽机制：均匀加宽、非均匀加宽
3.2 谱线加宽和线型函数
该能级具有无限长寿命
上、下能级宽度分别为
在气压不太高时，有：
均匀加宽来源于自然加宽和碰撞加宽 均匀加宽谱线宽度为
3. 晶格振动加宽
3.2 谱线加宽和线型函数
由于晶格原子的热振动，镶嵌在晶体里的激活离子处在随时间变化的晶格场中, 导致其能级位置在一定范围内发生变化从而引起谱线加宽
晶格热振动对所有发光离子的影响是相同的,属均匀加宽。晶格振动加宽是固体 工作物质主要均匀加宽因素
原子自发辐射、受激辐射和受激吸收概率
3.3 激光器的速率方程 一、自发辐射、受激辐射和受激吸收概率的修正
3.3 激光器的速率方程 对自发辐射来说，n2个原子中单位时间内发生自发辐射跃迁的原子总数为（保持不变）：
对于受激辐射：
3.3 激光器的速率方程
3.3 激光器的速率方程 则受激跃迁概率为： 实际应用中常引入吸收和发射截面来表示。
用经典电磁场理论描述光；用量子力学模型描述原子 可处理与光的波动性相关的物理现象(包括非线性现象), 但不能处理与光的粒子 性(量子光学)有关的问题，例如光的量子起伏，光子统计等。
第三章 激光工作物质的增益 (3)(全)量子理论－量子电动力学理论处理方法
辐射场与原子都作量子化处理 量子电动力学处理光—光子 量子力学模型处理原子
功率为P(ν) d ν，则自发辐射的总
功率为：
3.2 谱线加宽和线型函数
本质：反映发光粒子或光源 光谱线形状
3.谱线宽度
3.2 3谱.2线谱加线宽加和宽线和型线函型数函数
线宽的其他表示形式: 用波长差表示的线宽:
3.2 谱线加宽和线型函数
举例 •两种加宽机制：均匀加宽、非均匀加宽
3.2 谱线加宽和线型函数
该能级具有无限长寿命
上、下能级宽度分别为
激光原理 第三章-4均匀加宽工作物质的增益系数
入射光频率为中心频率时饱和效应最强烈， 偏离中心频率越远，饱和效应越弱。?? 中心频率处受激辐射几率最大，入射光造成 的反转集居数下降越严重。
不同频率的入射光对反转集居数密度的影响 是不同的。
n
1
n0 I1
Is (1)
洛伦兹 线型时
n
(1
0
)2
(
2
H
)2
n0
(1
0 )2
( H
2
)2[1
A21 2
8
2 0
(1
H
2
0
)2
(
2
H
)2
n0
A21 2
8
2 0
2
H
( H )2
2
(1
0 )2
( H
2
) 2 [1
I1 Is
]
( H )2
( H )2
n0 21
(1
0 )2
2
( H
2
) 2 [1
I1 Is
]
g
0 H
( 0 )
(1
0 )2
2
( H
2
) 2 [1
I1 Is
]
饱和光强的物理意义：当入射光强度 I1 可以与
Is(1)比拟时，受激辐射造成的上能级集居数衰减
率就可以与其它弛豫过程（自发辐射及无辐射跃迁）
造成的衰减相比拟。因此当
I1 I时s (1，) n 与
光强无关；当 I可1 与Is(1)比拟时， n随 I的1 增
加而减小。当 I＝1 Is(1)时， n n0 2
(
2
H
)2
(
( H )2
2
不同频率的入射光对反转集居数密度的影响 是不同的。
n
1
n0 I1
Is (1)
洛伦兹 线型时
n
(1
0
)2
(
2
H
)2
n0
(1
0 )2
( H
2
)2[1
A21 2
8
2 0
(1
H
2
0
)2
(
2
H
)2
n0
A21 2
8
2 0
2
H
( H )2
2
(1
0 )2
( H
2
) 2 [1
I1 Is
]
( H )2
( H )2
n0 21
(1
0 )2
2
( H
2
) 2 [1
I1 Is
]
g
0 H
( 0 )
(1
0 )2
2
( H
2
) 2 [1
I1 Is
]
饱和光强的物理意义：当入射光强度 I1 可以与
Is(1)比拟时，受激辐射造成的上能级集居数衰减
率就可以与其它弛豫过程（自发辐射及无辐射跃迁）
造成的衰减相比拟。因此当
I1 I时s (1，) n 与
光强无关；当 I可1 与Is(1)比拟时， n随 I的1 增
加而减小。当 I＝1 Is(1)时， n n0 2
(
2
H
)2
(
( H )2
2
2.4非均匀增宽介质的增益系数——激光原理课件PPT
v1
v～v
21
v 2
G
0 D
(v)实际是由频率在
v1
v 2
v 范v1围内2v的粒子数密度反转分布
值贡献的,在此范围内 f D (v1) f D (v)
n0 B21
c
hν
f D (ν)
ν
0 2
dν1 (ν ν1 )2 (ν
2) 2
n0 B21
c
hν
fD (ν)
G(ν) nB21 c f (ν)hν
G(ν) 1
n0 I f (ν)
B21 c
f (ν)hν
Is f (ν0)
(ν
ν0
(ν 2)2 )2 (1 I
Is
)( ν )2 2
G0
(ν0
)
• 非均匀增宽介质是否也存在反转粒子数饱和、 增益饱和效应，它的饱和效应又会是怎样的？
2.4 非均匀增宽介质的增益饱和
n10 (υ1)dυ1
n10 (
m
2k T
)1
2
exp(
mυ12 2kT
)
dυ1
➢若E2、E1能级的简并度相等，速度在υ1 υ1 间dυ的1 粒子数密度 反转分布值为
n0 (υ1 )dυ1 n20 (υ1 )dυ1 n10 (υ1 )dυ1
n 0
(
m
2k
T
)1
2
exp(
mυ12 2kT
)
dυ1
均匀增宽。它的特点是，不同 发光粒子只对光源光谱线的相 应部分有贡献。
• 对于纯粹的非均匀加宽工作物质来说，表观中心频率为n1的 粒子发射频率为n1的单色光
ν1
ν0 (1
υ1 c
2-3激光器的工作原理-增益系数与增益饱和
质对光波的增益作用以及光波对介质的增益
饱和作用都是对频率在
0
1 I Is
2
0
1 I
Is 2
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（三）在频率为 0、光强为I的强光作用下的增益介质对另一小讯号i( )的增益系数
在腔内传播着频率为、强度为I的光波时，介质中E2上能级上的粒子数密度在
Is
续 激 光
增益饱和的物理解释G( ) nB21
c
f ( )h
器
饱和光强Is：是激光工作物质的一个重要参量。
的 原
（二）介质对频率为 、光强为I的光波的增益系数
§.
理 2 此时均匀介质对光波的增益系数为：
3 增 益 系 数
G( )
1
G I
0
(
f
)
(
)
Is f ( 0 )
第
I的激励下大大减少为：
n0
n
二 章
1 I Is
则此时介质对光波 i( )的增益系数也下降为：
连 续 激 光 器 的 原 理2
G( ) G0 ( )
1 I Is
对于均匀增宽型介质来说，在光强I的作用下，介质的光谱线型不变、线宽不 变、增益系数随频率的分布也不变，它仅仅使增益系数在整个线宽范围内下降
一、小讯号增益系数与介质的线型函数
第 二 章
1.
增益系数
G
nB21
c
小讯号时的增益系数：
f ( )h
G0
n0 B21
c
f ( )h
连 续 激 光
由于
值很大，线宽 G0 n0
激光原理非均匀加宽工作物质的增益系数课件
ERA
非均匀加宽工作物质的定义
01
非均匀加宽工作物质是指在激光 工作物质中，由于能级宽度、粒 子数反转分布等因素引起的光谱 线型加宽。
02
与均匀加宽工作物质相比，非均 匀加宽工作物质具有更复杂的光 谱特性。
非均匀加宽工作物质的特点
非均匀加宽工作物质的光谱线型 通常呈现为洛伦兹线型或高斯线
型。
由于能级宽度和粒子数反转分布 的不均匀性，非均匀加宽工作物 质的光谱线宽通常比均匀加宽工
泵浦光强度
泵浦光强度的大小直接决 定了原子在能级上的跃迁 概率，从而影响增益系数 。
介质折射率
介质折射率的变化会影响 光子在介质中的传播速度 ，从而影响增益系数的空 间分布。
BIG DATA EMPOWERS TO CREATE A NEW ERA
05
非均匀加宽工作物质增益系数的应用
在激光器设计中的应用
在高功率激光器中，非均匀加宽工作 物质能够提高激光器的输出功率和光 束质量，广泛应用于军事、工业和科 研等领域。
03
增益系数
BIG DATA EMPOWERS TO CREATE A NEW
ERA
增益系数的定义
增益系数是描述工作物质中光子与原 子相互作用后，光子能量增加程度的 物理量。
它表示了工作物质对特定波长光的放 大能力，是决定激光输出功率的重要 参数。
增益系数的计算方法
根据激光原理，增益系数与工作物质的折射率、光子频率、 原子密度等因素有关。
通过求解麦克斯韦方程组，结合边界条件，可以计算出增益 系数的大小。
增益系数的影响因素
增益系数受到工作物质折射率、原子密度、温度等因素的影响。
随着工作物质折射率和原子密度的增加，增益系数也会相应增大。
非均匀加宽工作物质的定义
01
非均匀加宽工作物质是指在激光 工作物质中，由于能级宽度、粒 子数反转分布等因素引起的光谱 线型加宽。
02
与均匀加宽工作物质相比，非均 匀加宽工作物质具有更复杂的光 谱特性。
非均匀加宽工作物质的特点
非均匀加宽工作物质的光谱线型 通常呈现为洛伦兹线型或高斯线
型。
由于能级宽度和粒子数反转分布 的不均匀性，非均匀加宽工作物 质的光谱线宽通常比均匀加宽工
泵浦光强度
泵浦光强度的大小直接决 定了原子在能级上的跃迁 概率，从而影响增益系数 。
介质折射率
介质折射率的变化会影响 光子在介质中的传播速度 ，从而影响增益系数的空 间分布。
BIG DATA EMPOWERS TO CREATE A NEW ERA
05
非均匀加宽工作物质增益系数的应用
在激光器设计中的应用
在高功率激光器中，非均匀加宽工作 物质能够提高激光器的输出功率和光 束质量，广泛应用于军事、工业和科 研等领域。
03
增益系数
BIG DATA EMPOWERS TO CREATE A NEW
ERA
增益系数的定义
增益系数是描述工作物质中光子与原 子相互作用后，光子能量增加程度的 物理量。
它表示了工作物质对特定波长光的放 大能力，是决定激光输出功率的重要 参数。
增益系数的计算方法
根据激光原理，增益系数与工作物质的折射率、光子频率、 原子密度等因素有关。
通过求解麦克斯韦方程组，结合边界条件，可以计算出增益 系数的大小。
增益系数的影响因素
增益系数受到工作物质折射率、原子密度、温度等因素的影响。
随着工作物质折射率和原子密度的增加，增益系数也会相应增大。
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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，D>>H ， 在 10 H 2的范围内可将 g~i(0,0)近似地看 成常数 g~i(1,0)，并将其提出积分号外
gi (1, I1 )
n02A21 4202H
(H
2
)2 g%i(1,0)
(1
0)2
d0 (H
率为1、光强为I 1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 述）
d g[ n0g ~i(0 ,0)d0 ]4 2 20 A 2 21H(10 )2( ( 2 H 2)H 2)2[1IIs1]
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。
s
I
1
n 0 ( 1 )
孔宽度：
＝
1
I1 Is
H
孔的面积
: S ＝ d 孔 n 0 ( 1 ) H
I 1 Is 1 I1
Is
受激辐射产生的光子数 等于烧孔面积 S, 受激辐射
功率正比于烧孔面积。
• 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。
3)对于表观中心频率为3的粒子，由于 31
饱和效应可以忽略， n(3)n0(3)
1I1 Is
H，
2
因此， n0'曲 在线上形1为 成中 一心 个的
称反 为转 粒 子 数 ” 。 “ 烧 孔 效 应
n00'
n01
n1
0'
0
1
0
烧孔深度：
d 孔＝
n 0 ( 1 )－ n( 1 )＝
I 1
I
＋
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
n( 1 )
n 0 ( 1 ) 1 I1
Is
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
n (2 ) n 0 (2 ) n (1 ) n 0 (1 )
增宽。它的特点是，不同发光 粒子只对光源光谱线的相应部 分有贡献。
4.5 非均匀加宽工作物质的增益系数
一 增益饱和
对线型函数为 g~i(,0)的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
n 0 (0 ) d0 n 0 g ~ i(0 ,0 ) d0
• 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
回顾非均匀增宽
f (v)
△非均匀增宽情形:只有谱 线中心频率与入射光表观 中心频率相应的粒子才参 予受激发射/吸收
对线型函数为fD(ν)的非均匀多 普勒加宽工作物质,在计算增益系 数时,必须将反转粒子数密度Δn按 表观中心频率分类。
光源中发光粒子由于某种物 理因数的影响,使得中心频率发 生变化。不同的发光粒子因所 处物理环境不同,造成中心频率 (表观中心频率)也不同，这就使 由各发光粒子光谱线叠加而成 的光源光谱线加宽。光源光谱 线的线型函数取决于各发光粒 子中心频率的分布，它不再与 单个发光粒子的光谱线线型函 数相同，这种加宽称为非均匀
gi0(1)28A21 02n0
2
D
ln2exp(4[ln2)(10 )2]
D
gi0(0)exp(4[ln2)(1D0 )2]
gi0 ( 0 )为中 心频率处 的小信号 增益系数
gi(1,I1)g 1i0 (I1)1 g1i0 (I0 )1 exp (4l[n 2)( 1 D0)2]
Is
Is
二 烧孔效应 (Hole-burning)
（2）非均匀加宽工作物质的饱和作用弱
当
1
，
0
I1
I s时
GH
0 , I s
1 2
G
0 H
0
G i 0 , I s
1 2
G
0 i
0
（3）非均匀加宽工作物质的增益曲线是局部饱和
• 若非均匀加宽属多普勒加宽
gi0(0) n0 21 n042 0 2 A 21 D(ln 2)12
2
)2[1
I1 Is
]
n02A21 4202H
(H
2
)2 g%i(1,0)
H
2
1I1 Is
n02A21 802 1I1
Is
g%i(1,0)
gi0(1)
1I1 Is
＋ dx
－ x2 a2
a
非均匀加宽工作物质的增益饱和
• 在 I1 Is 时，得到与光强无关的的小信号增
益系数 g i0(1 )2 8 A 2 0 1 2 n 0g ~ i(1 ,0) n 02(11 ,0)
g i(1 ,I1)d g 4 n 2 00 2 2 A 2 H 1 ( 2 H )20 (10 g ) ~ 2 i( 0 (, 2 0 ) H d )2 0 [1 I Is 1]
gi (0)
i H
0
1
0
被积函数只在 10 H 2的很小范围内才有显
著值， 在
1 0
H
2
• 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 g~i(,0)，处在~+d范围 内的粒子的反转集居数密度为
n 0 () d n 0 g ~ i(,0 ) d
• 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。
增益曲线的烧孔效应
考察频率为1，强度为I1的强光入射对频率为的弱
光增益系数的影响。
在非均匀加宽工作物质中, 频率为 1的强光只引起 1附近的反转粒子数的饱和。
• 小信号增益系数和频率的关系完全取决于线
型函数 值将随
Ig~ 1i(的1,增0)。加当而I减 1 可少与，I强s比度拟为时I， 1的gi(光1,I入1)的射
时获得的增益系数是小信号时的(1I1 Is)12
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。
（1）非均匀加宽工作物质的饱和效应强弱与频率 无关，仅取决于光强；