книги / Многоуровневые функциональные схемы кристаллических лазеров
..pdf59.Kaminskti A. A ., Sarkisov S. E Bulaeva T. I. et al. // Ibid. 1979. Vol. 56. P. 725.
60.CarnallW. 7\, Fields P. R., Raynak K. // J. Chem. Phys. 1968. Vol. 49. P.4412.
61.Гайдук М . И . , ЗолипВ. Ф., Гайгероеа И. С. Спектры люминесценции европля. М.:
Наука, 1974.
62.CairdJ. А ., DeShazer L. G. // IEEE J. Quant. Electron. 1975. Vol. 11. P. 97.
63.Каминский А. А . Лазерные кристаллы. M.: Наука, 1975.
64.Reisfeld /?., Jorgensen С. К. Lasers and excited states of rare earth. Berlin etc.: Springer.
1977.
65.Kaminskii A. A ., Laser crystals, their physics and properties. Berlin etc.: Spriger, 1981.
66. Физика и спектроскопия лазерпьтх кристаллов / А. А. Каминский, Л. К. Аминов,
В. Л. Ермолаев ц др. М.: Наука, 1986.
67.Kaminskii А. А ., Ы L . // Phys. status solidi А. 1974. Vol. 26. Р. 593.
68. |
Deuisch bein D . К. F . // IEEE J. |
Quant. |
Electron. 1976. Vol. |
12. |
P. 551. |
||
69. |
Lomheim T. S D e S h a z e r L. G. // |
Opt. Commun. 1978, Vol. |
24. |
P. |
89. |
||
70. |
Каминский А. А ., Ли .//.//Письма в |
ЖТФ. 1975. |
T. 1. |
С. |
567. |
||
71. |
Auzcl /".//Radiationless processes / Ed. |
В. DiBartolo. |
N. Y.; |
L.: Plenum press, 1980. |
P.213.
72.Strck TP., Szafranski C.%Deren P. et a l ./ / Rare earths spectroscopy / Ed. B. Jezowska-
Trzebialcnvska, J. Legendziewicz, W. Strck. Singapore: World sci., 1985. P. 340.
73.Malinowski M //Ibid . P. 348.
74.Jacobs R. /?.. Weber M. / . H IEEE J. Quant. Electron. 1976. Vol. 12. P. 102.
75.Auzcl F. //Ibid . P. 258.
76.Auzcl /"., Michel J.-C. ft C. r. Acad. sci. B. 1974. T. 279. P. 187.
77. |
Minch a |
L. S., |
Shanna |
K. K . / I Phys. |
Rev. B. 1976. Vol. 14. P. 4124. |
78. |
Krupke |
IF. E., |
Shinn |
M. D., Kirchoff |
7\ A. et a l ./ / Prepr. UCRL-95641 LLNL. Liver |
|
more, 1987. |
|
|
|
79.Stvek TF., Szafranski C., Jezowska-Trzebiatowsha B. // Acta phys. polon. A. 1981. Vol. 60.
P. 477.
80.Lomheim T. S., DeShazer L. G. // Phys. Rev. B. 1979. Vol. 20. P. 4343.
81. Peacock R . D. i t Struct, and Bond. 1975. Vol. 22. P. 83.
82.Judd В . R. / / J.Chcm. Phys. 1966. Vol. 44. P. 839.
83.Jorgensen C. A’., Judd В . R . // Mol. Phys. 1964. Vol. 8. P. 281.
84. |
Kaminskii |
A. A., |
Sarkisov S. E., Denisenko G. A. et a l ./ / Phys. status solidi |
A. |
1984. |
||||||
85. |
Vol. |
85. P. 553. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Jankowski |
AT., Smentck-Mielczaiek L . /I Mol. Phys. 1979. Vol. 38. P. 1445. |
B. |
1986. |
||||||||
86. |
Kaminskii |
A. A., |
Kornienko |
A. A., |
Cherlanov |
M . I . f f Phys. |
status |
solidi |
|||
87. |
Vol. |
134. |
P. 717. |
|
А. А., |
Малкин Б. 3. // Спектроскопия кристаллов / Отв. |
|||||
Аминов J I . K . , Каминский |
|||||||||||
88. |
ред. А. А. Каплянский. Л.: Наука, 1983. С. 18. |
ions / Ed. A. A. Kaplyan- |
|||||||||
Malkin В. Z. // Spectroscopy |
of solids containing rare earth |
||||||||||
|
skii, |
R. M. Macfarlane. Amsterdam: North-Holland, 1987. P. |
50. |
|
|
|
|||||
89. Greenberg AL, Katz G., Reisfeld R . et al. // J. Chem. Phys. 1982. Vol. 77. P. 4797. |
|
||||||||||
90. |
Spector N., |
Guttel |
Reisfeld R . // Opt. pura |
у apli. 1977. |
Vol. 10. |
P. 197. |
|
|
91.Anghelov В. M . // Phys. status solidi B. 1988. Vol. 148. P. K83.
92.Ткачук A. M., Клокишпер C. //., Полетимова А. В . и др. // JKyjiit. прнкл. спектроско
пии. 1987. Т. 46. С. 164.
93.Болдырев С. //., Думбравяну Р. /?., Зенченко М. В . Матричные элементы оператора
Рака |
между состояниями/^ конфигурации в схеме промежуточной связи. Кишинев, |
1988. |
Деи. в НИВНТИ МССР. 24.06.88, .№ 1014. |
Глава 4
МНОГОФОНОННЫЕ 4 / - 4 / РЕЛАКСАЦИОННЫЕ КАНАЛЫ Ln3+-АКТИВАТОРОВ В ЛАЗЕРНЫХ КРИСТАЛЛАХ
Введение
Реальная эффективность / -*■ J' межмультпплетного люминесцентного канала эавнент, как уже отмечалось в первой главе, от квантового выхода, т. е. от со
отношения вероятностей излучательных. 2 AJJ' н безызлучательного WJJ* не-
реходов (1.1). Этот фактор в совокупности с данными по абсолютным величинам
Ajj> и другими спектроскопическими характеристиками (3.12) во многом опре деляют условия для возбуждения генерации СИ на межштарковских перехо дах данного / - » - / ' канала н ее энергетические параметры [1—6].
Внутрпмультиплетные энергетические зазоры между штарковскими уров нями 1л13+-активаторов в диэлектрических кристаллах, как правило, не превы
шают ширину колебательного спектра матрицы-основы [7]. Слабое электронфононное взаимодействие (ЭФВ), которое является типичны м для 4/-электропов Ln3+-nonoB в таких системах 18], обусловливает одпофоионные межштарковские релаксационные переходы (их скорость ^Ю11 -*-4013 с-1). В результате этого между штарковскими уровнями возбужденного мультпплета Ьп3+-активатора устанавливается квазиравновесне с фопопной подсистемой за время, существенно меньшее, чем времена J т J' межмультиплетных переходов (~ 1 0 -8 -г- ~102 с [3, 5, 8 -21]). В результате этих относительно медленных безызлучательных переходов энергия электронного возбуждения передается решетке путем одно актной генерации нескольких фононов. Изучению спонтанных мпогофоиопиых безызлучательных переходов Ьп3+-понов — экспериментальному определению их вероятности и теоретическому анализу их природы и конкретным расчетам Wjj' — в современной физике и спектроскопии лазерных кристаллов уделяется большое внимание [3, 22—25], поскольку сведения о них позволяют в деталях понять особенности процессов возбуждения н протекания СИ в обычных трех- и четырехуровневых системах и являются крайне необходимыми для разработ ки новых функциональных лазерных схем — каскадных [26—30], ап-конвер- спонных (в том числе п ступенчатых) [31—40], кроссрелаксацпоиных [20, 32, 41—44] и других, и поиск для них активированных соединений [3, 7].
Известно несколько путей экспериментального определения вероятности Wjj' для Ьп3+-нонов в диэлектрических кристаллах, здесь коротко остановимся только на четырех из них:
а) Когда |
Aj r , анализ временной зависимости затухания лю- |
|
j ' |
минесценцпи с уровней /-мультпплета прямо приводит к величине Wjy £=; т^юм» поскольку
тлюм = W jr + S Ajj'. |
(4.1) |
•г |
|
В этом случае значения Ajj' вычисляются по методикам, описанным в третьей главе.
б) |
Когда |
W j j ’ |
5 A J J -, д л я |
нахождения |
W J J > также используется вы- |
|
|
|
J' |
J J - определяются, как и в предыдущем слу |
|
ражение (4.1), а величины тлюм и A |
|||||
чае. |
Если |
Тлюм |
то достоверность |
полученного результата будет |
|
весьма низкая. |
г |
|
|
||
|
|
|
в) Когда два последовательных каскадных капала СИ разделены одним безызлучательным межмультпплетным переходом, то W J J > последнего можно оценить по задержке импульса генерации во втором лазерном каскаде. Такие
измерения были проведены для релаксационного |
канала 4/./s/w* 4/«/, ионов |
Ег3+ во фтор- и кислородсодержащих кристаллах |
[45]. |
г) Для некоторых J т* J' переходов, когда люминесценция с /-состояния обладает ненаблюдаемо малой интенсивностью, Wjr можно оценивать по ре зультатам изучения кинетики генерации СИ на /'-мультиплет [46]. Этим путем рекомендуется проводить только грубые оценки, поскольку решение системы нелинейных дифференциальных уравнений с подбором скоростных параметров может быть только приближенным.
С использованием перечисленных выше методов к настоящему времени на коплена достаточно обширная информация об абсолютных величинах W J J > для большого числа безызлучательных / /' каналов Ьп3+-активаторов в диэлект-
рпческих кристаллах, в том числе п лазерных [3, 6, 8, 18, 25, 47, 481, причем большинство данных было получено в работах [9—131, авторы которых, проана лизировав результаты эксперимента, «открыли» так называемый закон энерге тической щели (1.3) или экспоненциальный закон — зависимость W J J > от энер гетической щели (A E J J /) между взаимодействующими в процессе безызлучатель
ной релаксации мультиплетами J и /' Об этом подробно написано в [5]. Не смотря на эмпирический характер этого закона и то, что он не «работает» для всех J J ' переходов, он у экспериментаторов пользуется большой популяр
ностью. Мы к нему еще вернемся ниже.
Как развивалась современная теория миогофонониых 4/ —4/ безызлучатель ных переходов ионов Ln3+ в диэлектрических кристаллах? Может ли она обосно вать упомянутый выше экспоненциальный закон? Если да, то возможно ли рас ширение границ его применения? С учетом интересов физики и спектроскопии лазерных активированных кристаллов на эти и другие вопросы, связанные с мно гочисленными проявлениями ЭФВ в таких системах, дан достаточно полный ответ в [3—8, 22—25].
4.1.Основные механизмы
современной теории многофононыой безызлучательной релаксации 1»п3+-иоиов в кристаллах1
На Ьп3+-актлватор в кристалле действует FKP, которое зависит от расстояний лантанопд-лигаиды /*. При малых смещениях (R) атомов решетки от положения равновесия F,;p можно разложить в ряд по степеням и:
FKp = |
F"p |
+ F, |
(4.2) |
где |
|
|
|
FKP = |
FHP |
(г),яЯ |
(4.3) |
И |
|
|
|
= F(1)u + F <V + . . + F(IV . |
(4.4) |
Первый член разложения в (4.2) описывает статическое кристаллическое ноле, формирующее штарковскую структуру актнваторного центра (см. главу 2), а V — динамическая часть кристаллического поля, ответственная за различные проявления ЭФВ: температурный сдвиг штарковских уровней, однородное ушпрение линий люминесценции н поглощения и многофононные безызлучательные переходы. Первые два эффекта обусловливаются главным образом за счет одно- и двухфононных процессов. Сведения о теоретических моделях этих явлений с данными по интерпретации эксперимента применительно к лазерным кристал лам можно получить, иапример, из [3, 7, 22, 46, 49—51]. Теперь коротко рас смотрим теоретические модели явления многофононной безызлучательной ре лаксации 1л13+-понов в кристаллах.
В первых работах по многофононным безызлучательным переходам (см., например, [52—62]) главная роль в формировании механизма явления отводилась различию в положении и (плп) форме адиабатических ядерпых потенциальных поверхностей начального и конечного электронных состояний актнваторного
1 При паппсашш этого и особенно следующих разделов 4.1.1 и 4.1.2 большую помощь оказал К. К. Пухов, автор общей теории коиалентно-нелниейного механизм» миогофононной ре лаксации Ln3+-noHOi$ в кристаллах [75, 77, 97].
центра. Для учета этих эффектов в гамильтониан колебаний решетки включа лась диагональная по электронным состояниям часть F, ограничиваясь при этом первыми двумя членами разложения (4.4). Здесь первый, линейный член от ветствен за сдвиг равновесных положений ядер решетки (в терминах адиабати ческих потенциалов — это сдвиг их минимумов), а второй, квадратичный, за изменение частот (изменение формы адиабатических потенциалов в начальном и конечном состояниях). Вероятность перехода рассчитывалась далее в первом порядке теории возмущений, причем роль возмущения играет неднагональная по электронным состояниям часть оператора F(1)u. С целью упрощепия расчета вероятности безызлучательного перехода в большинстве работ, указанных выше, ограничивались линейным членом. Поэтому этот механизм многофононных безыз лучательных переходов иногда называют линейно-деформационным пли сдви говым. Несмотря на то, что разработан для систем с сильной и промежуточной электрон-фононной связью, например для кристаллов с ионами группы железа, он использовался и при интерпретации экспериментальных результатов по многофононным безызлучательным 4/—4/ переходам ионов Ln3+ (см., например, [50, 63—67]). Так, в [50, 63, 64] учитывалась лишь полносимметрпчная дефор мация, взаимодействие с иеполноснмметрцчиыми колебаниями окружения рас сматривалось как возмущение, обусловливающее многофонопный переход. В [66, 67] этот подход был несколько пзмепен: генерирующим переходом счи талось однофононное взаимодействие с низкочастотной частью фононного спектра кристалла, что позволило учесть вклад неполноспмметричных колебаний в константы ЭФВ. Применение этого подхода показало, что теория дает разум ные численные значения WJJ*для ДEJJ>^ 2000 см-1 для кислородсодержащих
кристаллов с протяженным фононным |
спектром [66]. В |
дальнейшем |
в свя |
||||
зи с |
изучением трехмикронного |
СИ |
ионов Dy3+, Но3+ |
п Ег3+ |
[3, 7] |
возни |
|
кла |
задача расчета W jy для |
энергетических |
зазоров |
—3000 |
см-1. |
Оказа |
|
лось, |
что линейно-деформационный механизм |
ЭФВ дает WJJ/ для этих Д-EJJ/, |
практически равную нулю, что не согласуется с экспериментом, который по казывает для разных кристаллов WJJ>— 102 — 104 с-1 [3, 8]. Причина этого расхождения понятна, поскольку изученные в этих работах кристаллы отно сятся к классу систем с предельно слабой электрон-фононной связью, так как 4/-электроны из Ьп3+-активаторов экранированы внешними заполненными элект ронными оболочками.
В [68, 69] был рассмотрен механизм безызлучательного перехода, в котором р-фононный переход генерируется р-м (р ]> 2) членом разложения (4.2). Эта идея рассматривалась еще в [52], там же указывались математические трудности ее реализации. Этот механизм ЭФВ, который сейчас называют нелинейным, или ионно-нелинейным, применительно к кристаллам с Ln3+-активаторами был раз вит в [70], где математические трудности были преодолены использованием фурье-разложения кристаллического поля, формируемого кулоновским взаимо действием 4/-электронов с лигандами. В [70—72] (см. также главы 5 и 6 моно графии [3]) показана эффективность нелинейного механизма, вместе с тем было выявлено его слабое место, связанное с применением в нем модели точечных зарядов при построении гамильтониана ЭФВ. Дело в том, что с увеличением степени многофонности процесса (увеличение р или AEJJ>) потенциал возмуще ния сосредоточивается в области, близкой к местонахождению анионов окру жения, где волновая функция 4/-электропов Ьп3+-катионов практически пол ностью затухает [73]. G другой стороны, в указанной области потенциал 4/-элек- трона в поле кристалла нельзя описывать моделью точечных зарядов, необходимо учитывать электронные конфигурации лигандов и их взаимодействие с 4/-со- стояниями Ьп3+-активатора, т. е. эффекты ковалентности. Что ковалентность может оказать существенное влияние на величины параметров динамического кристаллического поля, ранее указывалось и в [74].
Эта принципиальная необходимость учета ковалентности была осуществлена
Т1,расч
1Л13+-ИОИ |
Переход J |
|
b E j j * , CM 1 |
W JJ' |
• C_1 |
|
J' |
|
|
||||
|
|
|
|
|
YaAl50,2 |
LiijAhOn |
ргз+ |
*F3 w-> 3Fz |
-1000 |
2,2-1010 |
— |
||
|
*# в ш » 3tf„ |
-1100 |
4.2-1010 |
|||
|
3Я , м» 3Н - |
-1330 |
1Д-1010 |
_ |
||
|
|
3/\i |
-2170 |
3,1-iO7 |
— |
|
Nd3+ |
3P Q №-> *0% |
~3450 |
1,7-103 |
4109 |
||
* i n l i N |
» 4 V i |
—1145 |
i,610‘° |
|||
|
* G ’ f t |
|
|
-1150 |
51 0 10 |
3-10‘° |
|
Ч « [шт |
Ч |
и и |
-1260 |
3-109 |
5109 |
|
Ч гз,г №> Ч и/я |
-1400 |
4Ю 9 |
5-109 |
||
|
V V. № |
zD iU |
-2145 |
5 105 |
8105 |
|
|
4^а/, ^ |
|
|
—4700 |
-10"2 |
~ io - 3 |
|
|
|
—670 |
310'2 |
— |
|
т ь з+ |
‘F Q |
‘F i |
||||
|
1F i ш-> ~‘Fb |
-830 |
1,8-10“ |
— |
||
Dy®+ |
7F 5 №■ ~Fa |
-1360 |
7,9-109 |
2104 |
||
r’//,Vj |
6H u/2 |
-3000 |
1,2-104 |
|||
Но3+ |
&h М» |
|
|
-3280 |
~102 |
-1 0 2 |
Ег3+ |
v „ , |
|
|
-1150 |
1,4-10‘° |
1,51010 |
|
|
|
|
-1520 |
4-10° |
5-109 |
|
4 V i m |
4 |
n!i |
-1900 |
1,4-10* |
1,9.10* |
|
4S . , |
i I<\, |
2880 |
2-103 |
— |
|
|
*72 |
|
|
|
7,1-10* * |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
3370 |
5,2-103 |
1,4-103 |
* Результат получен в [73] с использованием ковалентно-нелинейного механизма в рамках метода МО—ЛКАО.
недавно в [73, 75], в первой пз этих работ анализ процесса многофонондой безыз лучательной релаксации в Ъп3+-ионах был проведен с применением ковалентнонелинейного механизма в рамках метода молекулярных орбиталей — линейных комбинаций атомных орбиталей (МО — ЛКАО), а во второй в рамках модели обменных зарядов. В частности, в [73] на конкретном примере расчета W jr для безызлучательного перехода 4£»/, ~~ 4Л/, ионов Ег3+ в кристалле YsAl60 lt
показано, что учет ковалентности повышает вероятность процесса более чем в три раза и приводит к лучшему согласию теории с экспериментом (табл. 4.1 и рис. 4.1). В [75] учет ковалентности привел к тому, что кристаллическое поле помимо кулоновского поля включает добавочное поле (обменное), параметры которого экспоненциально зависят от г, т. е. кристаллическое поле можно пред ставить в виде [76]
VKV = VM + Vs , |
(4.5) |
8десь VM — поле точечных мультиполей (включая поле точечных |
зарядов), |
a VE — поле обменных зарядов, пропорциональное ехр (—2аг), где константа
а определяет степень перекрывания волновых функций 4/-электронов с волно выми функциями внешних электронных оболочек лигандов. Таким ‘образом, зависимость параметров обменных зарядов от г существенным образом отлича ется от зависимости параметров поля точечных зарядов, где параметры имеют степенную зависимость оог~(,м>(здесь к = 2 , 4, 6). Тогда вклад в динамическую
Рис. кЛ . Зависимости вероятности безызлучательных переходов Ьп3+-активаторов в куби ческих лазерных кристаллах-гранатах (Yi_^Lnx)3AlBOi2^ при Т — 0 как функция энерге
тической щели
Экспериментальные данные и сплошная линия — результаты работ [8, 16, 46, 79—85]
часть кристаллического поля (4.4) от модуляции поля обменных зарядов ко лебаниями решетки будет иметь вид
(4.6)
Соответственно W J J > р-фононного безызлучательного J rw-* J' перехода будет пропорциональна т2Я (т = 2aR).
Опубликованные результаты расчетов величин W jy по ионно-нелинейному механизму ЭФВ для некоторых безызлучательных многофононных переходов Ьп3+-активаторов в широкоиспользуемых лазерных кристаллах представлены в табл. 4.1—4.3 и иллюстрируются рис. 4.1—4.5. Туда также включены и пока немногочисленные данные вычислений Wjjt по ковалентно-нелинейному ме ханизму. Из табл. 4.1 и 4.3, а также из рис. 4.1 и 4.3 видно, что ковалентно-не линейный механизм для AEJJ>> 2000 см 1 (р^ 4) приводит к заметному уве-
Ln3+-iion |
Переход J № > J ' |
& E jjr , CM- 1 |
|
|
CT* |
тж/ЭКС |
r—i |
||||
|
|
w |
j j n |
c |
|||||||
р г 3+ |
3Р 0 №■ 1D i, |
-3500 |
|
|
|
|
|
SO |
|
||
Nd3+ |
l D% /w-> l G± |
~6000 |
— |
|
|
|
SO |
|
|||
4 u u n * 4 V t |
-1350 |
5-10® |
|
- |
|
||||||
|
l G ,u №> 26?,/s |
-1390 |
|
- |
|
|
|
- 1 0 7 |
|||
|
4/,3^ № |
V11/f |
~1575 |
6,3* 1 0 8 |
|
|
— |
|
|||
|
|
|
|
~ 2 2 2 0 |
3,1.10* |
|
- |
2 -1 0 5 |
|||
Eu3+ |
*F3fx t m |
|
~4700 |
4,3.10-* |
|
SO |
|
||||
5D i m-y 5D 0 |
~1750 |
|
— |
|
|
1,5-10* |
|||||
|
SD 2 W * 5D I |
-2400 |
|
— |
|
- |
4-10* |
||||
ТЬ3+ |
bD 3 |
|
5D , |
-2700 |
|
_ |
|
|
1 ,6 -1 0 * |
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
7F 3 № ’ ‘,F i |
-670 |
31012 |
|
— |
|
||||||
|
7F i w> 7F 5 |
-830 |
2 - Ш11 |
|
- |
|
|||||
Но3+ |
7F b № |
7F e |
-1360 |
8 -1 0 9 |
|
— |
|
||||
6F a №» bF.\ |
-1850 |
|
— |
|
|
- 1 0 ® |
|||||
|
ъР ь |
M * 574 |
- 2 1 0 0 |
|
— |
|
»3,3- 1 0 s |
||||
|
55 2 |
|
bF b |
-2800 |
|
- |
|
|
1.M0* |
||
|
4 c |
w - |
ЪJ^ |
-3200 |
|
- |
|
|
1 ,8 -1 0 * |
||
Ег3+ |
Ч-, №■ s / 8 |
-4700 |
|
- |
|
|
— 8 |
|
|||
|
|
|
-1950 |
|
- |
|
|
8,3-10s |
|||
|
4 V t m |
4 llu |
-1990 |
1 6 |
. |
1 0 |
* |
|
- 5 |
10* |
|
|
, |
|
|
|
|
||||||
|
4/4 |
m |
*JV , |
-2530 |
|
- |
|
|
4,9-10* |
||
|
-2950 |
|
- |
|
|
3,6-10J |
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|||||
|
|
|
|
-3415 |
1,3*102 |
|
5,9-10! |
||||
|
4/ M/s /W> |
-6125 |
|
|
— |
|
|
s o |
Таблица 4.3. Вероятности межмультиплетпых безызлучательпых / |
переходов |
Ьп3+-иопов в анизотропных одноцентровых фторидах [3, 8, 71, 72] |
|
|
|
|
LiYF, |
||
LnH-iion |
Переход J №> J' |
CM”1 |
W j r , c-‘ |
||
|
|
|
|
||
Pr3+ |
3F t m |
aF 3 |
_ |
_ |
|
— |
- |
||||
|
3i?2 |
3//e |
|||
|
• F a m |
aF t |
-1140 |
1,4-10® |
|
|
3tf6 лм» 4 1 % |
-1760 |
2,3-10® |
||
|
3H , w? ЯН В |
-1765 |
2.3-10® |
||
|
lG t №■ 9F ,j |
-2480 |
5,8-102 |
||
Nda+ |
*/»/, |
|
- |
- |
|
|
|
|
- |
- |
|
|
*G7/t ^ 2Gr/f |
- |
- |
||
|
|
|
— |
|
LaF: |
BaErjFe |
||
AEJJ-, |
W J J U c-* |
AEj-j-. |
W J J ; C- |
CM-1 |
|
CM"1 |
|
-210 |
1,3-10'5 |
_ |
_ |
-350 |
1,6-10*2 |
- |
- |
г —i о |
6,7-10» |
- |
~ |
-1670 |
6,9-102 |
- |
- |
-1790 |
1,1-10* |
- |
- |
- |
- |
- |
- |
-1480 |
-10* |
— |
~ |
-1540 |
-10* |
— |
~ |
-1550 |
4,2-10* |
— |
— |
-1700 |
9- 102 |
- |
— |
|
1 |
|
Ьп*+-ион
S m 3+
D y3+
Но3+
Ег3+
Переход J №> Jr
•л , (1
*HUJt /W*6# „ д
'В Чгт ' Н Чл
V V.
•Пп/ят * Н п/>
вЯ ,аД м **В и/г
sh «V» 5/ B
SFB №• 5/ i sh м» ah bS 2Hi* 6F6
4F V im 2ff,t/t
*F*hm *F'I.
<GnU № *H th
2я , д m * F tjt
*I,/t
*F,Jm№■ lI,j,
*S./MH» * F ,U
LiYF, |
L 3F3 |
CM” 1 |
W jj't c- 1 |
c r > |
WJJ'> c~ ‘ |
|
|
||
— |
— |
- 8 8 5 |
1,2 -108 |
|
|
||
- |
- |
- 9 3 0 |
4 ,9 -107 |
- |
- |
— 1050 |
4,3-10® |
— |
- |
- 1 1 8 5 |
4,5 10s |
- |
— |
- 2 0 9 0 |
- 1 0 - ' |
- |
- |
- 6 9 0 |
7 .6-107 |
- |
- |
- 1 3 1 5 |
2,3-10* |
~ 2 0 9 0 |
2 .4 -103 |
- 2 1 9 5 |
1,1-10» |
- |
— |
- |
— |
- 1 8 5 0 |
4,7-10* |
- 1 8 8 0 |
2,4 |
- 1 9 5 0 |
4,8 -10' |
— |
|
- 2 4 5 0 |
4,1-10» |
— |
— |
|
|
||
—2830 |
4 ,5 -1 0 -» |
— |
— |
- 1 2 2 0 |
7 ,2 -107 |
- 1 2 3 5 |
2 - 10s |
|
3,5-10® * |
|
|
- 1 5 5 0 |
1,6- 10е |
- 1 6 1 0 |
9-102 |
|
9,8 -10е * |
|
|
— |
- |
- 1 6 4 5 |
3,2-10» |
- |
— |
- I 8 6 0 |
- 0 ,3 |
—2045 |
1.0-103 |
- 2 0 2 0 |
2,4 -10 -» |
|
5,2- 10s * |
|
|
- 2 6 6 0 |
—3 |
- |
- |
|
4 1 0 ' * |
|
|
- 2 9 6 0 |
8 -10“ » |
— |
— |
|
—2 * |
|
|
ВаЁггР, '
CM"1 |
WJJ'. c- |
_ |
|
— |
- |
— |
__ |
— |
|
|
- |
— |
|
— |
— |
- 2 0 2 0 |
2 ,6 -10s |
- 2 9 3 0 |
6,6-10» |
_ |
_ |
|
_ |
_ |
_ |
|
_ |
- 1 2 1 0 |
2,1*10* |
- 1 5 5 0 |
4,2*10* |
_ |
— |
_ |
- |
- 2 0 2 5 |
9* 10* |
- |
- |
|
|
— |
- |
Т ш 3+ |
3J^2 |
V 3 |
- |
4 4 0 |
2 .2 |
-1 0 " |
- |
5 3 0 |
2,3-10* |
— |
— |
|
V 3 №> 3^4 |
- 1 |
5 9 5 |
8,2- 10s |
- 1 |
6 1 0 |
6,3-10» |
— |
- |
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
3# s |
*v*3/ / 4 |
- 2 3 0 0 |
9 |
-10* |
|
— |
— |
— |
- |
* Результат |
получен в |
[77J |
с использованием ковалентно-нелинейного механизма в рамках мето |
да обменных зарядов. |
|
|
|
личению |
вероятности |
W j y по сравнению с ионно-нелинейным механизмом и |
к лучшему согласию рассчитанных значений Wjj' с измеренными.
Ниже коротко рассмотрим результаты работ [75, 77] по ковалентно-нелиней ному механизму многофононной безызлучательной релаксации с использованием модели обменных зарядов. Что касается этого механизма, проанализированного в рамках метода МО — ЛКАО, мы его затрагивать не будем, поскольку ему посвящена работа [73]. Здесь будет, по-видимому, уместно отметить, что линей но-деформационный механизм, как и индуктивно-резонансный, применительно к активированным лазерным кристаллам подробно описан в [3, 8 , 78].
4.1.1. Ковалентно-нелинейный механизм [75, 77, 97]
Вероятность многофононной релаксации Ьп3+-активаторов в кристаллах рас смотрим в первом порядке теории возмущений. При этом гамильтониан возму щения представим в виде
V = Я - <#>, |
(4.8) |
Рис. 4.2. Зависимости вероятности безызлучательных переходов Ьп3+-ак- тиваторов в ромбических лазерных кристаллах Yi_xLnvA103 при Т — О
как функция энергетической щелп
Экспериментальные данпые и сплошная линия — результаты работ [5, 8, 18, 15, 86]
где Н — его часть, ответственная за электрон-решеточное взаимодействие, а операция <(...> означает тепловое усреднение по колебаниям решетки. Тогда
скорость этого |
безызлучательного процесса будет |
|
||
|
оо |
|
|
|
= |
5 exp( i m ) < V a'a(t)Vaa' > d t , |
(4.9) |
||
где |
—00 |
|
|
|
|
|
|
|
|
Q = (Ек - |
Еа')№, |
Va*' = ( a \ V \ а'), |
|
|
V (t) = |
exp (iffLtlh) |
V exp (- i H Lt/h), |
|
|
S L — гамильтониан фононной подсистемы, Q — боровская |
частота Еа w* Е а |
|||
перехода. |
|
|
|
|
Рис. 4.3. Зависимости вероятности безызлучательных переходов Ln^-ак тиваторов в тетрагональных лазерных кристаллах LiYi_xLnxF.i, со струк турой шеелита при Т = 0 как функция энергетической щели
Экспериментальные данные и сплошная линия — результаты работ [21, 45, 43, 87, 88]
В модели обменных зарядов гамильтониан Я, характеризующий уже эф фективное кристаллическое поле, представим, согласно [76], в виде^
Н = Нм 4* НЕ, |
|
(4.10) |
ядесь Нм — описывает поле точечных мультиполей, как и в (4.5), а |
|
|
//**23'в л п ) |
2 гГшМг.тН) |
(4.И) |
t.j к |
\т \< к |
|
учитывает эффекты ковалентности и перекрывания. Здесь гг и Z] — координаты соответственно i-го лиганда и j-го 4/-электропа (сумма по i включает только ближайшее окружение Ln3+) и ГКш — сферические гармоники, a nf = г*/гг
и п£. = |
— единичные векторы. В (4.11) знак 2 означает суммирование |
по четным Л, нечетные гармоники опущены, поскольку они несущественны для безызлучательной релаксации внутри 4/-конфигурации.