Материал: Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров

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

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

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

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

Iff-

\ г

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

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

«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

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