книги / Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров

7.2.Ап-конверсионная функциональная схема генерации ионов Ег3+ в кристаллах

Ап-конверсионные явления также обнаружены в ряде фторидных кристаллов, активированных только ионами Ег3+ (см., например, [29—31]). Различные схемы возбуждения видимой люминесценции этого активатора при накачке этих соединений ИК-излучением проанализированы в [5, 6, 18]. Впервые генера­ цию ионов Er3f во фторидном кристалле (CaF2 — Ег3+) по функциональной схеме с суммированием возбуждений получили авторы работы [32]. Они при 300 К возбудили СИ трехмикронного канала 4/и/. 47u/f излучением стек­ лянного импульсного Ег-лазера (Явоаб ~ 1,54 мкм). Упрощенная диаграмма ступенчатой схемы генерации показана на рис. 7.8, б. Она достаточна проста. Энергия двух возбужденных ионов Ег3+ посредством одной стадии ап-конверсди

(1)	Чщ, -		(Ег>*):	(Ег«)
поступает на		мультиплет		с которого безызлучательным каналом релак­
сации	4/»/„	доставляется		па уровни начального лазерного состояния
4/«у..	Анализ	схемы	рис. 7.8, б, проведенный в [32], привел к следующему

условию возникновения и существования инверсии населенностей состояний

4/>у, и 4/>эд, если действующая	на протяжении времени тВ0Эб ИК-накачка
заселяет лишь уровни мультиплета 4/»/,:
exp (2AvJW ,/t)
< Т'ИНВ < Т'люм
к (1) ° а ^ е Л оз<5т воз6
здесь А*/г и Ж/. — вероятность	спонтанных излучательных и безызлучатель

ных переходов с уровней состояния 4/о/„ к^) — параметр, характеризующий скорость суммирования возбуждений 4/»/„ аа — поперечное сечение абсорб­

ционного	канала 4/«у, —>- 4/«/,	и / В03б — интенсивность	накачки. Неравенст­
вом слева	определен момент	возникновения инверсип	(тинв), неравенством

справа — временная граница ее существования. Таким образом, модель пред­ сказывает временную задержку появления генерации, которая обусловлена инерционностью ап-конверсионного выхода энергии на начальное лазерное состояние 4/.v„ и возможность протекания трехмикронного СИ вплоть до мо­ мента времени, сравнимого с люминесцентным временем жизни И, на­ конец, в приведенном неравенстве содержится указание на существование критической энергии накачки, которую необходимо повысить, чтобы возбудить генерацию в канале 4 / i y , 4/»/, по ступенчатой схеме. Все это подтвердилось

в прямых экспериментах, проведенных'в [33,34].

Здесь необходимо отметить, что факт сущестованпя критической энергии накачки, по достижению которой возникает новое спектроскопическое состоя­ ние в кристаллах с Ьп3+-активаторами, характеризующееся заменой обычного диссипационпого направления (безызлучательная релаксация, люминесцен­ ция) на обратное — ап-конверсионпое, впервые, по-видимому, обсуждался в [34]. Величину этой энергии грубо можно оценить, исходя пз следующих соображений. Известно, что концентрационное тушение накопительных уров­ ней Ьп3+-ионов в кристаллах начинает развиваться с С-^п гг; 1 ат. %. В процес­ сах ступенчатой сенсибилизации роль акцепторов энергии играют возбужден­ ные ионы. Следовательно, для эффективной ап-конверспн их число должно приближаться к ~1020 см-8, что в пересчете на поглощенную энергию, на­ пример, одномикронных квантов соответствует ~20 Дж/см3. Если еще при­ нять во внимание, что при обычном перероете энергии только малая часть взаимодействий осуществляется на минимальных расстояниях (процессы сум­ мирования ив-за миграции возбуждений идут преимущественно на них), то полученную величину энергии следует снизить в несколько раз. Действительно, эксперимент показывает, что начиная со значений поглощенной энергии

~ 5 Дж/см3 ап-конверспя протекает эффективно [15, 22]. Отметим далее, что коль скоро для ап-конверсип важен не способ ввода энергии в активированный 1л13+-ионами кристалл, а только ее величина, то и при ламповой накачке также возможна эффективная кумуляция возбуждений, лишь бы поглощенная энер­ гия достигала критической величины.

7.3. Схемы генерации ионов Ег3+ со ступенчатым поглощением квантов накачки в кристаллах YA103 и LiYF4

,Во всех реализованных лазерных схемах, рассмотренных ранее в этой главе (см. табл. 7.1), ап-конверсионное возбуждение начальных генерирующих со­ стояний Ьп3+-ионов осуществлялось благодаря кооперативным взаимодействиям между ними. Возможен и другой способ энергодвижения в системе уровней Ьп3+-активаторов, приводящей к антистоксовой генерации, когда возбуждение к начальному лазерному состоянию подводится актами последовательного поглощения квантов накачки в одиночных Ьп3+-ионах. Такая функциональная лазерная схема реализована с кристаллами YA103 — Ег3+ (Свг = 1 ат.%) при их накачке излучением двух разноволновых лазеров непрерывного дейст­ вия на основе красителей [35]. Она поясняется рис. 7.8, в. Схема двухступен­

чатая: первая ступень	возбуждения — поглощение		в канале 4/»у, — 4/«/, и
многофононный переход 4/»/t «»-* 4/и/, (W»/t ~ 10®		с-1),	вторая ступень — погло­
щение во втором канале	4/fyt *F»/t и быстрая	каскадная безызлучательная

релаксация на уровни мультиплета 4iSs/,. По этой схеме кристалл YA103 — Ег3+ (образец толщиной ~ 3 мм) при Т «< 77 К начинал непрерывно генерировать зеленое СИ на межштарковском переходе 18 406 см-1 4&/, — 4/«»/5 218 см-1 при выходной мощности лазеров накачки менее 50 мВт.

Эта схема также была использована в [36] для возбуждения генерации фто­ рида LiYF4 — Ег3+ (канал 45уа -*■ 4/»/,) при 300 К излучением лазера на основе

александрита ВеА120 4 — Сг3+	(Коэб = 0,791 мкм).	Однако поскольку	гене­
рация продолжалась и после	окончания импульса	накачки, то авторы	[36]

предположили параллельное участие в механизме накачки ап-конверсионного процесса

(1) Ч ч, ->- */»/. (Ег*): */../. *Й/. (Ег"),

включающегося по мере накопления возбуждений на уровнях мультипле­ та 4/«д.

Результаты фундаментальных исследований природы ап-конверсионных про цессов, а также функциональных многоуровневых лазерных схем и получения на них генерации активированных Ьп3+-ионами кристаллов заложили основы нового перспективного направления физики и спектроскопии лазерных крис­ таллов. Главным итогом работ этого направления является осознание того* что процессы ступенчатой сенсибилизации и ступенчатого поглощения при­ годны для создания условий для возбуждения в них генерации СИ. Свидетель­ ством этого является разработка эффективного лазерного материала BaYb2F8 — Ег34-. Ап-конверсионные схемы накачки — это притягательный сегодня подход для создания кристаллических лазеров видимого диапазона с полупро­ водниковой лазерной накачкой. Ступенчатые процессы могут оказывать по­ зитивное воздействие на энергетику кристаллических лазеров. Так, ап-кон­ версионные явления могут служить эффективным механизмом доставки энер­ гии возбуждения к высокорасположенному начальному лазерному состоянию с уровней мультиплетов, которые по шкале энергии расположены ниже и за­ селены кроссрелаксационной конверсией. При этом квантовая эффективность

возбуждения этих накопительных мультиплетов автоматически переносится на начальное лазерное состояние генерирующего канала. Ступенчатые про­ цессы способны улучшать характеристики лазерных самонасыщающихся пере­ ходов, дезактивируя их конечные долгоживущие мультиплеты, способны создать стационарную инверсию населенностей рабочих уровней при тир <С Tdown. И, наконец, они могут обеспечивать эффективное использование энергии воз­ буждения, которая поступает в кристалл через абсорбционные каналы на мульти­ плеты, лежащие ниже конечного лазерного состояния активатора. Деталь­ ный анализ работы кристаллической активной среды должен всегда строиться с учетом возможности участия кооперативных процессов ступенчатой сенсиби­

лизации в преобразовании

и

размене

поглощенной

энергии

накачки.

Л И Т Е Р А Т У Р А

1. Овсянкин В. В .,

Фспфилов П. П. И

П и сьм а

в

Ж Э Т Ф .

1966. Т .

4 . С . 471.

2.

Auzcl F. II С.

ren d

A cad . sc i. В .

1966.

V o l.

262 .

Р .

1016.

3 .

Nakazawa Е . ,

Shiouoya S. //

P h y s .

R ev .

L e tt.

1970.

V o l.

25.

P .

1710.

4 .

Феофилов II. П . И

Ф и зи к а при м есн ы х цен тров

в

к р и с т а л л а х

/ О тв.

р е д .

Г . С . З а в т .

Т ал л и н :

И зд -во

А Н ЭССР,

1972.

С. 241.

5.

A uzel F. Е. Л

P ro c .

I E E E .

1973.

V o l. 61.

Р .

758.

6 .

Иааарян А . К .,

Тимофеев 10. 77., .Фок М. В . II Т р .

Ф И А Н .

1986.

Т .

175 .

С .

4.

7.

Johnson L.

Guggenheim It. J . 11A p p l.

P h y s .

L e tt.

1971.

V o l.

19.

P .

44 .

8 .

Антипенко В . M. II П и сьм а

в

Ж Т Ф .

1980.

Т .

6.

С. 968.

9.

Антипенко В . М ., Мак А . А ..

Раба О. В. и

д р . II

Ж Т Ф ,

1982.

Т .

52.

С.

521.

ТО.

Антипенко Б. М ., Мак А . А .,

Раба О. Б .

и

д р . II К в а н т о в а я

эл ек тр о н .

1983. Т .

10.

С. 889.

Воронин С. П.,

Привалова

Т. А . И О п ти ка

И .

Антипенко Б. М .,

п

сп ек тр о ск о п и я .

1990.

Т . 68, №

2.

Соболев Б . II.,

Саркисов С. 9,

д р . / / И зв .

Т 2.

Каминский А . А

п

А Н

С С С Р.

Н е о р га н .

м атер и ал ы . 1982.

Т . 18. С. 482 .

13.

Антипенко Б . М ., Мак А . А .,

Раба О. Б .

и

д р . //

П и сьм а в

Ж Т Ф .

1983. Т . 9 . С. 526 .

1 4 .

Антипенко Б. М ., Воронин С.

II.,

Привалова Т. А . И Ж Т Ф .

1987.

Т .

57.

С. 349 .

1 5 .

Антипенко Б. М. II К в а н т о в а я

эл ек тр о н .

1981.

Т .

8.

С .

1018.

1 6 .

Антипенко Б .

М .,

Синицин Б, В .,

Уварова Т. В. II К в а н т о в а я

эл ек тр о н .

1980.

Т . 7 .

С. 2019 .

М .,

Глебов А . С.,

Соболев Б, 77,,

Уварова Т. В . // Т ам

1 7 .

Антипенко Б .

ж е .

1985. Т .

12.

С. 1078.

1 8 .

Чукова 10. П. А н тн сто ксо ва

лю м и н есц ен ц и я

и

новы е

возм ож н ости ее п р и м ен ен и я . М .:

С ов. р ад и о , 1980.

1 9 .

Esterowitz L . ,

Noonan J . , Bahler J .

/ /

A p p l.

P h y s .

L e tt.

1967. V o l.

10.

P . 126.

20.

Ilewes R. A .,

Sarver J .

F. II P h y s .

R e v .

1969.

V ol.

182.

P .4 2 7 .

Т. В. II К в а н т о в а я

'21.

Антипенко Б .

M .,

Ворыхалов И . В .,

Синицин Б , В .,

Уварова

эл ек т р о н .

1980.

Т .

7. С. 197.

Раба О. Б . п

:22.

Антипенко Б .

М .,

Мак А . А .,

д р . //

Т ам

ж е .

1982.

Т .

9 .

С.

1614.

:23.

ГамурарьВ. Я .,

Перлин Ю. Е .,

Цукерблат Б . С. II Ф Т Т .

1969. Т .

11. С . 1393 .

24. Антипенко В. М .,

Мак А . А .,

Николаев В. Б . п

д р . //

О п ти к а

и

сп ек тр о ск о п и я .

1 9 8 4 .

Т . 56. С.

484 .

М .,

Воронин С. 77.,

Привалова Т,

А . II Т ам

2 5 .

Антипенко Б .

н?е.

1987 .

Т .

63.

С .

1297 .

26.

Антипенко Б. М .,

Бученное В . А .,

Никитичев А . А .

и

д р . И К в а н т о в а я

эл е к т р о н .

1986. Т . 13 . С. 1155.

Uitert L. G., Grodkiewiecz

W. H. II J .

2 7 .

Van der Ziel J , P.,

Van

A p p l. P h y s . 1970 . V o l.

4 1 .

P . 3308.

M ., Думбравяну P. В., Перлин IO. E. и

2 8 . Антипенко Б .

д р . //

О п ти к а

и

с п е к т р о с к о п и я ,

1985 Т 59 С 626

29 .

Brown М . R .,

Shand W . A . H P h y s .

R e v .

L o tt.

1964.

V o l.

12.

P .

367 .

-30.

FeofilovP. P.,

Ovsyankin V. V. //

A p p l.

O p t.

1967.

V o l.

6 .

P . 1828 .

■31.

Johnson L. F.,

Guggenheim H, J .,

Rich T. C .,

Ostermaer F. W. II J .

A p p l.

P h y s .

1 9 7 2 .

V o l. 4 3 .

P . 1125.

/

Moise N . L. II J .

•32.

Pollack S. A .,

Chang D. B .,

A p p l.

P h y s . 1986 .

V o l.

6 0 .

P .

40 7 7 .

3 3 .

Pollack S. A ,,

Chang D. В. II Ib id .

1988. V o l.

64 .

P .2 8 8 5 .

•34.

Мак А . А ., Антипенко Б . M . I/ Ж у р п .

п р п к л .

сп ек тр о ск о п и и .

1982 .

T .

37 . С .

1 0 2 9 .

3 5 .

Silversmith A . J . , Lenth

W . , Macferalane R . M .ll A p p l. P h y s . L e tt. 1987. V o l. 5 1 . P . 1977,

3 6 .

Kintz G., Esterowitz L.,

Allen R. II T o p ic a l

m e e tin g

o n tu n a b le

s o lid

s ta te

la s e rs :T e c h n .

D ig . S er.

W a sh .

(D . C .): O SA ,

1987.

V o l.

20.

P .

215.

3 7 .

Macfelane R . M .,

Tong F.,

Lenth

W. II T o ch n .

D ig e st

I n te r n .

Q u a n t.

E le c tro n .

C o n i.;

J a p . Soc.

A p p l.

P h y s .

1985. P .

570.

Глава 8

КРОССРЕЛАКСАЦИОННЫЕ ФУНКЦИОНАЛЬНЫЕ СХЕМЫ КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ЛАЗЕРОВ

Введение

В кристаллах с высокой концентрацией Ьп3+-активаторов, помимо обычно протекающих между их уровнями спонтанных процессов излучательного и безызлучательного распада, активную роль в дезактивации уровней могут играть и процессы кроесрелаксации [1—5]. Включение кроссрелаксации может радикальным образом изменять схему преобразования поглощенной энергии накачки, например направляя ее к выделенным уровням системы с одновре­ менным уменьшением энергопоступления к другим уровням. Прямым следст­ вием этого будут концентрационные изменения в квантовых выходах энергии на уровни и в величине общего тепловыделения.. В параллель с этим будут трансформироваться и функциональные возможности активированных кристал­ лов.

После каждого отдельного акта кроссрелаксации энергия электронного возбуждения, запасенная на высокоэнергетическом уровне Ег одного из акти­

ваторов,	разменивается на	возбуждения Ег и	Е 3:
Ei =	Ег + Е 3 + рТш,		(8.1)
соответствующие другим		уровням, лежащим	по шкале энергии ниже Ег

(рис. 8.1). В (8.1) р — число фононов, рождающихся в результате кроссрелаксационного перехода. Как видно, в отличие от обычной внутрнцентровой безыз­ лучательной релаксации (межштарковской и межмультиплетной), когда энер­ гия перехода Ьп3+-иона рассеивается в фононной подсистеме матрицы-основы, кроссрелаксация сохраняет возбуждение за исключением малой его части (р/ш) в электронной подсистеме активаторов.

В соответствии с рис. 8.1, а минимально возможная квантовая эффектив­ ность кроссрелаксационных лазерных схем т)сг-г = 1 реализуется в возбуж­ дении другого иона. Несмотря на то, что таким функциональным схемам при­ сущи энергопотери (иногда значительные) на тепловыделение, они могут обес­ печить подвод энергии к тем уровням Ьи3+-активаторов, для которых возбуж­ дение посредством спонтанных процессов излучательной и безызлучательной конверсии является неэффективным. Кроссрелаксационная схема подобного типа была описана в [6], с помощью которой возбуждена генерация на межштарковском переходе канала б2)4 — 7F6 ионов ТЪ3+ в тетрагональном фториде LiYF4 : Gd3+.

Существенно лучшей эффективностью' использования поглощенной энергии накачки для создания инверсии населенностей уровней, лежащих ниже Elf характеризуется схема, показанная на рис. 8.1, б. В этом случае кроссрелаксационные переходы увеличивают в кристалле число возбужденных Ьи3+-ионов в два раза, энергия которых соответствует начальному лазерному состоянию Ев = Ег. Очевидно, что квантовая эффективность такого процесса г|сг_г = 2. Если конечный лазерный уровень Ек расположен на небольшом удалении от основного Е0, то практически вся подводимая к Ех энергия накачки будет пре­ образовываться в энергию генерации СИ канала Еа -+ Ек с минимальным тепловыделением в кристалле. С такими же минимальными энергопотерями кроссрелаксация может утраивать число возбуждений Ьп3+-активаторов, на­

пример, при взаимодействии в паре ионов Lni+ + Ln^ (рис. 8.1, в). Воз­ можность многократного повышения процессами кроссрелаксации квантовой

Р и с . 8 .1 . У прощ ен ны е диаграм м ы кроссрслаксацп онны х схем возбуж ден и я ген ер ац и и L n3+- ионов в л азер н ы х к р и стал л ах

4i — с квантовой эффективностью, рапной 1; б — с квантовой эффективностью, равной 2 ; в — с квантовой

эффективностью, равной 3 Жирными стрелками показаны лазерные переходы, штриховыми — кроссрелаксационные, волнистыми —

-безызлучательные, обычной — канал нерезонансной передачи энергии электронного возбуждения. Цифры» указанные в скобках, поясняют этапы преобразования и движения энергии возбуждения от Ei к Еп

эффективности возбуждения рабочего уровня в полосах накачки среды за счет •снижения тепловыделения реализована в [71.

Несмотря на то, что во всех трех рассмотренных случаях кроссрелаксацпя играет важную роль в преобразовании поглощенной энергии, термином кроссрелаксационные схемы, строго говоря, следовало бы определять лишь те из- Ш1Х, в которых она работает на повышение эффективности полос накачки и сни­

жение тепловыделения (см. схемы рис. 8.1, б и в). В литературе, однако, это понятие используется в более широком смысле, охватывая им н схемы, подоб­ ные той, которая изображена на рис. 8.1, а. Понятно, что в этом последнем случае название кроссрелаксацнонная схема отражает уже не энергетический аспект функциональной схемы, а лишь специфику механизма выхода в ней поглощенной энергии на начальный лазерный уровень.

Новое направление в физике кристаллических лазеров — лазеров, работаю­ щих по кроссрелаксационпым схемам, в идеологическом плане оформилось к середине 80-х годов [8—10]. Основные физические свойства таких лазеров •были поняты в работах, посвященных изучению двухмикронных гольмиевых (канал б/ 7 5/„) [11—19] и трехмпкронных эрбпевых (4/п/, 4/«/,) [20—30] кристаллических сред. Функциональные схемы этих и других кроссрелаксационных кристаллических лазеров рассмотрены ниже.

8.1.Кроссрелаксационные лазерные схемы с квантовой эффективностью, равной 1

'8.1.lj Генерационный канал 6D i -^~F5 ионов Tbs+ в LiYF4:GdJ+

Впервые кроссрелаксацнонная функциональная схема была применена для возбуждения генерации СИ ионов ТЬ3+ (канал bDi -> 7.Fe) в кристалле LiYF4, коактивированпых также ионами-сенсибилизаторами Gd3+ [6]. Вследствие •специфики энергоположения мультиплетов ионов ТЬ8+ в этом фториде •(рис. 8.2, а) [31], заключающейся в обособлении состояния (зазор между мульти-

Рве. 8.2. Упрощенные диаграммы кроссрелаксадионных лазерных схем

а — СИ жонов ТЪв+в канал eD4 (LiYF* : (xd8+) [6]; б — СИ'ионов Рг3-н, канал lD 2 -> *Рж (YA10*) [32]; в — СИ ионов Ег*+, канал 41и^ ^ 41м/а (YaAl6Ols),

Обозначения, как на рис. 8.1

плетами ЪВ 9 и ЬВ 4 равен ~5700 см-1) и проистекающей отсюда практически нулевой вероятности многофононного перехода ЪВ 3 ~~ 5В Л (см. рис. 4.3), в от­ сутствие межцентровых (ТЬ3+ — ТЬ3+) взаимодействий поглощенная энергия накачки, минуя состояние б£>4, распадается по люминесцентным каналам ЪВ 3 - у -► 7Fj'. Увеличение концентрации ионов ТЬ3+, диктуемое соображениями по­ вышения поглощательной способности генерирующего кристалла, приводит одновременно и к улучшению выхода энергии возбуждения на уровни началь­ ного лазерного мультиплета ЪВ 4 благодаря кроссрелаксационным переходам

(1)

6Z>3

6Z>4 (Tb3+): 7Fe

7F0 (ТЬ3+)

или

(2)*В3 - у 7F0 (Tb3+): '‘F&- у Ю4 (ТЬ3+).

Ранее эти процессы тушения люминесценции с уровней состояния bD z ионов ТЪ3+ изучались в [41.

8.1.2. Генерационный канал lD 2~yzF 3 ионов Рг8+ в YA103

У ионов Рг3+ имеется мультиплет lB 2, с уровней которого берут начало доста­ точно интенсивные люминесцентные переходы, потенциальные для возбуждения на них генерации. К сожалению, так же как и для состояния ЪВ 4 ионов ТЬ3+, подвод возбуждения к этому мультиплету посредством безызлучательной ре­ лаксации с вышележащих состояний затруднен. Поэтому для возбуждения генерации ионов Рг3+ на переходах, начинающихся с уровней гВ 2, применена другая лазерная схема кроссрелаксационного типа [32], что дало возможность получить СИ при 300 К с ламповой накачкой на новом генерационном канале lD %—у 3F9 (YA103 — Рг*). Действующие при Срт= 2 - - 4 ат. % кроссрелаксационвые процессы, показанные на рис. 8.2, 6:

(1) 3Р 0 - у W 2 (Рг*+): 3Я 4 -v 8Я в (Рг8*)

или		41, (Рг3+): 3# 4
(2)	3i>0		Ч)а (Pr3+),

ведут к заселению состоянию Ч?2 с эффективностью, достаточной для развития генерации. Дальнейшее повышение концентрации активатора включает кроссрелаксационные процессы, тушащие люминесценцию уже с уровней мультиплета Юъ. Здесь уместно отметить, что вопросы кроесрелаксационной дезакти­

вации состояний 3JP0, 1D 2 и		1б?4 в кристаллах с ионами Рг3+ на сегодня мало
изучены и требуют	своего	специального	рассмотрения.	-э- 3# 5
Отметим также,	что генерация ионов		Рг3+ на новых каналах

и 1(?4 -> 3Fi в анизотропных фторидах BaYb2F8 и LiYbF4 в немалой степени обусловлена кроссрелаксацией

4 \ -*■ х<?4 (Pr3+): 2FVl -*■ Щ , (Yb3+),

которая расширила эффективный спектр накачки начального лазерного со­ стояния 1Gi за счет подключения к полосе поглощения ионов-сенсибилизаторов

Yb3+	С2# /.- » - 2#/*)	собственных абсорбционных?		полос активатора	3Я4->
- + ъР г	[32].
8.1.3.	Генерационный капал		ионов Ег3+ в УзА150 12
Впервые СИ ионов		Ег3+ на	межмультиплетном	переходе	было

возбуждено в [33]. Авторы этой работы использовали разупорядоченный фторид на основе CaF2. Сейчас известен обширный ряд фторидных и оксидных эрбий­ содержащих кристаллов, генерирующих на этом, самонасыщающемся канале как с ламповой, так и с лазерной накачкой (см., например, [41—43] и [44, гл. 1]). На основе некоторых из них уже созданы трехмикронные лазеры с удов­ летворительными энергетическими параметрами. Из этих кристаллов в первую очередь можно указать (У^Ег^А^О^, (Ьи1_;сЕг1)зА1501а, YA103, LiYF4

и BaY2F8. Из перечисленных особым вниманием у исследователей и разработ­ чиков трехмикронных технологических и медицинских лазеров в настоящее время пользуются гранаты (Y^ErJsAljO^ [20—23].

Хорошее спектральное согласование излучения накачки с полосамп воз­

буждения — ваяшый фактор,				определивший высокие энергетические харак­
теристики лазеров на основе				(Y1_xEra.)3Al50 12.	Этому	также	способствует
активное участие процессов безызлучательного переноса						энергпп — кроссре­
лаксации
	(1)	‘S,,,	(Ег3+):	(Ег*+)]
и	суммирования возбуждений
	(2)	V .,.	Чщ, (Ег3*):	(Ег«)]
в	образовании		инверспп населенностей лазерных		уровней		и 4/»/, (см.

рис. 8.2, в и [24, 25]).

В рассматриваемом случае в результате кроссрелаксацип хотя и рожда­ ются два электронных возбуждения, одно из них (4/»/г) локализовано в энер­ гетической шкале ниже начального лазерного мультиплета 4/чд. Поэтому в чис­ том виде этот процесс не повышает эффективности использования поглощенной энергии накачки, а лишь изменяет схему энергопреобразования. Как оказа­ лось, однако, энергия, аккумулированная на уровнях состояния 4/«*/t, может быть транспортирована к уровням мультиплета 4/и/ посредством процесса суммирования возбуждений [25].

Включение в спектроскопическую схему лазера на основе кристаллов (Yj-a-ErJaA^Oia процессов суммирования возбуждений имеет ряд следствий для их энергетики и динамики генерации. Прежде всего усиливается воздейст­ вие кроссрелаксации на эффективность лазерного материала. Во-вторых,

расселенпе суммирующими процессами нижнего лазерного состояния и подкал­ ка верхнего ведет к возникновершо стационарной инверсии населенностей этих уровней при соотношении длительностей их затухания т2, как только скорость накачки превысит величину

где т2 = 0,1	и	= 2 мс — люминесцентные	времена	жизни мультпплетов
и Ч и/,	соответственно, а со = 2,5• 10-10		см3-с-1	— параметр скорости

суммирования возбуждений 4/м/, [25]. В соответствии со значениями приведен­

ных параметров скорость Лст для (Y^.Er^JgAljOj,	равна ~ 1 0 23 см-3-с-1
и легко достижима в условиях накачки излучением	импульсных X—памп.

К обстоятельствам, способствующим установлению режима стациоиарелой ин версии в кристаллах (Yj-* Егж)3А150 12, следует отнести высокую концентра­ цию ионов Ег3+, с одной стороны, обеспечивающую требуемые зпачеиия ВС1- а с другой — быструю миграцию возбуждений по уровням мультиплета 4/м/, и возможность их встречи на малых расстояниях. Однонаправленный (вслед­ ствие быстрой релаксации 4/»/. 4/п/2) характер процесса суммирования воз­ буждений и, наконец, большое штарковское расщепление состояние 41>уг также обеспечивает образование инверсии при значительной его заселенности, необходимой для включения нелинейных кооперативных процессов.

Специфика механизма поддержания инверсии населенностей лазерных со­

стояний, а именно за счет процессов суммирования	возбуждений, приводит
к тому, что выходная энергия генерации кристаллов	(Y^Er^gAljOj, при за­

данной энергии накачки имеет экстремум при определенной длительности им­ пульса накачки (тВОзб ~ 200 мкс) [20]. Наличие оптимума по мощности ! накач­ ки приводит всякий раз к необходимости компромиссного выбора условий воз­ буждения этих кристаллов в зависимости от того, какой генерационный пара­ метр — порог или КПД — наиболее существен. G применением кристаллов (Yj-j-Er^gAlgOja в условиях оптимальной накачки удается реализовать в ре­ жиме свободной генерации абсолютный КПД, равный 3% [23].

Явное несоответствие реализованного значения КПД генерации возможнос­ тям рассмотренной выше схемы образования инверсии населенностей в (Yj-j-ErJgAlgOjg указывает на то, что общая картина энергодвижения в этих кристаллах этой схемой не исчерпывается и должна быть дополнена действую­ щими в них механизмами энергетических потерь, поскольку, как отмечено в [21], благодаря необратимому характеру процессов кроссрелаксации и сумми­ рования вся энергия, подведенная к уровням мультиплета 4£у,, расходуется на переходах Ч»/г *** 4/п/, — 4/»/, и в идеале может быть преобразована в трех­ микронную генерацию с эффективностью г) — 3h\/E (4&у*)-

Идентификация и исследование этих механизмов, вероятно, позволит так­ же объяснить причину отсутствия при ламповой накачке трехмикронной гене­ рации ионов Ег3+ канала 4/и/. — 4/«/, в самоактивированных лазерных фтори­ дах LiErF4 [45] и BaEr2F8 [46] при 300 К, а также понять специфику поведения спектрального состава трехмикронного СИ у кристаллов KEr(W04)2 [38], CaF2—ErF3 [47] и др., как при криогенных, так и при комнатной температурах.

8.2.Кроссрелаксационные лазерные схемы

сквантовой эффективностью, равной 2

8.2.1.Генерационный канал 5Х7 —> ЬТ8 ионов Но34' в Y3Al50 12:Cr3+, Tm3+

Новая концепция эффективной гольмиевой лазерной	среды, генерирующей
в области 2 мкм на основном канале активатора й/ 7	й/ 8, предложена в [15].

Лазерные кристаллы, позволяющие реализовывать эту концепцию, характери-

f/ff /см-1	а		/
Тп	Tmj+	tr” W*	W

Рис. 8.3. Упрощенные диаграммы кроссрелаксационных лазерных схем

а — СИ номов Тш’+, напал 3Я* -» 3Я„ (YaAl,Oi2) [55]; б — СИ ионов Н о 1 ! - канал, *1» -» ^.(YjAljOi, : Сг»+

Тш*+) [15] Канал лазерной накачкп указан двойной стрелкой, остальные обозначения как на рис. 8.1

зуются одновременно и высоким коэффициентом потребления излучения широ­ кополосных источников накачки, и высокой эффективностью преобразования поглощенной энергии в инверсию населенностей уровней лазерных ионов Но3*. Первое обстоятельство обусловлено использованием в качестве коактпваторов ионов Сг3+ и Tm3*, абсорбционные полосы которых (вместе с полосами погло­ щения ионов Но3*) перекрывают практически всю видимую область спектра; второе — высокой концентрацией ионов Т т 3+ (Стт = 3 ч- 15 ат. %), которая обеспечивает эффективную передачу энергии электронного возбуждения от ионов Сг3* к Т т3+ (рис. 8.3, б)

(1) 2Е~* 4А2 (Сг3*): 3Я с-> 3ГЯ(Тт3+),

а также активной кроссрелаксацпонный размен квантов возбуждения на нонах Tm3*

(2) *РЛ-э- 3/ / 4 (Тт3+): 3Яв

3Я4 (Тт3+)

с последующей практически резонансной передачей их к ионам Но3*.

Помимо указанных процессов (1) и (2) прп генерации лазерного граната Y3Al60 la Сг3*, Tm3*—Но3* важную роль пграют безызлучательный перепое

(3) 3Я4 -* 3ЯС(Tm3*): 5/ s 6/ 7 (Но3*),

завершающий транспорт энергии к уровням мультиплета 6/ 7, паразитная пере­ дача возбуждения от ионов Т т3+ к нонам Но3*

(4) 3Р4-> 3Я в (Тт3+): б/ й

8/ 4 (Но3*),

шунтирующая кроссрелаксационпые переходы (2) и два процесса суммирования возбуждений — резонансный

(5) 3Я 4 -> 3Яв (Tm3*): 6/ 7

6/ 5 (Но3*)

Рис. 8.4. Зависимости параметров элементарных про­ цессов переноса энергии в лазерных кристаллах Y3A150 12 : Сг®+ Тш3+ - Но3+ от СТш [19]

а — квантового выхода процесса (1) — передачи энергии воз­ буждения от ионов Сга+ к Тш3+; б — квантового выхода процес­ са (2) — кроссрелаксацпи; в — скорости процесса (5) — сумми­ рования возбуждений *Н* и 51: при < 1 ,1 ат.% Точки — эксперимент, сплошная кривая — результат расчета

и нерезонансный
(6) %	% (Но” ): Ч,	Ч„ (Но»),
влияющие на энергонакопление на уровнях
состояния	6/ 7. Во избежание усложнения		схе­
мы рис. 8.3, б, могущего		породить недопони­
мание, паразитные процессы (4) — (6) па			ней

не указаны.

На рпс. 8.4, а и 8.4, б приведены загшетвованные из [19] экспериментальные зависимости квантовых выходов кроссрелаксациошгой пере­ дачи для пар активаторных ионов Cr—Т т и Т т —Т т от концентрации ионов Т т 3+. Этп дан­ ные могут служить основой для прогнозирова­ ния энерготрансформационных, а значит, и ла­ зерных свойств кристаллов Y3A150 12: Сг3+, Tm3+—Но3+. Так, анализируя их, можно заклю­ чить, что для эффективного транспорта энергии,

поглощенной ионами-сенсибилизаторами Сг3+, к накопительным уровням систе­ мы SH4 и 5/ 7 необходимы высокие концентрации ионов Т т 3+ (Стт 6 ат. %).

Далее, поскольку микропараметры элементарных процессов (2) и (5) сравни­ мы по величине [19], то эффективность энергодвижения от ионов-сенсибилиза­ торов на систему накопительных уровней мультнплетов 3/ / 4 и Ь11 будет тем вы­ ше, чем больше отношение Стт/Сно* Другими словами, для достижения высо­ кого дифференциального КПД в режиме одиночных импульсов свободной гене­ рации, который и определяется эффективностью подвода поглощенной энергии накачки к начальному лазерному состоянию 5/ 7 ионов Но3+, желательно использовать кристаллы Y3A150 12 : Сг3+, Тш3+— Но3* с Стт > 6 ат. % и

Стт/Сно ^ Ю.

Сформулированный критерий выбора состава Y3A160 12 : Сг3+, Т т 3* — Но3+ не распространяется, однако, на режимы, связанные с энергонакоплеиием в ла­ зерном канале. Обусловлено это, во-первых, тем, что повышение отношения C-imlCno ведет к перераспределению возбуждений в системе связанных состоя­ ний 3Р4 и fi/ 7 (в пользу мультиплета 3F4), особо нежелательному при работе этого кристалла в режиме усиления или моноимпульсной генерации. Во-вторых, при больших значениях Стт в гранатах Y 3А160 12 : Сг3+, Т т3*—Но3* велика вероят­ ность резонансного суммирования возбуждений ^ ( Т т 3*) и б/ 7(Но3+). Харак­ теризующий этот процесс параметр скорости йгтт-но зависит линейно от Стт вплоть до значений последней около 14 ат. % и практически не зависит от Сно в интервале исследованных величин 0—1,1 ат.% (рис. 8.4, в). Суммирование возбуждений aF4 и б/ 7, безусловно, паразитный процесс. Он ведет к насыщению коэффициента усиления, снижает эффективность энергонаконления на началь­ ном лазерном состоянии. В этом же направлении действует и второй нелиней­ ный процесс (6) — суммирование двух возбуждений Б/,. Им, однако, в первом приближении, можно пренебречь. Прямое измерение [19] параметра скорости этого процесса для кристалла Y 3Al6Oia—Но3* (Сн0 = 2,3 ат.%) дало значение 8-10"19 см3-с_1л что по крайней мере на порядок величины меньше соответст-