Лазерные технологии

4

ВВЕДЕНИЕ

Лазерное излучение используется во многих областях человеческой деятельности: машиност­роении, сельском хозяйстве, медицине, связи, для обработки и хранения информации, измерения расстояний, времени и скорости, в научных иссле­дованиях. Разные области применения налагают специфические для этой области требования к лазе­рам: для сварки, резки и сверления металлов необ­ходимы мощные лазеры непрерывного действия, а для исследования быстропротекающих процессов -лазеры, излучающие очень короткие, но энергичные импульсы, и т.д. В частности, для связи и обработки информации желательно иметь миниатюрные, но довольно мощные импульсные или непрерывные лазеры. Для этого используют твердотельные лазе­ры с высокоэффективными (то есть с большим КПД) активными элементами.

Требование высокого КПД предъявляется к ла­зерам всех типов, но в случае твердотельных лазеров с оптической накачкой оно особенно актуально, так как при ламповой накачке из-за плохого согласова­ния спектров испускания лампы и поглощения ак­тивного элемента КПД может составлять всего 0,01%, а максимальное значение 12%. Правда, КПД полупроводниковых лазеров достигает примерно 80%, но из-за большой расходимости лазерного пучка применение их в некоторых областях сильно ограничено. Газовые лазеры имеют слишком боль­шие габариты, и как миниатюрные использоваться тоже не могут. В общем там, где необходимы мини­атюрные лазеры с достаточно большими мощностя­ми (0,1 — 10 Вт), с малой расходимостью лазерного пучка, нужно применять твердотельные лазеры.

Наиболее распространенным классическим ла­зером, излучающим в ближней инфракрасной обла­сти спектра (1,06 мкм), является лазер на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом. Рабочими части­цами в нем являются ионы неодима Nd³⁺, и лазер ра­ботает по так называемой четырехуровневой схеме.

Кристаллы иттрий-алюминиевого граната Y₃Al₅O₁₂ : Nd³⁺ обладают исключительным набором свойств, делающим их весьма подходящим материа­лом для твердотельных лазеров. Они прозрачны в очень широкой спектральной области (0,2—5 мкм). механически прочны, обладают высокой лучевой устойчивостью, а по теплопроводности уступают незначительно только корунду А1₂О₃, теплопровод­ность которого приблизительно такая же, как у меди. Кристаллическая структура иттрий-алюминиевого граната (ИАГ) допускает введение значительных концентраций ионов Nd³⁺. В настоящее время тех­нология выращивания монокристаллов ИАГ хоро­шо разработана. Лазер на ИАГ имеет низкий порог генерации. Таким образом, казалось, что этот мате­риал идеально подходит для создания высокоэф­фективных лазеров. Однако выяснилось, что из-за так называемого концентрационного тушения лю­минесценции он не может быть использован для миниатюрных высокоэффективных лазеров. Чтобы понять, в чем дело, придется рассмотреть те процес­сы и явления, которые происходят в кристаллах, со­держащих примеси ионов редкоземельных элемен­тов, к которым принадлежит ИАГ: Nd³⁺.

СВОЙСТВА ИОНА НЕОДИМА В ТВЕРДОМ ТЕЛЕ.

Основной частью лазера, как известно, является активный элемент. В твердотельном лазере это кри­сталлический или стеклянный стержень. По суще­ству кристалл или стекло являются вместилищем (средой), в котором размещены собственно актив­ные частицы {ионы или ионные комплексы). Имен­но они, находясь в оптическом резонаторе, преоб­разуют энергию излучения источников накачки в лазерное когерентное излучение.

Наиболее употребительными активными части­цами на протяжении 35 лет являются ионы редкозе­мельного элемента неодима Nd³⁺ (Z = 60). Элек­тронная конфигурация этого иона такова, что его энергетический спектр, то есть совокупность энер­гий, которыми может обладать этот ион, позволяет осуществлять наиболее энергетически выгодную четырехуровневую схему работы лазера. Переход E₁ — Е₄ (рис. I) возникает вследствие внешнего воз­буждения (накачка), затем из-за взаимодействия с решеткой происходит быстрый безызлучательный переход E₄— Е₃, а затем лазерный переход E₃ — E₂ , и снова быстрый переход Е₂ — Е₁. Ион теперь снова готов поглотить следующий квант от источника на-

Рис. 1. Четырехуровневая схема работы лазера.

качки. Такой цикл работы иона Nd³⁺ возможен только в том случае, когда он находится в твердом теле, именно воздействие кристалла разрешает упо­мянутые переходы.

Рис. 2. Схема нижних уровней энергии свободно­го иона неодима Nd³'.

Схема нескольких энергетических уровней иона Nd³⁺ эскизно представлена на рис. 2. Каждый из этих уровней представляет полную энергию иона, то есть энергию кулоновского взаимодействия 57 элек­тронов с ядром (Z— 60), их кинетическую энергию, кулоновское и магнитное взаимодействие этих эле­ктронов между собой. Оказывается, что энергетиче­ские уровни свободного иона неодима вырождены. Это означает, что в случае, когда ион неодима нахо­дится в вакууме, энергией, соответствующей данно­му энергетическому уровню, будут обладать не­сколько состояний, отличающихся друг от друга ориентацией в пространстве момента количества движения. Когда же ион находится в кристалле, то он оказывается в электрическом неоднородном по­ле, созданном окружающими его ближними и даль­ними ионами или ионными группами, образующи­ми кристалл (или стекло). Кажется понятным, что в этом случае энергия иона будет зависеть от того, как ориентировано электронное облако иона неодима относительно выделенных направлений в кристалле. Говорят, что в таком случае вырождение снимается и уровень расщепляется на штарковские подуров­ни. Явление расщепления уровней под действием внешнего по отношению к иону электрического по­ля носит название эффекта Штарка (ттарк-эф-фект). Число штарковских компонентов определя­ется симметрией неоднородного кристаллического поля, которая соответствует симметрии окружения данного иона, и теми состояниями, которые имеют место в свободном ионе. Величина же расщепления определяется "силой" кристаллического поля, то есть напряженностью этого поля в том месте, где находится примесный ион.

Так как при любой температуре частицы, обра­зующие кристалл, находятся в колебательном дви­жении, то симметрия окружения и напряженность кристаллического поля — динамические величины. Эти обстоятельства определяют вероятности пере­ходов между уровнями и уширение спектральных линий. Для ионов редкоземельных элементов, и ио­на Nd³⁺ в том числе, валентные электроны которых не участвуют в ковалентной связи с соседними час­тицами, уширения спектральных линий ничтожны. Вероятности переходов между некоторыми уровня­ми становятся значительными, так что время жизни возбужденного уровня ⁴F_3/2, например, может рав­няться нескольким микросекундам.

Рассмотрим энергетический спектр иона Nd³⁺ в кристалле ИАГ. В этом кристалле часть ионов Y³⁺ замещается ионами Nd³⁺. Размеры этих ионов не­сколько отличаются друг от друга, и это в известной мере ограничивает концентрацию примеси в этом кристалле. Ион Nd³⁺ в этом кристалле окружен деся­тью ближайшими ионами O²⁺. Окружение создает электрическое поле, которое сильно расщепляет энергетические уровни, причем поле имеет низкую симметрию. На рис. 3 приведена схема энергетичес­ких уровней иона Nd³⁺, когда он находится в ИАГ. Символы, стоящие слева, показывают, из какого мультиплета свободного иона возникла данная группа уровней, цифры справа — величину энергии в спектроскопических единицах — обратных сантиме­трах (см^-1), вертикальные стрелки указывают на возможные переходы, а числа на них — длина волны, которая испускается или поглощается при этом пе­реходе.

Возбужденный ион имеет определенную вероят­ность испустить квант света (фотон) или передать часть или всю энергию возбуждения кристаллу, уве­личив энергию колебаний его решетки. Возбужден­ный ион (атом) представляет собой колебательную систему со столькими степенями свободы, сколько есть возможных переходов в схеме энергетических уровней. Это означает, что возбужденный ион со­здает вокруг себя квазистационарное электричес­кое переменное поле с частотами v_mn=(E_m-E_n)/h (v — частота, h — так называемая постоянная План-

Рис. 3. Обобщенная схема уровней энергии иона Nd³⁺ и переходов между ними в ИАГ.

ка). Это поле поляризует кристаллическую решетку, и если в спектре колебаний ее имеются частоты, равные v_mn то вследствие резонансного взаимодей­ствия энергия от примесного иона переходит к ре­шетке, то есть происходит безызлучательный пере­ход в примесном ионе. Вероятность этого процесса очень велика, так что потеря энергии возбужденно­го иона происходит за 10^-12— 10^-10 с. Так, ион Na³⁺, будучи возбужден на уровни, находящиеся выше уровня ⁴F_3/2, за 10^-11 с каскадно отдает свою энергию решетке и оказывается на мета стабильном уровне ⁴F_3/2, Переходы на более низкие уровни соответст­вуют частотам, значительно превосходящим часто­ты колебаний решетки кристалла, и поэтому из-за отсутствия резонанса энергия решетке не передает­ся, а со средним временем порядка сотен микросе­кунд испускается в виде кванта света. Если Nd³⁺ оказывается на уровнях мультиплетов ⁴I_15/2, ⁴I_13/2, ⁴ I_11/2 и ⁴I_9/2, то энергия его возбуждения снова разме­нивается на фононы — так называют кванты колеба­ний решетки. Эти процессы создают возможность создать лазер, работающий по четырехуровневой схеме: возбуждение от внешнего источника света с уровней основного мультиплета ⁴I_9/2 на уровни

⁴F_{5 /2}, ²H_9/2, ⁴F_7/2,,⁴S_3/2 и на лежащие выше. Как показано на рис. 3, энергетические расстояния между всеми этими уровнями невелики, поэтому возбуж­дение передается решетке и ион Nd³⁺ оказывается возбужденным с энергией, соответствующей уров­ням ⁴F_3/2. С этого уровня ион переходит на уровни ⁴I_15/2, ⁴I_13/2, ⁴I_11/2, ⁴I_9/2, испуская при этом кванты света с длинами волн в диапазонах !,6; 1,3; 1,06; 0,92 мкм соответственно (наиболее вероятен пере­ход ⁴F_3/2- ⁴I_11/2). Дальнейшая релаксация возбужде­ния идет безызлучательно на нижние штарковские компоненты мультиплета ⁴I_9/2. Вероятности перехо­дов на разные штарковские компоненты мультиплетов ⁴I_j различны, их обычно характеризуют величи­ной, называемой сечением перехода. Эти сечения зависят от вида начального и конечного электрон­ных состояний иона, которые определяются как природой иона, так и статической и динамической составляющими кристаллического поля. Наиболь­шее сечение, как уже упоминалось, приходится на переход ⁴F_3/2- ⁴I_11/2, в разных кристаллах оно разное и находится в интервале от 10^-20 до 10^-18 см² (на­пример, этот переход в YVO³; Nd³⁺ имеет сечение 1,3 ? 10^-18 см², в ИАГ: Nd³⁺ 7 ? 10^-19 см², а в CaF₂ 2,3 * 10^-20 см²). На переходе ⁴F_3/2 – ⁴I_13/2 используемом для получения генерации в спектральной области 1,3 мкм, сечение перехода находится в интервале 10^-20-10^-21см².

Каченное с нэта, а кто не заплатил тот хуисос

Большие сечения переходов, быстрая релакса­ция по близлежащим уровням приводят к тому, что в кристаллах ИАГ : Nd³⁺ при небольших концентра­циях неодима (меньше 10²⁰ см^-3) вероятность излучательного перехода с уровня ⁴F_3/2 практически рав­на 1, а это обусловливает низкие пороги генерации лазерного излучения.

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ АКТИВНЫХ ЧАСТИЦ

С целью миниатюризации активного элемента необходимо иметь кристаллы с концентрациями активных частиц -10²¹-10²²см^-3. В случае ИАГ : Nd повышение концентрации неодима выше 10¹⁹ см^-3 приводит к резкому падению вероятностей излуча-тельных переходов ⁴F_3/2 — ^AIj, а это означает, что рез­ко повышается порог генерации и, главное, сильно падает КПД. На первый взгляд это явление, называ­емое концентрационным тушением люминесцен­ции (КТЛ), непонятно, так как электронные состоя­ния при таких концентрациях неодима практически не зависят от его концентрации в кристалле. Как показали исследования, причиной КТЛ оказалось взаимодействие ионов Nd³⁺ между собой.

Как уже говорилось, возбужденный ион можно рассматривать как систему осцилляторов, имею­щих частоты v_mn = (Е_т- E_n)/h. В случае ионов Nd³⁺ в ИАГ кристаллическое поле расщепляет мультиплеты ^AIj настолько сильно, что переходам ⁴F_3/2 — ⁴I_l5/2 и ⁴I_9/2- ⁴I_15/2,, а также ⁴F_3/2- ⁴I_13-2 и ⁴I_9/2- ⁴I_15-2 соответствуют одинаковые частоты, то есть такие осцилля­торы находятся в резонансе. Это означает, что если вблизи возбужденного иона Nd³⁺ находится не­возбужденный Nd³⁺, то из-за электромагнитного

взаимодействия часть энергии возбуждения будет передана соседу, так что оба иона окажутся воз­бужденными на уровни мультиплетов ⁴I_j, с которых энергия возбуждения резонансно передается коле­баниям решетки, и, таким образом, возбуждение гибнет для испускания.

Вероятность осуществления описанного про­цесса сильно зависит от расстояния между воз­бужденным ионом (донором) и невозбужденным (акцептором), она пропорциональна 1/г⁶ (г- рас­стояние между взаимодействующими ионами). По­этому при малых концентрациях примесных ионов такой процесс маловероятен, он оказывается суще­ственным для ИАГ и других кристаллов с сильным кристаллическим полем, когда концентрации ак­тивных ионов достигают некоторых критических величин. Для ИАГ : Nd³⁺ эта концентрация состав­ляет примерно 5 ? 10¹⁹ см^-3. Описанный процесс на­зывают кросс-релаксацией.

Кроме этого процесса имеет место и другой, то­же в конце концов приводящий к потере возбужде­ния — так называемая миграция возбуждения. Воз­буждение от одного иона передается на другой, близлежащий, вследствие резонансного взаимо­действия. Для ионов Nd³⁺ это происходит на часто­тах переходов ⁴F_3/2 — ⁴I_9/2 и ⁴I_9/2 - ⁴F_3/2. Возбуждение как бы перепрыгивает с одного иона на другой, ми­грируя по кристаллу до тех пор, пока либо наступит рассмотренный выше процесс, либо возбуждение будет передано другой неактивной примеси и, та­ким образом, будет потеряно для излучения.

В высокочистых кристаллах основной причиной КТЛ является кросс-релаксация, именно она и ста­вит предел повышения концентраций активной примеси в кристаллах ИАГ и других с сильным кри­сталлическим полем. Внимательное рассмотрение штарковских расщеплений мультиплетов ⁴I_j пока за­ло, что уменьшение этих расщеплений может выве­сти из резонанса переходы ⁴F_3/2 — ⁴I_15/2 и ⁴I_9/2 — ⁴I_l5/2. Отсюда следовало, что необходимо найти такие кристаллы, у которых напряженность кристалличе­ского электрического поля в тех узлах решетки, где находятся ионы неодима, была бы невелика и, кро­ме того, максимальная частота колебаний решетки тоже была бы такой, чтобы энергии фононов с этой частотой было бы недостаточно для того, чтобы вводить в резонанс чисто электронные переходы.

Заметим, что в свободных ионах (атомах) опти­ческие переходы, то есть переходы с поглощением или испусканием фотона, между уровнями одной конфигурации, в данном случае 4?³ не происходят (они запрещены по четности): в спектрах поглоще­ния и испускания частот, соответствующих этим переходам, нет. Если же ион (атом) находится в кристалле, то кристаллическое поле, в частности его динамическая низкосимметричная компонен­та, так изменяет состояния иона, что указанные переходы оказываются весьма вероятными.

Из данных этой таблицы следует, что в кристал­лах (ИАГ, YA10₃), в которых ионы неодима окруже­ны непосредственно ионами кислорода О^2-, штарковское расщепление мультиплетов ⁴I_j; существенно больше расщеплений в тех кристаллах, в которых ближайшее окружение ионов неодима образовано ионами кислорода, входящими в состав фосфат­ных, боратных, вольфраматных и других групп, связь в которых носит ковалентный характер. У многих из этих кристаллов узлы кристаллической решетки, в которых может находиться активный ион неодима, низкосимметричны, а максимальная энергия фонежов невелика. Именно такие кристал­лы являются наиболее подходящими лазерными ак­тивными средами с высокой концентрацией ионов Nd³⁺. К таким кристаллам относятся сложные фо­сфаты и бораты. Получить кристаллы этих соеди­нений оказалось возможно только из раствора в расплаве. Скорость роста кристаллов в этой техно­логии не превышает 1—2 мм в сутки, причем опти­ческое качество кристаллов низкое. Еще одним из таких кристаллов является алюмоборат иттрия YAi₃(BO₃)₄ : Nd³⁺. Его спектрально-люминесцент­ные свойства уникальны. Лазеры, построенные на этих кристаллах и кристаллах с полным замещени­ем ионов иттрия ионами неодима, то есть на крис­таллах NdAl₃{BO₃)₄, имеют низкие пороги генера­ции и высокий КПД. Однако из-за очень сложной технологии получения этих кристаллов лазеры с ними не получили распространения.

СКАНДОБОРАТЫ НЕОДИМА - НОВЫЙ КЛАСС ЛАЗЕРНЫХ МАТЕРИАЛОВ

Проанализировав физико-химические свойства сложных боратов, исследователи [ I ] нашли, что со­единение YSc₃(BO₃)₄ пригодно для получения его монокристаллов непосредственно из расплава на воздухе по методу Чохральского со скоростями рос­та 3—4 мм в час. Действительно, прогноз оправдался: кристаллы Y_1-yNd_xSc₃(BO₃)₄ были получены [1, 2] и подробно исследованы [2, 3]. Исследования показа-ли, что спектрально-люминесцентные и генераци­онные свойства кристаллов этого семейства не усту­пают ни алюмоборатам, ни фосфатам. Обнаружив это, группа ученых Кубанского государственного университета (В.А. Лебедев, Ю.М. Чуев и др.) изу­чила весь класс редкоземельных скандоборатов, то есть стабильных соединений типа

R^j_1-xR"Sc_l__y Cr_y(BO₃)₄;

здесь R^j= Y, La, Се. Nd; R" = Gd, Eu, Lu. Оказалось, что эти соединения образуют кристаллы двух раз­ных типов кристаллической структуры, причем тип структуры, а следовательно, и свойства зависят от размеров ионов редкоземельных элементов, входя­щих в этот кристалл. Если этот размер меньше не­которого критического, то соединение кристалли­зуется в так называемой тригональной сингонии. В этом случае ион R^j окружен шестью ионами кис­лорода, принадлежащими группе ВО₃ с ковалент-ной связью, так что кристаллическое электрическое поле имеет низкую симметрию и сравнительно сла­бо. Эти обстоятельства определяют высокие эффек­тивности лазерных переходов, с одной стороны, и расстройку практически всех кросс-релаксацион­ных переходов — с другой. Последнее позволяет вводить большие концентрации активных лазер­ных ионов Nd³⁺ вплоть до х=1, почти не увеличи­вая вероятностей безызлучательных переходов, а значит, не уменьшая эффективность лазерного из­лучения. Это и означает, что такой кристалл можно использовать в качестве высокоэффективной высо­коконцентрированной среды для миниатюрных ла­зеров средней мощности. Кроме того, выяснилось, что кристаллы этой группы обладают высокой не­линейной диэлектрической восприимчивостью, так что при определенной ориентации кристалла отно­сительно распространения лазерного излучения можно преобразовать инфракрасное излучение невдимового лазера в видимое. То есть на таких крис­таллах создается миниатюрный лазер, излучающий

Рис. 4. Зависимость выходной энергии E_r от энергии накачки Е_н в режиме свободной генера­ции лантан-скандиевого бората с хромом и нео­димом (1), ИСАГ : Cr, Nd (2) и ИАГ : Nd (3).

в зеленой области спектра. Эксперименты подтвер­дили это.

Один из важных недостатков всех неодимовых лазерных материалов — малый средний коэффици­ент поглощения света в той части видимой области спектра, где излучают обычные лампы накачки. Этот недостаток компенсируется введением в крис­талл дополнительных примесей, сильно поглощаю­щих свет в этой области спектра и передающих энергию рабочим ионам, то есть ионам неодима. Скандобораты редких земель допускают замещение ионов скандия ионами хрома С г³⁺, который значи­тельно увеличивает эффективность лазера в целом. На рис. 4 приведена зависимость энергии излучения лазера на скандоборате неодима, сенсибилизи­рованного хромом от энергии ламповой накачки в сравнении с такими же параметрами наиболее эффективных лазеров на гранатах. Недавно в ли­тературе появились сведения о том, что на скан-доборатовом неодимовом лазере при накачке по­лупроводниковым светодиодом получен общий коэффициент полезного действия в 67%. Таким об­разом, в настоящее время наилучшим материалом для твердотельных миниатюрных лазеров средней мощности, по-видимому, является скандоборат нео­дима, сенсибилизированный ионами хрома для ламповой накачки или без сенсибилизатора для диодной накачки.

ЛИТЕРАТУРА

1. Ефименко В.В., Ивонина Н.П., Кутовоп С.А. и др.
   Синтез и исследование монокристаллов редкоземель­
   ных скандоборатов со структурой хантита // Тез. докл.
   VII Всесоюз. конф. по росту кристаллов. М., 1988. Т. 3.
   С. 250-251.

2. Кутовой С.А., Лаптев В.В., Лебедев В.А. и др. Спект­
   рально-люминесцентные и генерационные свойства
   новых лазерных кристаллов — скандоборатов лантана
   с неодимом и хромом. // Журн. прикл. спектроско­
   пии. 1990. Т. 53. № 3. С. 370-374.

3. Лебедев В.А., Писаренко В.Ф., Чуев Ю.М. Комплекс­
   ные исследования редкоземельных скандиевых бора­
   тов с хромом и неодимом // Изв. РАН. Сер. физ. 1995.
   Т. 59. №6. С. 21-29.

* * *

Виктор Федорович Писаренко, доктор физико-математических наук, профессор кафедры экспе­риментальной физики Кубанского государственно­го университета, член-корреспондент Международ­ной академии наук высшей школы. Область научных интересов: спектрально-люминесцентные свойст­ва кристаллов и стекол с примесями ионов пере­ходных элементов. Автор более 200 работ и 20 изо­бретений.