Исследование процессов трансформации энергии в лазерных оксидных материалах, активированных ионами переходных металлов

• Автор: Аванесов, Андраник Григорьевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Краснодар
• Количество страниц: 344 с. : ил

ОГЛАВЛЕНИЕ
Введение
1. Развитие модели расчета структуры уровней ионов переходных металлов в гетеродесмических соединениях и модели внутрицентровых безызлучательных переходов

1.1.Методы расчета электронной структуры примесных центров в кристаллах

1.1.1. Молекулярные методы расчета

1.1.2. Теория кристаллического поля

1.1.3. Теория кристаллического поля в гетеродесмических соединениях

1.2.Метод расчета параметров кристаллического поля в гетеродесмических соединениях

1.2.1. Анализ структуры параметров кристаллического поля в гетеродесмических соединениях

1.3.Кристаллическое поле в силикатах

1.3.1. II 1тарковская структура спектров ЬМ3+ и УЬ3+ в Уг5Ю5
1.3.2. Спектральные характеристики ионов группы железа в 1ySiO:
1.4.Модуляция электронных состояний примесного центра как следствие колебаний лигандов
1.4.1. Энергетические схемы ионов Сг4+ в лазерных кристаллах
1.4.2. Пересечение уровней энергии примесного иона в результате смещений лигандов
1.4.3. Влияние симметризованных смещений на спектр примесного иона

1.5.Модель пересечения уровней в теории безызлучательных переходов
1.5.1. Основные положения модели
1.5.2. Модельные расчеты вероятностей безызлучательных переходов для Сг4+
1 .б.Безызлучательные переходы в линейном приближении электронно-колебательного взаимодействия
1.6.1. Безызлучательные переходы в октаэдрических центрах
1.6.2. Расчет вероятности безызлучательных переходов Т2е - 4А2ё в рубине в линейном приближении электронно-колебательного взаимодействия
2. Исследование процессов переноса энергии электронного возбуждения в диэлектрических материалах, активированных ионами переходных металлов
2.1 .Безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения в
конденсированных средах
2.2.Спектроскопия и люминесценция 1.1-1.а-фосфатчых стекол активированных ионами хрома и неодима
2.2.1. Люминесценция хрома в Ы-1 .а-фосфатпых стеклах
2.2.2. Концентрационное тушение люминесценции хрома в 1л-Ьа-фосфатном стекле
2.2.3. Тушение люминесценции неодима в 1л-1.а-фосфатном стекле
2.2.4. Тушение люминесценции неодима за счет миграции энергии
к гидроксильным группам
2.2.5. Исследование безызлучательных взаимодействий между ионами хрома и неодима в Ы-Та-фосфатном стекле
2.2.6. Передача энергии от ионов неодима ионам хрома в 1л-Ьа-фосфатном стекле

2.3.Люминесценция кристаллических алюминатов, активированных ионами переходных металлов
2.3.1. Люминесценция кристаллов ГСАГ и ИСАГ, активированных ионами хрома и неодима
2.3.2. Люминесценция хрома в кристаллах ГСАГ и ИСАГ
2.3.3. Люминесценция неодима в ГСАГ и ИСАГ
2.3.4. Люминесценция ГСАГ-Сг , Nd и ИСАГ-CryNd
2.3.5. Перенос энергии от хрома к неодиму в ИАГ
2.4.Исследование межионных взаимодействий в кристаллах гексаал-люминатов лантана-магния, активированных ионами редких земель
2.4.1. Люминесценция ГАЛМ и ГГЛМ, активированных ионами неодима
2.4.2. Безызлучательная трансформация энергии возбуждения в системе (CeTb)MgAlnO|
2.5. Бсзызлучательный перенос энергии с учетом конечного времени жизни акцепторных состояний при стационарном возбуждении
2.5.1. Нелинейные эффекты в люминесценции фотолюминофоров..
3. Кооперативная генерация многоактивированных лазерных сред
3.1.Формулировка и анализ кинетических уравнений, описывающих
лазерную генерацию
3.2.Особенности лазерной генерации в случае перекрывающихся однородно уширенных контуров излучения
3.3.Режимы лазерной генерации YAG-неодимового лазера с пассивным затвором на основе LiF:FY
ЗАОсобенности просветления в системах с сильной электронноколебательной связью

где Я1] и 01( - координаты точки г, в системе центра к Общее число точек для каждого центра в среднем достигает нескольких тысяч.
Кроме оптимизации геометрии разбиения возможно повышение точности вычисления матричных элементов, если применять метод ДВ не ко всем элементам гамильтониана. Матрицы кинетической энергии, кулоновского притяжения к ядрам, а также потенциал электрон-электронного кулоновского взаимодействия и матрицы перекрывания лучше вычислить точно, используя аналитические формулы МО-ЛКАО.
Необходимо отметить отличие уровней энергии 8), получаемых в методе Ха от аналогичных в методе Рутаана. Если в методе Рутаана 8, по теореме Купманса соответствуют потенциалам ионизации, взятым с обратным знаком, то в Ха методах 81 соответствует производной от полной энергии по числу заполнения п,:
£‘Ха ~^Ха ^П1’£>х-Ф ~'^Х-ф(пы) ~ ^Х-ф(пы 0) (1-23)
Поэтому в методах Х„ для вычисления энергий одноэлектронных переходов п;=пг1; п1]=Ш1+1 нет необходимости вычислять полные энергии конечного и начального состояний. Вместо этого используется концепция “переходного состояния” [301, согласно которой энергия перехода равна разности собственных значений ер 8; для переходного состояния, в котором щ уменьшено, а тгувеличено на 1/2.
С использованием концепции “переходного состояния” были рассчитаны энергии переходов множества кластеров. Например, в [41] методом Ха -РВ был изучен кристалл Расхождение между экспериментальным
и расчетными данными в среднем достигало 2000 см'1 . Тем же методом в [54] были рассчитаны кластеры хрома различной валентности в алюмоиттриевом гранате. При изменении соотношения радиусов атомных сфер на несколько десятков процентов энергии переходов изменялись в несколько раз. Утверждение о точности данных методов не менее 0.1 эВ означает, что изменение энергии при самосогласовании не превышает 0.1 эВ. Как правило, большинство из приводимых как пример "удачных" расчетов были получены с