книги / Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров

Рис. 8.5. Зависимости КПДДПф (CLn) и Еп (CLn) генерации кристаллов Y 3Al5Ol2: £CrJ+r Tm3+—Но3+ при 300 К п режиме длинного импульса [18]

а — вависнмости от концентрации ионов Но3+; б — зависимости от концентрации ионов Тт*+ Штриховыми линиями изображены зависимости Е п (С^п), рассчитанные в предположении постоянства эф­ фективности конверсии поглощенной энергии возбуждения

вующего (по Стт) значения /сТт-Но- Поскольку &но-но ^ ^-'тт-Но, то для боль­

шей защищенности инверсной заселенности от действия нежелательных коопе­ ративных процессов дезактивации необходимо обеспечить преимущественную локализацию энергии на уровнях начального лазерного состояния 5/ 7 ионов Но3'1. Последнее можно достичь, цапример, увеличением Сжо по отношению к СттРасчет показывает, что требуемое сосредоточение возбуждений на уров­ нях мультиплета 5/ 7 можно получить, например, при СТт = 5 ат. % и Сно = = 1 - г - 1,5 ат.%. Разумеется, при этом в соответствии со сказанным ранее эф­

фективность выхода поглощенной энергии к накопительным уровням системы мультиплетов 3Н4 и б/ 7 будет ниже, чем для состава коактиваторов, оптимизи­ рованного под режим свободной генерации.

Таким образом, в противоречивости требований, обеспечивающих хорошую эффективность конверсии поглощенной энергии накачки (большие значения Стт/£но) и надежную защищенность инверсной населенности от влияния не­ желательных суммирующих процессов (малые ^тт/Сно). заложена необходи­

мость компромиссных решений	при выборе	концентрации коактпваторов
в Y 3A160 12 : Сг3+, Т т 3*—Но3* для	возбуждения	эффективной двухмикронной
(канал 5/ 7 -> ь18) моноимпульсной	генерации.

Изложенные соображения проиллюстрируем экспериментальными резуль­ татами изучения влияния состава коактпваторов кристалла YgAl5Oia : Сг3*4 Т т 3*—Но3* на характеристики его двухмикронной генерации [18]. Обобщаю­ щими показателями эффективности подвода энергии возбуждения к системе связанных уровней 3# 4 и Ч 7могут служить дифференциальный КПД (КПДдвф) в режиме свободной генерации, поскольку процессы суммирования на его ве­ личину не оказывают влияния [48], и в меньшей степени величина Еа возбуж­ дения СИ в канале 6/ 7 -> Б/ а. Зависимости Еа и КПДдиф (режим свободной ге­ нерации) лазера на основе кристаллов Y 3А150 12 Сг3*, Т т 3* — Но8* от кон­ центрации их коактпваторов представлены на рис. 8.5. Видно, что при фикси­

— I---------

1----------

I

I-----------

L

Рис. 8.6.	Зависимости коэффициента
усиления	двухмнкронного канала
5/ 7 —=• 5УЯ	при	300 К кристалла
YjAhOjo	Сг3+,	Т т 3+ — Но3'*’ от

концентрации его коактпиаторов [18]

Рис 8.7. Температурные зависимости порога возбуждения двухмтсроннон генерации (режт» длинного импульса) (а) п параметра скорости суммирования возбуждений 3# 4 п bI-t Для КРИ_

сталлов Y3A150 12 : Cr3+, Т т а+ — Но3+ [16, 17] (б)

1 — для СТт = 14 ат.% и СНо = 0,7 ат..%, 2 — для СТ т = 5 ат.% и Сц0 — 0,3 ат.%

1

*

f

Рис. 8.8. Упрощенные диаграммы кроссрелаксационных лазерных схем

а — СИ ионов Но"*, канал Ч , -* *7i(BaEr,Fi : Tm*+) [13]; б — СИ ионов Но1*, канал Ч , — Ч , (B«YbtFa> ГбЗ] Обозначения, как на рис. 8.1

Таблица 8.1. Лазерные гранаты с понамп Но3+, коактпвировапные ионами-

сенсибилизаторами Сг3+ и Тш3+, для двухмикронных лазеров (канал генерации

Ч, -> Чь)

Гранат	&СИ1 мкм	Г, к	Литера­	Гранат	А.Си» мкм	г, к	Литера­
			тура				тура
Y3A1SO,2	2,09	300	[49]	LU3 AI5 O12	2,1008	~110	[53]
Y3SC2A13012	2,086	300	[50]		2,1241	300
YsSc2GaaOi2	2,088	300	[51]		2,1303	300
GdaSczGaaOii	2,088	300	[52]
8.2.2. Генерационный капал 31Г4				ионов Tm3* в Y3Al5012:Cr3*

Для эффективной работы кристаллического лазера необходимо удовлетворить ряду известных условий, среди которых согласованность спектра излучения источника накачки с абсорбционными полосами генерирующего кристалла, малость непроизводительных потерь энергии на вспомогательных переходах рабочей схемы, защищенность инверсии населенностей лазерных уровней от действия разрушающих ее нелинейных процессов суммирования возбуждений. Перечисленным условиям в определенной степени отвечают обсуждавшиеся выше свойства лазерных кристаллов Y 3A150 12 : Сг3+, Tm3* — Но3*. И тем не менее этим кристаллам присущи источники энергетических потерь, обусловлен­ ные процессами, помеченными в разделе 8.2.1 цифрами (4) — (6). Каждый из них требует для своего протекания наличия в кристалле ионов Но3*. Поэтому в поиске идеального решения проблемы создания двухмикронного лазерного кристалла логично исключить из состава коактиваторов Сг8*, Tm3*, Но3* ионов Но3* и соориентироваться на лазерный канал zHi 3На ионов Тш3*, для ко­ торого из-за большого дефекта резонанса нелинейное тушение люминесценции начального лазерного состояния маловероятно.

Конкретная реализация обсуждавшейся в [491 концепции эффективного туллиевого кристаллического лазера на основе Y 3A150 18: Сг3*—Тш3* формаль­ но совпадает с описанной в [54]. Отличие состоит в том, что в [49] для эффек­ тивной конверсии энергии, поглощенной ионами-сенсибилизаторами Сг3*, ис­ пользована высокая концентрация ионов Тш3* (Стт — 7 ат.%), не типичная при работе лазера по трехуровневой схеме. Отметим, что новый подход к реше­ нию создания эффективного туллиевого кристаллического лазера впервые был осуществлен в [55], где при 300 К была получена непрерывная двухмикронная генерация кристаллов Y 3A150 12— Tm3* (Стт = 12 ат.%) при возбуждении их излучением полупроводникового лазера (см. рис. 8.3, а). Там же отмечен ряд обстоятельств, которые благоприятствуют возможности использования высо­ ких концентраций генерирующих ионов — большое время жизни начального лазерного состояния 3if 4 (16-КГ3 с) и значительное штарковское расщепление конечного лазерного мультинлета 3J7e (~500 см-1).

8.3.Кроссрелаксационные лазерные схемы

сквантовой эффективностью, равной 3

8.3.1.Генерационный канал ЪТ7— б_Г8 ионов Но8+ В BaEr2F8:Tm3+

Концепция двухмикронного гольмиевого кристаллического лазера [56] изуча­ лась многими группами исследователей — ее суть состояла в том, что в крис­ талле кроме генерирующих ионов Но3* находились ионы-сенсибилизаторы Ег3* и Tm3*. На ее основе были созданы такие эффективные лазерные материалы, KaKY3Al6Oia Ег**, Tm8* — Но3* и LiYF4 Er8*, Tm3* — Но8*, генерирующие

как в непрерывном при 77 К [57, 58], так и в импульсном при 300 К режимах [59]. В число удачных реализаций этой концепции следует отнести и создание эффективного кристаллического лазера на основе моноклинного фторида BaEr2F8 Tm3+ — Но3+ [11], величина КПДДИф которого уже поднята до 5,2%. Высокая энергетическая эффективность этого материала в значительной степе­ ни обусловлена его спектроскопическими свойствами и функциональной схемы лазера на его основе (рис. 8.8, а). В [11—14] обоснован кроссрелаксацпонный характер этой схемы. Ниже воспроизводятся некоторые важные результаты этих исследований.

Кроссрелаксация, как уже отмечалось ранее, может проявлять себя сниже­ нием тепловыделения, а также повышением квантовой эффективности возбуж­ дения начального лазерного состояния генерирующих ионов в полосах накачки активированного кристалла. Поэтому для доказательства ее участия в преобра­ зовании поглощенной энергии пригодны два типа экспериментов — тепловой, параметром наблюдения в котором выступает нагрев (температура) крис­ талла в процессе его оптической накачки, и спектрально-люминесцентный, сво­ дящийся в самом общем виде к сопоставлению спектра возбуждения люминес­ ценции о начального лазерного состояния со спектром поглощения кристалла.

Имеются две главные составляющие тепловыделения в лазерном кристалле. Первая связана с неизбежными потерями энергии на всех межштарковских

нмежмультпплетных переходах и при всех нерезонансных переносах по пути

еедвижения к начальному лазерному мультиплету 5/ 7 ионов Но3+ На эту часть тепловыделения, которую обозначим qios, процесс двухмикронной генерации практически не оказывает влияния. Вторая составляющая нагрева кристалла связана с распадом (<7dcc) заселенности уровней состояния Ь11 посредством многофононных переходов в канале 5/ 7 б/ 9 и за счет безвозвратного ухода воз­

буждений	по капалам суммирования. Поэтому если в	кристалле BaEr2F8
: Tm3+ — Но3+ возбудится двухмикронное СИ в канале		б/ 7	5/ g, то оно, ес­
тественно,	уменьшит (jfdec на величину, равную его энергии {Ecu). Это обстоя­

тельство позволяет разделить общее тепловыделение (?кр в лазерном кристалле на составляющие q\os и д^сс и их фракции путем анализа зависимостей нагрева кристалла (Д71) от энергии его накачки, измеренных при генерации и без нее. Для кристалла BaEr2Fs Tm3+ (5 ат. %) — Но3+ (Сно = 1 ат.%) этп зависимос­ ти представлены на рис. 8.9. Переход от нагрева кристалла к тепловыделенню в нем осуществлен путем нормировки оси ординат по величине энергии двух­ микронной генерации [12]. Уравнение баланса, являющееся ключом к энерге­ тике исследуемого кристалла, можно записать в виде

( ? | < р — ?los + <1Мсс — E CVL-

Тогда по величине поглощенной энергии возбуждения, равной @кр, можно оп­ ределить коэффициент потребления лазерным кристаллом излучения лампы накачки QKJ E ^ Q = 9, а до отношению ^есАЁвозб — предельное значение КПДдиф его генерации. Наконец, отношение gios/<7dec может служить крите­ рием участия кроссрелаксацпонных процессов в схеме энергодвижения возбуж­ дения на уровни начального лазерного состояния, если известна свертка спект­ ра излучения Хе-лампы и спектра активного поглощения кристалла и л и оце­ ночное значение (в крайнем случае) эффективного кванта накачки. В частности,

по	данным рис. 8.9 для кристалла	BaEr2F8 : Tm3+	(5 ат.%) — Но3+ (Сно =
=	1 ат.%) коэффициент (?кр оценивается величиной		~14% , КПДд„ф (предель­
ный) — 6,7%, а отношение gios/?dec ~		1,09. Последнее свидетельствует о том,

что энергопреобразовательные свойства BaEr2F8 : Tm3+ — Но3+ допускают вы­ ход в канал двухмикронной генерации до 50% от поглощенной энергии накач­ ки. Из вида обзорного спектра поглощения кристалла BaEraF8 [601 можно за­ ключить, что энергия эффективного кванта возбуждения лазерного фторида BaEr2F8 : Tm3+ — Но3+ frvUOnб ~ 23000 см-1. По энергетическим^ соображени-

/тц,т».Ч

Рис. 8.9. Зависимости нагрева п	тепловыделения в лазерном кристалле BaEr2FB	Тга3+
(5 ат.%) — Но3+(CHo = 1 ат.%)	от энергии возбуждения (электрической энергии,	подво­
димой к Хе-лампе накачки) [12]

Тепловыделение (нагрев) в кристалле в отсутствие генерации показано жирной линией, в режиме генера­ ции — штриховой. Обозначения см. в тексте

Рис. 8.10. Зависимости интенсивности двухмикронной люминесценции (канал 5/ 7 — 3/ р> кристалла BaEr2F8 : Tm3+ (5 ат.%) — Но3* (СНо = 1 ат.%) от поглощенной в нем энергии

возбуждения Г13]

Л — накачка второй гармоникой Nd-лазера, 2 — накачка двухмикронной генерацией Но-лазера

ям в системе возможны три пути энергодвижения к уровням состояния 5/ 7	ионов
Но3+. Первый изображен на рис. 8.8, а — две стадии кроссрелаксации	плюс
процесс передачи энергии с накопительных уровней 4/«/г (Ег3+) и гН4 (Т т3+)
к начальному лазерному состоянию 6/ 7 (Но3+); этому направлению движения бу­
дет соответствовать Цсг-г = 3. Второй путь — одна ступень кроссрелаксации

плюс безызлучательный переход 4/»/1	Ч и/, и тот	же процесс завершающей
передачи энергии (для второго пути т)сг-г	= 2). И,	наконец, третий путь, когда

возбуждение каскадными безызлучательными переходами поступает на муль-

типлет 4 » /t	и передается	на начальное	лазерное состояние 5/ 7 (цсг_г = 1).
Используя	очевидное соотношение
/ О П с г - г ) =	Я\ое/Ябсй — ^’ в о з о Л ’С и Л с г - г ,
получаем
/ ( Л с г - г =	3): / (т]с._г =	2): / (т]сг_г = 1) =	0,54 1,3 3,6;

здесь VCH — частота двухмикронного кванта генерации. Сопоставляя эти дан­ ные с экспериментальным значением qioJq^z ~ 1,09, видим, что в лазерном кристалле BaEr2F8 : Tm3+ (5 ат.%) — Но3* (Сно = 1 ат.%) роль кроссрелаксационных процессов весьма существенна. Благодаря этим процессам тепловы­ деление в кристалле понижается в -—3,3 раза.

Характер описанного эксперимента, оперирующего с интегральным по спект­ ру возбуждения тепловыделением, не позволяет непосредственно, без привлече­ ния дополнительных фактов идентифицировать кроссрелаксационные взаимо­ действия и осуществить их привязку к тем или иным уровням системы. Для этого необходимо аттестовать индивидуальные полосы накачки по их вкладу в возбуждение рабочего уровня и тепловыделение, изучая, например, зависи­

мости интенсивности люминесценции с начального лазерного состояния генери­ рующих ионов и полного тепловыделения от спектрального состава излучения накачки [13]. В конкретной ситуации может оказаться достаточным выполне­ ние более простого опыта, описанного также в [13]. В нем в строго одинаковых условиях возбуждения и регистрации изучались зависимости интенсивности лвухмикройной люминесценции (канал 5/ 7 -> 5/ я) ионов Но3+ от поглощенной в BaEr2Fg Т т 3+ (5 ат. %) — Но3+ (Сно = 1 ат. %) энергии генерации двух раз­ новолновых лазеров (рис. 8.10). Вторая гармоника Nd-лазера (Лг = 0,532 мкм)

через

канал поглощения Ч^у, —*- %Н*у, возбуждала ионы

Ег3+ до энергии

со-

-стояния 2Ян/„ а резонансное излучение

другого лазера

(Ho-лазера с Леи =

= 2,063 мкм) непосредственно заселяло

начальный

лазерный мультиплет

5/ 7

ионов

Но31-

По

наклонам

зависимостей

1том (Енот) в предположении,

что

квантовая

эффективность

резонансной

гольмиевой

люминесценции близка

к единице, в [13] был определен коэффициент

2

, 0

0

3

t £

ф

____ о

0

, 5

3

2

t g

у

~

>

характеризующий кратность возбуждения начального

лазерного состояния

5/ 7 одним квантом накачки с Л = 0,532 мкм. Этот результат указывает на то, что зпергопреобразованне в кристалле BaEr2F8 Tm3+ — Ыо3+ может осуществ­ ляться только по кроссрелаксационной схеме, изображенной на рис. 8.8, а. Отметим, что кроссрелаксационные взаимодействия, включенные в эту схему, были впервые изучены в [2].

Теперь коротко остановимся на физике энергонакопления в спстеме свя­

занных состояний			Чии (Ег3+),	3# 4 (Тт3+) и 5/ 7 (Но3+) кристалла BaEraFs
: Tm3i — Но3+. На			эффективность энергонакопления будут влиять процессы
суммирования возбуждений, из которых наиболее вероятными являются
(a) Чгу, -> Чу, (Ег3+): Ч.у,				Ч,у, (Ег3+),
(B)	Чи,л	Чу, (Ег3+): 3Я4		3Я 6 (Т т3+),
(c)	5/ 7	Чь (Но3+): 4/.Vf-**/»/, (Er3+),J
(d)	5/-	Чъ (Но3+): 3Я4		5Н6 (Тт3+).

Из схематической записи этих процессов, во-первых, следует, что для их по­ давления необходимо, чтобы возбуждения аккумулировались на уровнях со­ стояния 6/ 7 ионов Но3+. Это можно достичь увеличением Сн0. Вот почему более высокой эффективностью накопления энергии электронного возбуждения об­ ладает кристалл BaEr2F8 Tm3+ (5 ат. %) — Но8+ (Сно = 1 ат. %) [14], у кото­ рого на уровнях генерирующего активатора сосредоточено около 80% всех возбуждений, обобществленных в спстеме связанных состояний (рис. 8.11). Во-вторых, поскольку перечисленные процессы суммирования обладают резо­ нансным характером и поэтому в принципе обратимы, то отрицательное влияние их можно понизить, используя соединения, у которых вероятности безызлуча­ тельных межмультиплетных переходов Чу, *** 4/«/. (Ег3+) или Б/ б "*'* 6/в (Но3+) малы. В лазерных кристаллах с более протяженным фононным спектром, чем у BaEr2F8 (см. табл. 1.13), это, прежде всего, алюмпнпевые гранаты и ряд мно­ гокомпонентных кислородсодержащих соединений, активность многофононных межмультиплетных переходов у рассматриваемых трех Ьп3+-коактиваторов су­ щественно выше (см. табл. 4.1, 4.2, 4.5 и рис. 4.1—4.5). Это должно приводить к низкой степени обращения суммирующих процессов (а) — (d), к насыщению коэффициента усиления, а следовательно, и к сдвигу порога двухмнкронной генерации ионов Но3+ для таких кристаллов в область энергий, лежащей вбли­ зи либо за границей эффективной работы импульсных Хе-ламп накачки. Ска­ занное, разумеется, не относится к случаю криогенных температур.

8 . 4 .	Генерационный канал 51 с	ъ1	7 ионов Но3+
	в ВаY b 2F 8 (Ti^f_r = 3 при Tlcr_r = 4		)
Трехмикронное СИ ионов Но3+ (канал		5/ 0 — &17) впервые было возбуждено-
в [35]	с использованием оксидных кристаллов YA103, Y 3A180 12 и LU3A150 12.

В настоящее время число лазерных соединений, обладающих такими генера­ ционными свойствами, приближается к двум десяткам [61]. Из них самым низкопороговым при ламповой накачке является моноклинный фторид BaYb2F8 — Но3+ [621. У этого кристалла СИ канала 61в —*■8/ 7 легко возбуждается и излу­ чением импульсного Nd-лазера (ХВ03б = 1,054 мкм) [63]. Детальное изучение процессов в этом лазерном материале показало, что трехмикронная генерация возбуждается по более сложной кроссрелаксационной схеме (см. рис. 8.8, б)у чем рассмотренные выше [8].

Как следует из рис. 8.8, б, три кроссрелаксационных канала:

(1)Ч?4 - + БГ5 (Но3+): V ./e-*-*F./e<Yb3+),

(2)5S2 8/ 6 (Но3+): V,/.-*- Щ , (Yb3+),

(3)5Fs ->- Ч7 (Но3+): >F,/t -+ *F>,t (Yb3+),

почти без потерь разменивают высокоэнергетические возбуждения на пять час­ тей, из которых три части оказываются на уровнях состояния аГ»/, ионов Yb3+" и по одной на мультпплетах б/ в и б/ 7 ионов Но3+. Последующие акты нерезо­ нансной передачи энергии электронного возбуждения от ионов Yb3+ к Но3+

(4) 2FV,

*Fy. (Yb3+): 6/ s

B/ e (Ho3+)'

повышают квантовую эффективность кроссрелаксационного возбуждения на­ чального лазерного состояния Б/ б до г|сг_т = 4. Поскольку одна часть возбуж-

Рнс. 8.11. Зависимость доли возбуждений, которые локализуются на уровнях мультнплетов

*IUj и *i/4 ионов-коактиваторов	Ег34- и Т т 3+, от СНо в	лазерном фториде	BaEr2Fg :
: Tms+ (CTm = 5 ат.%) при 300	К [14]
Результаты измерении показаны полыми кружками, а сплошной		ливней — зависимость,	рассчитанная
		схс	схс

в предположении бояьцмановского характера формирующегося распределения (“Пег+Тш ^ 1 — Л Но^

Рмс. 8.12. Зависимости максимальной заселенности уровней мультнплетов б/ б л б/ 7 ионов Но*+ и энергии генерации трехмикронного СИ (канал Б/ в ь/ 7) кристалла BaYb2F8—Но3+ (£ ц 0 = 15 ат.%) от Б воа$ при 300 К (ламповая накалка)

дения в этой сложной схеме процессов подведена к конечному лазерному муль-

типлету 5/ 7, то г]сг-г = 3.

Эта функциональная многоуровневая лазерная схема устойчиво обеспечи­ вает возбуждение трехмпкронной генерации кристаллов BaYb2F8 в достаточно широком интервале изменения Сц0 — 0,1 -у 15 ат.%. В частности, это видно из рис. 8.12, на котором приведены зависимости максимальных (по времени) населенностей лазерных уровней 51й и Ъ11 от энергии накачки для кристалла BaYb2F8 — Но3+ (Сно = 15 ат.%). Из рис. 8.12 также следует, что подъем мощности накачки ограничивает рост населенности уровней состояния 5/ в, в то время как населенность конечного лазерного мультиплета 57продолжает увеличиваться. Г1а область пересечения зависимостей N j (ЕВ03б) приходится насыщение и начало развития деградации процесса трехмикронной генерации канала 57с - > 5/ 7. Здесь, по-видимому, дело связано с фактором потери генера­ ционной способности кристалла под действием усиливающейся накачки, кото­ рый обусловливается нелинейной зависимостью от нее процессов суммирова­ ния возбуждений, перераспределяющих поглощенную энергию в пользу ко­ нечного лазерного состояния 57-. Детально механизм перераспределения энер­ гии электронного возбуждения между уровнями мультпплетов 576 и 5/ 7 в крис­ таллах BaYb2F8 — По8+ не исследовался. Наиболее вероятными процессами, разрушающими генерационный потенциал этого соединения при больших энергиях накачки, представляются следующие:

(a) Чй *Fh (Но3+): 6/ б Ч6 (Но3+)

и

(B) 5F5 —v 577 (Но3+): 2FV, -v 2F»/5 (Yb3+).

Таким образом, лазерные возможности кристалла BaYb2F8 — Но3+ ограниче­ ны областью малых накачек. При Евовб ~ 10 Дж в [8] получен абсолютный КПД = 0,4% трехмикронного лазера на основе кристалла BaYbaFg — Но3+ (Сно = 15 ат. %).

Исследования и разработка многоуровневых кроссрелаксацпонных функ­ циональных схем возбуждения генерационных переходов Ьп3+-активаторов раскрыли новые возможности лазерных диэлектрических кристаллов. Самой привлекательной особенностью этих схем является то, что онн позволяют под­ нять эффективность использования поглощенной энергии накачкн для созда­ ния инверсной населенности лазерных уровней за счет снижения тепловыделе­ ния. Кроссрелаксационные лазерные схемы, характеризующиеся высокой эф­ фективностью возбуждения начального генерационного уровня в полосе на­ качки среды и понижением тепловыделения, служат одновременно н способом повышения КПД кристаллических лазеров ИК-дпапазона, для которых сток­ совы ’потери являются уже фактором, заметным образом уменьшающим его при широкополосной ламповой накачке, п способом решения теплофнзнчеекнх проблем. Не менее важную роль кроссрелаксационные схемы призваны сыграть и в расширении списка частот генерации непрерывных кристаллических лазе­ ров с накачкой излучением полупроводниковых лазеров.

	ЛИТЕРАТУРА
1.	V<m Uitert L. G., Dearborn Е. F., Rubin			J. J. // J. Chem. Phys. 1006. Vol. 45. P. 157S.
2.	Van Uitert L. G.,	Dearborn E. F.,	Rubin	J. J. U Ibid.	1007.	Vol.	40. P.	3551.
3.	Van Uitert L. G.,	Dearborn E. F.,	Rubin	J. J . // Ibid.1067. Vol. 47. P. 547.
4.	Van Uitert L. G.,	Dearborn E. F .t Rubin		J. J. // Ibid.	1007.	Vol.	47. P.	1505.
5.	VanUitert L. G D earborn E. F.,		Rubin	J. J. // Ibid.	1007.	Vol.	47. P.	3053.

6.Jenssen H. P . , Castleberry D ., GableD., Linz A . // Dig. Tcchn. Pap. Conf. Lasers and Electroopt. Wash. (D. C.): OSA / IEEE, 1973. P. 47.

7.Антипенко Б. М. // Ппсьма в ЖТФ. 1980. Т. 6. С. 968.

8.Антипенко Б. М . // Изв. АН СССР. Сер. фнз. 1984. Т. 48. С. 1373.

9.Богдасаров X . С., Жеков В. И ., Лобачев В. А . п др. // Там же. С. 1765.

10.Антипенко Б . М ., Мак А . А . // Спектроскопия кристаллов / Отв. ред. А. А. Каплян-

скнй. М.: Наука, 1985. G. 5.

11.	Антипенко Б . М .,	М ак А . А ., Сухарева Л. К. И Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10. С. 513.
12.	Антипенко Б. М .,	Глебов А . С С о б о л е в Б . П ., Уварова Г. В. // Квантовая злектрон.
	1985. Т. 12. С. 1078.

43.Антипенко Б . М ., Глебов А . С., Думбравяну Р. В. л др. // Там же. 1987. Т- 14. С. 677.

14.Антипенко Б . Л/., Глебов А. С., Думбравяну Р. В. // Там же. 1988. Т. 15. С. 1277.

45.Антипенко Б . Л/., Глебов А . С., Киселева Т. II., Письменный В . А . // Письма в ЖТФ.

1985. Т. 11. С. 682.

46.Антипенко Б . Л/., Глебов А . С., Киселева Т. И ., Письменный В. А . И Оптика и спектро­

скопия. 1986. Т. 60. С. 153.

17. Антипенко Б . Л/.,	Глебов А . С.,	Киселева	Т. II.,	Письменный В. А . // Там же.	1987.
Т. 63. С. 393.	Глебов А . С.,	Киселева	Т. И .,	Письменный В. А . Ц Там же.	1988.
18. Антипенко Б . Л/.,

Т. 64. С. 373.

19.Антипенко Б . М ., Бученное В. А ., Глебов А. С., и др. // Там же. 1988. Т. 64. С. 1295.

20.Жеков В. И ., Зубов Б . В ., Лобачев В. А. и др. // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1982. Т. 46.

С.1496.

21.Богдасаров X . С., Жеков В . И ., Лобачев В . А . и др. // Квантовая электрон, 1983. Т. 10.

С.1871.

22.Прохоров А . М . УФН. 1986. Т. 148. С. 7.

23.Богдасаров X . С., Жеков В . И ., Лобачев В . А . и др. // Тез. докл. 13-й Междунар. конф.

по когерентной и нелинейной оптике. Минск, 1988. Ч. 2. С. 248.

24.Жеков В . И ., Зубов Б . В ., Лобачев В. А . я др. // Квантовая электрон. 1980. Т. 7. С. 749.

25.Жеков В. И ., Лобачев В. А ., Мурина Т . М . , Прохоров А . М. // Кваптовая элсктроп.

1984. Т. 11. С. 189.

26.Багдасаров X . С., Жеков В. И ., Кулевский Л. А . и др. И Там же. 1980. Т. 7. С. 1959.

27. Жеков В. И ., Лобачев В. А ., Мурина Т. М ., Прохоров А . М . // Там|же. 1981. Т. 8. С. 451.

28.Багдасаров X. С., Жеков В. И ., Лобачев В. А . и др. // Там же. 1983. Т. 10. С. 452.

29.Жеков В. И ., Мурина Т. М ., Прохоров А . М . и др. // Там же. 1986. Т. 13. С. 419.

30.	Kaminskii A . A .,		Petrosyan А . в., Denisenko G .A .	et al. // Phys. status	solidi	A. 1982.
31.	Vol. 71.	P. 291.	Leavitt R . P. // Handbook on the physics and shemistry of rare-earth /
	Morrison	C. A .,
32.	Ed. K. A. Cschneider, L. Eyring. Amsterdam: North-Holland, 1982. Vol.				5. P.	461.
	Kaminskii A . A .,		Kurbanov K ., Ovanesyan K. L.,	Petrosyan A . G. // Phys. status		solidi A.
33.	1988. Vol. 105. P. K155.
	Robinson M ., Devor D. P. // Appl. Phys. Lett. 1967. Vol. 10. P. 167.				Intern. Tagung
34.	Batygov S . Kh.,		Kulevskii L. A ., Lavrukhin S . A . et a l ./ / Kurzfassugen
	Laser und Ihre Amvendungen. Dresden, 1973. S.			K97.

35.Каминский А . А ., Бутаева T. И ., Иванов А . О. идр. // Письма в ЖТФ. 1976. Т. 2. С. 787.

36.Петров М . В ., Ткачук А . М . Н Оптика и спектроскопия. 1978. Т. 45. С. 147.

37.Каминский А . А ., Павлюк А . А ., Бутаева Т. И. н др. // Изв. АН СССР. Неорган. ма­

териалы. 1977. Т. 13. С. 1541.

38.Каминский А . А ., Павлюк А . А ., Бутаева Т. И. п др. // Там же. 1979. Т. 15. С. 541.

39.Chicklis Е Esterowitz L . , Allen R.., Kruer M. Ц Proc. Intern. Conf. «Laser-78». McLean:

STS press, 1979. P. 172.

■40. Prokhorov A . M ., Kaminskii A . A ., Osiko V. V. et al. // Phys. status solidi A. 1977. Vol. 40.

P. К69.

41.Жариков E . В ., Жеков В. И ., Кулевский Л. А . и др. // Квантовая электрон. 1974. Т. 1.

С. 1867.

42. Каминский А . А ., Уварова Т. В. // Изв. АН СССР. Неорган. материалы. 1988. Т. 24.

С.2080.

43.Жариков Е. В., Ильичев Н. Н., Калинин С. П. и др. // Квантовая электрон. 1986. Т. 13.

С.973.

44. Физика и спектроскопия лазерных кристаллов / А. А. Каминский, Л. К. Аминов,

B.Л. Ермолаев и др. М.: Наука, 1986.

45.Каминский А . А ., Саркисов С. Э., Сейранян К. Б., Федоров В. А . И Изв. АН СССР. Не­

орган. материалы. 1982. Т. 18. С. 527.

46.Каминский А . А ., Соболев Б. П., Саркисов С. Э. и др. // Там же. 1981. Т. 17. С. 1121.

47.Каминский А . А ., Саркисов С. Э., Рябченков В. В . идр. // Кристаллография. 1982. Т. 27.

C. 193.

48.Антипенко Б . М ., Воронин С. П., МайбородаВ. Ф., Привалова Т. А . // Квантовая элект­

рон. 1986. Т. 13. С. 980.

49.Антипенко Б . W . II Тез. докл. 13-й Междунар. конф. по когерентной и нелинейной оп­

тике. Минск, 1988. С. 200.

50. Duezynski Е. W ., Huber G., Ostroumov V. G., Shcherbakov I. A . // Appl. Phys. Lett.

1986. Vol. 48. P. 1562.