Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Твердотельные лазерные среды на электронно-колебательных переходах примесных ионов 12
Глава 2. Физические свойства кристаллов ВеА16О|0 и ВеЬаА1цО[9 25
2.1. Структура кристаллов ВеА160ю и BeLaAInOjg 25
2.2. Оптические свойства кристаллов гексаалюмината бериллия и гексаалюмината бериллия лантана 26
2.2.1. Дисперсия показателей преломления кристаллов ВеА1бО10 и BeLaAInOi9 26
2.2.2. Нелинейный показатель преломления кристаллов ВеА16Ою и BeLaAlu019 35
2.2.3. Спектры оптического поглощения кристаллов ВеА1йОю и ВеЬаА1ц019 40
2.3. Термодинамические свойства кристалллов ВеА160ю и BeLaAluOjp 45
2.3.1. Упругие и упругооптические свойства кристаллов гексаалюминатов бериллия и бериллия-лантана 48
Глава 3. Спектроскопические свойства ионов С г3* и Ті + в кристаллах ВеАІбОю и BeLaAlnOjg 67
3.1. Электронно-колебательные переходы примесного иона в модели конфигурационных кривых 69
3.2. Методика экспериментальных исследований 80
3.3. Спектроскопические свойства ионов в кристалле ВеАІбОю 86
3.4. Спектроскопические свойства ионов Ті3+ в кристалле ВеА1бОю 92
3.5. Спектроскопические свойства ионов Сг3* в кристалле BeLaAlnO 100
3.6. Спектроскопические свойства ионов Ті3+ в кристалле BeLaAlnO 106
Глава 4. Лазерные свойства ионов Сг3 в кристалле ВеА16Ою 115
4.1. Генерация перестраиваемого излучения на ионах Сг3 в кристалле ВеА1бО10 при ламповой накачке 116
4.2. Непрерывная генерация перестраиваемого излучения на ионах Сг3 в кристалле В еА160 к) при накачке излучением Аг+- лазера 123
Заключение 131
Библиографический список 134
- Дисперсия показателей преломления кристаллов ВеА1бО10 и BeLaAInOi9
- Упругие и упругооптические свойства кристаллов гексаалюминатов бериллия и бериллия-лантана
- Электронно-колебательные переходы примесного иона в модели конфигурационных кривых
- Непрерывная генерация перестраиваемого излучения на ионах Сг3 в кристалле В еА160 к) при накачке излучением Аг+- лазера
Введение к работе
Актуальность темы
Исследование физических, спектроскопических и лазерных свойств новых кристаллических матриц, активированных примесными ионами, для создания на их основе перестраиваемых по частоте лазеров и лазерных систем, генерирующих сверхкороткие импульсы (СКИ) является одним из основных направлений квантовой электроники. Оба типа этих источников излучения находят широкое применение в фундаментальных исследованиях по нелинейной оптике, фотохимии, атомной и молекулярной спектроскопии, в оптических стандартах частоты. Они также используются в исследовании свойств полупроводниковых материалов и взаимодействия СКИ с веществом, в системах связи, в том числе волоконно-оптической, дистанционного, зондирования атмосферы, в лазерной медицине и т.д. Современный этап развития физики твердотельных лазеров характеризуется активным поиском путей и методов получения аномально широких полос генерации стимулированного излучения в ультрафиолетовом, видимом и инфракрасном диапазонах и созданием на их основе перестраиваемых по частоте источников излучения и лазеров с предельно короткой для этих диапазонов длительностью импульсов.
При поиске новых лазерных сред важными критериями выбора являются: высокая фотохимическая стойкость и механическая прочность матрицы, воспроизводимость процесса роста кристаллов, большое сечение вынужденного излучения и широкая область перестройки, возможность работы в режиме с большой выходной мощностью при комнатной температуре, отсутствие поглощения в области генерации, наличие источников накачки с излучением, хорошо согласующимся с полосами поглощения примесного иона, и высокое оптическое качество кристалла.
Лазерные среды, работающие на электронно-колебательных переходах примесных ионов в кристаллах хорошо удовлетворяют приведенным требованиям [1]. Примесные rf-ионы группы переходных металлов позволяют получать излучение и на электронных, и на электронно-колебательных переходах с участием фононов решетки, при этом в последнем случае становится возможной широкополосная лазерная генерация. Использование электронно-колебательных полос для генерации вынужденного излучения было предложено достаточно давно [2, 3] и впервые генерация когерентного излучения на электронно-колебательном переходе была экспериментально получена в кристалле Ni2+:MgF2 при низких температурах [4]. Реализация перестраиваемой по частоте генерации в кристалле александрита [5] при комнатной температуре положила начало активному поиску новых твердотельных матриц и ионов с целью расширения диапазона генерации и осуществления различных режимов накачки и генерации [6, 7]. Использование В р«йЕ(Щ<Ц^ДЭД?В1(И№й<4реД
I КНКЛИОТЕХЛ ]
кристаллов с примесными rf-ионами переходной группы элементов обеспечило значительный прогресс в области генерации СКИ длительностью секунд [8, 9]. Лазерные среды на этих ионах с незаполненными d-оболочками, обладая широкими электронно-колебательными полосами усиления, оказались приемлемыми для генерации непосредственно в лазерах сверхкоротких оптических импульсов.
Несмотря на то, что опубликовано большое количество работ, посвященных перестраиваемым твердотельным лазерам [10], задача поиска новых матриц, активированных примесными ионами, используемых в качестве широкополосных активных сред для перестраиваемых лазеров и фемтосекундных лазерных систем, остается актуальной.
Цель диссертационной работы
Цель работы состоит в определении физических, спектроскопических и лазерных свойств новых кристаллических матриц - гексаалюмината бериллия (ВеА16Ою) и гексаалюмината бериллия-лантана (BeLaAInOig), активированных ионами Сг31 и Ті'*, для создания эффективных широкополосных активных сред перестраиваемых лазеров ближнего инфракрасного диапазона.
Научная новизна
1. Впервые исследованы оптические свойства кристаллов ВеА16О|0 и
BeLaAln019, измерены показатели преломления и их дисперсии, проведена
оценка нелинейных показателей преломления.
Впервые определен ряд важных динамических параметров (коэффициент теплопроводности, модуль объемной упругости, модуль сдвига, коэффициент Пуассона, модуль Юнга, температура Дебая), отвечающих за предельные прочностные характеристики кристаллов гексаалюминатов бериллия и бериллия-лантана.
Впервые в кристалле ВеЬаАІцО^ исследованы особенности люминесценции и температурные зависимости времени жизни возбужденного состояния ионов С?* и Ті3+.
На основании проведенных спектроскопических измерений, которые для ионов Сг3* и Ті3* в к р и с тВа1шА1дС^9Ы л и выполнены впервые, определены величины сечения вынужденного излучения.
Впервые получена и исследована перестраиваемая лазерная генерация на электронно-колебательном переходе *Ti — 4Аг ионов Сг3+ в гексаалюминате бериллия при импульсной ламповой накачке.
6. Впервые реализован режим непрерывной лазерной генерации и
осуществлена перестройка излучения Сг:ВеА16О10-лазера.
Прастическая ценность работы
1. Продемонстрирована возможность создания твердотельного
перестраиваемого широкополосного лазера ближнего ИК диапазона на
основе Сг:ВеА!бО|о, работающего в различных режимах при комнатной
температуре.
2. Результаты исследования особенностей генерационных характеристик
позволяют определить требования к источникам накачки и другим
элементам лазеров, работающих на электронно-колебательных переходах
примесных ионов Сг^иТі34 в кристаллах ВеАЦОю и BeLaAIuOi9.
Результаты проведенных исследований спектроскопических и лазерных свойств ионов могут быть положены в основу разработок новых эффективных источников широкополосного перестраиваемого излучения, на основе бериллийсодержащих алюминатов, активированных ^/-ионами.
Проведенные исследования оптических и физических свойств кристаллов ВеАІбОю и ВеЬаАІпОю позволили установить, что измеренные термодинамические характеристики, широкая область оптического пропускания и возможность активирования ионами группы железа обеспечивают перспективность их применения в качестве матриц для создания активных сред перестраиваемых по частоте и СКИ лазеров.
Автор выносит на защиту
1. Результаты измерений оптических (показатели преломления, их
дисперсия, спектры оптического поглощения) и упругих свойств кристаллов
ВеАІбОю и ВеЬаА1цОі9.
2. Спектроскопические и релаксационные характеристики ионов Сг и
Ті + в кристаллах ВеАІбОю и ВеЬаАІцО^, измеренные в спектральной
области 300 - 1100 нм, свидетельствуют, что примесные ионы находятся в
ВеАЦОю в более слабом кристалическом поле по сравнению с BeLaAlnO^.
3. Кристаллы ВеАЦОю, активированные ионами позволяют
реализовать перестраиваемую генерацию в спектральной области 780-920 нм
при импульсной ламповой и в области 802-881 нм при непрерывной
когерентной накачке излучением аргонового лазера при комнатной
температуре.
Апробация работы
Результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на V Международном симпозиуме "Сверхбыстрые процессы в спектроскопии" (Вильнюс, 1987); XIII, XIV и XVII Международных конференциях по когерентной и нелинейной оптике, КиНО-ICONO (Минск, 1988, 1991 и 2001); Международной конференции "Лазеры-88" (Болгария, Пловдив, 1988); VI, VII, VIII, IX, X и XI Международных конференциях "Оптика лазеров" (Ленинград - С. Петербург, 1990, 1993, 1995, 1998,2000 и 2003); Всесоюзной
конференции по спектроскопии кристаллов (Ленинград, 1990); V Международной конференции "Перестраиваемые лазеры" (Байкал, 1989); X и XI Международных Феофиловских симпозиумах по спектроскопии кристаллов, активированных ионами редкоземельных и переходных металлов (С. Петербург, 1995 и Казань, 2001); Российско-Германских лазерных симпозиумах RGLS-1997 (Россия, Новосибирск), GRLS-1998 (Germany, Munich), RGLS-2000 (Россия, Владимир), GRLS-2002 (Germany, Pommersfelden); International Conference on Lasers, Lasers-98 (USA, Arizona, Tucson, 1998); Second Italian-Russian Symposium on Ultrafast Optical Physics, ITARUS'99 и Fifth Italian-Russian Symposium on Laser Physics and Technologies, ITARUS'2003 (Moscow, 1999, 2003); VIII (LPHYS-99) и X (LPHYS-01) International Laser Physics Workshops (Hungary, Budapest, 1999 и Moscow, 2001); III International Symposium on Modern Problems of Laser Physics, MPLP-2000 (Novosibirsk, 2000); International Conference on Laser and Electrooptics, CLEO Europe-2000 (France, Nice, 2000); International Conference on Lasers, Applications and Technologies, LAT 2002 (Moscow, 2002); XVI Jahn-Teller conference (Belgium, Leuven, 2002); International Conference on Lasers and Electro-Optics/Europe and the European Quantum Electronics Conference, CLEO/Europe-EQEC 2003 (Germany, Munich, 2003); International Symposium "Topical Problems of Nonlinear Wave Physics", NWP-2003 (Nizhny Novgorod, 2003).
Публикации Основные результаты, изложенные в диссертации, опубликованы в 16 печатных работах, список которых приведен в конце автореферата.
Структура и объем работы Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения и библиографического списка. Работа содержит 145 страниц текста, 40 рисунков и 15 таблиц. Библиографический список насчитывает 139 наименований.
Дисперсия показателей преломления кристаллов ВеА1бО10 и BeLaAInOi9
Наиболее известным представителем этого класса является кристалл александрита - Сг :ВеА12С 4. На основе александрита были созданы перестраиваемые лазеры, работающие в разных режимах генерации: при импульсной ламповой накачке в режиме модуляции добротности [40] с типичными энергиями 50-200 мДж [41], в режиме пассивной [42] и активной [41] синхронизации мод с длительностями импульса короче 8 пс и 160 пс, соответственно; в непрерывном режиме при ламповой [43], когерентной продольной накачке излучением Кг+-лазера [44] и накачке излучением полупроводникового (AlGalnP) лазера с длиной волны 675 нм [45]. В кристалле изумруда - Cr:Be3Al2Si6Oig импульсная генерация была получена при ламповой накачке [46], а непрерывное лазерное излучение - при накачке Кг+-лазером [47].
К началу наших исследований на существование гексаалюмината бериллия (НАВ) - ВеА16Оіо в ряду т- ВеО-n- АЬ03 было впервые указано в [48], а затем подтверждено в работе [49]. Были выращены лишь микрокристаллы и установлено, что они кристаллизуются в ромбической сингонии.
Что касается кристалла гексаалюмината бериллия-лантана - BeLaAlMOi9, то он относится к многокомпонентной оксидной системе nv ВеО-n А120з-р" La203 со сложной кристаллической структурой. Известно несколько типов алюминатов, кристаллизирующихся в гексагональной сингонии. Они состоят из шпинелеподобных блоков, образованных ионами кислорода и катионами алюминия, магния и ряда других элементов и различаются размерами этих блоков, характером и свойствами расположенных между этими блоками слоев. Сообщения о синтезе и исследовании оптических свойств известного лазерного материала - гексаалюмината магния-лантана (ГАЛМ), активированного хромом - Cr:MgLaAlnO)s [50-52], обозначили перспективность его использования для получения генерации на электронно-колебательных переходах в красной и ближней РІК области спектра. В то же время на момент начала наших исследований сведений о синтезе монокристаллов и исследовании спектроскопических и физических свойств гексаалюмината бериллия-лантана (ГАЛБ, HALB) с хромом - Сг:ВеЬаА1цО9 не было. Следует отметить, что твердотельные лазерные среды, активированные ионами Сг+, несмотря на свои высокие потенциальные возможности, все без исключения обладают поглощением из возбужденного состояния в области генерации и возбуждения, что в значительной степени ограничивает эффективность и диапазон перестраиваемой генерации [53]. Этот эффект связан с переходами электронов в момент накачки или генерации с метастабильного уровня 2Е и уровня 4Т2 на вышележащие уровни 4Тр Одним из принципиальных решений этой проблемы является переход к ионам с d1- (Ті3+, V4" ", Cr5+, Мпб+) или d9-конфигурацией (Cu2+) электронных оболочек, у которых в кристаллическом поле кубической симметрии основной терм иона 2D расщепляется только на два уровня Тг и Е. Поэтому не должно возникать поглощения из возбужденного состояния, так как следующая устойчивая конфигурация термов находится в вакуумном ультрафиолете (для Ti3+ 80000 см 1) [8],
Трехвалентный ион титана, использующийся в качестве активатора, имееет на внешней 3 /-оболочке всего один электрон. Свободный электрон с 3dl-конфигурацией имеет единственный терм 2D : орбитальный момент L иона в целом равен орбитальному моменту / электрона, так как электрон единственный, а так как это - й -электрон, ToL = i = d = 2=D, спиновый момент S иона равен спиновому моменту s электрона : S = s = Уг , мультиплетность 2S + 1 = 2, терм lD. В кубическом кристаллическом поле терм 2D расщепляется на два уровня : 2Т2 (нижний в октаэдрическоой координации, верхний в кубе и тетраэдре) и Е, определяемое силой кристаллического поля, орбитальным взаимодействием, эффектом Яна-Теллера [12], рис. Ыб. Переход на верхний уровень определяет широкую полосу поглощения, которая может иметь уширенную или двугорбую форму за счет расщепления верхнего состояния 2Е, связанного с проявлением динамического эффекта Яна-Теллера.
Моултоном [54] впервые была продемонстрирована генерация на октаэдрически-координированных ионах Ті3+ в матрице АЬОз при ламповой накачке. Дальнейшее развитие работ обеспечило эффективную генерацию в импульсном [55, 56] и непрерывном [55, 57] режимах с областью перестройки 670-1100 нм [26]. В режиме синхронизации мод получены импульсы с длительностью -5 фс [58-61]. В последнее время появились сообщения о росте кристаллов класса алюминоборатов, активированных ионами титана - Ті:КА13(ВОз)4, где R=Y3+ или Gd3+, и исследовании их спектрально-люминесцентных свойств [62, 63]. Предполагается, что эти кристаллы могут быть использованы в качестве активных сред. При этом отмечается, что спектры как поглощения, так и люминесценции сильно поляризованы, оптические свойства подобны аналогичным в ТіїАЬОз. Алюминобораты, активированные ионами титана имеют большие коэффициенты поглощения, чем Ті:А1гОз и пики люминесценции сдвинуты на 20 нм в длинноволновую часть спектра, по сравнению с Ті:А120з.
Исходя из структурных данных, алюминаты бериллия ВеА1204 и ВеА16Ою являются подходящими средами для активирования и получения вынужденного излучения на ионах Ті+ [64], Эффективные ионные радиусы А13+ и Ті+ в кислородном октаэдрическом окружении равны 0.53 и 0.67 А, соответственно, поэтому замещение ионов алюминия ионами титана не должно сильно искажать октаэдр [65].
Генерационные свойства хризоберилла, активированного трехвалентными ионами титана, исследовались при импульсной лазерной накачке излучением второй гармоники Nd:YAG лазера [66], в том числе с высокой частотой (3-15 КГц) повторения импульсов [67, 68], и при ламповой накачке [69]. Было экспериментально показано, что время жизни возбужденного состояния ионов ТІ3+ уменьшается с ростом температуры от 4.9 мке (300 К) до 0.2 мке (550 К) [67] и уменьшение связано с безызлучательным переходом с энергией активации 1770 см"1 [70]. Детальное изучение особенностей генерации сверхкоротких лазерных импульсов в ВеА1204:Ті3+ лазере при когерентной накачке [71] позволило получить излучение с длительностью импульсов 75 фс с использованием керровского механизма синхронизации мод при накачке излучением Аг+-лазера [72]. Полоса усиления хризоберилла, активированного титаном, позволяет получать импульсы с длительностью меньше 10 фс, и это может быть реализовано при использовании кристаллов более высокого оптического качества.
Упругие и упругооптические свойства кристаллов гексаалюминатов бериллия и бериллия-лантана
Спектры оптического поглощения беспримесных кристаллов гексаалюмината бериллия исследовались в УФ и ИК областях спектра на полированных пластинках толщиной 0.25 мм, ориентированных вдоль главных кристаллографических осей. Измерение оптического пропускания проводилось при комнатной температуре с использованием спектрофотометров СФ-26 и "Bruker" для ультрафиолетовой и инфракрасной областей спектра, соответственно. Спектр оптического пропускания гексаалюмината бериллия для неполяризованного света приведен на рис.2.6.
Как видно из рисунка, область оптического пропускания кристалла гексаалюмината бериллия простирается от 250 до 5000 нм. Сравнение спектров пропускания гексаалюмината бериллия и хризоберилла [93] показывает, что они почти идентичны в ИК диапазоне спектра и отчетливо различаются в УФ области. Из анализа кривых пропускания было найдено, что край области оптического поглощения кристалла ВеА16Ою находится на длине волны 250 нм, в то время как для ВеАЬ04 - на длине волны 150 нм.
Спектральная зависимость коэффициента поглощения вблизи края собственного поглощения кристалла гексаалюмината бериллия при комнатной температуре показана на рис.2.7. Экспоненциальная зависимость коэффициента поглощения - а от энергии фотона - ha может быть аппроксимирована правилом Урбаха [94] где Ео - энергетический зазор (ширина запрещенной зоны), хо - константа, к -постоянная Больцмана, Т - абсолютная температура в градусах Кельвина, G - параметр, зависящий от температуры следующим образом Go - константа, Ъа р - энергия фонона. Величина ширины запрещенной зоны в кристалле гексаалюмината бериллия была получена путем линейной экстраполяции зависимости а от энергии фотона по графику, представленному на рис.2.7, и составила 5,5 эВ (230 нм). Экспериментальные результаты могут быть объяснены в рамках теории [94], которая приписывает наличие такого края электрон-фононному взаимодействию. Характерная частота эффективного оптического фонона в)„ была рассчитана из экспериментального спектра согласно уравнению (2.4). Величина я = 450 см 1 хорошо согласуется с частотой полносимметричного колебательного фонона, по данным КР спектра [95]. Спектры оптического поглощения беспримесных кристаллов ВеЬаАІцОїд также исследовались в УФ и ИК диапазонах спектра на спектрофотометрах СФ-26 и Bruker Spectrophotometer, соответственно, В качестве образцов использовались полированные кристаллы толщиной 0.3 мм, ориентированные вдоль главных кристаллографических осей таким образом, что ось с лежала в плоскости тонкой пластинки. Исследование показало, что кристаллы пропускают излучение в диапазоне длин волн от 200 до 7000 нм. Для сравнения спектров поглощения аналогичные измерения проводились на тонких пластинках из гексаалюмината магния-лантана. Спектры оптического пропускания кристаллов гексаалюмината бериллия-лантана и гексаалюмината магния-лантана для неполяризованного света приведены на рис.2.8.
Наличие большего поглощения у кристалла ВеЬаА1цОі по сравнению с MgLaAlnOi9 в области 200 нм (50000 см 1), видимо, связано с присутствием малых концентраций трехвалентных ионов хрома, для которых характерно поглощение в этой области спектра. Величина ширины запрещенной зоны, полученная по линейной экстраполяции края зависимости коэффициента поглощения от энергии фотона оценивается величиной 48190 см"1 (207.5 нм). Характерная частота эффективного оптического фонона ар, рассчитанная из спектра с использованием уравнения (2.4), равна сор=25 см 1.
Плотность кристалла гексаалюмината бериллия определялась методом гидростатического взвешивания. В качестве эталона, позволяющего определить точность измерений, использовался образец из чистого кристаллического кварца, физические характеристики которого хорошо известны. Значение плотности, измеренное в экспериментах с дистиллированной водой при комнатной температуре, оказалось равным 3.737±0.002 г/см3. Эта величина хорошо согласуется со значением, полученным в рентгеноструктурных исследованиях - 3.73 г/см3 [49]. Значение плотности хризоберилла, определенное этим же методом, приведено для сравнения в таблице 5 [36].
При изучении теплопроводности кристалла гексаалюмината бериллия использовались образцы, имеющие размеры 10-20 мм вдоль направления распространения теплового потока [36]. Значение коэффициента теплопроводности кристалла ВеА16Ою, измеренное для потока тепла параллельного направлению [122], при комнатной температуре дано в таблице 5. Величина коэффициента теплопроводности ВеА!6Ою ниже, чем у хризоберилла, но значительно выше, чем у таких широко известных лазерных сред, как, например, иттриевых и галлиевых гранатов [39], форстерита : 5 (Вт м 1 К 1) [S6], LiCAF: 5.14, с and 4.58,1с (Вт м 1 К 1) [96], LiSAF : 3.1, Цс (Вт м"1 К"1) [97]. Зависимость коэффициента теплопроводности от температуры исследовалась в диапазоне от 20 до 200 С. Измерения теплопроводности чистых кристаллов гексаалюмината бериллия и кристаллов, активированных ионами хрома, показывают, что даже незначительная концентрация примеси приводит к заметному увеличению коэффициента теплопроводности. Концентрация ионов хрома в образцах, используемых в эксперименте составляла 0.15 ат. %. Температурные зависимости коэффициента теплопроводности чистого и активированного кристаллов представлены на рис.2.9.
Электронно-колебательные переходы примесного иона в модели конфигурационных кривых
Исследование ряда спектроскопических свойств и кинетики распада возбужденного состояния новых активных сред позволяет определить источники оптической накачки для достижения и исследования лазерной генерации. Возможность применения ламповой или лазерной накачки определяется, в большей степени, временами жизни возбужденного состояния примесного иона лазерной среды.
Кристаллы, активированные ионами Сг3 , характеризуются широким спектром оптического поглощения от ультрафиолетовой до красной части видимого диапазона. Положение энергетических электронных уровней иона Сг3 хорошо иллюстрируется диаграммой Танабе-Сугано (см. главу 1), на которой отображается нормированная энергия возбужденных состояний Е/В как функция нормированной силы октаэдрического кристаллического поля DqlB. Диаграмма дает взаимное положение и пересечение уровней иона в кристаллическом поле. На рис.3.1 представлена упрощенная диаграмма Танабе-Сугано для иона Сг3 в октаэдрическом кристаллическом поле. Основным состоянием всегда является орбитальный синглет 4А2. Энергетический зазор АЕ между нижними состояниями 4Т2 и 2Е сильно изменяется в зависимости от величины DqlB и может быть отрицательным или положительным, как видно из рис.3.1 [112]. Пунктирными линиями обозначена величина силы кристаллического поля в ряде кристаллов, активированных ионами Сг3 .
В сильных кристаллических полях Dq/B»2.3 величина ДМ), например как в рубине (АЬОз .Сг 2350 см 1 [ИЗ]) и александрите {ВеА1204;Сг3+ -800 см 1 [34]). В случае, когда ион хрома находится в сильном октаэдрическом кристаллическом поле в трехвалентном состоянии, его люминесценция состоит из R-линии (запрещенный по спину переход 2Е -4А2) и электронно-колебательной полосы излучения (переход 4ТГ4А2). Соотношение интенсивностей между ними зависит от температуры Т и величины энергетического зазора АЕ между состояниями 4Т2 и 2Е, причем нижним возбужденным состоянием в сильном поле является 2Е.
При низких температурах люминесценция представлена переходом 2Е - 4А2 с большими временами жизни, составляющими, например -1.5 мс при 100 К в александрите [34] и 3.5 мс при 300 К в рубине. При увеличении температуры большая часть возбужденных ионов Сг будет заселять относительно короткоживущее состояние 4Т2 и, следовательно, будет осуществляться большее количество переходов 4Т2 - 4А2, которые приведут к уменьшению времени жизни широкополосной люминесценции.
В однокоординатной модели конфигурационных кривых с одним возбужденным состоянием (рис.3.2 а, б) можно описать качественно такое поведение люминесценции [112], На диаграмме конфигурационных кривых электронные энергии основного и возбужденного состояний схематически изображаются в зависимости от одной конфигурационной координаты Q. В рамках гармонического приближения электронные состояния можно представить в виде парабол, обычно с различной кривизной для основного и возбужденного состояний. В случае, когда нет смещения между верхним и нижним лазерными уровнями от равновесного положения системы, излучение с верхнего уровня или поглощение с нижнего уровня наверх имеет узкую линию. Смещение 4Т2 состояния по конфигурационной координате приводит к появлению широкой полосы люминесценции для 4Т2 - 4А2 перехода.
В случае слабых кристаллических полей, Dq/B«23, например, как в LiSAF, & 0 и в спектре излучения представлена мощная широкая электронно-колебательная полоса, параметры которой определяются параметрами перехода между самым нижним возбужденным состоянием 4Т2 и основным 4А2 (рис.3.26) [114]. Уровень 2Е населен меньше возбужденными электронами ионов Сг3"1" в соответствии с принципом Больцмана. Кроме того, переходы 2Е - 4А2 дважды запрещены - по четности и по спину, эти переходы слабее на порядок по сравнению с 4Т2 - 4А2 переходами. Переходы между 4Т2 и 4А2 состояниями осуществляются за счет двух процессов. Первый - излучательный переход из нижней точки А на кривой потенциальной энергии возбужденного состояния. Второй — безызлучательный процесс, температурное тушение флуоресценции ионов Cr , которые термически подняты до точки К - пересечения энергетических кривых возбужденного и основного состояний и затем быстро безызлучательно релаксируют на дно основного состояния, как обозначено на рис.3.26. Чем выше температура, тем больше возбужденных ионов будет достигать точки пересечения К и будет наблюдаться уменьшение времени жизни возбужденного состояния с ростом температуры. Именно 4Т2 - 4А2 переход является предметом многочисленных исследований, так как позволяет в твердотельных лазерах получать широкие полосы усиления. Исчезновение R-линии излучения, в соответствии с диаграммой Танабе-Сугано [24], происходит из-за понижения энергетического положения 4Т2 уровня при DqlB 23. 4Т2-уровеиь оказывается ниже 2Е и R-линия практически исчезает из спектра люминесценции. Диаграмма энергетических уровней иона в модели конфигурационных кривых становится предельно простой, рис.3.3, что позволяет выявить основные закономерности процесса люминесценции [115].
Процесс люминесценции может быть рассмотрен в простейшей модели -модели конфигурационных кривых с одним возбужденным состоянием [115]. В квадратичном приближении взаимодействия иона с решеткой кристалла потенциальные энергии Ve верхнего 4Т2 и Ug нижнего 4А2 состояний иона могут быть представлены в виде [116] где m, и Ю/ — эффективные масса и эффективная частота, соответственно, гармонического осциллятора, описывающие поведение системы в возбужденном (е) и основном (g) состояниях, Яорь - энергия нуль-фононного перехода, Q -конфигурационная координата, рис.3.3. Связь между т,- и со, определяется как щ2= к!т-,, где к характерный параметр
Непрерывная генерация перестраиваемого излучения на ионах Сг3 в кристалле В еА160 к) при накачке излучением Аг+- лазера
Спектры поглощения монокристаллов гексаалюминатов бериллия и бериллия-лантана, активированных трехвалентными ионами хрома и титана, изучались при помощи спектрофотометров СФ-20 и SHIMADZU UV3101PC в поляризованном свете в диапазоне длин волн от 300 до 800 нм. В качестве поляризаторов излучения использовались призмы Глана [90].
Спектры возбуждения снимались на экспериментальной установке, схема которой представлена на рис.3.5. При исследовании спектров возбуждения излучение мощной лампы ДКсШ-ЮОО (либо ДКсЭл-1000-5), пропускаемое через фильтр с дистиллированной водой, поглощающий ИК часть спектра лампы, фокусировалось на входную щель монохроматора МДР-23, сканирующего излучение возбуждения в области поглощения примесного иона в исследуемом кристалле. После выходной щели излучение модулировалось с частотой 1 КГц механическим прерывателем на базе синхронного двигателя Г-205. Это же устройство давало опорный сигнал для последующего синхронного детектирования с помощью селективного нановольтметра Unipan 232В. После прохождения через призму Никол я, задающую поляризацию, параллельную либо перпендикулярную оси кристалла, излучение накачки фокусировалось в кристалл. Призма Николя обладает большей угловой апертурой (29) по сравнению с призмой Глана (8,5) [122], т.е. при таких углах падающий пучок остается поляризованным на выходе призмы. Учитывая, что относительное отверстие МДР-23 1:6 (это соответствует углу сбора 57/6 10), использование призмы Николя позволяет поляризовать весь пучок, выходящий из МДР-23. Возбужденное излучение собиралось конденсором и фокусировалось на входную щель второго монохроматора - SPM-2, настроенного на фиксированную длину волны. Система регистрации возбужденного излучения строилась по 90 схеме, что позволило на порядок повысить отношение сигнал/шум по сравнению с "линейной" схемой. Шумы были связаны главным образом с засветкой входной щели второго монохроматора излучением накачки. Для поляризации возбужденного излучения перед входной щелью SPM-2 устанавливалась призма Глана. Сигнал возбуждения после SPM-2 регистрировался ФЭУ-106, подавался на селективный нановольтметр Unipan 232В с синхронным детектором и записывался самописцем Endim-621.02.
Исследование спектров люминесценции и измерение времен жизни возбужденного состояния примесных ионов хрома и титана в кристаллах гексаалюмината бериллия и гексаалюмината бериллия-лантана проводилось в установке, принципиальная схема которой показана на рис.3.6. В качестве источника возбуждения люминесценции применялся Nd:YAG-na3ep с внутрирезонаторным удвоением частоты в кристалле Li Юз и акустооптическим затвором - модулятором добротности (X — 532 нм, т = 200 не). Конструкция установки также позволяла использовать для возбуждения люминесценции примесных ионов излучение аргонового лазера (X - 488 и 514.5 нм), He-Ne лазера (X = 632.8 нм) и лазера на красителе (X = 650 нм, т = 200 не). Для накачки исследуемого кристалла излучением с различной поляризацией использовалась система, состоящая из четвертьволновой кварцевой пластинки и призмы Глана. Пластинка Х/4 преобразует поляризацию источника накачки в круговую, из которой в дальнейшем призмой Глана выбирается нужная линейная (либо параллельная, либо перпендикулярная кристаллографической оси исследуемого кристалла) поляризация. Вторая призма Глана, установленная перед входной щелью монохроматора МДР-23, необходима для выделения из люминесценции излучения с вертикальной либо горизонтальной поляризацией, в зависимости от требований эксперимента. С помощью измерителя мощности ИМО-2М измерялась мощность накачивающего кристалл излучения. Далее, для увеличения плотности мощности излучение фокусировалось линзой с фокусным расстоянием 140 мм в исследуемый образец. Люминесценция собиралась линзовым конденсором и, проходя через светофильтр, обрезающий излучение в области длины волны накачки, фокусировалась на входную щель монохроматора МДР-23, работающего в составе комплекса КСВУ-23. После монохроматора сигнал люминесценции регистрировался ФЭУ-62 либо ФЭУ-79 и подавался на запоминающий осциллограф С8-13, с помощью которого измерялось время жизни люминесценции по кинетике затухания сигнала люминесценции. Общее временное разрешение регистрирующей системы составляло примерно 250 не, что сравнимо с длительностью импульса возбуждения. При исследовании спектров люминесценции сигнал с ФЭУ поступал на селективный вольтметр типа Unipan 233, к которому подключался самописец Endim 621.02 для регистрации спектров люминесценции на бумажной ленте,
В ряде экспериментов, для повышения отношения сигнал/шум использовался селективный нановольтметр Unipan 232В со встроенным синхронным детектором. При этом импульсы от задающего генератора акустооптического модулятора лазера накачки подавались на вольтметр для обеспечения процесса синхронного детектирования сигнала с ФЭУ. Часть измерений была проведена с использованием автоматизированной системы КАМАК сбора данных, функциональная схема которой показана на рис.3.7. Излучение второй гармоники Nd:YAG лазера, проходя через оптическую систему выбора поляризации попадает на образец. Излучение люминесценции собирается линзовым конденсором и поступает в монохроматор. Развертка спектра по длине волны происходит с помощью поворота решетки монохроматора внешним модулем управления КАМАК по командам ЭВМ. Сигнал с монохроматора преобразуется ФЭУ в электрический и поступает в селективный усилитель с синхронным детектором. Далее, продетектированный и усиленный сигнал оцифровывается АЦП и поступает в ЭВМ для последующей обработки.
При исследовании температурных зависимостей времен жизни возбужденного состояния примесных ионов в диапазоне температур от 77 до 800 К возбуждение кристаллов осуществлялось, как и при исследовании спектров люминесценции, импульсами излучения с длиной волны 532 нм и длительностью 200 не. В экспериментах при температуре жидкого азота кристалл помещался в откачиваемый металлический криостат с кварцевыми окнами, либо в стеклянный криостат без откачки. При температурах выше комнатной, кристалл закреплялся в металлической оправке и нагревался в электропечи СУОЛ-0.15.1.1./12МР, регулируемое напряжение на которую подавалось через автотрансформатор АОСН-2-220. Температура образца во всем диапазоне контролировалась с помощью дифференциальной термопары хромель-алюмель, свободный конец которой был погружен в жидкий азот, а второй - закреплен на кристалле. Термопара характеризуется чувствительностью порядка 40 мкв/К. Термоэдс фиксировалась цифровым милливольтметром В7-18, что обеспечило измерение температуры с точностью не хуже 1 К.
