Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Обзор литературы 14
Глава II. Внутрицентровые переходы в кристаллах Nao.4Yo.6F2.2:RE и KPb2Cl5:RE (RE = Er3+, Nd3+) 23
1. Выращивание и структура кристаллов 23
2. Экспериментальные методики 28
3. Спектры поперечных сечений поглощения кристаллов NYF:RE и KPC:RE (RE = Er, Nd) и параметры интенсивности 30
4. Спектры и кинетика затухания люминесценции кристаллов NYF:RE и KPC:RE (RE = Nd, Er) при T=300 К 57
5. Низкотемпературные оптические спектры кристаллов NYF:Er 71
6. Выводы 76
Глава III. Процессы переноса энергии в кристаллах NYF:RE(RE = Nd,Er) 78
1. Самотушение люминесценции в кристаллах NYF:RE (RE = Nd,Er)
1.1. Микропараметры переноса энергии. Выводы теории. 78
1.2. Макроскорости переноса энергии. Выводы теории. 81
1.3. Концентрационное самотушение люминесценции в кристаллах NYF:Nd 85
1.4. Концентрационное самотушение люминесценции в кристаллах NYF:Er 91
2. Процессы ир-конверсии в кристаллах NYF:Er 106
2.1. Макроскорости переноса энергии. Нелинейное взаимодействие (wp-конверсия). Выводы теории. 106
2.2. Динамика населенностей возбужденных уровней Ег при импульсном мр-конверсионном возбуждении в ИК- области 108
2.3. Исследование концентрационных зависимостей спектров и заселения уровней 4Бз/2 И 4FQ/2 114
2.4. Стационарные населенности возбужденных уровней Ег при -конверсионном возбуждении в РЖ-области 119
3. Выводы 123
Глава IV. Динамика населенностей возбужденных уровней Nd и Ег в кристаллах КРС
1. Заселение возбужденных уровней неодима в кристаллах КРС при прямом УФ-возбуждении 125
2. Заселение возбужденных уровней неодима в кристаллах КРС при мр-конверсионном возбуждении 127
3. Заселение возбужденных уровней эрбия в кристаллах КРС при прямом возбуждении 131
4. Заселение возбужденных уровней эрбия в кристаллах КРС при wp-конверсионном возбуждении 134
5. Выводы
Заключение 139
Список литературы 143
- Спектры поперечных сечений поглощения кристаллов NYF:RE и KPC:RE (RE = Er, Nd) и параметры интенсивности
- Концентрационное самотушение люминесценции в кристаллах NYF:Nd
- Стационарные населенности возбужденных уровней Ег при -конверсионном возбуждении в РЖ-области
- Заселение возбужденных уровней неодима в кристаллах КРС при мр-конверсионном возбуждении
Введение к работе
Актуальной задачей современной квантовой электроники является расширение спектрального диапазона излучения твердотельных лазеров. Основные длины волн генерации большинства современных коммерческих твердотельных лазеров лежат в ИК-области спектра. Для конверсии ИК-излучения в видимую область обычно применяются методы нелинейной оптики, такие как генерация гармоник или смешение частот в нелинейных кристаллах. При использовании методов нелинейной оптики необходимо удовлетворить ряду строгих условий к выходному излучению лазера накачки, что часто приводит к снижению эффективности.
Альтернативным эффективным средством конверсии ИК-излучения в видимую область, не имеющим связанных с методами нелинейной оптики ограничений, является получение лазерного излучения с накачкой по ир-конверсионным схемам. В ^-конверсионных лазерах преобразование частоты излучения осуществляется в самом активном элементе и при определенных условиях накачки и выборе состава среды возможно создание многоцветных лазеров, излучающих одновременно или последовательно на различных длинах волн, как в видимой, так и в ИК-области. Такие лазеры перспективны для практического использования в системах оптических линий связи, дальнометрии, медицине, геодезии, телевидении, экологии и др.
Возможность получения лазерного излучения при накачке по ир-конверсионной схеме впервые была экспериментально показана еще в 70-е годы [1]. Импульсная генерация видимого излучения была продемонстрирована на кристаллах Ba(Y,Yb)2Fg:Er в области 0.67 мкм и на кристаллах Ba(Y,Yb)2F8:Ho в области 0.55 мкм при комнатной температуре и при накачке импульсной лампой в области 0.97 мкм (1971г. [1]). Впоследствии было получено большое количество аналогичных экспериментальных результатов на различных диэлектрических кристаллах, активированных редкоземельными ионами (РЗИ); в качестве источников накачки использовались как газоразрядные лампы, так и перестраиваемые твердотельные лазеры. Появление мощных ИК лазерных диодов (ЛД) стимулировало интерес к разработкам твердотельных лазеров с диодной накачкой. Для прямой накачки активных сред и генерации в видимой области необходимы доступные лазерные диоды, работающие в видимой и УФ области, однако, на рынке таковых в настоящее время нет. Таким образом, актуальным является выяснение возможностей создания лазеров с накачкой
ЛД по ир-конверсионным схемам, излучающих в антистоксовой области, а также поиск и разработка новых активных сред для таких лазеров.
Попытки создания лазеров с wp-конверсионной накачкой ЛД, излучающих в антистоксовой области, были сделаны в ряде работ, однако, в большинстве работ генерация была получена при температурах (20-77) К.
Для получения генерации при комнатной температуре необходимы более высокие плотности мощности накачки, так как с повышением температуры растет населенность на верхних штарковских уровнях лазерного перехода и уменьшается поперечное сечение вынужденного излучения. Отсюда возникает необходимость детального исследования процессов, ответственных за создание инверсии на потенциальных лазерных переходах, направленного поиска новых активных сред, перспективных для получения генерации в широком спектральном диапазоне и оптимизации состава среды.
Имеющиеся в литературе немногочисленные работы, посвященные получению генерации в антистоксовой области по ир-конверсионным схемам, как правило, не содержат детального анализа процессов заселения уровней лазерного перехода, хотя исследованию процессов ир-конверсии в литературе посвящено большое число работ.
Поэтому одной из задач настоящей работы являлось комплексное исследование физических механизмов, ответственных за релаксацию энергии возбуждения в лазерных кристаллах при комнатной температуре и накачке лазерными диодами.
Для решения этой задачи проведено комплексное спектроскопическое исследование новых кристаллов двойного фторида натрия-иттрия Nao.4Yo.6F2.2 и кристаллов двойного хлорида калия-свинца KPD2CI5, активированных
їх її
ионами Nd и Ег с целью выяснения возможностей повышения эффективности и расширения спектрального диапазона работы твердотельных лазеров как в видимую область, так и в область среднего ИК диапазона без использования эффектов генерации гармоник и смешения частот в нелинейных средах.
Выбор кристаллов-матриц для активации редкоземельными ионами был обусловлен требованиями к основным параметрам, определяющим пригодность матрицы для получения генерации в той или иной области спектра. К таким требованиям относятся: область прозрачности, ширина фононного спектра кристалла, технологичность процессов выращивания, возможность выращивания активированных РЗИ кристаллов высокого
оптического качества, излучательные свойства РЗИ в данной матрице, химическая и механическая стойкость, и др.
Среди различных классов кристаллических матриц возможности получения генерации в широком спектральном диапазоне ограничиваются кристаллами с наиболее узкими фононными спектрами из классов кристаллов на основе соединений фторидов и хлоридов.
Кристаллы фторидов прозрачны в широкой спектральной области (от 0.12-0.15 мкм до 7-10 мкм), что обусловливает возможность использования этих кристаллов в качестве кристаллов-матриц активных сред для лазеров видимого диапазона. Довольно узкий фононный спектр кристаллов фторидов (/z
многофононной безызлучательной релаксации энергии с возбужденных уровней РЗИ в этих кристаллах, благодаря чему многие излучательные уровни РЗИ, обычно потушенные в кристаллах оксидов, становятся излучательными. Выбор для исследования кристалла из класса фторидов основан, прежде всего, на опубликованных экспериментальных результатах, в которых подавляющее большинство экспериментальных демонстраций ир-конверсионного ла-зерного излучения в видимой области спектра получено на кристаллах фторидов.
Экстремально узким фононным спектром обладают кристаллы хлоридов, что делает их привлекательными для получения в них генерации на новых переходах РЗИ. Эти кристаллы прозрачны в широкой области вплоть до дальнего ИК-диапазона, и, таким образом, обладают некоторыми свойствами, необходимыми для получения в активных средах на их основе генерации как в среднем ИК, так и видимом и ближнем-УФ диапазоне. Однако, известные кристаллы простых трихлоридов гигроскопичны и имеют низкую механическую стойкость, что делает их непригодными для практических применений. Кристаллы двойных хлоридов щелочных металлов-свинца обладают более высокими механическими свойствами и негигроскопичны.
При выборе кристалла-матрицы для активной среды твердотельных лазеров с диодной накачкой следует учитывать также, что неупорядоченные кристаллы-матрицы имеют преимущества перед упорядоченными средами, заключающиеся в следующем. В оптических спектрах неупорядоченных кристаллов узкие линии переходов внутри 4f- конфигурации РЗИ испытывают неоднородное уширение, величина которого может составлять несколько десятков нанометров. Широкие линии в спектрах поглощения этих кристаллов позволяют обеспечить эффективное поглощение энергии накачки
при использовании многомодового излучения лазерных диодов, а также независимость величины поглощенной энергии накачки от изменения модовой структуры и длины волны излучения накачки, вызванного температурными и другими внешними воздействиями. Это позволяет существенно снизить требования к стабильности излучения ЛД. Кроме того, широкие линии в спектрах излучения РЗИ в неупорядоченных кристаллах создают предпосылки для получения плавной перестройки длины волны генерации в пределах одного-двух десятков нанометров. По этим причинам для исследования нами были выбраны кристаллы двойного фторида натрия-иттрия Nao.4Yo.6F2.2 (NYF).
Кристаллы двойного хлорида калия-свинца КРЬгСЬ (КРС) также были выбраны для исследования, они допускают активацию РЗИ, обладают экстремально узким фононным спектром, удовлетворительными механическими свойствами и негигроскопичны.
В соответствии с постановкой задачи для исследования в качестве ионов-активаторов необходимо было выбирать те РЗИ, которые имеют полосы поглощения в области излучения лазерных диодов, а именно, в области ~1500 нм, -970 нм и ~808 нм. Такими ионами являются Nd3+, Tm3+ и Ег ; кроме того, при соактивации ионами Yb возможно легирование другими РЗИ. Нами для исследования были выбраны широко известные ионы неодима, а так же ионы эрбия, структура энергетических уровней которого позволяет получить инверсию населенности на ряде переходов в видимой и ИК-области спектра. Возможность конверсии ИК-излучения в видимую область в активированных Ег различных средах показана в ряде работ.
Для выяснения возможности получения инверсии населенности на излучательных переходах в выбранных нами кристаллах при комнатной температуре и накачке лазерными диодами необходимо понимание процессов, формирующих динамику заселения рабочих уровней потенциальных лазерных переходов. В твердотельных лазерах такими процессами являются: поглощение излучения накачки из основного и возбужденных состояний активаторного иона, вынужденное и спонтанное излучение, а так же без-ызлучательная многофононная релаксация. Соотношение скоростей излучательных и безызлучательных переходов определяет излучательные и лазерные свойства кристаллов. Очевидно, что наибольшее число излучательных уровней с высоким квантовым выходом люминесценции будет наблюдаться в кристаллах с минимальной скоростью многофононной безызлучательной релаксации, то есть, в кристаллах с наиболее узким фононным спектром.
Структура работы
Первая глава содержит краткий обзор литературы. Проанализировано современное состояние проблемы поиска новых активных сред для расширения спектрального диапазона излучения твердотельных лазеров. Изложены результаты наиболее важных работ, посвященных исследованию процессов безызлучательного переноса энергии в активированных РЗИ диэлектрических кристаллах. Возможности получения генерации при ИК накачке по ^-конверсионным схемам проиллюстрированы результатами экспериментальных работ.
Вторая глава посвящена исследованиям спектроскопических характеристик оптических внутрицентровых переходов между состояниями ^-конфигурации ионов Nd3+ и Ег3+ и оценкам скоростей безызлучательной многофононной релаксации возбуждения в кристаллах NYF и КРС.
Рассмотрена структура кристаллов NYF и КРС и исследованы их оптические спектры, показано, что в спектрах поглощения кристаллов NYF и КРС имеются полосы согласованные со спектром излучения лазерных диодов. Приведены основные физико-химические свойства кристаллов NYF и КРС, существенные для лазерных применений.
Кристаллы NYF кубические, имеют неупорядоченную структуру типа твердых растворов, они допускают активацию РЗИ в высоких концентрациях (до 100% Ег). Оптические спектры не поляризованы, линии внутриконфигурационных ^/"-переходов неоднородно уширены. Кристаллы КРС допускают активацию РЗИ (до 3 % Ег). Симметрия кристаллической решетки кристаллов - моноклинная, оптические спектры РЗИ - поляризованы.
Кристаллы КРС характеризуются экстремально узким фононным спектром (йб;тах=203 см"1). В них РЗИ излучают не только в ближнем ИК-диа-
пазоне, но и в видимой, УФ и средней-ИК областях спектра, они негигроскопичны, имеют удовлетворительную механическую прочность и могут быть получены хорошего оптического (лазерного) качества. Кроме того, кристаллы КРС прозрачны в широкой области - от ближнего УФ до дальнего ИК-диапазона (0.36 - 20 мкм) и они являются перспективными для использования в лазерах, излучающих в ближнем-УФ и среднем-ИК диапазонах.
В результате исследований спектроскопических характеристик оптических внутрицентровых ^/"-переходов в ионах Nd3+ и Ег3+ в кристаллах NYF и КРС получены спектры поперечных сечений поглощения из основного состояния, определены параметры интенсивности, с полученными параметрами интенсивности рассчитаны вероятности спонтанных излучательных перехо-
дов, коэффициенты ветвления и излучательные времена жизни. Времена жизни излучательных состояний измерены экспериментально, исходя из соотношения расчетных и экспериментальных значений времен жизни в рамках известных теоретических моделей получены зависимости скорости безызлучательной релаксации от энергетического зазора в матрицах NYF и КРС. Показано, что в кристаллах NYF и КРС уровни Nd и Ег, отделенные энергетическим зазором более 3000 см"1 и 1500 см"1, соответственно, являются излучательными. Показано, что в кристаллах КРС оптические переходы в Nd и Ег характеризуются высокими значениями сил осцилляторов. Проанализированы низкотемпературные спектры кристаллов NYF:Er, определены энергетические положения штарковских подуровней возбужденных состояний и показано, что в этих кристаллах систему примесных РЗИ можно рассматривать в модели «квазицентров».
Третья глава диссертации посвящена теоретическому и экспериментальному исследованию процессов переноса энергии в активированных Nd и Ег кристаллах NYF.
Важной характеристикой активной среды является коэффициент усиления, который зависит от сечения вынужденного излучения - внутренней характеристики среды, и инверсии населенностей рабочих уровней лазерного перехода. Для увеличения коэффициента усиления необходимо увеличение концентрации активных ионов. Однако, с увеличением концентрации существенную роль в формировании инверсной населенностей уровней лазерных переходов начинают играть процессы межионного взаимодействия, приводящие к безызлучательному переносу энергии возбуждения по активаторным ионам в кристалле. Безызлучательный перенос может идти по резонансным или нерезонансным кросс-релаксационным схемам, и приводить как к миграции энергии возбуждения, так и к перераспределению населенностей на возбужденных уровнях РЗИ. Взаимодействие возбужденного и невозбужденного примесных ионов в случае кросс-релаксационной схемы взаимодействия приводит к тушению исходного излучательного состояния и заселению более низкоэнергетических уровней. Эффективность такого взаимодействия растет с концентрацией активаторных ионов. Взаимодействие двух примесных ионов, находящихся в возбужденном состоянии приводит к заселению более высоких состояний. Эффективность этого процесса нелинейно зависит как от концентрации активаторных ионов, так и от интенсивности возбуждения. В кристаллах с высокой концентраций активных ионов с увеличением плотности мощности накачки возрастает эффективность нелинейных процес-
сов, и они начинают играть важную роль в формировании населенностей уровней лазерных переходов. Например, в случае мр-конверсионной схемы накачки безызлучательный перенос энергии, приводящий к мр-конверсии энергии возбуждения может являться единственным каналом заселения начального уровня лазерного перехода (при условии неэффективного поглощения излучения накачки из возбужденных состояний). Кроме того, безызлучательный перенос энергии из состояния, являющегося конечным уровнем лазерного перехода, может являться каналом расселения этого уровня и способствовать получению непрерывной генерации на самоограниченном переходе. Наоборот, безызлучательный перенос, расселяющий начальный уровень лазерного перехода, приводит к повышению пороговой мощности накачки и к насыщению или снижению выходной мощности. Понимание процессов, формирующих динамику заселения рабочих уровней лазерных переходов позволяет прогнозировать выходные лазерные характеристики и оптимизировать состав активной среды.
В Главе III проведены результаты детального исследования процессов переноса энергии в кристаллах NYF:N(T и NYF:Er . Используя теоретический метод модельного квантовомеханического расчета и результаты известных теорий переноса энергии, сделаны теоретические оценки микропараметров и скоростей переноса энергии, экспериментально и теоретически исследовано концентрационное тушение люминесценции с уровней 4F3/2,2Рз/2,4Дз/2 неодима и уровней 4S3/2,2G(H)9/2,4Gn/2 эрбия; на основании согласия расчетных и экспериментальных данных определены механизмы межионного взаимодействия, ответственные за самотушение. Показано, что в неупорядоченных кристаллах NYF наблюдается высокая скорость миграции по нижайшим возбужденным уровням неодима и эрбия, что обусловливает возможность получения плавной перестройки длины волны генерации на переходах с этих уровней. Экспериментально исследована динамика заселения и стационарные населенности возбужденных уровней эрбия в условиях импульсной ир-конверсионной накачки в ИК-области и в условиях стационарной накачки излучением ЛД. В рамках решения стационарных и кинетических уравнений баланса для 6 нижайших уровней Ег получены стационарные и динамические зависимости населенностей основного и возбужденных состояний от концентрации активатора и плотности мощности накачки. Получено хорошее согласие с экспериментом, на основании этих результатов построена спектроскопическая модель активированных эрбием кристаллов NYF. Показано, что в этих кристаллах при wp-конверсионной ИК-накачке возможно заселе-
ниє уровней S3/2 и F9/2 эрбия по независимым каналам, что создает предпосылки для получения одновременной генерации в зеленой и красной областях. Все приведенные результаты получены впервые. Сделан вывод о возможности получения плавной перестройки длины волны генерации в области полос люминесценции потенциальных лазерных переходов.
Экспериментальному исследованию процессов переноса энергии в кристаллах KPC:Nd и КРС:Ег посвящена Глава IV. Экспериментально исследованы стационарные и динамические зависимости населенностей основного и возбужденных состояний неодима и эрбия в кристаллах КРС при прямом селективном возбуждении активаторных ионов в УФ и ИК-области. Экспериментально выявлены наиболее эффективные схемы безызлучатель-ного переноса энергии, приводящего к ир-конверсии, при возбуждении ЛД. Показано, что спектры люминесценции существенно зависят от области возбуждения, в частности, заселение нижележащих уровней при селективном УФ-возбуждении идет по каскадным схемам. При ИК-возбуждении активаторных ионов эффективно идут процессы безызлучательного переноса энергии, приводящие к и/?-конверсии и излучению в антистоксовой области. Показано, что в кристаллах KPC:Nd и КРС:Ег экстремально низкие скорости бе-зызлучательной релаксации и большие времена жизни обеспечивают высокий квантовый выход люминесценции, что делает эти кристаллы перспективными лазерными материалами для получения генерации в УФ, видимой и средней ИК области спектра при прямой и ир-конверсионной накачке.
Все основные результаты, изложенные в Главах II-IV получены впервые.
В заключении сформулированы основные результаты исследования и теоретического анализа процессов спонтанного излучения и динамики релаксации и переноса энергии возбуждения в кристаллах двойного фторида натрия-иттрия и в кристаллах двойного хлорида калия-свинца, активированных ионами неодима и эрбия. Сделан вывод, что исследованные процессы ответственны за заселение возбужденных состояний и создание инверсии населенностей на уровнях потенциальных лазерных переходов в этих кристаллах. Продемонстрирована возможность прогнозирования излучательных свойств новых лазерных кристаллов на основе их спектроскопических характеристик. На защиту выносятся следующие полученные в работе результаты: 1. В активированных ионами Ег и Nd кристаллах NYF линии оптических переходов внутри '//-конфигурации РЗИ неоднородно уширены, однако, это уширение не превосходит величины штаковского расщепления и систему
примесных ионов в этих кристаллах можно рассматривать в модели «квазицентров». Большая скорость миграции энергии по метастабильным уровням Ег и Nd обеспечивает возможность получения плавной перестройки длины волны генерации в пределах неоднородно уширенных линий люминесценции.
Получены оптические характеристики кристаллов NYF:RE и KPC:RE (RE = Nd, Ег), такие как силы осцилляторов переходов в поглощении и излучении, вероятности переходов, коэффициенты ветвления, радиационные времена жизни, скорости безызлучательной релаксации.
На основании результатов экспериментального и теоретического исследования процессов переноса энергии при различных способах накачки, оценок микропараметров переноса и определения макроскоростей переноса по кросс-релаксационным схемам предложена спектроскопическая модель кристаллов NYF:Er, хорошо описывающая экспериментальные зависимости и позволяющая прогнозировать излучательные свойства кристалла. Показано, что при высоких концентрациях активатора и высоких плотностях мощности накачки InGaAs лазерными диодами заселение уровней 4S3/2 и 4F9/2 идет по независимым каналам, что делает кристаллы NYF:Er перспективными для получения генерации на двух переходах в видимой области (550 и 660 нм).
В кристаллах KPC:Nd и КРС:Ег экстремально низкие скорости безызлучательной релаксации обеспечивают широкий спектральный диапазон излучения, большие времена жизни излучательных уровней РЗИ и высокий квантовый выход люминесценции.
В активированных ионами Nd и Ег кристаллах КРС возбужденные состояния эффективно заселяются по каскадным и ир-конверсионным схемам, что приводит к сильной зависимости спектра излучения от длины волны и мощности накачки.
При накачке лазерными диодами в них эффективно идут процессы ир-конверсии, что создает возможность получения инверсной населенности на уровнях излучательных переходов в видимой и ИК области спектра при прямой и ир-конверсионной накачке.
Основные результаты диссертации опубликованы в 12 статьях в рецензируемых отечественных и зарубежных журналах «Оптика и спектроскопия», «Journal of Alloys and Compounds», «Materials Science and Engineering», «Journal of Luminescence», сборниках «OSA TOPS (Trends in Optics and Photonics Series), Advanced Solid-State Photonics», «Proceedings of SPIE». Основные результаты работы докладывались на международной конференции
по динамическим процессам в возбужденных состояниях твердых тел (DPC01, Лион, Франция, 2001), Европейской конференции по квантовой электронике (CLEO/Europe, Мюнхен, Германия, 2003), XI и XII Феофилов-ских симпозиумах по спектроскопии кристаллов активированных ионами редких земель и переходных металлов (Казань, 2001, и Екатеринбург, 2004, Россия), конференции Европейского физического общества «Твердотельные и волоконные источники когерентного излучения» (Лозанна, Швейцария, 2004), Международных конференциях «Оптика лазеров» (Санкт-Петербург, Россия, 2000, 2003, 2005), Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Москва 2002, Санкт-Петербург, 2005, Россия), 1-ой и 2-ой международной конференции по физике лазерных кристаллов (Харьков, Украина, 2002, Ялта, Украина, 2005), Международной конференции «Прогресс в фотонике твердого тела» (ASSP 2005, Вена, Австрия, 2005), на Совещании по источникам когерентного излучения в средней ИК области (NATO ARW "MICS2005", Барселона, Испания, 2005).
Подготовка полученных результатов к публикации проводилась совместно с руководителем и соавторами. Все представленные в диссертации результаты по исследованиям стационарных зависимостей излучательных характеристик исследованных кристаллов и все результаты теоретических расчетов получены лично автором. Значительная часть кинетических экспериментов проводилась на уникальных экспериментальных установках зарубе-жом при непосредственном участии автора.
Спектры поперечных сечений поглощения кристаллов NYF:RE и KPC:RE (RE = Er, Nd) и параметры интенсивности
Кристаллы двойного хлорида калия-свинца принадлежат к системе ЖСЛ-уРЬСЬ, кристаллы состава 1КС1-2РЬС12 (формула КРЬ2С15) имеют упорядоченную моноклинную структуру с параметрами решетки: а = 0.8854, b = 0.7927, с = 1.2485 нм, а = у = 90, р = 90,05; число молекул в элементарной ячейке Z = 4, пространственная симметрия кристалла P2i/c (C52h) [84].
Структура кристалла КРЬгСЬ допускает две неэквивалентных низкосимметричных позиции для ионов Pb , РЬ(1) с координационным числом 7 и РЬ(2) с координационным числом 9 (Рис.2.2) [85]. Редкоземельные ионы в этой матрице могут замещать катионы РЬ в различных позициях с образованием вакансий при компенсации заряда.
Кристаллы КРЬ2С15 — двуосные, область прозрачности 0.3 - 20 мкм; по данным эллипсометрических измерений показатель преломления в видимой области составляет п = 2.016 ±0.005 [39, 86]. Матрица КРС допускает активацию редкоземельными ионами лантаноидного ряда в концентрациях до нескольких молекулярных процентов, коэффициент вхождения неодима в кристаллы KPC:Nd близок к единице: Кш = 0.86, коэффициент вхождения эрбия в кристаллы КРС:ЕГКЕГ = 0.5 [87]. Концентрация ионов RE3+ в буле изменяется по длине кристалла в соответствии с изменением концентрации ионов RE3+B расплаве и зависит от длины кристалла и объема расплава, однако, при низких концентрациях РЗИ эти изменения невелики. Кристаллы KPt Cls в дальнейшем будем обозначать КРС.
Концентрация РЗИ в выращенных нами кристаллах NYF:RE и KPC:RE (RE = Nd, Ег) контролировалась по результатам рентгеноспектрального анализа, проводившегося на электронно-зондовом микроанализаторе КАМЕБАКС фирмы КАМЕКА и по данным спектрофотометрической методики определения средней концентрации эрбия или неодима в кристалле, основанной на измерении пиковой оптической плотности DJL на реперной полосе с длиной волны 1ис известным значением пикового поперечного сечения поглощения са(Х), аналогично методу, изложенному в [83].
Спектры поглощения кристаллов NYF:RE и KPC:RE (RE = Er, Nd) записаны на спектрофотометре PERKIN-ELMER Lambda-900 при комнатной температуре в диапазоне энергий 5900 - 50000 см"1 (1.7 мкм - 200 нм). Спектры поглощения кристаллов NYF:Er исследованы так же при низкой температуре (Т = 6К).
Стационарные спектры люминесценции записывались при широкополосном возбуждении ртутной лампой в УФ или УФ-видимой областях, выделяемой светофильтрами на спектрометрической установке, собранной на базе двойного монохроматора ДФС-32 с регистрацией приемником излучения ФЭУ-62 и компьютерной обработкой сигнала.
Спектрально-кинетические характеристики кристаллов NYF:RE и KPC:RE (RE = Nd, Er) исследовались экспериментально на установках с временным разрешением и селективным лазерным возбуждением при низкой (6 и 12 К) и комнатной температурах. Для возбуждения люминесценции с уровней РЗИ были использованы четыре экспериментальные установки с импульсными лазерами, излучающими в УФ, видимом и ИК - диапазонах. Динамический диапазон регистрации превышал три порядка.
Для возбуждения на длине волны А,В03б —355 и 532 нм использовался импульсный лазер на кристалле YAG:Nd с преобразованием частоты излучения во вторую (532 нм) и третью (355 нм) гармоники (длительность импульса 15 не, частота повторения 5 Гц или 10 Гц, энергия в импульсе до 50 мДж на длине волны 355 нм). Сигнал люминесценции в видимой области анализировался монохроматором Hilger & Watts (с фокусным расстоянием 1 м, дисперсией 8 А/мм), регистрировался фотоумножителем RCA GaAs и обрабатывался с помощью системы счета фотонов ORTEC. Времена затухания измерялись в условиях низкоэнергетической накачки с помощью цифрового осциллографа LECROY (500 МГц).
Селективное возбуждение на длинах волн А,возб= 537, 539, 648 и 670 нм осуществлялось с помощью второй гармоники лазера QUANTEL на YAG:Nd (длительность импульса 10 не, частота повторения 10 Гц, энергия в импульсе до 300 мДж на длине волны 532 нм) в сочетании с лазером на красителе. Для возбуждения в ближней ИК-области ( Возб = 790 и 958 нм) излучение лазера преобразовывалось рамановской ячейкой (ширина линии 0.1 см"1 и выходная энергия в импульсе до 3 мДж). Сигнал люминесценции образца анализировался монохроматором Hilger & Watts с дисперсией 8 А/мм и регистрировался фотоумножителем RCA GaAs (для видимой области) или охлаждаемым германиевым приемником (для ИК области). Кинетика затухания люминесценции исследовалась в условиях низкоэнергетической накачки с помощью цифрового осциллографа 500 МГц LECROY. Динамический диапазон регистрации превышал три порядка.
Для селективного возбуждения на длине волны А,в03б= 640 нм использовался импульсный эксимерный лазер LUMONICS (длительность импульса 10 не, частота повторения 10 Гц, энергия в импульсе до 50 мДж на длине волны 308 нм) в сочетании с усилителем на лазере на красителе (ширина линии 0.1 см"1). Сигнал люминесценции в видимой области анализировался монохроматором Hilger & Watts с дисперсией 8 А/мм, регистрировался фотоумножителем RCA GaAs и обрабатывался с помощью системы счета фотонов ORTEC. Времена затухания измерялись в условиях низкоэнергетической накачки с помощью многоканального анализатора CANBERRA 35+ с максимальным разрешением 200 не на канал.
Селективное возбуждение на длине волы А.ВОзб = 1.53 мкм осуществлялось с помощью эрбиевого лазера на стекле (длительность импульса 20 не, частота повторения 10 Гц, энергия в импульсе до 7мДж с фокусирующей линзой и передающим волокном диаметром 600 мкм). Сигнал люминесценции образца анализировался монохроматором МДР-23 и регистрировался PbS приемником. Кинетика затухания люминесценции исследовалась в условиях низкоэнергетической накачки с помощью запоминающего осциллографа С8-9 с цифровой записью на жесткий диск ПК. Динамический диапазон регистрации превышал три порядка.
Концентрационное самотушение люминесценции в кристаллах NYF:Nd
Кинетика люминесценции с нижайших возбужденных уровней 4Ij (j = 13/2, 11/2, 9/2) исследована в области длин волн, соответствующих переходам с этих уровней на основное состояние. Рассмотрение возможных схем тушения показывает, что люминесценция с уровней Ij (j=ll/2 и 13/2) в кристаллах NYF:Er3+ концентрационно не тушится. Исследование кинетики люминесценции с уровня 4І із/2 при его возбуждении импульсами лазера на стекле (А,ВОзб- 1530 нм) показало, что в условиях низких плотностей накачки время жизни этого уровня т(4Ііз/2) не зависит от концентрации эрбия, а с увеличением концентрации можно наблюдать увеличение т( 113/г) вследствие реабсорбции. При повышении плотности мощности накачки наблюдается неэкспоненциальное затухание, обусловленное появлением процессов ир-конверсии при нелинейном взаимодействии нижайших возбужденных состояний.
Прямое селективное возбуждение уровней 41ц/2 и %/2 осуществлялось лазерными импульсами (для уровня 419/2 А,В03б= 790 нм; для уровня 41ц/2, А-возб= 790 и 976 нм). Экспериментальные кривые затухания люминесценции с уровней 41ц/2 и 419/2 кристаллов NYF:Er3+ (0.5 - 15 %) показаны на Рис. 3.7 а)-в). Из рисунков Рис.3.7а) и б) следует, что затухание люминесценции с уровня 41ц/2 экспоненциально и время жизни не зависит от концентрации эрбия и температуры. длина волны люминесценции (Хлюм = 828 нм) соответствует переходу
Из рассмотрения возможных схем тушения уровня 4Ь/2 можно заключить, что тушение люминесценции с этого уровня возможно в соответствии со схемой (4І9/2 - 4Ііз/г): (4Ii5/2 — 4Ііз/г) (Таблица 3.5). Из экспериментальных кривых затухания люминесценции с уровня 4Ь/2 при его селективном возбуждении следует, что при низкой температуре (12 К) наблюдается небольшое сокращение времени жизни этого уровня с ростом концентрации эрбия (Рис. 3.7 в). Учитывая, что радиационное время жизни уровня 419/2, равное 16 мс, на три порядка превосходит измеренное внутрицентровое время жизни как при 12 К (т-7(12 К) = 17 мкс), так и при 300 К (г0ехр(12 К) = 12 мкс) можно сделать вывод, что люминесценция с уровня %/2 значительно потушена в результате МФБП на нижележащий уровень 41ц/2, отделенный от уровня 4\9/2 энергетическим зазором AEjj 1930 см 1, а концентрационное тушение люминесценции с этого уровня слабое.
Таким образом, можно сделать вывод, что люминесценция с уровней 4Ij (j = 13/2 и 11/2) эрбия концентрационно не тушится. Самотушение люминесценции с уровня 419/2 возможно, однако, тушение этого уровня за счет МФБП значительно сильнее. Кинетика люминесценции с уровней 4Ij экспоненциальна, а времена жизни каждого из этих уровней при комнатной и при низкой температурах практически совпадают и составляют 12 мс при 300 К для уровня 4Ііз/2 и 10.4 мс для уровня 41ц/2. Уровень 419/2 при комнатной температуре сильно потушен за счет МФБП, а при низкой температуре (12 К) наблюдается так же слабое самотушение люминесценции с этого уровня. Его время жизни составляет 0,017 мс при 12 К.
Затухание люминесценции с уровня 4F9/2 исследовано при возбуждении этого уровня излучением перестраиваемого лазера (Хв03б = 648 нм, переход 4 i5/2 — F9/2) с длительностью импульсов 15 нс. Осциллограммы кинетики затухания люминесценции с уровня 4F9/2, измеренные в образцах NYF:Er3+ с концентрацией Ег (0.5-15)% показаны на Рис. 3.8 а и б. На Рис. 3.8. а показаны кривые затухания люминесценции при Т=300К на длине волны люм= 669 нм для образцов с концентрацией эрбия 1; 2; 5; 10 и 15 %, кривые 1-5, соответственно. Рис. 3.8. б) иллюстрирует изменения скорости затухания люминесценции с уровня 4F9/2 на длине волны люминесценции ( люм= 1141 нм) соответствующей переходу 4F9/2—»4Ііз/2, от температуры и концентрации эрбия, кривые 1-3 получены при Т= 12 К, а кривые 4-6 - при 300 К для образцов с концентрацией эрбия 1, 5 и 15 %. Внутри всего рассмотренного интервала концентраций и температуры кинетика люминесценции носит экспоненциальный характер. Экспериментальные времена жизни Техр(Т) определены из кривых затухания люминесценции и приведены в Таблице 3.7. В той же таблице приведены значения скоростей самотушения, найденные из экспериментальных кривых затухания люминесценции из соотношения (3.28). Значения времени жизни уровня F9/2 измерены в образце с концентрацией 0.5 ат. % при температурах Т=300 и 12 К, они равны 190 и 309 мкс, соответственно. В Таблице 3.7 приведены так же расчетные значения излучательного времени жизни rfc (Т) уровня 4F9/2- (4F9/2 — 4Іц/2,4Ііз/2):(4Іі5/2 — 4Ііз/2,4Іц/2) + 2hco. Этот процесе требует поглощения двух фононов решетки, и при Т=12 К его вероятность практически равна 0. Этот вывод согласуется с экспериментальными результатами: при низкой температуре уровень 4Fc /2 не испытывает концентрационного тушения (Рис. 3.8 б). Таким образом, время жизни уровня 4F9/2 при низкой температуре почти не зависит от концентрации и определяется скоростями излучательнои и безызлучательной релаксации.
Экспериментальное значение скорости тушения уровня 49/2 составляет с в образце с концентрацией эрбия 15 % при комнатной температуре. Она значительно меньше расчетного значения скорости безызлучательной релаксации WC(3Q0 К, AEjt) с уровня 49/2 (Табл. 2.11). При комнатной температуре уровень 4F9/2 испытывает очень слабое концентрационное тушение (Рис. 3.8 а), и время жизни г"1 (300 К) уровня 4F9/2 почти не зависит от концентрации и определяется скоростями излучательнои и безызлучательной внутрицентровой релаксации. Изменение времени жизни r"p (Т) уровня 4F9/2 от 190 мке при комнатной температуре до 309 мке при 12 К также определяется температурной зависимостью скорости безызлучательной релаксации.
Кинетика люминесценции с уровня G(H)9/2 исследована при непря-мом возбуждении. Для селективного возбуждения уровня G( 1)7/2 использовалось излучение третьей гармоники моноимпульсного лазера на YAG:Nd ( ехс = 355 нм, переход 4Ii5/2—» 2G(l)7/2)- Сигнал люминесценции регистрировался в области перехода 2G(H)9/2 — 4Іі5/2 (Хіит = 412нм) при Т = 300К и Т = 6 К. При таком возбуждении уровень G(H)9/2 заселяется вследствие бы-строй безызылучательной релаксации с уровня G(l)7/2 по схеме:
На Рис. 3.9 показаны кривые затухания люминесценции с уровня G(H)9/2, измеренные в образцах NYF:Er с концентрацией Ег (1-15) % при комнатной температуре (кривые 2-5) и в образце с концентрацией эрбия 5 % при 6 К (кривая 1). Из Рис. 3.9 видно, что при комнатной температуре люминесценция с уровня 2G(H)9/2 тушится с ростом концентрации, во всем рассмотренном интервале концентраций эрбия (1 - 15%) возбужденное состояние распадается по закону несколько отличному от экспоненциального.
Стационарные населенности возбужденных уровней Ег при -конверсионном возбуждении в РЖ-области
В соответствии со спектральным составом излучения использованного в эксперименте LD-модуля накачки поглощение в NYF-Er3+ возможно из основного состояния 4Ii5/2 (переход %5/г- 41ц/25 который характеризуется скоростью R1) и из возбужденного состояния 41ц/2 (переход 41ц/2 — 4F7/2 который характеризуется скоростью R2). Скорости R1 и R2 были оценены исходя из использованных в эксперименте плотностей мощности возбуждения как где Р - мощность излучения накачки, S - площадь пятна излучения накачки, X = 0,975 мкм - длина волны накачки, аог - сечение поглощения из основного состояния 4115/2 и 25 - сечение поглощения из состояния 41ц/2. Среднее сечение поглощения из основного состояния 4115/2 о"02= 1.2-10"21 см2 было определено экспериментально из спектров поглощения кристаллов NYF-Er + с учетом спектра излучения использованных лазерных диодов. Сечение поглощения из возбужденного 41ц/2 состояния С25 для области накачки взято из спектров возбужденного поглощения [91] с учетом спектра излучения системы накачки, 025 = 1 -7-Ю"21 см2.
Система (3.42) решалась численно с использованием программного продукта Mathematica. Как и в случае импульсного возбуждения, в системе (3.39) использовалось минимальное количество варьируемых параметров. Значения параметров Ад и Wji были оценены из экспериментов в Главе И, они приведены в Таблице 2.11 и идентичны значениям параметров Ад и Wjh которые использовались для расчета скоростных уравнений баланса (3.39). Схемы наиболее эффективных процессов безызлучательного взаимодействия (самотушения и мр-конверсии), принятые в рассмотрение при решении скоростных уравнений баланса (3.39), также оставлены без изменений.
Зависимости макроскоростей самотушения а {х) и мр-конверсии ул(х) от концентрации эрбия х были получены в аналитическом виде. Анализ расчетных значений микропараметров переноса (табл. 3.5) и результатов исследования концентрационного самотушения люминесценции с возбужденных уровней Ег, проведенного в разделе 1.4 этой главы, позволил выбрать доминирующий механизм самотушения люминесценции для каждой конкретной схемы и выбрать формулы, связывающие значения микропараметров переноса со скоростями процессов самотушения ос для прыжкового механизма (случай когда = C D/2]С А »1, скорость переноса ак WDA и определяется по 3.14) или статического упорядоченного распада (случай когда =CDD/2_dCDA«li скорость переноса ак- ш и определяется по 3.23). Аналогично, для процессов ир-конверсии на основании оценок микропараметров миграции и нерезонансного переноса (табл. 3.11) оказалось возможным выбрать доминирующий механизм ир-конверсии и выбрать формулы, связывающие значения микропараметров и макроскоростей переноса для прыжкового механизма (случай когда - DD/AJ DA 1» скорость переноса Yk=Wj и определяется по 3.37) и статического упорядоченного переноса (случай когда = Ою/ , CDA «1, скорость переноса ук -WS0M и определяется по 3.38). Значения в N{ и Nj в формулах (3.37) и (3.38) были вычислены как решения системы (3.42), из которой исключались все нелинейные члены, то есть члены, описывающие безызлучательное взаимодействие между примесными ионами. В этом случае населенность на высокоэнергетических уровнях эрбия возникает за счет поглощения из возбужденных состояний. Аналитические зависимости макроскоростей самотушения a (jc) и ир-конверсии УА(Х) от относительной концентрации эрбия х= NEJ/NY И Относительной доли возбужденных на уровни і nj центров х и x j и показан в Таблице 3.13. Заметим, что решаемая система не имеет подгоночных параметров, все величины являются результатами расчетов и экспериментальных данных, а решение системы (3.42) позволяет получить зависимость стационарных населенностей уровней эрбия от концентрации активатора и от плотности мощности возбуждения. Зависимости стационарных населенностей уровней 4FQ/7 и 4Svi от концентрации активатора и от мощности возбуждения Экспериментально исследованы стационарные населенности возбужденных уровней эрбия 4Бз/2 и 4F9/2 в условиях стационарной накачки лазерным диодом, излучающими в области \.хс = 975 нм, с мощностью Ppump 280 мВт.
На Рис. 3.21 показан пример сравнения экспериментальных (точки) и расчетных (сплошные кривые) зависимостей стационарных населенностей уровней 4S3/2 и 4Fp/2 от концентрации активатора. Как видно из Рис. 3.21, зависимость населенности уровня 4Бз/2 имеет максимум в области концентраций 3 ат. %, в то время как населенность уровня F9/2 отражает наличие по крайней мере двух различных каналов заселения.
При малых концентрациях эрбия уровень 4F9/2 заселяется вследствие безызлучательной релаксации с уровня S3/2- Как видно из спектров стационарной люминесценции кристаллов NYF:Er (Рис. 3.20), эффективность этого канала мала, и отношение интенсивностей красной и зеленой люминесценции мало I(4F9/2 — 4Ii5/2, 660 HM)/I(4S3/2 — 4Ii5/2, 550 нм)«1. В интервале изменения концентраций эрбия от 0 до 5% концентрационная зависимость стационарной населенности уровня F9/2 повторяет зависимость для уровня 4Бз/2 (Рис. 3.21), в этом интервале концентраций при использованной плотности мощности накачки наиболее эффективно уровень 4F9/2 заселяется вследствие безызлучательной релаксации с уровня 4S3/2- При концентрации эрбия более 5% изменяется характер концентрационной зависимости стационарной населенности уровня 4F9/2, и отношение интенсивностей I(4F9/2 — 41і5/2 660 HM)/I(4S3/2 — 4Ii5/2, 550 нм) в спектрах стационарной люминесценции начинает расти. Это означает, что при концентрации Ег более -5-10% становится более эффективным независимый от уровня 4S3/2 канал заселения уровня 4F9/2. При повышении концентрации до 15 ат. % эффективность ир-конверсионного безызлучательного переноса UC2 (Рис. 3.13) значительно возрастает (Рис. 3.21), и можно сделать вывод о независимости каналов засе ЛЄНИЯ урОВНеЙ S3/2 И F9/2
Заселение возбужденных уровней неодима в кристаллах КРС при мр-конверсионном возбуждении
С учетом сказанного выше проведена идентификация наблюдаемых линий в спектре кристаллов KPO.Nd (Рис. 4.3 и 4.4) при ир-конверсионном возбуждении излучением лазерных диодов, Аедс = 807 нм.
Процессы безызлучательного взаимодействия ионов Nd в возбужденном долгоживущем состоянии 4у2 по схемам UC1-UC4 приводят к заселению нижних долгоживущих уровней 4Ij(j = 11/2, 13/2, 15/2) неодима (Рис. 4.6). Учитывая эффекты самотушения (по схемам SQ1 и SQ2 на Рис. 4.6) [104] и большие времена жизни уровней % можно сделать вывод о том, что в результате безызлучательного взаимодействия ионов неодима большая населенность формируется на уровне 41\т, с которого возможно получение генерации в области 4.5-5 мкм на переходе \т — %/2- Этот переход на схеме Рис. 4.6 указан двойной стрелкой.
Спектры люминесценции кристаллов КРС:Ег при широкополосном возбуждении излучением ртутной лампы в различных областях спектра, выделяемых светофильтрами, показан на Рис.4.7. При широкополосном УФ-возбуждении (Ада = 330-365 нм) в спектре (кривая 1 на рис. 4.7) наблюдается большое количество линий в широком диапазоне, причем наиболее интенсивные линии лежат в коротковолновой области и соответствуют переходам с уровня Gn/2, а более слабые линии соответствуют переходам с нижележащих уровней G(H)9/2,4F7/2,4S3/2 и 4Fc /2. При возбуждении в видимой области (Кхс= 400-600 нм) в спектре (кривая 2 на рис.4.7) увеличивается интенсивность длинноволновых линий, соответствующих переходам с непосредственно возбужденных уровней 2G(H)9/2,4F7/2 и 4Бз/2 и с уровня 4F9/2 Как следует из спектров люминесценции кристалловКРС:Ег, записанных с временным разрешением при Т=300К и селективном УФ (А-возб=355 нм) лазерном возбуждении уровня G7/2 (рис. 4.8), люминесценция с уровня 2G7/2 полностью потушена в результате каскадной многофононной релаксации на нижележащие уровни вплоть до уровня 4Gn/2 В спектре люминесценции, записанном в течение 8t = 5 мкс с задержкой AT = 7 мкс после импульса возбуждения (рис. 4.8, кривая 1), наблюдаются только полосы люминесценции, соответствующие переходам с уровня 4Gn/2: интенсивная полоса в области 380 нм (переход 4Gn/2 - 4Iis/2) и слабая полоса в области 500 нм (переход 4Gn/2- 4Ii3/2). Релаксация возбуждения с уровня Gn/2 приводит к заселению нижележащих уровней 2G(H)9/2 и F7/2- В спектре люминесценции, записанном в течение 8t = 60 мкс с той же задержкой после импульса возбуждения AT = 7 мкс (рис. 4.8, кривая 2), возникают слабые полосы люминесценции в области 410 и 490 нм, соответствующие переходам G(H)9/2- 4Iis/2 и 4F7/2 lis/2- Время жизни уровня Gn/2 составляет -21 мкс, после задержки AT = 7 мкс этот уровень еще заселен, и за время записи спектра (5t = 60 мкс) уровни 2G(H)9/2 и 4F7/2 оказываются заселенными благодаря излучательным и безызлучательным переходам Gn/2-»2G(H)9/2 и излучательным переходам 4Gn/2 - F7/2- Времена жизни уровней G(H)9/2 и 4F7/2 равны 140 и 10 мкс, соответственно, поэтому в спектре, записанном за 60 мкс, интенсивность линии около 410 нм, соответствующей переходу 2G(H)9/2-»4Ii5/2, существенно меньше интенсивности линии около 490 нм, соответствующей переходу Таким образом, при комнатной температуре и селективной накачке уровня 2G7/2 заселение нижележащих уровней 4Gn/2, 2G(H)9/2, и 4F7/2 идет по каскадной схеме, включая излучательные и безызлучательные переходы (Рис.4.9). Сказанное подтверждается исследованиям кинетики люминесценции с возбужденных уровней эрбия при селективном возбуждении уровня G7/2 (А-возб.=355 нм). Кинетические кривые для люминесценции с уровней 4Gn/2,2G(H)9/2, 4F7/2,4S3/2 и 4F9/2 эрбия в кристалле КРС:Ег 2.6 ат. % приведены и Рис. 4.10. Люминесценция в области 620 нм соответствует переходу 4Gn/2— 41ц/2, и экспериментальную кинетическую кривую 1 на Рис. 4.10 а хорошо аппроксимирует экспоненциальная зависимость с временем жизни 31 мкс (кривая 1 на Рис. 4.10 а). Таким образом, уровень 4Gn/2 заселяется вследствие быстрой безызлучательной релаксации и имеет время жизни 31 мкс. Экспериментальные кинетические кривые для люминесценции в об-ласти 407, 545 и 666 нм, соответствующей переходам с уровней G(H)9/2, S3/2 и 4F9/2 эрбия на основное состояние 4Ii5/2, могут быть аппроксимированы зависимостями вида I(t) = I0{exp(/Ti)-exp(/Ti)}, где Ті =31 мкс, а т, совпадает с внутрицентровым временем жизни того уровня, с которого идет люминесценция. Внутрицентровые времена жизни уровней 2G(H)9/2,4S3/2 и 4F9/2 эрбия в кристалле КРС:Ег 2.6 ат. % были экспериментально измерены при селективном импульсном возбуждении каждого из этих уровней, они равны 160, 340 и 529 мкс, соответственно. Экспериментальная кинетическая кривая для люминесценции в области 480 нм, соответствующей переходу 4F7/2 — 4І15/2 полностью повторяет кинетику люминесценции в области 408 нм. Время жизни уровня 4F7/2 составляет 10 мкс, и можно сделать вывод о заселении этого уровня вследствие переходов 2G(H)9/2 — 4F7/2.
