Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Нелинейные процессы двухфотонного поглощения . 9
1.1. Теоретические аспекты многофотонных процессов.. 9
1.2. Методы измерения коэффициентов и сечений двухфотонного поглощения .. 16
1.2.1. Прямые методы измерения.. 17
1.2.2. Косвенные методы измерения 21
1.3. Межзонное двухфотонное поглощение. Обзор литературы.. 23
1.4. Выводы к Главе 1. 32
Глава 2. Методики экспериментов. 33
2.1. Лазерный пикосекундный источник возбуждения. 33
2.2. Метод измерения коэффициентов двухфотонного поглощения с использованием цугов пикосекундных лазерных импульсов . 42
2.3. Измерение коэффциентов двухфотонного поглощения в сфокусированных пучках. 51
2.4. Выводы к Главе 2. 65
Глава 3. STRONG Коэффициенты двухфотонного поглощения в кристаллах AMO4 (A=Pb, Zn,
Ca, Ba, KGd; M=W, Mo).. STRONG 66
3.1. Объекты исследования.. 66
3.2. Коэффициенты двухфотонного поглощения в кристаллах при возбуждении излучением с длиной волны 523,5 нм . 73
3.3. Коэффициенты двухфотонного поглощения в кристаллах при возбуждении излучением с длиной волны 349 нм. 81
3.4. Конкуренция двухфотонного поглощения и вынужденного комбинационного рассеяния.. 90
3.5. Выводы к Главе 3. 98
Глава 4. Динамика генерации и релаксации электронных возбуждений при двухфотонном межзонном поглощении в кристаллах .. 99
4.1. Кинетические методы исследования в широком временном, спектральном и температурном диапазонах 99
4.2. Кинетики наведенного поглощения при двухфотонном межзонном поглощении в кристаллах AMO4 . 101
4.3. Выводы к Главе 4. 115
Выводы.. 117
Список литературы.. 119
- Методы измерения коэффициентов и сечений двухфотонного поглощения
- Метод измерения коэффициентов двухфотонного поглощения с использованием цугов пикосекундных лазерных импульсов
- Коэффициенты двухфотонного поглощения в кристаллах при возбуждении излучением с длиной волны 523,5 нм
- Кинетики наведенного поглощения при двухфотонном межзонном поглощении в кристаллах AMO4
Методы измерения коэффициентов и сечений двухфотонного поглощения
Процесс взаимодействия света с веществом привлекает внимание исследователей уже не один десяток лет. К середине ХХ века была выяснена связь основных макроскопических законов оптики с закономерностями взаимодействия света на атомарном уровне. В линейном приближении рассматриваются линейные однофотонные процессы. Это означает, что в каждом элементарном акте атом взаимодействует лишь с одним фотоном. Однако создание лазеров изменило ситуацию. При взаимодействии лазерного излучения, имеющего несравнимо большую интенсивность в отличие от любых долазерных источников, с веществом основные макроскопические законы оптики не всегда выполняются. В основе этого обстоятельства лежит изменение микроскопических законов. При большой интенсивности излучения, помимо однофотонных процессов, существенное значение приобретают и многофотонные процессы [10, 11].
Из соотношения неопределенности энергия-время следует, что электрон в атоме может на время At АЕ/ % переходить из реального (квазистационарного) состояния в виртуальное состояние, энергия которого на величину АЕ отличается от энергии реального состояния. Так как величина постоянной Планка мала, то речь идет о весьма коротких интервалах времени At. Если величины расстроек лежат в пределах от 0,1 до 1,0 эВ, то соответствующие величины интервалов времени At, на которые электрон может переходить в виртуальные состояния, лежат в пределах от 10-15 до 10-16 с. Это очень маленькие интервалы времени, они на много порядков величины меньше, чем типичная величина времени жизни возбужденных квазистационарных состояний электрона в атоме по отношению к процессу их спонтанного распада 10-8 с.
Использование модели последовательного поглощения фотонов электроном позволяет сделать ряд существенных заключений о характере многофотонных процессов. Так, например, экстремальная малость интервалов времени, в течение которых электрон находится в виртуальных состояниях, качественно объясняет, почему многофотонные процессы для своей реализации требуют экстремально большой интенсивности излучения.
Действительно, приведенная оценка показывает, что интервал времени между последовательным поглощением электроном фотонов должен быть весьма мал. В противном случае электрон окажется к моменту прихода следующего фотона в исходном состоянии, а не в виртуальном состоянии, из которого, поглотив этот следующий фотон, электрон может перейти в состояние с большей энергией.
Рассмотрим пример многофотонных процессов, возникающих при взаимодействии света с атомом, когда интенсивность лазерного возбуждения велика (рисунок 1):
Схемы двухфотонных процессов, а – двухфотонная ионизация атома, б – двухфотонное возбуждение атома. На рисунке \ Е - энергия электрона в атоме, /- потенциал ионизации атома, п - основное состояние, т и q - возбужденные связанные состояния электрона в атомесостояния электрона, поглотившего один или несколько фотонов (виртуальный уровень).
Отличием процесса многофотонной ионизации от процесса однофотонной ионизации является отсутствие "красной границы" -критической частоты (длины волны) излучения для процесса многофотонной ионизации. Действительно, энергия, необходимая для вырывания электрона из атома в случае многофотонной ионизации, в принципе может быть суммарной энергией сколь угодно большого числа фотонов к сколь угодно малой энергии (частоты).
Отличием процесса многофотонного возбуждения от процесса однофотонного возбуждения атома является то, что в первом случае переход электрона происходит в результате поглощения многих фотонов, а во втором случае - одного фотона. Кроме того, правила отбора для состояний, между которыми может происходить переход, зависят от числа квантов излучения, поглощаемых атомом. Существование явления многофотонного возбуждения атома обусловливает наличие процесса многофотонного поглощения внешнего излучения атомарной средой.
Из простых модельных соображений можно получить закон, связывающий вероятность многофотонного перехода w{k) с интенсивностью излучения /. Считается при этом, что фотоны взаимодействуют с атомом независимо друг от друга. где т, п- конечное и начальное связанные электронные состояния, т -плотность конечных состояний, V J - матричный элемент многофотонного перехода и/и. При фиксированной степени нелинейности процесса к многофотонное сечение () зависит от вида процесса (ионизация, возбуждение и т.д.), энергетического спектра квантовой системы (атома) и частоты излучения. Из сопоставления выражений (1) и (2) видно принципиальное отличие однофотонных и многофотонных процессов: вероятность последних зависит от интенсивности излучения нелинейно, степенным образом. Это означает возможность четкого выделения многофотонных процессов на фоне однофотонных, а также резкий рост вероятности многофотонных процессов при увеличении интенсивности излучения.
Таким образом, особенностью многофотонных процессов является то, что между начальным и конечным состояниями квантовой системы отсутствуют промежуточные резонансы между энергией фотона (нескольких фотонов) и энергией перехода, что существенно отличает многофотонные процессы от процессов каскадного (или ступенчатого) возбуждения, когда поглощение каждого последующего фотона переводит квантовую систему из одного связанного состояния в другое (более высокое) связанное электронное состояние.
Вероятность двухфотонного перехода впервые была рассчитана Гепперт-Майер во втором порядке теории возмущений [12]. Формула для вероятности двухфотонного перехода в единицу времени в единице объёма среды на единичный интервал энергии, приводящего к переходу среды из начального состояния Л в состояние \f) имеет вид: где N - плотность молекул или элементарных ячеек в среде, - частота изучения, - диэлектрическая проницаемость, е - обозначает поляризацию поля, \s) - промежуточное состояние среды, ) - состояние поля, а -операторы уничтожения фотонов, g() - плотность состояний двухфотонного перехода.
Метод измерения коэффициентов двухфотонного поглощения с использованием цугов пикосекундных лазерных импульсов
Уравнение (32) можно решать численно, подбирая такой коэффициент , при котором экспериментальный график зависимости Em/Eout(I0) точно опишется численным решением [86]. В работах [82, 84, 85] получено приближенное решение уравнения (32) в зависимости от временного распределения g(t). В [84] авторы показали, что уравнение (32) можно привести к простой форме, введя дополнительный коэффициент Y, зависящий от конкретного временного распределения, тогда уравнение (32) можно записать в виде:
В приближении малых значений соотношения 70 (легко реализуемым в эксперименте) выражение (32) может быть аппроксимировано линейной функцией входной интенсивности /0 [66, 82, 85]. В этом случае методика измерения коэффициентов аналогична случаю прямоугольного лазерного импульса по пространству и времени, а коэффициенты двухфотонного поглощения рассчитываются по формулам: коэффициенты линейного уравнения y = a + bx, y = EJE0Ut -обратное пропускание \/Т, измеряемое в эксперименте, х = 10 - пиковая интенсивность, вычисляемая согласно формуле (16), Ъ - тангенс угла наклона экспериментальной зависимости УЩ0), а - коэффициент
В уравнениях (25), (26), (36), (37) для расчета коэффициентов ДФП присутствует параметр L – длина кристалла. Данные выражения справедливы для плоской волны. В экспериментах для выполнения этого условия используют тонкие образцы и длиннофокусные линзы [52, 54, 57, 66, 82, 85, 86]. В случае протяженных объектов, расходимость излучения может внести существенную ошибку в измерения коэффициентов ДФП. Для учета расходимости пучка предлагается следующая методика.
Необходимо найти зависимость I(z) и Iout(Iin) в случае двухфотонного поглощения излучения и фокусировки Гауссова пучка (рисунок 23) в середину кристалла длиной L (временной и пространственный профиль пучка считать прямоугольным).
Исследуемый кристалл имеет показатель преломления n, следовательно, необходимо найти такое положение кристалла относительно линзы с фокусным расстоянием f, при котором перетяжка пучка будет ровно посередине кристалла (рисунок 24). Как показало численное моделирование, при неправильном положении кристалла перетяжка, в ряде случаев, может выйти за пределы кристалла (рисунок 25), что приведет к существенной методической ошибке в дальнейших расчетах.
Для внесения поправки на оптимальное положение исследуемого кристалла Lopt относительно первой линзы (рисунок 24) было получено выражение (матричным описанием оптической системы) для радиуса Гауссова пучка от положения внутри кристалла. длина волны возбуждения, r – радиус пучка перед линзой, f – фокусное расстояние линзы, n – показатель преломления кристалла, Lopt – расстояние от линзы до передней грани кристалла. Дифференцируя уравнение (38) по параметру Lopt при z = L/2, можно найти расстояние от линзы до передней грани кристалла, при котором перетяжка Гауссова пучка будет располагаться в середине исследуемого образца:
Так, например, для кристалла РЬМо04 длиной 6 мм при нак = 523,5 нм Lopt = 111 мм, передняя грань располагается практически в фокусе линзы (/= 112 мм), в случае с кристаллом CaW04 длиной 38 мм при нак = 349 нм Opt = 107 мм. В зависимости от частоты лазерного возбуждения, длины и показателя преломления кристалла, был произведен теоретический расчет Lopt для каждого исследуемого кристалла.
Пусть нам известна пиковая интенсивность І0 в перетяжке пучка согласно формуле (16). Тогда уравнение, описывающее изменение интенсивности Гауссова пучка в результате расходимости запишется в следующем виде: I(z) где zrel – длина Релея (расстояние, на котором сечение пучка увеличивается в два раза относительно сечения в перетяжке), с учетом преломления пучка на границе раздела воздух/среда и фокусировки Гауссова пучка в среду с показателем преломления n, вычисляется согласно формуле: rel
Первый член слагаемого (42) описывает изменение интенсивности в результате ДФП с коэффициентом двухфотонного поглощения , второй член слагаемого описывает изменение интенсивности излучения в результате фокусировки лазерного пучка. Данное уравнение в общем виде является дифференциальным уравнением Бернулли второго порядка, решение которого, с заданным начальным условием I(0)=Iin, описывается следующим выражением:
На рисунке 26 представлена зависимость I(z) в случае малого коэффициента ДФП . Видно, что изменение интенсивности связано в основном с фокусировкой излучения, а интенсивность на выходе кристалла незначительно уменьшается относительно исходной величины в результате ДФП. Рисунок 27 – Интенсивности излучения внутри кристалла при 0. На рисунке 27 представлена зависимость I(z) в случае большого коэффициента ДФП . Основная часть излучения поглощается в первой половине кристалла и к моменту предельной фокусировки пучка, величина интенсивности мало изменяется.
На рисунке 28 представлена зависимость I(z) для случая компенсирования фокусировкой излучения уменьшение интенсивности, связанного с ДФП в первой половине кристалла.
На рисунках 26–28 синими точками показаны значения, полученные согласно выражению (43). Красная линия является численным решением уравнения (18) (для плоской волны при = 0), при разбивании длины кристалла на малые отрезки и учета изменения интенсивности в результате изменения радиуса пучка при фокусировке согласно выражению (45). Из представленных рисунков можно заключить, что полученное аналитическое выражение (43) верно.
Коэффициенты двухфотонного поглощения в кристаллах при возбуждении излучением с длиной волны 523,5 нм
Для исследования были выбраны кристаллы вольфраматов и молибдатов PbWO4, ZnWO4, BaWO4, CaWO4, KGd(WO4)2, PbMoO4, CaMoO4, BaMoO4 известные нелинейные оптические материалы [6, 87–89] и материалы для сцинтилляционных детекторов [3, 7, 90–93].
В последнее время идет активная работа по изучению возможности использования молибдатов со структурным типом шеелита в качестве детекторов двойного безнейтринного бета распада (один из видов радиоактивного распада атомного ядра, который наблюдается крайне редко и сопровождается испусканием двух электронов и двух нейтрино). Интерес вызывают молибдаты с легкими катионами. Преимуществом таких кристаллов является то, что легкие катионы не имеют радиоактивных изотопов и не дают дополнительных шумов при регистрации. Оптические и люминесцентные характеристики молибдатов даже одного структурного типа сильно отличаются. Так, молибдат кальция обладает интенсивным свечением в видимой области спектра и высоким энергетическим выходом, но время затухания люминесценции достаточно большое, порядка сотен микросекунд. У молибдата бария крайне слабая люминесценции (на два порядка меньше чем у CaMoO4), а отличительной особенностью молибдата свинца является необычно короткое для молибдатов время затухания люминесценции (1,2 нс при комнатной температуре).
Вольфраматы щелочноземельных элементов и свинца уже давно привлекают внимание и являются перспективными материалами в физике высоких энергий. Поиск материалов с наиболее оптимальными характеристиками для физики высоких энергий, ядерной физики, геофизики, медицины привел к исследованию кристаллов вольфраматов. Сцинтилляционные свойства вольфраматов двухвалентных ионов известны достаточно давно [94, 95]. Им посвящено большое количество исследований. Важной особенностью вольфраматов кадмия, кальция, цинка является высокий атомный номер и большая плотность. Они обеспечивают хорошую эффективность регистрации при относительно малых объемах и обладают достаточно высоким световым выходом, однако медленное затухание сцинтилляций ограничивает их применение случаями, когда не требуется большой скорости счета. Вольфраматы щелочноземельных металлов используются в детекторах рентгеновского излучения, в медицинских и промышленных томографах, а также в детекторах полного поглощения -квантов [94, 95]. Характерная особенность вольфраматов – способность к свечению при отсутствии активаторов. Люминесцентные и сцинтилляционные свойства вольфраматов сильно зависит от их предыстории и, следовательно, от дефектов структуры.
В спектрах люминесценции молибдатов обычно наблюдается одна или несколько полос свечения в области видимого света. В работе [96] сделано предположение, что для молибдатов со структурным типом шеелита, в отличие от вольфраматов, наблюдается лишь одна полоса люминесценции в зеленой области спектра. Впоследствии неоднократно было показано, что как для молибдатов, также как и для вольфраматов характерны две перекрывающиеся широкие полосы свечения. Коротковолновая полоса возбуждается в области фундаментального поглощения, тогда как длинноволновая – на краю области фундаментального поглощения [97]. Тем не менее, разрешить две полосы люминесценции удалось лишь в работе [98], обычно наблюдают широкую асимметричную полосу люминесценции.
Установлено, что собственная люминесценция кристаллов со структурой шеелита – это люминесценция регулярного MoO42- или WO42 комплекса [96–99]. Большая ширина полос, отсутствие структуры, большой стоксов сдвиг свидетельствуют о сильном электронно-колебательном взаимодействии, а также о возможности проявления автолокализованного экситона в молибдатах и вольфраматах [96]. Это предположение подтверждается в работе [97]. Показано, что возбуждение CaMoO4 наиболее эффективно в области 4–8 эВ, где может создаваться взаимосвязанная электрон-дырочная пара (экситон). При этом валентные электроны кислорода переходят на пустой уровень молибдена с переносом заряда и с последующий рекомбинацией, что в результате приводит к характерному собственному излучению анионного комплекса. По природе длинноволновой полосы до сих пор не сложилось определенной точки зрения. В работе [97] сложный характер полос люминесценции объясняется по аналогии с вольфраматами и низкоэнергетическая полоса люминесценции отнесена к дефектному излучению. В [100, 101] данная люминесценция приписывалась оптическим переходам с участием вакансионных F и F+-центров, а в работе [98] авторами на основе исследований соотношения голубой и зеленой люминесценции от условий восстановительного отжига сделан вывод, что люминесценция связана со структурными единицами регулярной решетки.
Данные кристаллы исследовались, в частности, методами спектроскопии спонтанного комбинационного рассеяния (СКР) в ряде работ (см. [87, 88] и ссылки в них). Для кристаллов PbWO4, BaWO4, CaWO4, PbMoO4, BaMoO4, CaMoO4 со структурой шеелита и ZnWO4 со структурой вольфрамита, в частности, были определены ширины линий, пиковые и интегральные сечения СКР [6, 87–89], а также коэффициенты ВКР-усиления [6, 89]. Детальные спектроскопические исследования серии вольфраматов и молибдатов щелочно-земельных металлов (Са, Sr, Ва) и свинца (Pb) были выполнены в работах [87, 102]. В таблице 2 приведены параметры наиболее интенсивных КР-активных колебаний, проявляющихся в спектрах СКР и приписываемых полносимметричным колебаниям 1 тетраэдрических
Кинетики наведенного поглощения при двухфотонном межзонном поглощении в кристаллах AMO4
В третьей главе было показано, что на результаты измерений коэффициентов двухфотонного поглощения влияет другой процесс – наведенное в результате ДФП однофотонное поглощение. Вклад дополнительного, зависящего от времени, поглощения приводит к искажению линейной зависимости обратного пропускания от интенсивности возбуждения и приводит к заметному гистерезису в данных зависимостях. Для детального исследования динамики данного процесса была модернизирована экспериментальная установка, описанная в главе 2. Схема установки показана на рисунке 48.
Рисунок 48 – Схема экспериментальной установки для исследования динамики наведенного однофотонного поглощения.
Возбуждение кристаллов осуществлялось излучением второй и третьей гармоники Nd:YLiF4 лазера с длиной волны 523,5 или 349 нм. Одномодовое излучение (-180 нс цуги спектрально-ограниченных импульсов длительностью 25 пс с энергией до 5 мДж и частотой следования до 10 Гц) фокусировалось линзой /= 112мм в исследуемый кристалл. За кристаллом излучение после линзы и дифракционной решетки направлялось на быстрые Ge (Si) фотодиоды, и сигналы анализировались осциллографом с полосой усиления 1 ГГц. В третьей главе было показано, что в результате поглащения двух фотонов с длиной волны 523,5 нм кристалл одновременно поглощает и третий фотон, увеличивающий населенность в возбужденном состоянии. Как будет показано в нижеследующем разделе, использование пробного излучения оказывается продуктивным для исследования динамических процессов возбуждения. Однако для расширения временного диапазона исследования динамики вместо суб-миллисекундных длительностей более продуктивно использовать непрерывное пробное излучение на смещенных частотах.
Для прямого исследования кинетики наведенного поглощения с возбужденного уровня коллинеарно с лучом пикосекундного возбуждения в кристалл вводилось непрерывное пробное лазерное излучение с длиной волны V=633 нм (He-Ne лазер) и 532 нм (2я гармоника Nd лазера с диодной накачкой) мощностью 1 мВт. После исследуемого кристалла и дифракционной решетки (ДР) излучение накачки направлялось на Si фотодиод ФД), а пробное излучение - на ФЭУ-136 (или на фотодиод). Варьируя временную задержку запуска осциллографа, сигнал с ФЭУ согласовывался по времени с лазерным цугом накачки для определения отклика наведенного поглощения в момент возбуждения кристалла (рисунок 49). Временное разрешение системы регистрации с фотодиодом ФД 1нс, с ФЭУ 9нс. Максимально возможный диапазон времени записи сигнала составлял сотни секунд. Таким образом, можно анализировать независимо сигналы не частоте пробного излучения и на частоте накачки. Для выяснения механизма динамики наведенного поглощения, исследуемые кристаллы могли охлаждаться в кювете с жидким азотом до 77К.
Разработанный метод позволяет исследовать динамику процесса межзонного двухфотонного поглощения в широком временном (1 нс – 300 с), спектральном и температурном (77 – 300 К) диапазоне при возбуждении нелинейной среды последовательностью пикосекундных лазерных импульсов переменной интенсивности, основанный на измерении кинетик наведенного поглощения на частоте непрерывного пробного излучения.
Как было показано в главе 3, в результате двухфотонного межзонного поглощения во всех исследованных кристаллах наводилось долгоживущее и влияющее на динамику нелинейного процесса однофотонное поглощение, приводящее к гистерезису в зависимости величины пропускания от интенсивности лазерного возбуждения. Была предложена экспериментальная методика, позволяющая исследовать динамику наведенного поглощения с возбужденного состояния в широком временном и температурном диапазоне. Для исследования этого процесса были выбраны кристаллы РЬМо04, PbW04 и ZnW04, возбуждение которых осуществлялось излучением с длиной волны 523,5 нм.
На рисунке 50-54 представлены цуги лазерного возбуждения и соответствующие им кинетики наведенного поглощения в кристаллах РЬМо04 (рисунок 50, 51), PbW04 (рисунок 52, 53) и ZnW04 (рисунок 53), измеренные при 300 К на длине волны пробного излучения. Кинетики на рг=633 нм и V=532 нм в данных кристаллах оказались подобными. Все кинетики во временных рамках цуга накачки имеют быструю экспоненциальную стадию роста поглощения с константой тгі 60 нс (рисунок 50а-54а), которая сменяется стадией просветления в кристаллах РЬМо04 (рисунок 50б, 51б), PbW04 (рисунок 52б, 53б), и просветление отсутствует в ZnW04 (рисунок 54б). После стадии просветления происходит экспоненциальный рост поглощения, отчетливо проявляющийся в РЬМо04 (рисунок 50б, 51б) с постоянной тг2 = 8,5-11,5 мкс (V=532 нм) и 9-Ю мкс (V=633 нм), и в ZnW04 (рисунок 54б) тг2 = 3,5-4 и 3 мкс на зеленой и красной длинах волн, соответственно. (Разброс значений тг2 для каждой V возникает при поляризованном возбуждении двух ортогональных оптических осей кристалла). В PbW04 рост поглощения на этой стадии выражен слабо (рисунок 52б, 53б) и, по-видимому, он компенсируется просветлением поглощения. После достижения максимального поглощения происходит его релаксация (рисунок 50в-54в): для РЬМо04 с начальной величиной xrei 3-5 мс и конечной -160-170 мс (532 нм) и соответственно с xrei 5-6 мс до 120-180 мс (633 нм). Значения хгеі для PbW04 варьируются соответственно на «хвосте» кинетики от 110 до 230 мс, для ZnW04 - от 220 до 370 мс.
Основываясь на экспериментальных данных, можно сравнить эффективности ДФП и наведенного поглощения из возбужденного состояния. Обусловленная ДФП величина обратного пропускания в РЬМо04 УT = 2,0-2,5 при интенсивности возбуждения I0 1 ГВт/см2 (P = 5 КВт), а в PbW04 УT = 4-7 при I0 1 ГВт/см2. Значения УT, измеренные на V = 633 нм и ХрТ = 532 нм, сопоставимы по величине с вышеуказанными значениями при ДФП. (Точное значение УT для ргне приводится, поскольку профили пучка накачки и пробного пучка на всей длине взаимодействия согласованы не идеально). Таким образом, число фотонов, поглощенных при мощности непрерывного пробного излучения 1 мВт, сопоставима с числом фотонов, поглощенных в результате ДФП при мощности импульсного возбуждения 5 КВт. Стоить отметить, что спектр наведенного поглощения, вероятно, очень широк и может превосходить диапазон 523,5-633 нм.
Наведенное линейное поглощение с возбужденного в результате ДФП электронного уровня, по-видимому, связано с возбуждением уровней дефектов в кристаллах, что предполагалось при исследовании люминесцентных характеристик кристаллов вольфраматов и молибдатов при однофотонном УФ возбуждении кристаллов [1, 3, 97, 100, 105-108]. В [3, 100, 105-107] было показано, что в PbW04 и РЬМо04 (ZnW04) при низких температурах наблюдается синяя и зеленая люминесценция, соответственно, обусловленная возбуждением только молекулярных ионов W042 и Мо042\ и более длинноволновая люминесценция дефектов. Спектр возбуждения собственной люминесценции в данных кристаллах простирается в сторону высоких энергий до 5 эВ [3, 97, 100, 106]. Таким образом, суммарная энергия двух фотонов с длиной волны 523,5 нм в нашем случае (4,73 эВ) приводит к возбуждению указанных молекулярных ионов.
