Внутрицентровая релаксация ионов хрома в стехиометрических кристаллах Cr3+:LiNbO3 Текст научной статьи по специальности «Физика»

ФИЗИКА

УДК 548.75

ВНУТРИЦЕНТРОВАЯ РЕЛАКСАЦИЯ ИОНОВ ХРОМА

В СТЕХИОМЕТРИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛАХ CR3+:LiNbO3

© 2005 г. А.Г. Аванесов, В.В. Галуцкий, Б.В. Игнатьев, В.А. Лебедев, Е.В. Строганова

For the first time growing up of luminescence in stochiometric lithium niobate crystals with cromium has been described quantitatively on the bases of model including interaction between 4Т2 and 2Е levels. By the help of temperature dependences of intra-centers probabilities of energy transfer between interacted levels the energetic gaps are obtained: 4Т2 - 4А2 -1084 2Е - 4Т2 - 429 4Т2-2Е - 1022 frequency factors of processes have been obtained about 10-8 s-1. Low value of frequency factor of nonradiative transitions causes rather weak temperature quenching a luminescence.

Анализ кинетик затухания люминесценции позволяет определить скорости обмена возбуждением между примесными центрами, скорости внутрицентровых релаксационных процессов в ионах Cr3+, энергетические барьеры между уровнями, а также температурную зависимость квантового выхода люминесценции Cr3+. Эти параметры позволяют прогнозировать эффективность генерации и стойкость лазерных кристаллов к температурному тушению.

Экспериментальные данные

Кинетики затухания люминесценции Cr3+ в кристалле SLN были измерены в температурном интервале от 77 до 450 К в спектральной области 700-1000 нм. Кривые затухания имели одинаковую форму независимо от длины волны регистрации. Следовательно, в исследованных кристаллах стехиометрического ниобата лития доминируют центры хрома одного типа. Судя по имеющимся спектральным данным, это центры трехвалентного хрома в литиевых позициях.

Кривые затухания люминесценции в кристалле SLN при различных температурах представлены на рис. 1. На начальных стадиях распада наблюдается участок с разгоранием, скорость которого имеет температурную зависимость, которую видно на рис. 2. При температуре кипения жидкого азота время жизни, определенное по дальним стадиям распада возбужденного состояния, составляет 7,9 мкс, при комнатной температуре - 1,15 соответственно.

0

■05

-1,0

-1.5

-2.0

-3,0

50 60

Время, MKC

Рис. 1. Кривые затухания люминесценции, измеренные в области 900 нм после возбуждения импульса лазера с длиной волны 510,6 нм при различных температурах

Рис. 2. Начальные стадии кинетик затухания люминесценции 900 нм после импульса ионного Си+ лазера на парах меди с длиной волны 510,6 нм и длительностью 20 нс при различных температурах

Результаты

Разгорание люминесценции объясняется тем, что в процессе релаксации с первоначально заселенного уровня 4Т1 возбуждения оказываются вначале на долгоживущем уровне 2Е. Далее между энергетическими уровнями 4А2, 2е и Т2 происходят следующие процессы: прямой и обратный перенос энергии между уровнями 2Е и 4Т2, безызлучательный перенос энергии с уровня 4Т2 в основное состояние. Кроме того, имеют место из-

2 4 4

лучательные переходы с уровня Е и Т2 на уровень А2, которые учитываются через радиационные времена и их температурные зависимости. В рамках такой модели кинетические уравнения имеют следующий вид:

dn n

-t- = k ■ g(t)-T- Wd ■ n + Wb ■ n2, dt t1

dn2 n2

-2 = (1 - к) • g(t)-Т + Wd • щ - Wb • n2 - Wnr • n2, (2)

dt т2

Wd =®0d • expEEp), (3)

Wb =Щь • expкт), (4)

W^ =®0nr • expE^), (5)

где n1 и n2 - населенности уровней 2Е и 4Т2 соответственно; к (0 < к < 1) -коэффициент, равный отношению начальных населенностей уровней

2Е

и

4Т2; g(t) = a • exp(-0,5((t - t0)/St)2n - импульс накачки супергауссовой формы, подогнанный под измеренную экспериментальную форму импульса; Wd(Ed, co0d) - вероятность процесса безызлучательного переноса энергии между уровнями 2Е и 4Т2; Wb(Eb, a0b) - вероятность обратного переноса энергии между уровнями 2Е и 4Т2; Wnr(Enr, co0nr) - вероятность процесса безызлучательного переноса возбуждения между 4Т2 и 4А2; т и т2 - радиационные времена жизни уровней 2Е и 4Т2; Ed - энергетический барьер между точкой пересечения конфигурационных кривых для энергетических состояний 2Е, 4Т2 и дном состояния 2Е; Eb - энергетический барьер между дном конфигурационных кривых для энергетических состояний 2Е и 4Т2; Enr - барьер между дном конфигурационной кривой 4Т2 состояния и точкой пересечения этой кривой с конфигурационной кривой основного состояния.

Для определения вероятности излучательной дезактивации уровня 2Е используется связь интегральных интенсивностей полос поглощения 4А2 ^ 2Е и 4А2 ^ 4AjX (4Т2) с вероятностями соответствующих переходов по формуле ¡ab.iT) Av(T)/zr(T) = Iabs(T0)Av(T0)/Tr(T0) = const. Площади под полосами определяли, используя результаты разложения спектра поглощения на составляющие его элементарные полосы. Таким образом, получили т2Е = 1,153 мс.

Следует отметить, что в кристаллах александрита при комнатной температуре радиационное время жизни уровня 2Е имеет близкое значение и составляет 1,54 мс [1].

Анализ температурных зависимостей вероятностей Wd(Ed, a>0d) (вероятность процесса безызлучательного переноса энергии между уровнями 2Е и Т2), Wb(Eb, rn0b) (вероятность обратного переноса энергии между уровнями 2Е и 4Т2) и Wnr(Enr,a0nr) (вероятность безызлучательного переноса энергии между 4Т2 и 4А2) позволяет определить величины энергетических барьеров и, следовательно, расположение уровней энергии в кристалле Cr:SLN.

Для устранения зависимости от интенсивности импульса накачки проводились абсолютные температурные измерения не только формы кине-тик люминесценции, но и их интенсивностей в ходе одного эксперимента, не меняя оптической схемы. Тогда для всех измеренных кинетик люминесценции при разных температурах интенсивность импульса накачки одинакова. Поэтому данный параметр задавался один раз (путем подгонки формы кинетики, построенной на основе численного решения системы уравнений (1)-(2) с экспериментально измеренной кинетикой) и был одинаков для всех кинетик люминесценции.

Параметр к определялся из начального участка разгорания экспериментально измеренной кинетики (рис. 2). Видно, что кинетика начинается практически с нуля, без изломов на этом участке. Кинетика, подобранная путем численного моделирования, может иметь такую форму только при 1 > к > 0,8..0,9, независимо от значений остальных параметров подгонки Ж, Жь,

На первой стадии кинетики - стадии разгорания - вероятности прямого и обратного перехода сильно отличаются. Это означает, что неточность выбора Жь и Жпг не оказывает существенного влияния на выбор Поэтому выбирался так, чтобы форма кинетики, полученной путем численного решения системы уравнений (1)-(2), на этапе разгорания совпадала с экспериментально измеренной кинетикой. Затем путем подбора вероятности обратного переноса Жь обеспечивалось совпадение максимума модельной кривой с максимумом экспериментально измеренной кинетикой люминесценции (рис. 2). При этом долговременная часть модельной кривой поднималась вверх относительно экспериментально измеряемой кинетики люминесценции. Для устранения этого факта вводилась вероятность безызлучательных переходов Жпг и добивалось совпадение модельной и экспериментальной кривых на долговременном участке кинетики. При этом максимум модельной кривой смещался к началу отсчета и не совпадал с максимумом измеренной кинетики люминесценции. Совпадение максимумов модельной кривой и экспериментальной кинетики добивалось путем уменьшения вероятности обратного переноса Жь. Проделав такую процедуру несколько раз, можно минимизировать отклонение модельной кривой от экспериментально измеряемой кинетики люминесценции, а значит повысить точность определения параметров к, Жь, Жпг.

Зависимости вероятностей от температуры приведены на рис. 3. Из аппроксимации температурной зависимости вероятности обратного переноса энергии 4А1т(4Т2) ^2Е следует, что барьер для этого перехода составляет 1022 см-1. Этот барьер можно определить и по оптическим свойствам центра: он равен разности энергий уровня 2Е и бесфононного перехода 13260 см-1 плюс энергия барьера для прямого переноса: ДЕь = Е2Е - Е^ + + ДЕа = 960 см-1. Таким образом, значения барьера обратного переноса, полученные различными способами, удовлетворительно согласуются между собой.

17

16 -

15 -

а

11 18 п

16

14 -

12 -10

Wd

у=-423,55х+17Д13

у = -1022,1х+ 19,554

у = -10S3,8x+19,005

0,003 0,004 0.005 0,006 0,007 0,003 1/кТ, СМ

Рис. 3. Температурная зависимость вероятности переходов Шъ, и их аппроксимация прямыми линиями

Результаты определенных таким образом энергетических барьеров и значения частотных факторов щ для соответствующих переходов в Сг:8ЬМ приведены в таблице.

Величина энергетических барьеров и частотных факторов в кристалле Сг:8ЬК

Переход 2Е- > 4T2 4T2- > 2E 4T2- > 4Ä2

ДЕ, см-1 429 1022 1084

Wo, с-1 4 ■ 107 3 ■ 108 3,3 ■ 108

Выводы

Энергия активации безызлучательного перехода 1084 см-1 (Сг:8Ь№), полученная путем анализа температурной зависимости кинетик в целом, с учетом разгорания на начальном этапе по формулам (1)-(5), оказывается

близка к тем значениям, которые были получены при помощи стандартной обработки температурных зависимостей времен, определенных по конечной стадии затухания люминесценции (Епг = 1160 см-1). Таким образом, взаимодействие уровня Т2 с Е не является основной причиной низкого частотного фактора и не обусловлено термически активированными процессами взаимодействия между ними.

Частотные факторы процессов релаксации возбуждений в стехиомет-рическом нибате лития с хромом аномально низкие и составляют величину порядка 108 с-1. Низкий частотный фактор безызлучательных переходов обусловливает относительно слабое температурное тушение широкополосной люминесценции.

Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ-Юг 03-02-96557-р2003юг_а.

Литература

1. Hasan Z., Manson N.B. // J. Phys. C: Solid State Phys. 1988. Vol. 21. Р. 3351-3360. Кубанский государственный университет 14 октября 2005 г.

УДК 553.23:621.315.592

РАЗМЕР ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ КЛАСТЕРОВ В ЖИДКО-ТВЕРДОМ СОСТОЯНИИ РАСПЛАВА

© 2005 г. З.М. Кумыков, А.Ю. Гуфан, А.А. Ахкубеков

Auick hardening of alloyes existing in the domain of contacted Cu0.7Bi0.3 and Cd solid metals is used to define heterogeneous structure of liquid-solid state, which precedes to complete melting. The theory of solid particles sizes distribution dependence on temperature in liquid matrix is developed and it's results are compared with experimental data.

Фазовый переход плавления - кристаллизации (L-S) в сложных многокомпонентных сплавах и соединениях, как и в элементах таблицы Менделеева, практически никогда не протекает как равновесный процесс. Наиболее интересными с практической точки зрения являются процессы образования и стабилизации неоднородных структур, образующихся в процессе плавления при кристаллизации сложных многокомпонентных сплавов. В результате поступления тока на начальной стадии процесса плавления возникает твердо-жидкое состояние вещества. В твердо-жидком сплаве существуют относительно плотно расположенные островки кристаллической фазы и тонкие по сравнению с линейными размерами твердофазных островков жидкофазные прослойки между островками. Эти островки имеют различающиеся составы и форму. Их размеры варьируются в широких пределах. Все это можно обнаружить на срезах сплавов, полученных закалкой из твердо-жидкого состояния (рис. 1). На фотогра-