Анизотропия излучения ионов эрбия, тулия и хрома в стеклообразных матрицах тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.05, кандидат наук Рохмин, Алексей Сергеевич

• Рохмин, Алексей Сергеевич
• кандидат наук
• 2014

Оглавление диссертации кандидат наук Рохмин, Алексей Сергеевич

Оглавление

Введение

Глава 1. Литературный обзор

1.1 Оптические спектры активаторных редкоземельных центров. Общие представления о спектрах материалов, активированных эрбием и тулием

1.2 Анизотропия излучения и поглощения редкоземельных ионов

1.2.1 Поляризованная люминесценция в твердом теле. Общие представления

1.2.2 Поляризованная люминесценция редкоземельных ионов в стеклах

1.3 Поляризационные эффекты в эрбиевых оптических усилителях

1.4 Стекла, стеклокерамики и кристаллы, активированные ионами Сг4+, для широкополосных оптических усилителей и перестраиваемых лазеров

1.4.1 Общие представления о спектрах материалов активированных ионами хрома

1.4.2 Спектрально-люминесцентные свойства кристаллов, стекол и стеклокерамик, активированных ионами Сг4+

Глава 2. Методическая часть

2.1 Объекты исследования

2.1.1 Выбор стеклообразных матриц

л г

2.1.2 Силикатные и фосфатные стекла с Ег

2.1.3 Сурьмяно-силикатные, германатные и теллуритные стекла с Тт3+

4 «

2.1.4 Стекла и стеклокерамики с Сг и Сг

2.2 Исследование спектрально-люминесцентных свойств стекол, активированных Ег3+, Тт3+, Сг3+ и Сг4+

2.2.1 Методика измерения спектров поглощения

2.2.2 Методика измерения спектров люминесценции

2.2.3 Методика определения спектров поляризованной люминесценции при нерезонансном возбуждении

2.2.4 Методика рентгенофазовых исследований

Выводы к Главе 2

Глава 3. Анизотропия люминесценции эрбиевмх стекол при нсрезонансном поляризованном возбуждении

3.1 Исследование спектров поляризованной люминесценции Ег3+

3.1.1 Зависимость поляризованной люминесценции эрбия от геометрии и длины волны возбуждения

3.1.2 Зависимость степени поляризованной люминесценции эрбия от состава стекла и концентрации активатора

Выводы к Главе 3

Глава 4. Анизотропия люминесценции тулиевых стекол при

нерезонансном поляризованном возбуждении

4.1 Исследование спектров поляризованной люминесценции Тт3+

4.1.1 Зависимость поляризованной люминесценции тулия от геометрии и длины волны возбуждения

4.1.2 Зависимость степени поляризованной люминесценции тулия от состава стекла и концентрации активатора

Выводы к Главе 4

Глава 5. Анализ поляризованной люминесценции и расчеты радиуса Фёрстера для ионов эрбия и ту лия в стеклах и стеклокерамиках

5.1 Анализ поляризованной люминесценции ионов тулия и эрбия

5.2 Основные представления о кооперативных процессах в стеклах

5.3 Статистическое моделирование передачи возбуждений в активированных материалах

5.4 Определение радиуса Фёрстера

Выводы к Главе 5

Глава 6. Анизотропия люминесценции стекол и стеклокерамик, активированных хромом

6.1 Физико-химические свойства алюмо-калиево-силикатных стекол, активированных хромом

6.2 Поляризованная люминесценции ионов хрома в стеклах и

стеклокерамиках

Выводы к Главе 6

Заключение

Литература

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Анизотропия излучения ионов эрбия, тулия и хрома в стеклообразных матрицах»

Введение

Актуальность. Одной из основных задач развития современных оптических телекоммуникационных систем является увеличение пропускной способности волоконно-оптических линий связи. Это достигается за счет увеличения ширины пропускания, как оптического волокна, так и оптического волоконного усилителя, который используется для усиления сигналов в определенном спектральном диапазоне в магистральных оптических линиях связи. В качестве активной среды для оптических усилителей широкое распространение получили лазерные стекла, активированные ионами редкоземельных элементов: эрбием (переход 4113/2 -> 4I 15/2. 1400 - 1700 нм) или тулием (переход 3Н4 -> 3Г4, АХ= 1350- 1550 нм).

Другой важной задачей является разработка перестраиваемых по частоте волоконных лазеров и сверхширокополосных усилителей (ДХ-100 нм). В этом случае используются лазерные среды, активированные ионами переходных металлов, которые имеют широкие спектры вынужденного излучения. Так, например, в качестве перспективных лазерных сред можно рассматривать стекла и стеклокристаллические материалы, активированные четырехвалентным хромом. По сравнению с редкоземельными ионами, ионы четырехвалентного хрома имеют рекордно широкие полосы излучения (переход 3А2 -» 3Т2, ДА, = 1050 - 1650 нм) и высокие сечения вынужденного излучения (с = 2x10"19 см2) в ближней ИК области спектра.

При разработке оптических усилителей особое внимание уделяется поляризационным эффектам, которые могут влиять на их работу. Одним из них является поляризованная люминесценция, состоящая в анизотропии излучения и поглощения индивидуальных редкоземельных центров, распределенных в стеклообразной матрице. Эффект поляризованной люминесценции может существенным образом влиять на работу

волоконных усилителей света, т.е. приводить к "выжиганию поляризационных провалов" или "поляризационно-зависимому усилению", что ведёт к ухудшению отношения сигнал/шум в усилителе [1].

Впервые поляризованная люминесценция молекул и кристаллов была открыта и исследована Феофиловым П.П. в 1959 году [2] и было выполнено большое число экспериментальных исследований по определению анизотропии и мультиполыюсти оптических переходов в 6070 годы. Использовавшиеся методики базировались на симметрии структуры кристаллов, поэтому были неприменимы к стёклам. Данные по мультипольностям переходов в спектрах стёкол активированных ионами неодима) были получены в 70е-80е годы в результате распространения на стёкла метода поляризованной люминесценции [3]. В частности, в работе [4] была предложена оригинальная методика, позволившая по отдельности исследовать свойства спектров электрических и магнитных переходов для стёкол с европием. Однако повышенный интерес к этому эффекту в стеклах стал проявляться только с созданием волоконных эрбиевых волоконных усилителей в середине 90-х годов. В настоящее время в мире существует небольшое количество работ посвященных исследованию поляризованной люминесценции редкоземельных активаторов в стеклообразных матрицах. В основном эти работы посвящены исследованию эффектов "выжигания поляризационных провалов" (на примере неодимовых стекол [3]) и "поляризационно-зависимого усиления" непосредственно в активированном эрбиевом волокне [1]. Работы же по изучению анизотропии поглощения и излучения хрома в стеклах и стеклокристаллических материалах отсутствуют. Поэтому изучение эффектов поляризованной люминесценции ионов редких земель и переходных металлов в стеклообразных матрицах является актуальной физической задачей, решение которой позволит учитывать

поляризационные эффекты при проектировании и создании волоконных лазеров и оптических усилителей света.

Цель работы: исследование эффекта поляризованной люминесценции ионов эрбия, тулия и хрома в стеклах и стеклокерамиках для оптических усилителей света и лазеров. Для достижения поставленной цели были решены следующие задачи:

• Разработка методики измерения спектров поляризованной люминесценции эрбиевых и тулиевых стекол при возбуждения линейно-поляризованным светом и определение степени поляризации.

• Исследование спектральной зависимости поляризованной люминесценции лазерных стекол, легированных эрбием и тулием, от длины волны возбуждающего излучения, концентрации активатора и состава стеклообразной матрицы и геометрии накачки.

• Разработка методики определения скорости миграции возбуждений и радиусов Фёрстера на основе экспериментальных спектров поляризованной люминесценции эрбиевых и тулиевых стекол.

• Исследование поляризованной люминесценции ионов трех- и четырехвалентного хрома в стеклах и стеклокерамиках.

• Разработка методики определения валентного состояния хрома на основе экспериментальных спектров поглощения и поляризованной люминесценции.

Научная новизна работы заключается в том, что в ней впервые:

1. Экспериментально обнаружена частичная поляризация люминесценции эрбия в области 1400 - 1700 нм для силикатных и фосфатных стекол при нерезонансном возбуждении линейно-поляризованным светом.

2. Экспериментально обнаружена частичная поляризация люминесценции тулия в области 1350 - 1550 нм мкм для сурьмяно-силикатных,

германатных и теллуритных стекол при нерезонаносном возбуждении линейно-поляризованным светом.

3. Экспериментально обнаружена частичная поляризация люминесценции трех- и четырехвалентного хрома в области 650-1400 нм при нерезонансном возбуждении.

4. Экспериментально показано, что степень поляризации люминесценции эрбия и тулия зависит от спектральных диапазонов возбуждения и регистрации, от концентрации активатора, состава матрицы стекла и геометрии накачки.

5. Экспериментально определены значения степени поляризации, которые достигают максимального значения Р ~ 1% и 10% для эрбиевых и тулиевых стекол, соответственно.

6. Обнаружен эффект уменьшения степени поляризации при увеличении концентрации ионов эрбия и тулия и показано, что эта концентрационная деполяризация обусловлена увеличением скорости миграции возбуждений при увеличении концентрации активаторных центров.

7. Предложена методика определения фундаментальных микропараметров лазерной среды - радиуса Фёрстера для миграции возбуждений и ап-конверсии.

8. Обнаружена поляризованная люминесценция четырёхвалентного хрома в стёкле и форстеритовой стеклокерамике на его основе. Показано, что степень поляризации, наведённой светом поляризованной люминесценцией, может служить дискриминатором валентного состояния ионов хрома в стеклообразной матрице.

Практическое значение работы состоит в следующем:

1. Результаты исследований поляризованной люминесценции

редкоземельных элементов (эрбий и тулий) и переходных металлов (хром)

в стеклах и стеклокерамике могут быть использованы для расчета

8

поляризационно-зависимого усиления при проектировании оптических усилителей и оптимизации их характеристик.

2. Предложенный метод измерения поляризованной люминесценции переходных металлов позволяет определять валентные состояния хрома в стеклах и стеклокерамиках.

3. Предложенный метод измерения поляризованной люминесценции эрбия позволяет определить микропараметры - скорость миграции возбуждений и радиусы Фёрстера, и на их основе определить макропараметр -коэффициент ап-конверсии, который характеризует лазерную среду и используется при проектировании оптических усилителей и лазеров.

Защищаемые положения:

1. Ионы эрбия в силикатных и фосфатных стеклах демонстрируют частичную поляризацию люминесценции с максимальной степенью поляризации Р ~ 1% в области 1,5 мкм при нерезонансном возбуждении линейно-поляризованным светом.

2. Ионы тулия в сурьмяно-силикатных, германатных и теллуритных стеклах демонстрируют частичную поляризацию люминесценции с максимальной степенью поляризации Р ~ 10% в области 1,4 мкм при нерезонансном возбуждении линейно-поляризованным светом.

3. Увеличение концентрации эрбия в силикатных и фосфатных стеклах и тулия в сурьмяно-силикатных, германатных и теллуритных стеклах приводит к увеличению скорости миграции возбуждений, что приводит к уменьшению степени поляризации.

4. Измерение концентрационной деполяризации эрбия и тулия позволяет определить фундаментальные микропараметры - Фёрстеровские радиусы для миграции и ап-конверсии в лазерных средах.

5. Ионы трехвалентного хрома в стеклах и стеклокерамиках демонстрируют частичную поляризацию люминесценции в спектральной области 600-800 нм, а четырехвалентного хрома в

9

области 650-1400 им при возбуждении линейно-поляризованным светом.

6. Степень поляризации, наведённой светом поляризованной люминесценцией, может служить дискриминатором валентного состояния ионов хрома в стеклообразной матрице.

Глава 1. Литературный обзор

1.1 Оптические спектры активаторных редкоземельных центров. Общие представления о спектрах материалов, активированных эрбием и тулием

Редкоземельные элементы представляют собой группу, так называемых, лантаноидов, характеризующихся последовательным заполнением {Äff электронной оболочки, где N - число электронов -меняется от 1 (Се3+) до 14 (Yb3+) [5]. Состояния 4/ электронов являются внутренними, экранированными от внешних воздействий заполненными 5s2, 5р6 оболочками, которые располагаются дальше от ядра, чем 4/ оболочка. Поэтому воздействие активируемой матрицы на

редкоземельный ион V является слабым по сравнению с основными взаимодействиями внутри иона: взаимодействием 4/ электронов с ядром, друг с другом и спин-орбитальным взаимодействием. Экранировка 4/ электронов приводит к тому, что спектры одного и того же иона в разных матрицах обнаруживают значительное сходство.

Классификация состояний по атомным квантовым числам рассел-саундеровской связи - полному моменту J, орбитальному моменту L, спиновому моменту S — может с удовлетворительной точностью использоваться для TR3+ ионов в матрице. Экспериментально это проявляется в том, что полосы в спектрах, соответствующие переходам между состояниями S, L, J S\L \ J\ во всех матрицах будут находиться приблизительно в одних и тех же спектральных областях.

Под действием матрицы атомные уровни 2S+1 Lj испытывают расщепление, которое по аналогии с эффектом Штарка принято называть "штарковским'\ Его физическая причина состоит в кулоновском взаимодействии ионных зарядов матрицы и перекрывании (4ff

электронных оболочек редкоземельного иона с оболочками атомов, составляющих его ближайшее окружение - лигандов.

Оптические центры редкоземельных и переходных элементов в неупорядоченных материалах не обладают симметрией, они испускают и поглощают свет анизотропно. Характер этой анизотропии существенно зависит от чётности числа оптических электронов (электронов на { оболочке для редкоземельных ионов и с1 оболочке для переходных элементов). Ввиду отсутствия симметрии вырождение энергетических уровней снимается максимально возможным образом. У иона с нечетным числом электронов в отсутствие магнитного поля каждый уровень должен оставаться по меньшей мере дважды вырожденным (рисунок 1.1.). [6]

Н=0

Н>0

Н=0

Н>0

Рисунок 1.1. Энергетическая схема крамерсова (слева) и нерамерсова иона (справа). Н- напряженность магнитного поля.

В случае чётного числа оптических электронов вырождение снимается полностью, анизотропия поглощения, или испускания света между любой парой уровней максимальна и соответствует линейному диполю. Такие ионы принято называть "некрамерсовыми". В случае нечётного числа оптических электронов у несимметричного оптического центра уровни дважды вырождены (образуют так называемые "крамерсовы дуплеты"), анизотропия поглощения, или испускания света описывается в общем случае трёхосным эллипсоидом и может, в

частности, отсутствовать. Ионы с нечётным числом оптических электронов принято называть "крамерсовыми".

Картина штарковского расщепления - число штарковских компонент, их взаимное расположение и относительная интенсивность — определяется структурой ближайшего окружения редкоземельного иона и поэтому специфична для каждой матрицы. Обычно этими сдвигами пренебрегают, когда приводят схему атомных уровней редкоземельного иона. На рисунке 1.2 представлена такая схема для ионов Ег и Тш3+ [7, 8], спектры которых служили основным объектом исследования в диссертации.

7°7/2 4

-К,5/2 с9/2

4о

11/2

24

н,

9/2

г 5/2

'Си

20

^7/2

2Дн/2

¿>3/2

16

9/2

12

-/о/

9/2

Нл

41/2

8

и

4Т

-113/2

О

Ег

,з+

4Т

115/2

Тш

3+

На

Рисунок 1.2. Схемы энергетических уровней ионов Ег3+ и Тпг1+.

1.2 Анизотропия излучения и поглощения редкоземельных ионов

При разработке новых материалов, предназначенных для создания лазеров и планарных оптических усилителей света, большое значение уделяется исследованию спектрально-люминесцентных свойств этих материалов.

Ввиду неупорядоченности структуры стекла редкоземельные активаторные центры в нём не обладают симметрией и, следовательно, поглощают и испускают свет анизотропно, что приводит к явлению поляризованной люминесценции. Эффект поляризованной люминесценции может существенным образом влиять на работу волоконных усилителей света и приводить к ухудшению отношения сигнал/шум.

1.2.1 Поляризованная люминесценция в твердом теле. Общие представления

Поляризация, наряду с интенсивностью и спектром, является одной из основных характеристик излучения. В спектроскопии, анизотропия излучения и поглощения индивидуальных редкоземельных центров проявляется в виде поляризованной люминесценции. Огромный вклад в изучении этих вопросов внес П.П. Феофилов. В своей работе [2] он последовательно рассмотрел вопросы поляризации резонансного излучения и флуоресценции атомов, поляризации люминесценции двухатомных и сложных молекул, а также поляризованного излучения кристаллов.

Поляризация излучения состоит в анизотропии распределения электромагнитных колебаний в плоскости, перпендикулярной лучу. Естественное (неполяризованное) излучение обычных источников света может становиться частично или полностью поляризованным при взаимодействии с веществом, сопровождаемым отражением, преломлением или поглощением.

В данном случае представляет интерес не поляризация излучения, определяемая взаимодействием уже имеющегося излучения и вещества, а свойствами самих элементарных излучающих систем, поляризация, возникающая в элементарном акте излучения.

Как классическое, так и квантово-механическое рассмотрение элементарных актов поглощения и испускания света обнаруживает резко выраженную пространственную анизотропию этих актов. Элементарное излучение всегда поляризовано. Однако для того чтобы поляризация элементарных излучателей могла проявиться в излучении макроскопической системы, необходимо, чтобы взаимная ориентация элементарных излучающих систем не была случайной. Хаотическая совокупность анизотропных элементарных излучателей дает, очевидно, полностью неполяризованное излучение. Регулярная ориентация отдельных элементов макроскопической системы может быть обусловлена, во-первых, свойствами самой системы (что, например, имеет место в случае анизотропных кристаллов). Во-вторых, она может быть навязана системе извне, путем механического воздействия и воздействия электрическими или магнитными полями. И в-третьих, она может быть обусловлена внешним световым воздействием, поскольку световой луч по самой своей природе анизотропен.

В первых двух случаях поляризация излучения обусловлена анизотропией среды, в которой находятся излучатели. В этих условиях поляризация излучения имеет место не зависимо от того, анизотропен или изотропен фактор, возбуждающий излучение.

Наиболее важным при рассмотрении явлений поляризованной люминесценции является последний случай, когда анизотропия излучения вызывается действием на изотропную среду светового луча. В силу поперечности световых колебаний световой луч, даже естественный, всегда анизотропен, так как колебания в направлении распространения луча отсутствуют. Поскольку элементарные поглощающие и излучающие

16

системы также всегда анизотропны, то падающий на среду световой луч будет взаимодействовать преимущественно с теми из них, которые имеют определенную ориентацию относительно световых колебаний. В результате в явлении будут участвовать преимущественно частицы с определенной пространственной ориентацией, и если речь идет об излучении этих частиц, оно окажется частично или полностью поляризованным.

Для примера рассмотрим случай резонансного излучения атомов и случай фотолюминесценции молекул. Первый случай целесообразно рассматривать, руководствуясь правилами отбора и поляризации, устанавливаемыми квантовой теорией; второй - пользуясь классическими представлениями о линейных осцилляторах.

Квантовая теория поляризации излучения [9-11] исходит из анализа матричных элементов переходов, определяющих, как известно, вероятности электронных переходов, сопровождаемых излучением или поглощением света. Пространственная анизотропия матричных элементов перехода определяет анизотропию поля излучения, а значит, и состояние поляризации излучаемого света. При дипольном переходе из состояния к в состояние п вероятность перехода пропорциональна квадрату матричного элемента диполыюго перехода:

Ал = ^¡р^А (1.1)

где р - дипольный момент системы, а % и - собственные функции

электронов в состояниях к и п. Квадраты модуля этих функций *

У V определяют, как известно, вероятность нахождения электрона в

заданной точке конфигурационного пространства.

Если движение электрона совершается в поле центральных сил, функции '/'в полярных координатах записываются в виде:

¥ = (1.2)

где Р!т (&)- часть функции, зависящая от угла 3 - широты, отсчитываемой от полярной оси, а первый сомножитель выражает зависимость от азимута (р. В выражение для функции f входят орбитальное квантовые числа I и магнитное т. Орбитальное квантовое число - характеризует момент количества движения электрона относительно неподвижного ядра, а магнитное квантовое число - определяет проекцию вектора на произвольно выбранное направление, в данном случае на полярную ось.

При изотропном возбуждении совокупности атомов интенсивности поляризованных в разных плоскостях (п- и ст- ) компонент оказываются одинаковыми и излучение - неполяризованным. При возбуждении световым лучом в атомах будут осуществляться лишь вполне определенные переходы, в частности, при возбуждении линейно-поляризованным светом, - переходы, в которых магнитное квантовое число остается неизменным (AM = 0). В результате в возбужденных атомах электроны окажутся на вполне определенных магнитных подуровнях, и, в общем случае, интенсивности п- и ст-компонент в излучении окажутся различными, т.е. излучение будет поляризованным.

Применение правил поляризации, строго выводимых в спектроскопии атомов, далеко не всегда возможно в случае сложных молекул, где практически невозможно отождествить энергетические уровни, между которыми совершаются переходы при поглощении и излучении света. В этом случае весьма подходящим оказывается классическое представление о линейных осцилляторах, жестко связанных с геометрическими осями молекул. Если рассматривать электрические дипольные осцилляторы, то вероятность поглощения света таким линейным осциллятором пропорциональна квадрату проекции электрического вектора возбуждающего света на ось осциллятора [2], т.е.

•у

пропорциональна cos 0, где в - угол между осью осциллятора и

направлением возбуждающего вектора (Рисунок 1.3). Если молекулы

расположены в среде хаотически, то в элементарном телесном угле будут

18

л

возбуждаться (с точностью до постоянного множителя) cos в sin в d6 dcp осцилляторов. Если излучающие осцилляторы совпадают по направлению с поглощающими, то амплитуды колебаний электрического вектора, параллельных возбуждающему вектору и наблюдаемых в направлении в = л/2, будут пропорциональны cos в sinO d6 dcp cosO, а соответствующие интенсивности пропорциональны cos4 6 sinO dO dtp.

I//* I

_L

t" //

<

Рисунок 1.3. Классическое представление о линейных осцилляторах [2].

Интегрирование по сфере дает

л

2 л 2

11, = J J cos 4 в sin 6d 6d (p - —n

(1.3)

o o

Интенсивности колебаний, перпендикулярных возбуждающему вектору и наблюдаемых в направлении 0= п!2,

л

2л- ~2

IL - J Jcos 2 в sin 3 в cos 2 cpdOdcp =

0 о

Определяя степень поляризации как

(1.4)

/ - /

р = 11 1

1+1

1II ^1±

получаем Р =50%.

Таким образом, теория, основанная на представлениях о линейных осцилляторах, неподвижных относительно геометрических осей молекулы, дает для хаотической совокупности неподвижных молекул в качестве верхнего предельного значения степени поляризации люминесценции, возбуждаемой линейно-поляризованным светом, величину, равную 1/2.

Поскольку направление электрического вектора возбуждающего света является осью симметрии системы, распределение интенсивности люминесценции может описываться эллипсоидом вращения с осями /- и 1Х=1У. В предельном случае совпадения направлений поглощающих и излучающих осцилляторов и их полной анизотропии отношение 12ИХ равно, как показано 3. В общем случае оно может принимать значения от 3 до 1/2, что соответствует возможным значениям степени поляризации от +1/2 до -1/3.

1.2.2 Поляризованная люминесценция редкоземельных ионов в стеклах

Первые работы по исследованию эффекта поляризованной люминесценции редкоземельных ионов в стеклах были проведены В.П. Лебедевым и А.К. Пржевуским [12]. В ходе экспериментов была обнаружена поляризованная люминесценция в стеклах, активированных

л| л * л I ^^ ^

ионами Рг" , ТЬ , Ей , Ег^ , Тпг . В табл. 1.1 представлены экспериментально полученные значения степени поляризации люминесценции для данных активаторов. Данные таблицы дают представление об абсолютной величине поляризация люминесценции разных редкоземельных ионов. Большинство результатов получено при

концентрации активатора N = 1 мол. %.

20

Таблица 1.1. Поляризация люминесценции РЗ ионов в стекле [12].

Ион Матрица; концентрация, мол. % Возбуждение Регистрация P

переход HM переход HM

Pr3f Фосфатная, 1.25 3Н4-»3Р2 436 xD2->3U4 3P0 —» 3H6 598 0.05

Eu3+ Фосфатная, 1.0 7F0->5Dc 7FO-*5D2 FQ —> DÖ Fo L7 579 464 394 5Do->7FO 'DO->7F2 5Do —^ Fi 579 611 596 0.40 0.11 0.03

Tb3+ Фосфатная, 0.2 7F4-VD4 7F4^5D3 484 366 5d4 -> 7F6 5d4->7f6 484 487 0.13 0.03

Er3+ Теллуритная, 0.8 4Il5/2 ->2G9/2 366 4S3/2 —> 4115/2 545 0.04

Tm3+ Фосфатная, 1.25 3H6 lD2 366 'Dj-VHö 450 0.07

Степень поляризации Р зависит как от штарковской компоненты полосы поглощения, в которую осуществляется возбуждение, так и от штарковской компоненты полосы люминесценции, на которой ведется регистрация. Наиболее характерная особенность наблюдаемых эффектов заключается в сильной зависимости вида спектра Л1(Лл) от области возбуждения [Лв, Лв + АЛв], а спектра А1(Лв) от области регистрации [Л„, Лл + АЛл] (рисунки 1.4, 1.5).

1- /д+и 2,3-hrli, 2 - Хв=464 нм; 3 - Хв=394 нм [12].

3 -к=596 нм [4].

Для объяснения свойств поляризованной люминесценции стекол, активированных редкоземельными элементами, представляется естественной следующая модель. В стекле отдельные ионы активаторы находятся в различных внутренних локальных полях и поэтому имеют отличающиеся микроскопические параметры - положения энергетических уровней, вероятности оптических переходов, ориентацию дипольных моментов переходов в пространстве. Поскольку в спектрах редкоземельных элементов наблюдаются максимумы, соответствующие отдельным штарковским компонентам, целесообразно выделить некоторое среднее поле и считать, что как локальное поле, так и микроскопические параметры флуктуируют от центра к центру около средних значений. Это среднее поле обладает достаточно низкой симметрией, так как наблюдаемое число штарковских подуровней соответствует максимально возможному снятию вырождения в электрическом поле.

В случае ионов редкоземельных элементов с четным числом 4/-электронов вырождение снимается полностью, и поэтому каждому оптическому дипольному переходу может быть сопоставлен линейный осциллятор. Для ионов с нечетным числом электронов уровни представляют собой крамерсовы дуплеты. Переходы между ними могут быть смоделированы частично анизотропными осцилляторами. Так как общего направления квантования у низкосимметричного центра нет, то осцилляторы, соответствующие различным переходам, по-разному ориентированы в пространстве относительно системы координат, жестко связанной с центром. Таким образом, при рассмотрении анизотропии взаимодействия с излучением активированное редкоземельными элементами стекло можно представить набором ансамблей хаотически ориентированных в пространстве линейных или частично анизотропных осцилляторов, причем каждому переходу (штарковской компоненте в спектре) сопоставляется свой ансамбль.

Зависимость степени поляризации Р объясняется тем, что каждой штарковской компоненте в спектре люминесценции сопоставляется свой ансамбль осцилляторов.

Максимальное значение Р = 0.5 достигается тогда, когда поглощение и излучение описываются одним и тем же линейным осциллятором. Действительно, при резонансном возбуждении люминесценции европия, переходы которого моделируются линейными осцилляторами, для 5О0 -> 7Г0 -полосы наблюдается значение, близкое к максимальному. То, что в таких же условиях для резонансной полосы О0 —> тербия измеряется меньшая величина (Р = 0.13), связано с очень сильным перекрытием штарковских компонент. Однако и в этом случае значение Р при резонансном возбуждении существенно больше, чем при нерезонансном.

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Рохмин, Алексей Сергеевич, 2014 год

Литература

1. Desurvire Е. Erbium-doped fiber amplifiers. Priciples and Applications. John Wiley & Sons Inc. New York. 1994. 770 p.

2. Феофилов П.П. Поляризованная люминесценция атомов, молекул и кристаллов. М.: ГИФМЛ. 1959, 288 с.

3. Holl D.W. and Weber M.J. Polarized fluorescence line narrowing measurements of Nd laser glasses: Evidence of stimulated emission cross section anisotropy, Appl. Phys. Lett., 42(2), 15 January, 1983.

4. Лебедев В.П., Пржевуский A.K. Определение мультипольности. оптических переходов в спектрах стёкол, активированных ионами Еи3+ методом поляризованной люминесценции. Оптика и спектроскопия, 1980. Т. 48, №5. С. 932-935.

5. Ельяшевич М.А. Спектры редких земель. М., 1953. ГИТТЛ. 456 с.

6. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Квантовая механика, 3 изд., М., 1974.

7. Dieke G.H. Spectra and energy levels of rare earth ions in crystals. N.Y., 1968.401 p.

8. Wybourne W.G. Spectroscopic properties of rare earth. N.Y., 1965. 236 p.

9. Никольский K.B. Квантовая механика молекул. Л.-М ГТТИ, 1934. 414 с.

10. Кондратьев В.Н. Структура атомов и молекул. М:Изд. АН СССР, 1951. 320 с.

П.Гайтлер В. Квантовая теория излучения. М.: Книга по Требованию, 2012.491 с.

12. Лебедев В.П. и Пржевуский А.К. Поляризованная люминесценция стекол, активированных ионами редких земель. Физика Твердого Тела, 1977. Т. 19, № 8. С. 1373-1376.

13. Дианов Е.М. На пороге Тера-эры. Квант, электр., 2000. Т. 30, № 8. С. 659-663.

14. Taylor M.G. Observation of new polarization dependence effect in long haul optically amplified system. IEEE Photonics Technology Letters, 1993. V. 5, № 5. P.1244-1246.

15. Hall D.W., Haas R.A., Krupke W.F., and Weber M.J. Spectral and polarization hole burning in neodymium glass lasers. IEEE Journal of Quantum Electronics, 1983. V. QE-9, No.l 1. P. 1704-1717.

16. Mazurczyk V.J. and Zyskind J.L. Polarization dependent gain in erbium doped-fiber amplifiers. IEEE Photonics Technology Letters, 1994. V. 6, № 5. P. 616-618.

17. Wang L.J., Lin J.T., and Peida Ye. Analysis of polarization-dependent gain in fiber amplifiers. IEEE Journal of Quantum Electronics, 1998. V. 34, № 3. P. 413-418.

18. Ирхин В.Ю., Ирхин Ю.П. Электронная структура, физические свойства и корреляционные эффекты в d- и f -металлах и их соединениях. УрО РАН, 2004. 476 с.

19. Пржевуский А.К., Никоноров Н.В. Конденсированные лазерные среды: учеб. пособие. СПб.: Изд-во СПбГУ ИТМО, 2009. С. 8-23.

20. Tanabe У., Sugano S. On the absorption spectra of complex ions. I. Journal of the Physical Society of Japan, 1954, V. 9 (5). P. 753-766.

21.Хьюи Дж. Неорганическая химия. Строение вещества и реакционная способность. Пер. с англ. под ред. Б.Д. Степина, Р.А. Лидина, М: Химия, 1987. 696 с.

22. Неделько С., Гоменюк О., Слободяник Н., Стусь Н. Центры люминесценции, сформированные ионами хрома в дифосфатах калия и алюминия. ФТТ, 2005. Т. 8 (47). С. 1515-1517.

23. Felice V., Dussardier В. et al. Cr4+-doped silica optical fibers: absorption and fluorescence properties. Eur. Phys. J. AP, 2000. V. 11. P. 107-110.

24. Beall G.N. Glass-ceramics for photonic applications. Glastech. Ber. Glass Sci. Teehnol., 2000. V. 73, CI. P. 3-11.

25. Асеев B.A., Никоноров H.B., Пржевуский A.K., Фёдоров Ю.К., Ульяшенко A.M. Спектрально-люминесцентные свойства высококонцентрированных иттербий-эрбиевых фосфатных стекол для микролазеров. Оптический журнал, 2006. Т. 73. № 3. С. 20-25.

115

26. Jaque D., Lagomacini J., Jacinto C., Catunda T. Continuous-wave diode-pumped Yb:glass laser with near 90% slope efficiency. Applied Physics Letters, 2006. V. 89. P. 121101.

27. Yanovsky V., Pang Y., Wise F., Minkov B.I. Generation of 25-fs pulses from a self-mode-locked Cnforsterite laser with optimized group-delay dispersion. Opt. Lett, 1993. V. 18. P. 1541-1543.

28. Alcock A.J., Scorah P., Hnatovsky K. Broadly tunable continuous-wave diode-pumped Cr4+:YAG laser. Optics Communications, 2003. V. 215, P. 153-157.

29. Petricevic V., Seas A., Alfano R.R., Kokta M.R., Randies M.H. Compact Blue-Green Lasers, OSA Technical Digest Series, V. 2, Optical Society of America, Washington, DC, 1993, P. 238-240.

30. Yang Li, Petricevic V., Alfano R.R., in: J.F. Becker, A.C. Tam, J.B. Gruber, L. Lam(Eds.), Novel Laser Sources and Applications, SPIE Optical, Engineering Press, Bellingham, Wash, 1994. P. 103-115.

31.Двойрин B.B., Дианов E.M., Машинский B.M., Неуструев В.Б., Гурьянов А.Н., Лаптев А.Ю., Умников А.А., Яшков М.В., Воробьев Н.С. Абсорбционные и люминесцентные свойства волоконных световодов на основе кварцевого стекла, содержащего Сг4+. Квант, электроника, 2001. Т. 31 (11). С. 996-998.

32. Лунькин СЛ. Диссертация на соискание ученой степени кандидата химический наук, ГОИ, Ленинград, 1969.

33. Ульяшенко A.M., Никоноров Н.В., Пржевуский А.К. Форстеритовая наностеклокерамика, активированная ионами Сг4+, для волоконных лазеров и усилителей. Известия РАН, сер. физ., 2007. Т. 71. С. 171-174.

34. Subbotin К.А., Smirnov V.A., Zharikov E.V., Iskhakova L.D., Senin V.G., Voronov V.V., Shcherbakov I.A. Nano-glass-ceramics containing chromium-doped LiGaSi04 crystalline phases. Optical Materials, 2010. V. 32. Is. 9. P. 896-902.

35. Рохмин А.С., Никоноров Н.В., Пржевуский А.К., Чухарсв А.В., Ульяшенко A.M. Исследование поляризованной люминесценции в лазерных стеклах, активированных эрбием. Оптика и спектроскопия, 2004. Т. 96, № 2. С. 203-209.

36. Рохмин А.С., Никоноров Н.В., Пржевуский А.К. Анизотропия поглощения и люминесценции оптических центров в тулиевых стеклах для оптических усилителей. Оптика и спектроскопия, 2005. Т. 98, № 4. С. 618-623.

37. Weber М. J. Laser excited fluorescence spectroscopy in glass. Laser Spectroscopy of Solids. Eds. W. M. Yen and P. M. Selzer. Berlin etc.: Springer, 1981. P. 189-239.

38. Minelly J. and Ellison A. Applications of antimony-silicate glasses for fiber optic amplifiers. Optical Fiber Technology, 2002. V. 8. P. 123-138.

39. Tanabe S. Properties of Tm3+- doped tellurite glasses for 1.4 pm amplifier. Proceeding of SPIE, 2001. V. 4282. P. 85-92.

40. Wang J.S., Vogel E.M., and Snitzer E. Tellurite glass: a new candidate for fiber devices. Optical Materials, 1994. V. 3. P. 187-203.

41. Naftaly M., Shen S., and Jha A. Tm3+ - doped tellurite glass for a broadband amplifier at 1.47 pm. Applied Optics, 2000. V. 39. № 27. P. 4979-4984.

42. Wang J.S., Snitzer E„ Vogel E.M., and Sigel G.H. 1.47, 1.88 and 2.8 pm emissions of Tm3+ and Tm3+-Ho3+-codoped tellurite glasses. J. Luminescence, 1994. V. 60-61. P. 145-149.

43. Рохмин A.C., Никоноров H.B., Пржевуский A.K., Арсентьева Е.М., Овчаренко Н.В., Чухарев А.В. Спектрально-люминесцентные свойства лазерных высокопрел омляющих стекол, активированных тулием. Оптический журнал, 2003. Т. 70, № 11. С. 23-30.

44. Dexter D.L. Theory of optical properties of imperfection in nonmetals. Solid State Physics, 1958. V. 6. eds. F. Seitz Academic Press. P. 353-411.

45. Nikonorov N.V., Przhevutskii A.K., Chukharev A.V. Characterization of non-linear upconversion quenching in Er-doped glasses modeling and experiment. J. of Non-Crystalline Solids, 2003. 324. P. 92-108.

46. Ермолаев B.JI., Бодунов E.H. и др. Безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения, Л., Наука, 1977, 311 с.

47. Ульяшенко A.M., Никоноров Н.В., Пржевуский А.К. Форстеритовая наностеклокерамика, активированная ионами Сг4+, для волоконных лазеров и усилителей. Известия РАН, сер. физ., 2007. Т. 71. Р. 171-174.

48. Коерке С., Wishniewski К., Grinberg М., Russell D.L., Holliday К. Optical spectroscopy and excited state absorption of the ZAS (Zr02 - A1203 - Si02) glass doped with chromium. Journal of Luminescence, 1999. V. 81. P. 301312.

49. Hommerich U., Eilers H., Yen W.M., Hayben J.S., Aston M.K. Near infrared emission at 1.35 |xm in Cr doped glass. Journal of Luminescence, 1994. V. 60-61. P. 119-122.

50. Jia W., Liu H., Jaffe S., Yen W.M., Denker B. Spectroscopy of Cr3+ and Cr4+ ions in forsterite. Physical Review B, 1991. V. 43. P. 5234-5242.

51. Petricevic V. Laser and spectroscopic properties of chromium-doped forsterite. PhD Dissertation, The City University of New-York, 1990. V. 137.

52. Moncorge R., Cormier G., Simkin D.J., Capobianco J.A. Fluorescence Analysis of Chromium-Doped Forsterite (Mg2SiO.|). IEEE J. Quantum Electronics, 1991. V. 27. P. 114-120.