Материал: Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров
вемд |
4,8 |
J L |
Я - |
|
LiCaMFg
Ве,м fsio.)
‘ V W t t
frd3Sc2&a30i2
ScBOj KLnFj
BeM6DtO
нг(и \\
SrAlF.
fu,ttt)3(Lu,&tt)z&a3o12
Cl3&W i4
L ttj& Q jte O ^
ltt,&aesio, i 5
Sr3&W'z f4
u,&accMb0,5°l4
*3W“5,5'
La3C'a5,5TlL0)50^ ZnWOi
Mg2sio4
|
|
-I f? ) |
4 8 |
44 |
А,мки |
Рис. 1.17. Диапазоны перестройки длины полны СИ (канал Ч 2 —*■1А й) октаэдрических ионов
Ст3* п кислород- и фторсодержащпх кристаллах [48, 76—78, 211, 243—246, 258]
ченных соединений со структурой Са-галлогерманата [76—78], у которых на этом переходе зарегистрирована рекордная по ширине (~3300 см-1) полоса перестройки длины волны СИ (табл. 1.12 и рис. 1.17). В [211] получено пере страиваемое СИ ионов Сг3+ в первом лазерном фторсодержащем гранате Na3Ga«LigFjg*
У ионов Ti3+ (З^-электронная конфигурация) единственный терм 2D в окта эдрическом кристаллическом поле расщепляется на два мультиплета 2Е и 2Га, которые связаны интенсивным электронно-колебательным люминесцентным переходом. Впервые генерация СИ этого активатора возбуждена в кристалле А120 3 [49].
Уровни с одним Зй-электроном имеют одинаковую мультиллетность, по этому между ними нет запрещенных по спину переходов (запрет остается только по четности), а следовательно, в их спектрах нет узких (как у ионов Сг3+ в силь ном октаэдрическом кристаллическом поле) линий. В кристалле А1а0 3 ионы Ti3+, замещая в октаэдрах иопы А13\ образуют тригональные активаторные центры. Их кристаллическое поле можно рассматривать как сумму из двух компонент — преобладающей кубической и тригональной. Кубическое поле определяет энергетический зазор между состояниями ~Е и аГ2. Тригональная составляющая поля расщепляет нижний мультиплет на два уровня, в свою очередь нижайший из которых спин-орбитальным взаимодействием расщеп ляется на две компоненты. Вследствие динамического эффекта Яна—Теллера мультйплет ”Е расщепляется на два уровня, что и обусловливает двугорбую полосу поглощения (канал 2Т2-*~2Е) кристалла Ala0 3 — Ti3+. Несмотря на простоту схемы уровней (см. табл. 2.16), спектроскопия кристалла А1а()3
сионами Ti3+ оказалась сложной (см., например, [2471 и библиографию в ней).
Внастоящее время кристаллы А1а0 3—Ti3+ рассматривают как перспективный
Ni2+: 1 — аТ2 —» 3Л2 (MgF2, 77-240 К, Хе)
[212]
V2+: |
1 |
- *Г2 -> М 2 (MgF2, 77 |
К, |
Хе) |
[23, |
|
Со2+: |
1 |
214] |
77 К, |
Хе) |
[23, |
|
- * Т 2 -> *Тг (MgF2, |
||||||
|
|
215] |
77 |
К, |
Хе) |
[23, |
|
2 — 4Г2 —»47'1 (MgF2, |
|||||
|
|
215] |
|
[255] |
|
|
|
|
(MgF2, 300 К, лаз.) |
|
|||
Схема (б) соответствует кристаллу MgO—Ni*+ Обозначения те же, что и на рис. 1.9 и 1.12
материал для перестраиваемых кристаллических лазеров (см. табл. 1.10) [243—245]. У ионов Ti3+ генерация также возбуждена у александрита [248— 250]. Результаты, опубликованные в [251], по возбуждению СИ ионов Ti3+
вYA103, по-видимому, требуют подтверждения.
1.2.4.Лазерные каналы ТМ2+-актнваторов
Авторами работы [212] было показано, что у активированных кристаллов СИ можно в обычных условиях эксперимента возбуждать и на широкополосных электронно-колебательных переходах, и было положено начало исследованиям по перестраиваемым кристаллическим лазерам. В настоящее время известна три ТМ2+-иона [Ni2+, V2+ и Со2+), которые обладают такими генерационными свойствами.
У ионов Ni2+ (электронная конфигурация 3d8) СИ происходит между мультиплетами аТ2 и 3А 2 терма 3F, энергетическое положение которых зависит от силы октаэдрического кристаллического поля [204]. Это показывают упрощен ные схемы уровней ионов №2+в двух лазерных кристаллах: во фториде MgF2 (рис. 1.18, а) параметр Dq меньше, чем в MgO (рис. 1.18,6). Генерация СИ на электронно-колебательном переходе аТ2 —*►3Л 2 ионов Ni2+ возбуждена как в импульсном, так и непрерывном реяшмах [10, 15, 32], в том и другом случае требуется охлаждение генерирующего кристалла.
Ионы V2+изоструктурны с Cr3+(3d3), поэтому поведение спектроскопических свойств и структура энергетических уровней у них одинаковы. Разница состоит лишь в параметре Dq — он всегда меньше для двухвалентных Зй-ионов. Не смотря на то, что перестраиваемое СИ на электронно-колебательном переходе
—* *Аг ионов У2+ пока не получено, этот активатор находится в поле зрения исследователей [213].
Электронную конфигурацию 3d7 ионов Со2+ можно рассматривать как 3d10-3, т. е. до полного заполнения оболочки не хватает трех электронов. Поэтому струк тура термов ионов с 3d7 и 3d8 (Сг3+) одинаковая, до порядок расположения уровней по шкале энергии у них обратный (см. рис. 1.16 и 1.18). Аналогичная ситуация имеет место и для 4/-электронной конфигурации, например для ионов Cee+ (4/1) и Yb8+ (4/13). Ионы Соа+ генерируют как на чисто электронных, так
ного состояния (в выражении (1.7) это от' разится заменой а (<в) на разницу [о„ (со) —
— Са (со)]). Многие из известных лазерных кристаллов с ТМ-активаторами подвержены в большей или меньшей степени этому не желательному фактору (рис. 1.20).
1.3.Кристаллические матрицы для получения разноволновой генерации Ln3+-активаторов
При рассмотрении известных межмультиплетных переходов лазерных активаторов были указаны только пионерские публика ции по возбуждению СИ на волне того или иного генерационного канала. Эти работы, естественно, не могут в полной мере отра жать современный уровень поисковых иссле дований по получению СИ нужного спект рального состава с необходимыми энергети ческими характеристиками. Эта задача в фи зике кристаллических лазеров всегда была и будет самой трудной, и ее решение, как свидетельствует накопленный опыт, в мак симальной степени зависит от выбора мат рицы-основы, а следовательно, от арсенала известных лазерных кристаллов. С каждым годом, как уже отмечалось в предыдущих раз делах этой главы, число новых генерирую щих соединений увеличивается, расширяется также круг функциональных лазерныхЪхем.
Поэтому возникающие новые возможности будут требовать соответствующей переоценки свойств каждого канала СИ ионов Ln3+, а также пары кристалл— активаторов (в некоторых случаях комбинации кристалл—активатор—коак- тиваторы). Ниже приводятся данные по лазерным каналам Ьп3+-активаторов в некоторых наиболее используемых кристаллах-основах [15, 32, 75]. Эти сведения могут помочь при выборе соединения и активатора для получения ге нерации СИ необходимого диапазона длин волн.
1.3.1.Лазерные каналы Ln3+-активаторов в кубических кристаллах-гранатах
Из табл. 1.3 и 1.6 следует, что соединения со структурой граната (простран
ственная группа О™ — IaSd) образуют самый представительный класс активных сред среди известных лазерных неорганических кристаллов с Ln^-активато- рами. Из них наиболее используемым в квантовой электронике и лазерной тех нике является Y 3A150 12 [15, 32] благодаря своим уникальным физическим свой ствам (табл. 1.13 [10]). У кристаллов этого ряда СИ уже возбуждено на 16 межмультиплетных каналах Ьл^-ионов (рис. 1.21), причем генерацию на волнах большинства из них можно получать при 300 К с ламповой накачкой. Спектраль но-генерационные исследования гранатов с Ln3+ -активаторами начались с ра боты [16], где было возбуждено СИ ионов Nd3* в трех кристаллах — Y 3A 1 5 0 1 2 I
Y,GaeOia и Gd8Ga50 12. Первый сенсибилизированный лазерный гранат с гене рирующими Ьп3+-ионами описан в [137]. Эти соединения способны генерировать