книги / Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров

Таблица

5.1.

Реализованные прямые

каскадные

функциональные

лазерные схемы

Ьп3+-актнватороп и кристаллах

Лазерный

Каскадные межмультн-

Лазерный

Каскадные межмульти-

L U 3+ -I I O I I

плетные каналы СИ*

L n * + - n o n

плетные каналы СИ *

р г 3 +

*Po

5$

о

OF5

а / 4

5/ S

i / e -

5/

7

Nd3+

з л >

Er"+

5/ o - > 5/ 7 - * 5/ 8

4\

Ча!г

4 llU

- 4 / V

, - 44

Ноа+

5 6 'о

-> 5h - > 4 a

<

ь 5 2

- » 5Jg

0fa

s s 2 — 5/ o - > 5/ e

44

->ЧЧгыъЧ,^->Ч,Чг -

&s 2- * &h W->

- e/ 7

*

4

v

- y .

“ S o — > 3 / 5

5/ 0 —* bh

5S O - O B/ 5 M ^ / C - ^ / 7 - ^ S / 8

Т ти

4 / « / ,

»/■* —

“ Я в /w » 3Я

4 - » 3Я в

■* Волнистые стрелки укапывают бспыплучатслыгыс каналы.

осуществление потребовало решения многих задач, главными из которых яв­ ляются понимание сложных и многообразных одновременно протекающих про­ цессов в генерирующем кристалле н создание эффективного многоволнового резонатора. Существенным также является выбор концентрации Ьп3+-ионов,

ориентации кристалла и рабочей температуры, поскольку для раздельной гене­ рации на каждом канале оптимальные значения этих параметров могут суще­ ственно отличаться [12]. В этих опытах более привлекательна ламповая накачка, в то же время селективное лазерное возбуждение дает возможность использовать небольшие по размерам активные элементы.

Теперь остановимся на конкретных примерах каскадной генерации Ln3+ ионов в кристаллах, при этом, в первую очередь, внимание уделим пионерским работам по возбуждении СИ с перечисленными в табл. 5.1 схемами. Забегая впе­ ред, необходимо отметить, что в подавляющем большинстве этих поисковых ра­ бот лишь выявлялись возможности возбуждения СИ по той пли иной каскадной схеме или на том или ином новом межмультиплетыом канале Ьп3+-актпваторов с использованием каскадного принципа, т. е. решались задачи чисто принци­ пиального характера. Особенности каскадного метода получения генерации СИ кристаллов с Ьп3+-иопами требуют еще своего детального изучения. Вопросы энергетики каскадных кристаллических лазеров в последние годы также стали интересовать специалистов [13].

5.1.1.Каскадная генерация ионов Рг3+ u Nd3+

У ионов Рг3+ в различных кристаллах генерация СИ получена па 13 межмультиплетиьтх переходах (см. табл. 1.10 п рпс. 1.9), в том числе и на ИК-каналах —> 3Н Г„ 3Р4 [14, 15]. Учитывая принципиальные трудности создания необхо­

димой заселенности уровней	мультпплета	для возбуждения СИ обычный
методом ламповой накачки,	были выбраны	иттербневые фториды LiYbF* п

BaYb2F8. В этих анизотропных лазерных кристаллах ноны Yb3+играют особую роль — с одной стороны, они являются сенсибилизаторами (переходы 3Я4 -* lG4

ионов Рг3+ н 2/v« —>	ионов	Yb3+ находятся	практически в резонансе),
с другой — кроссрелаксаторамн		возбуждения с	уровня 3Р 0 генерирующего
активатора (мультнплет 1G,l ионов		Рг3+ лежит по шкале энергии посередине от­
носительно состояния 3Р о).

Pf,3+

Nd

Рг3+: 1 -

(LiYF4l

BaY2F8, ~110 К, Хс) [16]

2 -

(BaY„Fe ~

110 К, Хе)

[16]

Nd3+: 1 -

((BaF2 -

LaF3, 300 К,

Хе) [3]

м г

Обозначения те же, что и на рис. 1.9

В [16] генерация СИ с уровней состояния

1G4 ио н о в Р г3+ во

фторидах без ионов Yb3+ бы­

ла возбуждена с использованием прямых кас­

1

кадных лазерных схем (рис. 5.2). Исследования

4

/

свидетельствуют

о том,

что путем подбора ха­

1

п

рактеристик кристаллов и условий эксперимен­

I \

t

та ИК-каскадную генерацию, в том

числе ж

1

1

четырехмпкронную (16',1—> SF4), ионов

Рг3+ мож­

1

но возбуждать с ламповой накачкой и при 300 К.

f

&

Пяти- и шестимикронные интенсивные пере­

I

4,

ходы между мультнплетамн терма 4/

ионов Nd1-1"

t

V

в кристаллах,

особенно с иепротличенным фо­

f .

нонным спектром, давно привлекают внимание

%■

исследователей

как потенциальные

лазерные

1,

J L .

каналы [3, 7, 17, 18]. Теоретические оценки си­

*■

лы л и н и й

[3 , 7 ]

и прямые

измерения интенсив­

ности люминесценции [18,19]

указывают на то,

\

f e —

что по этим параметрам переходы i I J — > i I r не

уступают, а в некоторых

случаях и

превосхо­

дят известные

лазерные

каналы

4К/„ —• 4Ij'

ионов Nd3+.

Первые обнадеживающие результаты по каскадной пятимикронной генера­ ции ионов Nd3+ были получены с применением фторидного разупорядоченного кристалла (рис. 5.2) [3]. Проведенные измерения выявили и трудности, связан­ ные с нежелательным поглощением в канале 4/»/, — поскольку между мультиплетами 4 j приблизительно одинаковые энергетические зазоры. В этой связи представляет несомненный интерес постановки исследований каскадных лазерных схем *F»/t iIj -*■ 4j> с кристаллами с умеренной концентрацией ионов Nd3+ и содержащих в необходимых количествах ионы Сг3+, Но3+ и Ег3+. Сложные процессы сенсибилизации, которые протекают в кристаллах с таким составом коактиваторов, должны облегчить преодоление указанной выше труд­ ности [12, 20—23] и, вероятно, дать окончательный ответ о перспективности получения пятимикронной генерации в каналах 4 j -+■ ионов Nd3+

5.1.2.Каскадная генерация ионов Но3+

Энергетическое расположение мультиплетов ионов Но3+ в кристаллах (табл. 2.7) в максимальной мере способствовало тому, что они в настоящее вре­ мя являются самыми богатыми как по числу генерационных каналов (см. табл. 1.10, рис. 1.12), так и по числу реализованных прямых каскадных лазер­ ных схем (рис. 5.3). Условия для возбуждения каскадного СИ по этим прямым схемам для каждого кристалла будут свои. Оптимизации подлежат такие характеристики, как концентрация ионов Но3+, ориентация генерирую­ щего элемента и рабочая температура. Эти задачи несколько облегчаются в случае использования лазерной накачки [5, 6, 26], Помешать возбуждению каскадной генерации ионов Но3+ могут ап-конверсионные процессы, особенно в высококонцентрированных кристаллах, а также поглощение на волнах СИ с долгоживущих возбужденных состояний активатора.

Рис. 5.3. Прямые каскадные лазерные схемы ионов Но3+

в диэлектрических кристал­ лах

	1 — (LiYF1?		300 К,	лаз.)	[5]
	2	— (LiYF4,	300 К,	лаз.)	[5]
	3	— (Gd3Ga50 ]2, —110 К,			Хе)
	£	[23]	Gd3Ga50 12,
		—110 К,
			Хе) 14,	24]
	5	(LiYbF4, 300 К, лаз.) [25]
		— ( L 1 Y F 4 ,	300 К,	лаз.)	[6]

О	—	(YA103, — 110		К, Хе) [26]
7	-	(YA103, -	110	К, Хе) [16]
S	—	(YA10a.	300 К, Хе)		[16]
9	— (YA10з,		— НО К,		Хс)
		[16]

Волнистыми стрелками показаны безызлучательные межмультиплет­ ные каналы релаксации. Остальные обозначения те же, что п на рнс. 1.8 и 1.9

.3+

ЕГ'

Рнс. 5.4. Прямые каскадные лазерные схемы ионов Ег3+ и Тш3+ в Д1гэлектрнческих кри­ сталлах

Ег3Н 1 — (CaF2 - YF3, 77 К

Хе) [1,2]

2 — (Y3A15012I LU3A1SOJO, —ПО К,

Хе) [28]

3 — (LiYF4, -1 1 6 К, Хе) [29]

4 (^3А150 12,

Lu3Alr,0]2, —ПО К, Хе) [28]

(YAl03, 300 К, Хе)

[ 20]

5	— (YA103) —110 К, Хо)
6	[4]
	— (Y3A150 12,	—но к ,
	LUHAIBCV,
	Хе) [4, 28]		К,
7 — (BaEr2F«,		-П О
	Хе) [30]
Tm3+: 1 — (YAlOn : Сг3+,			[31]
	-100 К,	Хе)

Обооначения те же, что и на рнс. 1.8 и 5.3

Тл3+

I

I

1

I

И-

4I I

I

3.1.3. Каскадная генерация попов Ег3+ и Тш3+

Ионы Ег3+ в диэлектрических кристаллах, так же как и ионы Но3+, имеют благо­ приятную для возбуждения каскадного СИ спектроскопическую ситуацию (рис. 5.4). Каскадный принцип генерации впервые, как уже отмечалось выше, был реализован с этими активаторными ионами [1,2]. У ионов Ег3+, по срав­ нению с Но3+, на одном и том же энергетическом зазоре (состояния 4&/, и bS2 имеют практически одинаковую энергию, см. табл. 2.7 и 2.8) находится на один мультиплет меньше (ср. рис. 5.3 и 5.4). Этот, в данном случае важный, факт •обусловливает больший квантовый выход люминесценции с каждого из при­ веденного на рис. 5.4 состояния ионов Ег3+ из-за меньшего шунтирующего влияния многофононных безызлучательных каналов.

Теперь коротко рассмотрим несколько результатов экспериментального изучения каскадного СИ, которые показывают некоторые особенности этого

режима		генерации		активированных		кристаллов,	в	частности	кристаллов
с	ионами	Ег3+.	Итак,		СИ на межштарковских переходах каналов					4*5v2->
Т	4/u/t и	4/и/,	*/»•/,		ионов Ег3+ во фториде LiYF4 [32]. Условия опыта:
	110 К, СЕт ^ 2				ат.%, длина элемента ~40 мм,			источник возбуждения
СИ — Хе-лампа типа ИСП-250 (тВОзб ~						70 мкс), конфокальный резонатор на
основе зеркал			с	многослойным диэлектрическим			покрытием,		пропускаю­
щим на		волнах	каналов СИ около 0,5%. Кинетику и спектральный							состав

СИ в условиях каскадной и обычной генерации на этих двух каналах поясняет рис. 5.5. Видно, что в указанных условиях эксперимента (энергия накачки приблизительно в три раза превышала пороговую энергию возникно­

вения	генерации		во	втором	канале)	в каскадном режиме	в трехмпкроином
							/	d
							___	2	| ■■//4/1
		200		400	£нхс		—
^	I							\
					1				m /f
		1	1	1		1		—У— м т
и								-----/020J
					/			т	/0200
								*
									/0222
Т\П-----Я ~		---- ,--------L		1	1	1		1
									\ rtl4
									.rtfг
									- r t t t
							-----		rt/f
									rt4 f
							=	------r t f У
Рис. 5.5. Осциллограммы кинетики обычной						(я, 6) и каскадной (в)	генерации		кристалла

LiYF4 — Ег3+ при ~110 К на межштарковских переходах каналов		—>4/ Пд	и 41ц/ —*
—+ 4/ , а/ и схемы кристаллического расщепления мультлплетов	41 ц ^	п 4Iu/t "с	результа­
тами идентификации (требует уточнения) индуцированных переходов

Штриховыми кривыми показан импульс возбуждения. Энергия штарковских уровней дана в см-1, а перехо­ ди между н и м и приведены в А. Осциллограммы и лазерные переходы на схемах имеют связующую нумера­

цию. Интенсивность импульсов генерации показана в произвольном масштабе

Таблица 5.2. Параметры СИ кристаллов УАЮз —Ег3 |- в режиме обычной и каскадной генерации на мсжштарковских переходах каналов ~ ' 47»д 11 47ц/2 47и/. при ламповой накачке [9]

Канал СИ	Порог СИ, Дж			Канал СИ	ЯС И » мкм	Порог СИ. Дж
	обычный	каскад­				обыч­	каскад­
		ный				ный	ный
—н о к					300 к
1,6628	7,5	7,5		47ц/. — 4Аз/ 2	1,6628	16	16
2,7310	35 *	8			2,7305	28	16
2,7398	10	8	1		2,7955	53	100*

* Генерация нсустой чивая.

лазерном канале СИ происходит на другом, на более коротковолновом межштарковском переходе. Такие эффекты деформации спектра СИ наблюдаются практически у всех лазерных кристаллов с нонами Ег3+, которые генерируют по прямым каскадным схемам, особенно это относится к самонасыщающпмся каналам, в том числе и к 4/iy2— 4/»д. В частности, у кристалла LiYF4—Ег3+

с отличающейся от предыдущего ориентацией лазерной осп оптической оси с несмотря на другой спектральный состав СИ капала 4/п/1 4/в/, также на­

блюдается эффект деформации спектра [29]. Отмеченную особенность также иллюстрирует табл. 5.2, в которую сведены данные по спектроскопии СИ кри­ сталла YA103—Ег3+, генерирующего по другой прямой каскадной схеме 4i5s/„ —»- 4/о/, W» 4/п/г *1п/г‘

У попов Тш3+ пока реализован один вариант прямой каскадной лазерной схемы (рис. 5.4). Авторы (33] для этих целей использовали кристалл YA103, коактивированный ионами-сенсибилизаторами Сг3+ для улучшения условий возбуждения СИ с уровней мультиплета 3/г4. Исследования [34, 35] свидетель­ ствуют о том, что в ближайшее время будет получена генерация ионов Т т 3+ й по другим прямым каскадным лазерным схемам.

5.2.Особенности каскадной генерации Ьп3+-ионов

вкристаллах (стационарное приближение)

После результатов экспериментального изучения импульсного (нестационар ного) каскадного СИ кристаллов с Ьн3+-активаторамп теперь рассмотрим ре* жим стационарной генерации на примере анализа наиболее общего случая двух последовательных межмультнплетных лазерных каналов, который иллю­ стрирует рис. 5.6. Анализ этой пятиуровневон схемы проведем с учетом штарковского расщепления мультиплетов, полагая, что их вырождение снято пол­ ностью и населенности уровней в каждом конкретном состоянии находятся в отношении, соответствующем тепловому равновесию. При типичном для Ьп3+-ионов в диэлектрических лазерных кристаллах штарковском расщеплении мультиплетов, равном 100—500 см-1 (см. табл. 2.2—2.10), тепловое равновесие устанавливается за время ~ 10-8ч- ^ 10-12 с за счет прямой безызлучательной

релаксации. С другой стороны, вероятность межмультиплетных каналов (мно­ гофононные безызлучательные процессы п люминесценция) на 4—8 порядков меньше вероятности прямых межштарковских безызлучательных переходов. Поэтому населенности состояний в целом под действием возбуждения будут иметь неравновесные значения, которые могут быть определены из решения системы кинетических уравнений. Эти уравнения с обозначением переходов и их вероятностей, принятым в [11, 35], и предположениями, что HVi-3)

4r	^ 4(i,2),		^ 3 1 =		0 и	W54> А 51,		будет
	иметь	вид		[31,	36]
*k	$ \—			BU• возб-А^i -\- W21N2-f-
	+
*		2
		£ = 3 - г 5		*	6
	yV2 =		-	(AS1 + W tl +			Va ) N2 +	{W32 +
	+	^ 32) ^ 3 +			.S	ё	,
					£ = 3 - r 5		*

N3 — V32^2 — (P.32 “Ь P34 “Ь Aj ~t~

+ Wn )N a + ( W „ + V„) Ni +

1

i

*

Рис. 5.6. Упрощенная пятпуровпевая каскадная лазерная схема Ьп3+-ионов в кристаллах

Канал возбуждения показан двойной стрел­ кой, а спонтанные переходы — обычными. Остальные обозначения те же, что и на рис. 5.1

+	S	A J	T N J	4	( 5 .1 )
	5=4,5		^
	=	V „ N , - (		V1S + A ,	+ W .,)N . +•
+	WMN S,
S s = BUmMN, - {W„ -					A s) ЛГ„
N „ =		2	N ,
		5 = 1 4 - 5	s

Здесь A j и WJJ>— вероятности спонтан­ ных излучательных и безызлучательных переходов; Vjr — вероятность индуциро­ ванных переходов, в частности:

У23 = BnUnbiibz1, V3Z—BuUubnb f,

V3i = BiUjhbt1,

У43 = BjUibib^1,

где I и	II — индексы линий СИ каналов 4 3 и 3 — 2; Вт и Вц — коэффи­
циенты	Эйнштейна для вынужденных переходов; U\ и 1/ц — объемныег плот-

ности энергии генерации в первом и втором лазерных каналах; &г, и и bit ц — больцмановские факторы начальных и конечных штарковских уровней по от­ ношению к нижайшему в данном /-мультиплете и bj — сумма больцмановских

факторов уровней	данного	состояния;	В и в0эб — скорость накачки. Полагая
в (5.1) поочередно	XJ\и СГц равными нулю, получим еще две системы уравнений
для независимой	генерации	в каналах	4 — 3 и 3 — 2.

Решение кинетических уравнений в стационарном приближении [37] с пред­

положениями (более детально эта процедура			изложена в [31]), что		эффектив­
ность	накачки
>1 -	WUHWM + Л6) = 1
И
(А,	+ W32), (А3 + W32),	В и аозб < W21,	WH,
привело к выражениям для мощности генерации				(т. е. энергии,	излучаемой
в объеме генерирующего элемента Уг.и в единицу				времени) в каждом канале

при независимом и каскадном СИ. Для лазерного излучения только в канале

4	3	136]
	Р г =		^°^r.a^vI	—T(*l	(BUвозб в и л ).	(Г>2)
			l + ktf + B u ^ a + k j T *

Здесь

в и а1 = r;V[6r — у (1 + М г) — Ц

— пороговая скорость возбуждения СИ в первом канале,

g _ iVoXjbj^j i

14я2сЬ4Д^юм PI

—отношение предельного коэффициента к полным потерям pi. В (5.2) также

/Cl = b'ibnlbib3 — параметр, характеризующий относительные населенности участвующих в генерации штарковских уровней J a и / 4 мультиплетов; р —

=	+	А лг) Тз и у =		{Л ла +	W i3 ) т3; Т3 = (А 3 + 'W32)~x и т4 = (Аа +		Wi3 Y l .
Аналогичное выражение для мощности генерации только во втором							лазер­
ном	канале 3 -*■ 2
Рц =		N0Vr^a [ l - b j \ ( i + y-')]				— BUпн),	(5.3)
			1 +		(BUи о з б
где
BUnli = tf/cc (6?i -				у-1 -	1),
бц =				и а = (Ai3 + JF43) T4.
		4я*с/^”юм PJI
И, наконец, выражения для мощности						каскадной генерации в каналах 4
3 —*• 2		будут	следующими:
Pi =		W0FP.	(BUaoзб - Л ^ г),				(5.4)
	=	A*0Fг.э^иф (BUвозб -			BUln),		(5.5)
где
BUli		= (1 +	A:i6i6ii)/6icpT4,

BUlu = [1 + Р (бпб! 1 + &1)]/бпсрт3

И

Ф = 1 — бг1 — би (1 + к\).

В (5.2)—(5.5) с — скорость света, v — частота, К — длина волны, h — постоян­ ная Планка и ДтЛюм — ширина линии люминесценции.

Решение (5.4) и (5.5) имеет физический смысл лишь в области положитель­ ных значений Pi и Ри, поэтому пороговой скоростью возбуждения каскадной

генерации СИ будет наибольшая из величин BUh и BUlu.

В анализируемой пятиуровневой системе с двумя метастабильными состоя­ ниями / 3 и / 4, и незаселенным мультнплетом / 2 ПРН различных соотношениях

между вероятностями переходов и коэффициентами потерь pi и рп возможны следующие варианты возбуждения каскадной генерации в первом и втором каналах:

В Uni = В Uni, BUnг < З и пц и BUnl > BUBll.

Из них в прикладном аспекте наиболее привлекательным является второй, поэтому рассмотрим некоторые его особенности. Анализ (5.2)—(5.5) показы­ вает, что для этого варианта справедливо неравенство:

BUni < Bull < BUlu < BUпц-

Таким образом, BUln является пороговой скоростью возбуждения каскадной генерации, и в интервале значений скорости накачки от BUuj до BLTlu СП будет возбуждаться только в канале 4 3 , При BUBOia^> BUln возникает

Рис. 5.7. Зависимости приведенной мощности генерации в каналах 4 —» 3 п 3 —►2 от В £7ВОЗб (в единицах

PI,I1/N0VT.JIVI, JJ) в		каскадном
и обычном режимах
1 — P ilN a V r J ivIt	2 —	i 3I I /iY0Vr .jnvI1,
3 — i y J V o V r . a l i V ! ,	4 — P n / N o V r . a h v i j :
Остальные обозначения		и пояснения
в тексте

каскадная генерация, поведение энергетических характеристик которой кар­ динально отличается от аналогичных параметров независимого СИ в первом и втором каналах. Мощность генерации в канале 4 —*• 3 удобнее представить в виде

Pi = Pi + N 0VT,э/^ 1ф (BUBOa6 - BUknU),	(5.6)
где P\ — начальная мощность генерации СИ в канале 4	3 при BUBоаб =

= В U*а-, когда в системе возбуждается каскадное СИ по схеме 4-»-3 —*-2. Формулы (5.4) и (5.6) показывают, что мощность каскадной генерации будет расти линейно для обоих взаимосвязанных последовательных лазерных кана­ лов. Это иллюстрируется зависимостями, показанными на рис. 5.7, которые рассчитаны при бх = 100, бц = 10, &i = 0,2 и И43 WiZ = А 3 W32 = = А41 + А42 = 103 с-1, т. е. при у = Р = 1* Для сравнения на рис. 5.7

штриховыми кривыми показаны зависимости Pi/N^Vr.okvi {BUB03o) и РцВ№$Vr.3hvjx (BUaoa6) при генерации только в первом или втором канале. Отсутствие эффекта насыщения мощности генерации в каскадном режиме яв­

ляется следствием того, что при ^42I + WS1 ^ тХ1, T31, BUB0аб с ростом скоро­

сти накачки практически не изменяются N 2 и N 3, а также N4. Приведенные за­ висимости демонстрируют, что переход к каскадному режиму генерации сопро­ вождается увеличением эффективности СИ в обоих каналах, которая при 6j, бц 1 близка к эффективности генерации по четырехуровневой схеме с неза­

селенным конечным лазерным уровнем [11, 37]. Здесь также необходимо отме­

тить, что для рассматриваемого случая BUaii <С BUaii, т. е. наличие гене­ рации в первом канале приводит и к уменьшению порога возбуждения СИ во втором канале за счет увеличения эффективности заселения / 3-мульти-

плета.

Эффективность независимой генерации в первом канале (5.2) существенно зависит от резонансных потерь на %х. Предельное значение параметра kjу, определяющего резонансные потери, задается соотношением

(^lY)max ~		1 —	— убг •
Для	случая,	который		иллюстрирует		рис. 5.7, величина		(/ciy)max — 0,98.
На	рис. 5.8	представлены			зависимости		Pi,iifN0Vr.ahvxtxi		{BUB0Эб) и
Pi, nlNaVr.-Jivi, п (BUU03<i)				для	/гх = 0,8.	Для	зависимостей	рис.	5.7 значе­
ние ki = 0,2.		Таким	образом,		чем больше параметр кху, тем ниже эффектив­

ен

./	ErIV m 3+
з+
4 Ег'
s*/i
4г .
%

V	3f	*/ .	4

Рис. 5.9. Кросскаскадные лазерные схемы

пары ионов Ег3*4*+		Но3+ в диэлектрических
кристаллах		77 К, Хе) [1]
1	— (CaF2 — ErF3,
2	— (CaFj — ErF3,	SrF2 — ErF3, —110 К,

Xe) [27J

Волнистыми стрелками показаны каналы безывлучательной передачи энергии электронного возбуждения. Остальные обозначения те же, что и па рис. 1.9

V	* 4	-
	%	iI
		I
		I
		I

V v 4

Рис. 5.10. Кросскаскадные лазерные схемы

пары		ионов	Er3* +	Tm3+	в	диэлектриче­
ских		кристаллах		77 К,	Хе)	[1]
1	— (CaF2 -		ErF3,
2	— (Y3A150 12, LU3A150 12,				Ег3А150 12,
	-Н О К, Хе) [4, 38]

Обозначения те жеу что и на рис. 1.9 и 5.9

Таблица 5.3. Реализованные кросскаскадные функциональные лазерные схемы Ьп3+-активаторов в кристаллах

Ьа*+-ионы		Мсжмультиплетные каналы СИ *
Ег»++ Но3+	*5>/fj — 4/»д		(Ет3+) №■ ®/7’-> Ч в (Но3+)
	ч и и* — ч и/г (Ег3+) т ч 7— ч 8 (Но3+)
Er*++Tm 3*	*StJ] -	*/«/’ (Ег34-) м* 3Я4 -		3Я , (Т т3+)
	«/„,* — *la)t <Ее»+) М* 3Я4 -			3Я . (Т тэ+)
Тт*++Но8+	з	3Нъ (Т т3+) 5/ 7 - » Чв (Но8+)
Ег»<-+Тдп3+ + Но	4/ _	*I„U (Ег8+) AV* Tm3f №■ Ч 7 -* Чв (Но3+)
* Волнистыми стрелками	о б о з н а ч е н ы		безызлучательные каналы передачи энергии

электронного возбуждения.