Материал: 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

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

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.%

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)

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

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,

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-