книги / Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров

Рис. 7.4. Упрощенные диаграммы ступенчатых схем генерации ионов Ег3+ в лазерных кристаллах

а — СИ на переходе канала	(BaCY.Yb^Ff—Ег3+) [7l; б — СИ на пере­
ходах каналов *F9/ s —>Ч п / ^ ь / г	(BaYb2Fe *-Ег8+)
Обозначения» как на рис. 7.1

осуществляющий первую стадию ап-конверсии в кристаллах BaYbaF8 — Ег3+

при возбуждении их излучением Nd-лазера (А,В03б ~ 1,054 мкм). Наибольший интерес представляет область сильной связи. Как следует из данных рис. 7.5, здесь населенности мультиплетов 4/»/., 4/л/„ 4F»/e и 4&/, достигают «лазер­ ного» уровня G>;1018 см-3).

Анализ зависимостей рис. 7.5 по методике, предложенной в [22], позволяет определить механизмы заселения люминесцирующих уровней активатора. Суть ее состоит в следующем. Пусть уровень активатора X заселяется в резуль­ тате суммирования возбуждений уровней Y и Z, где Z, как правило, уровень сенсибилизатора. Тогда для каждого значения энергии накачки, при котором вероятность ухода возбуждения с X посредством ап-конверсии мала по срав­ нению с вероятностями других способов его распада, выполняется равенство

six = sly + slz,

где six, sly и slz — соответственно показатели степенных зависимостей на­ селенностей X, У,и Z от энергии накачки. Таким образоыа сравнивая вели­

чины slj и 21 slj при разных Ев0Зб, можно для каждого X идентифицировать j

мультиплеты коактиваторов, которые непосредственно участвуют в процессе его заселения. Результаты такого анализа показаны на рис. 7.6. Совпадение (в пределах точности эксперимента [22]) в широком интервале изменения Е л0ао наклона кривой заселенности *S»/t (Ега+) с суммой наклона соответствующих зависимостей для Чп/Ш(Ет3+) и 2F»/, (Yb8+) указывает, что уровни мультиплета

‘Я/. заселяются в результате суммирования энергии возбужденных состояний и 2F./, с последующей безызлучательной релаксацией конечного состоя­ ния переноса *Fi!t к уровням 45./, (см. рис. 7.4 и 7.6, а). Из рис. 7.6, а также

Рис. 7 .5 .

Зависимости максимальной за­

селенности уровней

мультиплетов

ионов

Ег3+ и

Yb3+

в

кристалле

B aY b2F„—Ег3*

от удельной

поглощенной

энергии

излу­

чения

Nd-лазера

(твозб » 1,5

мс) [22]

Штрихами показаны нормировочные линии с si =

= 1 , 2 и 3

следует, что по мере роста Евоз§

очевидный

механизм заселения 4J»/t

активатора

(многофонониая

релак­

сация

Ч п /г

4 n f t ) уступает

место

более

эффективному

для

данного

кристалла кроссрелаксациоиному ме­

ханизму

(3)

4& /,->

-> V v' (Yb3+).

Аналогичная смена механизма засе­

ления повторяется п для состояния

Если при низком

уровне воз­

буждения оно

заселяется посредст­

вом многофононного безызлучатель­

ного перехода 4&/, ~~ 4F»/„

т0

пРи

I

ж

больших энергиях накачки домини­

+

рующую роль в его заселении игра­

ет процесс

суммирования

возбуж-

/Ж*

ж -г

ffajJw/tM5 дений

4u/t (Ег^)

и 2F*/t (Yb3+).

На

это указывает

совпадение

зависи­

мости si (4Fi/t)

от Явозб с аналогичной кривой для

si (4/«/, +

2Ft/,) (рис. 7.6,6).

Таким образом, последней стадией в механизме

заселения уровней мульти-

плета 4JP ./, в

кристалле BaYb2F8 — Ег3+ при мощной накачке в полосу погло­

щения ионов Yb3+ будет ап-конверсионный процесс

(4)

-

‘Д Л <Ег"): V .,,

*ДЛ (УЬ«).

Высокая эффективность работы рассматриваемой схемы обусловлена сле­ дующими обстоятельствами. Во-первых, скорость необратимого суммирования

возбуждений	(Ег3*) и	2Fy^ (Yb3+) превышает вероятность их люминес­
центного распада, начиная с EB03Q ^ 3 Дж/см3. Необратимый характер сумми­
рования также	обеспечен	быстрой внутрицентровой релаксацией *Fyt 45i/t.

Во-вторых, скорость процесса (3), равная ~108 с-1, значительно превышает вероятность люминесцентной дезактивации 45>/„ а сама кроссрелаксация носит необратимый характер, обусловленный выделением в решетку кристал­ ла значительной части кванта электронного перехода 4<S»/f —>• 4/и/, в акте переноса энергии. И, наконец, в-третьих, скорость суммирования возбуждений *1а/, (Er3*) и 2F»/t (Yb3+) превышает вероятность их спонтанного излучения. Об этом свидетельствует, в частности, четырехкратное сокращение люминес­ центного времени жизни 4/и/, при Ев0Эб >> 3 Дж/см3 [22]. Процесс суммиро­ вания возбуждений Ч»и (Ег3+) и 2F»/, (Yb3+) имеет также необратимый харак­ тер вследствие дефекта резонанса взаимодействующих каналов, покрываемого фононами решетки.

Уровни мультиплета *Е»/, являются начальными для трех каналов СИ. Наиболее легко возбуждаемыми из них в кристаллах BaYb2F8 — Ег3+ практи­ чески любого состава по активатору является двухмикронный межмультип-

£■//7ft и 1

Yb'3+			/
	Er3+	Er3+	Er3+

Iff-

\ г

Рис. 7.8. Упрощенные диаграммы ступенчатых схем генерации ионов Er3-* в лазерных кристал­ лах

а — СИ на переходе канала	кристалла BaYb,Ft — Ега+ при накачке излучением Ег- и Nd-ла-
8еров [25]; б — СИ на переходе канала	— 4Ги/	кристалла C a F , —Ег3+ при накачке излучением Ег-ла-
аера [32]; • — СИ на переходе канала 45«/. -*		кристалла YA10,—Ег3+ при разноволноБой накачке
излучением лазеров на основе красителей [35]

Длина волны каналов накачки на схеме в дана в микрометрах, остальные обозначения, как на рис. 7.1

чрезвычайно важно для возбуждения СИ прн 300 К на резонансном канале 4F»/t */»/,. В [14] был осуществлен успешный эксперимент, подтверждаю­ щий выводы [24]. Кристалл BaYb2F8 — Ег3+ (Сет = 0,1 ат. %) при 300 К начал

генерировать на межштарковеком переходе канала *F»/t 4/«/а, заканчиваю­ щемся на верхнем уровне основного состояния */«/„, при удельной поглощен­ ной энергии излучения Nd-лазера, равной —20 Дж/см3. Этот результат пояс­ няет рис. 7.7.

1. Антнстоксова генерация при многоволновой накачке. Полный анализ источников энергетических потерь, присущих рассмотренной выше ап-кон- версионной лазерной схеме, реализуемой в кристаллах, активированных иона­ ми Ег3* н Yb3*, пока еще далек от завершения. Но ряд очевидных ее недостат­ ков может быть назван уже сейчас. Так, из-за малой концентрации ионов Ег34, (СЕт = 0,1 ат.%), диктуемой низким расположением ( —410 см-1) конечного лазерного штарковского уровня канала *F»/, — 4/»/,, и, как следствие этого, неблагоприятного распределения возбуждений в системе резонансно связан­ ных ^состояний *1и/, (Ег3*) и 2Л/, (Yb3*) в кристаллах BaYbaF8 — Ег3*, опре­

деляемого соотношением Сег/Суь» мала скорость начальной стадии ап-кон- версии (2), пропорциональная произведению заселенностей мультиплетов 2F«/, и 4/п/,. По этой причине значительны потери энергии посредством люминес­

центной дезактивации 2Р»/Я. Далее, схема энергодвижения в кристалле BaYb2F8 — Ег3* строится на последовательности сугубо нерезонаисных про­

цессов энергии электронного возбуждения, что также ведет к потерям. Отмеченных недостатков можно избежать, применяя двухволновую лазер­

ную накачку кристаллов BaYb2Fg — Ег3* излучением стеклянных Ег- (\Воэб —

ж 1,54 мкм) и Nd-лазеров (ЛВ03с = 1,054 мкм) [25]. При таком способе воз-

Рис. 7.9. Упрощенная диаграмма ступенчатой двухмикронной генера­ ции (канал xFt , —>- Ч в кристалле

BaYb2Fs—Ег^прн 300* К с ламповой накачкой [26]

'Каналы возбуждения не показаны. Обовначения, как на рис. 7.1

буждения непосредственно заселяются те мультиплеты коактиваторов (см, схему на рис. 7.8, а), суммирование возбуждений которых

(!)	^	(Yb3+):	4uU *F.U (Ет3+)
непосредственно доставляет			энергию к уровням начального состояния генера­
ционного	канала	lF,jt — 4/ w/s		ионов Er34-. Как показали измерения с крис­
таллом BaYb2F8 — Ег3+ (СЕг =				0,1 ат. %), по этой схеме состояние *Е./, можно

«накачать» по крайней мере в три раза эффективнее, чем по схеме одноволно­ вого возбуждения излучением Nd-лазера. Это позволило в [25] энергию крас­ ной генерации кристалла BaYb2F8—Ег34 при 300 К поднять до 0,35 Дж/см3.

2. Импульсная двухмикронная генерация кристаллов BaYb3F8 — Ег3+ при ламповом возбуждении. Фундаментальные спектрально-генерационные иссле­

дования СИ кристаллов	BaYb2F8 — Ег34- (канал 4Е«/, ->■ */»i/t),	выполненные
ва последние годы [9, 12,	13, 26], показали их перспективность	для создания

эффективных двухмпкронных кристаллических лазеров с ламповой накачкой, генерирующих при 300 К.

Время жизни начального двухмикронного канала СИ (4F»/t — 4/«у,), равное —400 мкс, существенно меньше времени жизни конечного состояния эффективное значение которого (вследствие резонансной связи с мультпплетом zF*/t ионов Yb34-) при малых энергиях накачки составляет около 3 мс. Тем не менее самонасыщенне лазерного перехода здесь не происходит благодаря процессам суммирования возбуждений состояний */»»/, (Ег34-) и аЛ/, (Yb3+). О высокой эффективности этих процессов свидетельствует, в частности, постоян­ ство пороговой населенности уровней состояния 4Л/„ наблюдающееся в про­ цессе обычной импульсной генерации фторида BaYb2F8 — Ег3* [13]. Согласно [13], в условиях ламповой накачки эффективность энергопоступления на уров­ ни начального лазерного мультшшета этого кристалла (при СЕг = 8 ат. %) составляет 1,5% в пересчете на двухмикронную генерацию.

Картина энергодвижения в кристаллах BaYbaF„ — Ег34-, накачиваемых широкополосным излучением импульсных Хе-ламп, в главных своих чертах может быть представлена на рис. 7.9. Энергия возбуждения уровней ионов Er3+Jt расположенных выше состояния *«?•/,, посредством безызлучательной

релаксации быстро поступает на 4£д/, и далее разменивается на сумму возбуждений Чии (Ег3+) и 2F»/t (Yb3+) посредством кроссрелаксации [22]

(1)	•&,, ->- 4-1, (Ег3*): >РЧ, - *A/t (Yb3+).

На уровнях мультиплета 2Л/, аккумулируется также энергия, поглощенная собственно ионами Yb3+, и энергия возбуждения состояний iI»/t и */»/, актива­ тора, поскольку из-за резонансного характера обмена

(2)	Ч»и Ч»и (Ег3+): 2FVt *FV, (Yb3+)

и вследствие существенно большей концентрации ионов Yb3+ подавляющая часть обобществленных возбуждений мультиплетов *1»/. н 2F^, локализуется на ионах Yb3+. Следующим шагом энергия, запасенная на уровнях состояний и 2Л/»1 преобразуется в энергию возбуждения посредством процесса ап-

конверсии [13]

(3)3А/, - 3A,, (Yb3+): Ч„,, - ‘А,, (Ег3+).

Поскольку процесс генерации в канале 4F»/t —>- 47«/„ восполняет убыль воз­ буждений на связанных мультиплетах 47»/, и 2К/„ возникающую в результате суммирования (3), то отсюда следует, что, во-первых, на СИ расходуется энер­ гия возбуждений состояния 47и/г, причем с каждым актом генерации сопря­ жено тепловыделение (~1000 см-1) вследствие нерезонансного процесса (3), а во-вторых, процесс суммирования (3) не обеспечивает дезактивацию нижнего лазерного мультиплета 4/u/t. Эту функцию осуществляет процесс

(4) 2FVs -v V .,. (Yb8+): 4/.v, 4FV, (Er>+),

протекающий со скоростью, достаточной для установления стационарной ин­ версии населенностей уровней состояний 4F»ft и 47п/, [13].

Из изложенного ясно, что при двухмикронной генерации ионы Yb3+ в крис­ таллах BaYb2F8 — Ег3+ играют исключительно важную роль. Они выступают, во-первых, в роли обычного сенсибилизатора; во-вторых, обеспечивают преоб­ разование возбуждений мультиплета 4&/, в возбуждения состояния 4F»/t посредством двух последовательных межцентровых переносов энергии (1) и (3), и, наконец, в-третьих, стимулируют дезактивацию конечного лазерного состоя­ ния 4ujt за счет преимущественной локализации обобществленных возбужде­ ний на уровнях мультиплета 2F»/t ионов Yb3+ и благодаря процессу (4).

В описанной картине энергопреобразования в кристаллах BaYb2F8 — Ег8+ отсутствуют каналы потерь, кроме обычных люминесцентных и нерезонансных обменов энергией между коактиваторами. Необходимость их учета выявилась в ходе изучения в [26] генерационных параметров концентрационной серии кристаллов BaYb2F8 — Er3*. Основные результаты этих экспериментов пред­ ставлены на рис. 7.10. Видно, что концентрационные зависимости пороговой энергии возбуждения (Еа), энергии (7?си) и КПД двухмикронной генерации имеют экстремум при Сег = 8 -ч-10 ат.%. Для интерпретации этих данных в [26] была получена также зависимость максимальной заселенности началь­ ного лазерного состояния 4F./, от Сег при Ев03б = const (рис. 7.10, в). По­ скольку люминесцентное время жизни (тлюм) состояния iF>/t в изученном интервале изменения Сег практически не сокращается (рис. 7.10, в), то сущест­ венное понижение максимальной заселенности этого мультиплета при воз­ растании Сег и ЕВОяб — const может быть следствием лишь уменьшения эф­ фективности преобразования поглощенной энергии накачки. Другими словами, увеличение Сег приводит к интенсификации дополнительных механизмов энергетических потерь. Чтобы определить их природу, вспомним, что на на­ качку состояния 4F*/t и в генерации двухмикронного СИ идет энергия воз­ буждения мультиплета 47i»/t. Поскольку населенности состояний 47и/, и 97*/f достаточны для протекания процессов суммирования, то в качестве механизма

дезактивации 4/п/г можно предположить следующее ап-кояверсионное взаимо­ действие:

(5) (Er3+): <Ly, ■* Ч.и (Ет3+).

Дополнительным аргументом в пользу выбора такого канала энергопотерь может служить наблюдаемая квадратичная (в соответствии с диполь-дпполь- ным характером переноса энергии) зависимость его скорости от концентрации ионов Ет3+ (рис. 7.11).

Выполненный в [26] анализ показал, что учет механизмов энергопотерь (5) и обсуждавшегося в [27] процесса

(6)•Д/1-**Л /.(УЪ*): * Д ,.-* Я ./.(Ег“ ).

вспектроскопической модели лазерной среды BaYb2F8 — Ег3+ (рис. 7.9) явля­ ется достаточным для количественного описания с ее помощью эксперименталь­

ных данных по населенностям рабочего состояния в частности концентра­ ционной зависимости, приведенной на рис. 7.10, в. При этом падение эффектпв-

Рис. 7.10. Зависимости пороговой энергии возбуждения СИ, энергии и КПД двухмикронноп генерации от концентрации ионов Ег*+ в BaYb2F8 при £ воаб = 200 Дж (а), а также концен­

трационные зависимости тлюм (Ъ) и заселенности начального лазерного состояния *F,, (в)

[26]

Штриховой кривой показаны результаты расчета N (4^о/2)

*п,Аж

Рис. 7.11. Зависимость вероятностп ап-конверсионного процесса (5) с участием состо­

яния	ионов	Ег*+ в
BaYb2F8 от	СЕг [26]
Штрихами показана		нормировоч­
ная линия с	si = 2

мости заселения мультиплета 4F«/t (см. рис. 7.10, в) в области высоких кон­ центраций активатора обусловлено процессом (5), а в области малых значений Сег — процессом (6). Таким образом, оптимальное значение Сег д л я возбужде­

ния двухмикронной генерации на переходе *-Лу* лежит в интервале 8 - 1 1 ат.%.

7.1.3.Ступенчатые an-конверсионные лазерные схемы кристаллов

с(Tm3+ -\- Yb3+)-системой активаторов

Генерация ионов Т т 3+ по ступенчатым функциональным схемам впервые по­ лучена в [10, 111 во фторидных анизотропных кристаллах BaYbaFs и LiYbF* при их возбуждении излучением Nd-лазера (ХВозб = 1,054 мкм). Использо­ вание ступенчатых схем накачки позволило поднять число реализованных лазерных каналов иона Т т 3+ до шести, включив в него три новых, берущих начало с уровней мультиплетов sFt и 1СУ4 (см. табл. 7.1). Один из этих каналов *Gt -> 3H t является антистоксовым как по физике возбуждения своего началь­

ного состояния, так и по длине волны генерации (Хеи = 0,649 мкм). Упрощенная диаграмма ступенчатых схем генерации ионов Тш3+, пред­

ложенная в [2], а для конкретных кристаллов ВaYbaF8 — Tm3+ и LiYbF4 — Tm3+ обоснованная в 128], изображена на рис. 7.12, а. В этой схеме основными эле­ ментарными процессами, обеспечивающими инверсную заселенность уровней мультиплета 3F4 при накачке излучением Nd-лазера, являются нерезонансная передача энергии электронного возбуждения от сенсибилизаторных ионов Yb3+ к генерирующим ионам Т т 3+

(1)*F4t -> *FV, (Yb3+): 3# 6 -> 3Я 5 (Тт3+)

Рис. 7.12. Упрощенные диаграммы ступенчатых схем генерации ионов Тш3+ в лазерных кристаллах

а — СИ на переходах каналов *F4 -* »Н«,, и -* *F„ *П4 кристалла BaYb,F,—Tm»* при накачке ивлучением Nd-лавера [101; б — СИ на переходе навала ‘Г, -♦ *Ht кри­ сталла ВаУЬ,Р»—Tm*+ (СТ т = 1 ат.%) при ламповой накачке [28]

Обозначения, как на рис. 7.1

Р и с .	7.14. Зависим ости sij и S	s l j от -SBoag
д л я	к р и стал л а B aY b2F^—T m	3+ [28]

Пояснения в тексте

Р и с . 7 .13 .	З ави си м ости	м акси м альн ой	засел ен н о сти у р о вн ей м ультнплетов ионов Т т 3+
в кр и стал л е B a Y b 2F8— T m 3+ (CTm = 1			а т .% ) от у д ел ьн о й поглощ енной эн ерги и и злуч ен и я
N d -л азер а	(тпоз0 » 1,2	ыс) [10]

Штрихами показаны нормировочные лилии с si “ 1 и 2

с последующей многофононной безызлучательной релаксацией в канале 3Н й «и 3НЛи процесс суммирования возбуждений состояний 3Н4 (Тт8+) и SF*/, (Yb3+)

(2)V 4, -* V .,, (Yb**): SH4-4- V , (Tm**),

ea которым следует безызлучательная релаксация 3F2				3F4. Если же к пере­
численным процессам добавляется третий акт			перепоса	энергии возбуждения
ионов-сенсибилизаторов Yb3+ к ионам Т т 3+,			находящимся в состоянии 3F4,
(3)	*Рши	(Yb3+): 3tf4 -► Ю4 (Тт3+),
то происходит		заселение мультиплета 1.(?4.

В справедливости сказанного легко убедиться, анализируя эксперименталь­ ные зависимости населенностей состояний 3Ht, 3Ft и 1G4 иона Т т 3+ от погло­ щенной ионами Yb3+ энергии накачки для кристалла BaYb2F8 — Tm3+ (CTm =

=	1 ат.%), представленные	на рис.	7.43. Так,	совпадение	наклона	si {aFt)
с	суммой наклонов si (aF./, +	3Я4) в	интервале	изменения	энергии	накачки

от 10-4 до 10-1 Дж/см3 свидетельствует о том, что состояние 3F4 заселяется посредством суммирования возбуждений 2F»/, (Yb3+) и 3F4 (Tm3+) (рис. 7.14, а). В свою очередь, совпадение (в пределах погрешности эксперимента [10]) на­ клона si (1G4) и суммы наклонов si (3F4 + 2F»/,) показывает, что в заселении уровней мультиплета xGt участвуют возбуждения, накопленные на уровнях состояний аЛ/, (Yb3'*') и 3F4 (Tm3+).

Здесь необходимо отметить, что в процессе энергопреобразованпя в крис­

таллах BaYb2F8 — Tm3+ (Стт — 1 ат.%) определенную роль	играют		кросс-
релаксационные взаимодействия между ионами Т т 3+, а также		между	Т т 3+
и Yb3t, теоретические оценки скоростей которых даны в [28],	и,	кроме того*

при использовании в качестве источника излучения накачки Nd-лазера «рабо­ тает» наведенное поглощение в канале 3Н4-> 3F2 [28].

В результате достигнутого уровня понимания энергоконверсионных свойств кристаллов BaYb2F8 — Tm3* и для их описания удалось предложить спектро­ скопическую модель лазерной среды [28], оперирующую только с накопитель­ ными (т. е. с заметно населенными) мультиплетами 3# 4, 3F4, lG4 и XD2 и воз­ бужденным состоянием сенсибилизатора 2Fi/s, учитывающую основные про­ цессы межцентровых и внутрицентровых релаксаций. На базе этой модели методом численного эксперимента были определены оптимальные концентра­ ции ионов Т т 3+ для получения генерации по ступенчатым схемам накачки. Выяснилось, что если в качестве начального лазерного состояния использо­ вать мультиплет 3F4, то концентрация генерирующих ионов Т т 3+ должна быть выбрана из интервала СТт = 1 — 1,5 ат.% [28]. При этом состояние 3F4 ока­ зывается самым заселенным среди всех накопительных уровней системы. В области концентраций ионов Tm3*, соответствующей Стш = 0,2 -г- 0,4 ат.%, наиболее заселенным оказываются уровни состояния 1G4 [28]. Поэтому в опы­ тах по ступенчатому возбуждению СИ с этого мультиплета следует применять кристаллы BaYb2F8 — Tm3+(Стт = 0 ,2 -н 0,4 ат. %). В полном соответствии с результатами спектроскопических исследований СИ каналов, берущих начало с мультиплета 3F4 3F4 3Н4 и 3Р4—> 3Я 5, было возбуждено в кристал­ лах* BaYb2F8 — Tm3* (CTm = 1 ат.%). С энергетической точки зрения лучшим из них оказался канал 3Р4—^3Я 4. В первых экспериментах [10] дифферен­ циальный КПД преобразования излучения стеклянного Nd-лазера в генерацию этого канала составил 11%. Предельное его значение оценивается в 55%.

В свою очередь, новые лазерные каналы ПК- (3G4—>■3Р 3) и видимого (1G,l —>■3Ht) диапазонов удалось возбудить излучением Nd-лазера (Хвоаб = = 1,054 мкм) в кристалле BaYb2F8 — Tm3* (Стт = 0,2 ат. %) [11]. В настоящее

время мультиплет XG4 является самым высокорасположенным			в энергетической
шкале (~ 2 2 000 см-1) среди		лазерных начальных состояний 1	л13*-актпваторов,
•с уровней которых получена		генерация по ступенчатым сенсибилизационным
схемам	накачки.
1.	Импульсная полуторамикронная генерация кристаллов BaYb2FK— Tm3*

при ламповой накачке. В возбуждении СИ кристалла BaYb2F8 — Tm3* при использовании широкополосного излучения импульсных Хе-ламп накачки участвуют абсорбционные переходы активатора и сенсибилизатора. Специ­ фика энергетического спектра ионов Тш3+ такова, что, начиная с Стщ = 1 ат.%, поглощенная энергия посредством серии резонансных кроссрелаксационных процессов (1) и (2) (см. рис. 7.12, б) в основном разменивается на совокупность возбуждений начального и конечного лазерных состояний канала 3F4 —> 3Н4. В присутствии возбужденных ионов Yb3+ происходит подпитка уровней мульти­ плета 3Ft за счет следующих друг за другом процессов передачи энергии

(3) 2FV, 2Fi/t (Yb3+): 3Н6 3Н Ъ(Tm3*),

безызлучательной релаксации 3Н б ~~ 3Н4 и, наконец, процесса суммирования

(4) zF4t 2FV, (Yb3*): 3Я4 3F4 (Tm3*)

с одновременной дезактивацией состояния 3Н4. Благодаря процессу (4) обра-< зуется стационарная инверсия населенностей уровней мультиплетов лазер­ ного канала при неблагоприятном соотношении их времен жизни тлюм (3F4) я; ж 70 мкс <^Г Тдюм (3Я 4) я? 10 мс. Сказанное подтверждается, в частности, тем,; что в генерационном эксперименте [28] длительность импульса накачки изме­ нялась от 0,3 до 1 мс. Тот факт, что для возбуждения генерации СИ канала *F4 —►3Н4 оказалась важной не мощность накачки, а ее энергия, доказывает ступенчатый характер функциональной лазерной схемы кристалла BaYb2F8 — Tm8* (Стт = 1 ат.%).