CC BY
39
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ КАЗАНСКОГО ГОСУДАРСТВЕННОГО УНИВЕРСИТЕТА
Том 151, кн. 1
Физико-математические пауки
2009
УДК 535.2
ОПТИЧЕСКАЯ ЭХО-СПЕКТРОСКОПИЯ ВЫСОКОКОНЦЕНТРИРОВАННОГО КРИСТАЛЛА
YAG:Tm3+
K.P. Каримуллип, A.A. Калачёв, В.А. Зуйков, В.В. Самарцев
Аннотация
На экспериментальной установке «оптический эхо-процессор», регистрирующей слабые эхо-сигпалы в режиме счета фотонов, впервые выполнена оптическая эхо-спектроскопия кристалла алюмоиттриевого граната с высокой (10 ат.%) концентрацией примесных ионов тулия. Исследованы сигналы первичного, стимулированного и аккумулированного фотонного эха. Установлено, что спад сигнала первичного эха является неэкспоненциальным с показателем экспоненты x = 1.07 и определено время фазовой памяти Tm = 0.75 мкс. Измерено время жизни возбужденного уровня Ti(3H4) = 600 мкс и промежуточного метастабилыюго уровня мс. Проведено исследование за-
висимости интенсивности аккумулированного эха от количества возбуждающих импульсных пар. Проанализирована возможность использования кристаллов с высоким содержанием примесных попов для многоканальной записи информации с высокой плотностью в схемах оптической когерентной обработки информации.
Ключевые слова: фотошюе эхо. эхо-спектроскопия, алюмоиттриевый гранат, высокая концентрация, поп тулия, обработка информации, многоканальный режим.
Введение
Допированные редкоземельными ионами кристаллы находят широкое применение во многих областях современной науки и техники [1]. Спектроскопические исследования примесных кристаллов связаны с поиском активных сред для лазеров ультрафиолетового диапазона, оптических сцинтилляторов и преобразователей излучения [2]. Особенности спектральной динамики, в частности уникально большие времена фазовой релаксации некоторых переходов, обусловили использование таких кристаллов в качестве носителей информации в оптических запоминающих устройствах и процессорах. Метод фотонного эха [3] используется в когерентной оптической спектроскопии для исследования различных резонансных сред, среди которых особый интерес как раз и представляют кристаллы с примесыо ионов редких земель, так называемые ван-флековскне парамагнетики [4]. Так, например, кристалл алюмоиттриевого граната с примесыо трехзарядиых ионов тулия : Тт3+ (УАС:Тт) принято относить к числу наиболее перспективных активных сред для устройств оптической памяти и обработки информации на основе фотонного эха [5 8]. Дело в том, что длина волны одного их эффективных энергетических переходов 3Нб(1) — 3Н4(1) ионов тулия в матрице граната совпадает с длиной волны 793 нм генерации титан-сапфирового лазера и, главное, миниатюрного диодного лазера. Кроме того, наличие метастабилыюго уровня 3Г4 с временем жизни 10 мс [9] и сверхтонких подуровней основного состояния, имеющих в присутствии слабого внешнего магнитного поля время жизни порядка 30 с [10], делает эту среду весьма привлекательной с точки зрения использования в устройствах длительного хранения информации. II, наконец, ионы тулия обладают очень малой
однородной шириной линии оптического перехода Годн, что также говорит о большой «емкости памяти», определяемой отношением Г„е0дн/Г0д„, где Гне0д - неоднородная ширина линии. Как правило, однородная ширина линии определяется временем дефазировки Тм, введенным Мимсом [11] для описания двухимпульс-ного фотонного эха. В отсутствие внешнего магнитного поля значение времени фазовой памяти в УАС:Тт равно Тм = 75 мкс [9] или даже 116 мкс [12] в зависимости от концентрации примесных ионов тулия. Последнее значение соответствует Годн = 1/пТм = 4 кГц, и, следовательно, Гне0дн/Г0Дн ~ 106 для обычного значения неоднородной ширины, Гне0дн = 17 ГГц в этом кристалле. Необходимо отметить, что такое большое время дефазировки наблюдалось лишь в кристаллах с низкой концентрацией примесных ионов тулия при температуре жидкого гелия. Причем практически все известные низкотемпературные эксперименты производились над кристаллами УАС:Тш с содержанием С = 0.1-0.5 ат.%. Однако в неко-
торых случаях высокая концентрация тулия также может оказаться полезной. В данной работе исследовались сигналы фотонного эха в высококонцентрированном примесном кристалле с целыо поиска оптимальных режимов функционирования оптических эхо-процессоров, а именно: была проанализирована возможность увеличения плотности записи информации в режиме аккумулированного эха.
1. Фотонное эхо и когерентная оптическая обработка информации
Оптический эхо-процессор (ОЭП) относится к классу многофункциональных аналоговых устройств. Благодаря наличию управляющих сигналов его импульсную характеристику можно программировать в реальном масштабе времени и получать различные виды обработки от простого запоминания до интегральных преобразований с желаемым ядром (см., например, [13, 14]). ОЭП может работать во временной, пространственной и пространственно-временной областях, осуществляя когерентную или некогерентную обработку информации, а также чисто цифровые операции, как арифметические, так и логические. Уже из опыта создания спиновых эхо-процессоров [15] было известно, что в их работе могут найти применение, в основном, сигналы стимулированного эха. Стимулированным фотонным эхом (СФЭ) называют когерентный отклик резонансной среды на воздействие трех возбуждающих импульсов, генерируемый в момент времени: £ = ¿23 + 2^12 , где £ -временной интервал между возбуждающими импульсами. Можно показать [3], что спектр сигнала СФЭ определяется следующим выражением:
ЕСфэ(£) ~ (Е01 ® Еоз) * Е02 = JJ Ео1(х)Еоз(у + х)Ео2(£ - у) йхйу, (1)
где Ео./ - огибающая ,?'-го импульса, ] = 1, 2, 3. Для удобства введены следующие обозначения: знак « *» соответствует операции свертки, а знак « ® » - корреляции двух функций. Таким образом, сигнал СФЭ является результатом свертки второго импульса с корреляционной функцией первого и третьего импульсов. Формула (1) является основой для использования сигналов СФЭ в системах оптической обработки информации.
Оптические эхо-процессоры и оптические запоминающие устройства, основанные на явлении фотонного эха, обладают большими возможностями записи, хранения и обработки информации. С целыо увеличения плотности записи информации в таких устройствах можно использовать многоканальные режимы (см., например, [16]). Для построения таких систем оптической обработки информации применяют различные способы разделения каналов.
считывающий
Рис. 1. Схема кодового разделения каналов в режиме аккумулированного эха: г - референтные, 01 - объектные импульсы, АСФЭ — сигнал аккумулированного эха. Условия функционирования: т, АЬ <Т2, Т < Ть N ~ Т1/Т2
Рассмотрим, например, многоканальную запись информации на основе фотонного эха с кодовым разделением каналов [17 19]. В общем случае кодовое разделение каналов в схеме многоимпульсного фотонного эха основывается на том. что абонент в каждом канале обладает своим стандартным набором (алфавитом) шу-моподобных сигналов (или кодовых последовательностей), при помощи которых он может передавать информацию. Как было сказано выше, огибающая сигнала СФЭ представляет собой свертку второго (объектного) импульса с функцией корреляции первого (референтного) и третьего (считывающего) импульсов. Поэтому-временная форма сигнала СФЭ будет воспроизводить временную форму объектного импульса при условии, что функция корреляции является дельтаобразной. Организовать одновременную многоканальную запись (и доступ) оказывается возможным лишь в том случае, когда сигналы от разных абонентов различаются по форме. В случае когерентной обработки информации на основе фотонного эха для организации подобной схемы используются сигналы аккумулированного эха [20]. Пусть первый (референтный) импульс в каждой паре имеет свою определенную модуляцию (код), а считывающий импульс одну из этих возможных форм модуляции (см. рис. 1). Тогда при условии, что этот набор кодов отвечает условию ортогональности, сигнал аккумулированного фотонного эха будет соответствовать одному из объектных импульсов, а именно тому, для которого модуляция референтного импульса совпадает с модуляцией считывающего. Такая схема многоканальной (многоимпульсной) записи будет работать лишь при следующих условиях: временной интервал между импульсами т в паре и между парами импульсов должен быть меньше времени фазовой памяти Т2, а вся импульсная последовательность не должна превышать по длительности время жизни возбужденного состояния . Отношение Т1 / Т2 определяет максимальное количество импульсных пар N, то есть число параллельных каналов одновременной передачи информации. Поскольку известно, что с ростом концентрации примесных ионов сокращается время Т2
за счет «уплотнения» импульсных пар в многоимпульсной последовательности. Таким образом, высококонцентрированный кристалл УАС:Тш оказывается весьма перспективной средой для реализации многоканальной записи информации в оптических эхо-процессорах.
2. Экспериментальная установка
Эхо-спектроскопия примесного кристалла граната с тулием была произведена на экспериментальной установке «оптический эхо-процессор» [21]. Установка, созданная на базе лаборатории нелинейной оптики КФТИ КазНЦ РАН. уникальный прецизионный приборный комплекс, предназначенный для проведения
3 П Д АОМ-1
#-0 I В
-юстировочный лазер
кольцевой лазер 3
—|
Л обр Л А АОМ-2 Д Ф ФЭУ
Рис. 2. Блок-схема экспериментальной установки «оптический эхо-процессор»: 3 зеркало со 100%-пым отражением: ПП полупрозрачная пластина: Л линза: Д диафрагма: Ф блок ослабителей (светофильтров): П поляризатор: А анализатор: ФЭУ фотоэлектронный умножитель: АОМ акустооптический модулятор: ИМО измеритель мощности излучения: ИДВ спектрометр длин волп: обр образец в оптическом криостате
многоплановых исследований в области фотонной эхо-спектроскопии и когерентной оптической обработки информации. Отличительной ее особенностью является использование схемы детектирования оптических сигналов в режиме счета фотонов. Использование такого высокочувствительного метода регистрации дало возможность исследовать чрезвычайно слабые сигналы фотонного эха. Впервые была произведена эхо-спектроскопия образца с очень высоким (по сравнению с обычным) содержанием примесных попов.
Схема установки представлена на рис. 2. Основным ее элементом является непрерывный одночастотный кольцевой титан-сапфировый лазер ТЮ-БГ-ОТ (Тех-носкан. Новосибирск), накачиваемый аргоновым лазером Аг-5.5-150 (Инверсия. Новосибирск). Диапазон перестройки лазера составляет 750 ^ 950 им, выходная мощность на длине волны 800 им равна 1 Вт. спектральная ширина линии излучения 2 МГц. Последовательность возбуждающих импульсов формируется акустооптическим модулятором АОМ-1. Мощность импульса на образце в криостате составляет 50 мВт. Фотонное эхо излучается в коллинеарной геометрии (в направлении действия возбуждающих импульсов) и проходит через второй акустооптический модулятор. АОМ-2 служит для «выделения» эхо-сигналов и предохранения регистрирующего фотоэлектронного умножителя от засветки мощными возбуждающими импульсами. Для проведения поляризационных измерений в схему дополнительно вводятся поляризатор и анализатор. Регистрация сигналов фотонного эха производилась ФЭУ-79. Специально разработанная система управления и регистрации эхо-сигналов «Счетчик фотонов» (КГУ. Казань) [22]. выполненная в едином портативном блоке, измеряет эхо-сигналы в режиме как счета одиночных эхо-фотонов, так и накопления сигнала с частотой повторения 1 кГц. Система управления, совмещенная со счетчиком, задает необходимые значения длительности возбуждающих импульсов и временные интервалы между ними. а также временные параметры регистрации эхо-сигналов и число накоплений. Временные диаграммы импульсных последовательностей, использовавшихся в наших экспериментах для возбуждения сигналов первичного, стимулированного и аккумулированного эха. показаны на рис. 3.
0.6 1.3-2.3 0.6 1.3-2.3 0.6
0.6. 2.0 .. ..4.0-50,000.. ,. 2.0
0.6 3.0
2.0
5.0
2.0
1
2
а
строб АОМ2
Рис. 3. Временные диаграммы возбуждения сигналов первичного (в), стимулированного (б) и аккумулированного (о) эха. Время в мкс
■Р, ■РД
ч ч
1,0
? 0,8
X
ё
¡г о,б
о о х ш
§ 0,4-1
X 0) ь
X
5 0,2
0,0-
_1-%
Ч 790 792 794 796 798 800 - 3Н6 Длина волны, нм
а) б)
Рис. 4. (в) Структура энергетических уровней ионов тулия в матрице алюмоиттриевого граната. Стрелками обозначены: рабочий переход релаксация па
метастабильпый уровень 3Р4 (вниз), (б) Спектр пропускания кристалла УАС:Тт (С = = 10 ат.%) при Т = 1.8 К
3. Результаты и их обсуждение
В экспериментах был исследован кристалл УАС:Тт толщиной 250 мкм с концентрацией примесных ионов тулия, равной 10 ат.%. О спектроскопии этого кристалла при помощи импульсного оптического эхо-спектрометра сообщалось ранее [23]. однако сигнал фотонного эха был настолько слабым, что его не удавалось детектировать в обычной схеме на основе лазера на красителе. Кристалл находился в оптическом крпостате. в жидком гелии, при температуре 1.8 К. Структура энергетических уровней ионов тулия в матрице граната [24. 25] представлена на рис. 4. а. Сигналы первичного, стимулированного и аккумулированного эха возбуждались на длине волны 793.15 нм на переходе 3Нб(1)-3Н4(1). Спектр пропускания данного кристалла показан на рис. 4. б. Поскольку ядерный спин ионов тулия равен 1 /2. то сверхтонкое расщепление обязанное псевдоквадруполыгому взаимодействию, отсутствует. а сверхтонкие подуровни вырождены в нулевом внешнем магнитном поле. В связи с этим, сигналы долгоживущего стимулированного фотонного эха (ДСФЭ) в отсутствие магнитного поля могут формироваться только на метаста-бильных уровнях (5556 см-1) и 3Н5 (8530 см-1).
Время задержки т12, не Время задержки т23, мс
а) б)
Рис. 5. (в) Зависимость интенсивности сигналов первичного фотонного эха (квадраты) от величины задержки между первым и вторым возбуждающими импульсами и аппроксимация этой зависимости функцией I(Т12) = Аехр[— (4т12/Тм)х], где Тм = 0.75 мке и х = 1.07 (сплошная линия), (б) Зависимость интенсивности сигналов стимулированного фотонного эха (кружки) от величины задержки между вторым и третьим возбуждающими импульсами и аппроксимация этой зависимости тремя функциями I(т23) = В ехр(--2т2з/Т1(г)), где г = 1, 2, 3; Т1(1) = 600 мке, Т1(2) = 30 мс и Т1(3) = 100 мс (сплошные лшши 1 3)
1
3-
0,01 0,1 1 10 Время задержки т , мс
4-
й 3-
Б 2-
0-
100
.59
о .5 .9
10 20 30 40 50 60 Число импульсных пар
б)
Рис. 6. (в) Зависимость логарифма интенсивности сигналов стимулированного фотонного эха (квадраты) от величины задержки между вторым и третьим возбуждающими импульсами (в логарифмической шкале) и аппроксимация этой зависимости экспоненциальными функциями (сплошные лшши 1*, 1, 2 и 3). (б) Зависимость интенсивности сигналов аккумулированного фотонного эха (кружки) от числа возбуждающих импульсных пар
Были исследованы зависимости интенсивности эхо-сигналов от величины задержки между первым и вторым (первичное эхо) и между вторым и третьим (стимулированное эхо) импульсами, а также зависимость интенсивности аккумулированного фотонного эха от числа импульсных пар [26].
Анализ кривой спада первичного фотонного эха (рис. 5, а) показывает, что спад является нсэкспонснциальным и не может быть описан обычным экспоненциальным законом I(7*12) ~ ехр(—4т12/Т2), где Т2 - время фазовой релаксации, I _ интенсивность эхо-сигналов, т*2 — временной интервал между первым и вто-
рым импульсами. Похожий неэкспоненциальный спад наблюдался ранее для слабоконцентрированного YAG:Tm [9]: он объяснялся на основе модели спектральной диффузии, обязанной случайным флуктуациям локального поля из-за флип-флоп переворотов ядерных спинов алюминия. Такая кривая может быть описана формулой
I(na) - exp [— (4п2/Тм)x], (2)
впервые предложенной Мимсом fl 1] для аналогичной ситуации в электронном спиновом резонансе. Здесь TM - время фазовой памяти, ai - показатель экспоненты, который зависит от особенностей динамики ядерных спинов, причем Tm в точности равно T2, если x = 1, то есть спад экспоненциальный. Для YAG с низким содержанием ионов тулия (C = 0.17 ат.%) в нулевом магнитном поле Tm = 75 мкс и x = 1.5 [9]. Помимо процессов кросс-релаксации тулий-алюминий, существуют процессы флип-флоп переворотов спинов тулия, которые становятся более интенсивными с ростом концентрации примесных попов. В связи с этим время фазовой памяти должно уменьшаться с ростом содержания тулия. В нашем кристалле, содержащем 10 ат.% примесных попов тулия, спад описывается уравнением Мимса со следующими параметрами: TM = 0.75 мкс их = 1.07 (сплошная линия на рис. 5, а). Данные параметры сильно зависят от процедуры фитирования и ее начальных значений. Более точные значения указанных величин могут быть определены после дополнительных измерений.
Рассмотрим кривую спада стимулированного фотонного эха, представленную на рис. 5, б. Видно, что кривая имеет два излома (отметим, что наличие изломов один из признаков формирования в образце ДСФЭ [3]). Экспериментальные данные были аппроксимированы тремя экспоненциальными зависимостями (сплошные линии (1 3) на рис. 5, б) с характеристическими временами спада: 600 мкс, 30 мс и 100 мс. Первое время спада это время жизни возбужденного состояния 3Н4(1) рассматриваемого перехода, оно хорошо согласуется со значением 590 мкс, наблюдавшимся в работе [12]. Второе характеристическое время отражает время жизни метастабильного уровня 3F4(1), который заселяется благодаря быстрому переходу электронной плотности (спаду) из возбужденного состояния. Значение 30 мс, полученное в нашем эксперименте, совпадает с данными других авторов [9, 12], где подобный спад характеризуется временем 10 12 мс. Третий, самый долгий спад обязан энергетическому сдвигу, связанному с взаимодействием ядерных спинов тулия и алюминия матрицы [12], и хорошо соответствует значению времени спада 90 мс, полученному в данной работе. Более подробное исследование кривой спада стимулированного фотонного эха в кристалле YAG:Tni представлено на рис. 6, а. Здесь для наглядности по оси абсцисс отложено время задержки между вторым и третьим импульсами в логарифмическом масштабе. Такое представление данных позволяет разделить вклады в кривую спада стимулированного эха от процессов с разными временными масштабами. В частности, помимо вышеупомянутых участков 1, 2 и 3, наблюдается быстрый спад, обозначенный на рисунке как 1*. Время этого спада 20 мкс. Хорошо заметно наличие модуляции на временном участке 1, которая, по-видимому, обусловлена сверхтонким взаимодействием ядерных спинов Тт.
Зависимость интенсивности аккумулированного фотонного эха от числа подаваемых на образец импульсных пар представлена на рис. 6, б. Наблюдаемый эффект аккумулирования по сравнению с интенсивностью эхо-сигнала от одиночной пары (сигнала стимулированного эха) равен 200. Это соответствует некогерентному сложению сигналов стимулированного эха, генерируемых различными импульсными парами, из-за нестабильности линии задержки [27]. Такой режим накопления
нельзя считать оптимальным с точки зрения эффективного аккумулирования эхо-сигналов [20. 28]. однако это не так важно для схемы кодового разделения каналов, обсуждавшейся выше.
Заключение
С использованием метода детектирования оптических сигналов на основе счета фотонов, обладающего высокой чувствительностью, впервые были зарегистрированы и исследованы сигналы первичного, стимулированного и аккумулированного фотонного эха в высококонцентрированном примесном кристалле алюмоиттрие-вого граната. Время жизни возбужденного состояния 3Н4 в кристалле граната с высоким содержанием ионов Тт3+ остается практически таким же, что и для кристалла с малой концентрацией примеси, тогда как время фазовой памяти становится короче в 100 раз. Поскольку отношение времени жизни возбужденного уровня к времени фазовой памяти определяет максимальное число независимых каналов в схеме многоканальной записи оптической информации, то путем подбора определенной концентрации примесных ионов можно значительно (как минимум на два порядка) повысить плотность записи информации. Кристаллы с высоким содержанием примеси, таким образом, могут быть использованы в схемах многоканальной записи информации на основе фотонного эха.
Работа выполнена в рамках программ Президиума РАН «Квантовая физика конденсированных сред», ОФН РАН «Фундаментальная оптическая спектроскопия н ее приложения» и «Фундаментальные основы акустической диагностики искусственных и природных сред», а также поддержана грантом Президента РФ для поддержки ведущих научных школ (НШ-2965.2008.2) и Российским фондом фундаментальных исследований (проекты Х- 08-02-00032а, 08-02-90001-Бел-а).
Summary
K.R. Karimullin, A.A. Kalachev, V.A. Zuikov, V.V. Samartsev. Optical Eclio-Spect.roscopy of Highly Doped YAG:Tm Crystal.
Two-pulse, stimulated and accumulated photon echoes are investigated for the first time in a highly doped crystal Tm:YAG containing 10 at.% Tm3+ . The decay curves of the two-pulse and stimulated photon echoes generated at 793,15 nm on the transition 3Нб(1) — 3H4(1) of the impurity ions are measured in the absence of an applied magnetic field. Parameters describing the energy and phase relaxation are determined. The dependence of the accumulated photon echo intensity on the number of excitation pulse pairs is investigated.
Key words: photon echo, eclio-spect.roscopy. yttrium aluminium garnet., highly-doped crystals, thulium ion. information processing, multichannel mode.
Литература
1. Kwplyanskii A.A., Macfarlane R.M. Spectroscopy of solids containing rare earth ions. North-Holland, Amsterdam: Elsevier, 1987. 486 p.
2. Знаменский H.B., Малюкин Ю.В. Спектры и динамика оптических переходов редкоземельных иопов в кристаллах. М.: Физматлит, 2008. 192 с.
3. Каланео А.А., Самарцеа В.В. Когерентные явления в оптике. Казань: Изд-во Казан. уп-та, 2003. 281 с.
4. Macfarlane R.M. High-resolution laser spectroscopy of rare-eart.li doped insulators: a personal perspective // J. Lumin. 2002. V. 100, No 14. P. 1 20.
5. Lin Н., Wang Т., Wilson G.A., Mossberg T.W. Experimental demonstration of swept-carrier time-domain optical memory // Opt. Lett. 1995. V. 20, No 1. P. 91 93.
6. Merkel K.D., Babbitt W.R. Optical coherent, transient continuously programmed continuous processor // Opt. Lett. 1999. V. 24. No 3. P. 172 174.
7. Merkel K.D., Krishna Mohan R., Cole Z., Chang Т., Olson A., Babbitt W.R. Multi-Gigaliert.z radar range processing of baseband and RF carrier modulated signals in Tm:YAG // J. Lumin. 2004. V. 107, No 1 4. P. 62 74.
8. Cole Z., Roos P.A., Berg Т., Kaylor В., Merkel K.D., Babbitt W.R., Reibel R.R. Unambiguous range-Doppler LADAR processing using 2 giga-sample-per-second noise waveforms // J. Lumin. 2007. V. 127, No 1. P. 146 151.
9. Maefariane R.M. Photon-echo measurements on the t.rivalent. thulium ion // Opt. Lett. 1993. V. 18, No 22. P. 1958 1960.
10. Ohlsson N.. Nilsson M., Kroll S., Mohan R.K. Long-time-storage mechanism for Tm:YAG in magnetic field // Opt. Lett. 2003. V. 28, No 6. P. 450 452.
11. Minis W.B. Phase memory in electron spin echoes, lattice relaxation effects in CaW04 : Er, Cr, Mn // Phys. Rev. 1968. V. 168, No 2. P. 370 389.
12. Strickland N.M., Sellin P.В., Sun Y., Carlsten J.L., Cone R.L. Laser frequency stabilization using regenerative spectral hole burning // Phys. Rev. B. 2000. V. 62, No 3. P. 1473 1476.
13. Ахмедиев H.H., Самарцев В.В. Новые физические принципы оптической обработки информации. М.: Наука, 1990. 326 с.
14. Kumit N.A, Abella I.D., Harimann S.R. Patent. USA Д* 3.638.029.1972.
15. Устинов В.Б. Квантовые устройства обработки информации. Л.: Наука, 1984. 420 с.
16. Zujkov V.A., Samartsev V. V. Space-time properties of multichannel reversed long-lived photon echo // Laser Physics. 1991. V. 1, No 5. P. 542 545.
17. Babbitt W.R., Mossberg T.W. Spatial routing of optical beams through time-domain spat.ial-spect.ral filtering // Opt.. Lett. 1995. V. 20, No 8. P. 910 912.
18. Harris T.L., Sun Y., Cone R.L., Maefariane R.M., Equail R.W. Demonstration of realtime address header decoding for optical data routing at. 1536nm // Opt.. Lett. 1998. V. 23, No 8. P. 636 638.
19. Власова Д.Д., Калачёв А.А., Самарцев В.В. Кодовое разделение каналов в оптической памяти па основе фотонного эха // Изв. РАН. Сер. физ. 2006. Т. 70, Л' 4. С. 518 521.
20. Hesselink W.H., Wiersma D.A. Picosecond photon echoes stimulated from an accumulated grating // Phys. Rev. Lett. 1979. V. 43, No 27. P. 1991 1994.
21. Каримумши К.P., Зуйков В.А., Самарцев В.В. Экспериментальная установка «оптический эхо-процессор» // Когерентная оптика и оптическая спектроскопия: Сб. тр. Казань: Казап. гос. уп-т, 2004. С. 301 308.
22. Karimullin K.R. Registration of the photon echo signals in the photon counting mode // Proc. SPIE 2006. V. 6181. P. 618101-1 618101-12).
23. Каримумши К.P., Зуйков В.А., Христофорова Д.А., Самарцев В.В. О возможности использования кристаллов, допироваппых трехзарядпыми ионами тулия, в оптических эхо-процессорах // Учеп. зап. Казап. уп-та. Сер. физ.-матем. пауки. 2007. Т. 149, кп. 1. С. 64 71.
24. Gruber J.В., Hills М.Е., Macfarlane R.M., Morrison С.A., Turner G.A., Quarles G.J., Kintz G.J., Esterowitz L. Spectra and energy levels of Tm3+: Y3AI5O12 // Phys. Rev. B. 1989. V. 40, No 14. P. 9464 9478.
25. Tiseanu C., Lupei A., Lupei V. Energy levels of Tm3+ in yttrium aluminium garnet // J. Pliys.: Condons. Matter. 1995. V. 7. P. 8477 8486.
26. Kalaehev A.A., Karimullin K.R., Samartsev V.V., Zuikov V.A. Optical eclio-spect.roscopy of highly doped TmYAG // Laser Phys. Lett. 2008. V. 5, No 12. P. 882 886.
27. Kalaehev A.A., Samartsev V. V. The peculiarities of accumulated long-lived echo 011 Van-Vleck paramagnotics // Laser Physics. 1996. V. 6, No 4. P. 735 738.
28. Tian M., Zhao J., Cole Z., Reibel R., Babbitt W.R. Dynamics of broadband accumulated spectral gratings in Tm3+ : YAG // JOSA B. - 2001. - V. 18, No 5. - P. 673-678.
Поступила в редакцию 28.01.09
Каримуллин Камиль Равкатович аспирант кафедры оптики и папофотопики Казанского государственного университета, младший научный сотрудник лаборатории нелинейной оптики Казанского физико-технического института имени Е.К. Завойского КазНЦ РАН.
Е-шаП: qamiMiinbox.ru
Зуйков Владимир Александрович доктор физико-математических паук, старший паучпый сотрудник лаборатории нелинейной оптики Казанского физико-технического института имени Е.К. Завойского КазНЦ РАН.
Е-шаП: гшкоь вк/И.kne.ru
Калачёв Алексей Алексеевич кандидат физико-математических паук, старший научный сотрудник лаборатории нелинейной оптики Казанского физико-технического института имени Е.К. Завойского КазНЦ РАН.
Е-шаП: kalaehevekfti.kne.ru
Самарцев Виталий Владимирович доктор физико-математических паук, профессор, заведующий лабораторией нелинейной оптики Казанского физико-технического института имени Е.К. Завойского КазНЦ РАН.
Е-шаП: samartsevekfti.kne.ru
