Материал: Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров

/тц,т».Ч

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

возбуждение каскадными безызлучательными переходами поступает на муль-

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)

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

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.

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+

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

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.

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.

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.

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.

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.