Расчет по экспериментальным данным структурных характеристик, силовых констант и параметров Джадда-Офельта для активированных кристаллов

Перемешивание конфигураций противоположной четности происходит в том случае, если вклад V в гамильтониан увеличивается от взаимодействия электронов иона с электрическим полем решетки, которое считается статическим, содержит нечетные термы. При разложении

, (2.7)

это условие становится эквивалентным требованию, что не все Atp, для которых t нечетно, исчезают. Выражения (2.5) и (2.6) заменены на

,(2.8)

и , (2.9)

где ,(2.10)

и.(2.11)

Символ Уk обозначает суммирование по J", M", I' и по тем значениям n?, для которых lN-1(n?l?) -- возбужденные конфигурации. В уравнениях (2.10) и (2.10) E(шJ) и E(ш?J?) обозначает энергии уровней шJ и ш?J? lN конфигурации; аналогично, отвечает за энергию уровня ш??J??lN-1(n'l?) конфигурации. Теперь нетрудно получить уравнение

, (2.12)

суммирование ведется по M, M?, t и p, и эти квантовые числа заключены в символе к.

Практически для всех конфигураций девятикратное суммирование в (2.12) слишком громоздко. Наличие выражения

(2.13)

в уравнении (2.12) предполагает, что возможно каким-то образом использовать аппроксимацию, объединяя, таким образом, и Dp(t)в единый оператор, действующий между состояниями lN [9]. Количество суммирований, которое мы хотим "поглотить", зависит от того, насколько мы готовы принять как инвариант по отношению к или . Например, наименьшее, что мы можем сделать, -- это предположить, что расщеплениями внутри возбужденных конфигураций можно пренебречь по сравнению с интервалом энергий, в котором находятся конфигурации, лежащие над lN. Это равнозначно тому, что не зависит от . Если состояния lN представляются как линейные комбинации заполненных RS-связанных состояний типа

, (2.14)

то мы можем провести суммирование по и в (2.12), используя такие уравнения, как

,(2.15)

где -- тензор, чья амплитуда определяется выражением

.(2.16)

Простейший путь проверить (2.15) -- выразить все матричные элементы через редуцированные матричные элементы, аналогичные содержащимся в (2.16); потом будет показано, что (2.15) эквивалентно правилу суммирования Биденхарна-Эллиота [10].

В то же время видно, что упрощения, возникающие при использовании уравнений (2.15) и (2.16) незначительны. Таким образом, должна быть увеличена степень приближения. Наименее строгое "расширение" -- предположить, что -- инвариант как по отношению к , так и по отношению к . Это эквивалентно тому, что мы будем считать возбужденную конфигурацию полностью вырожденной.

Аппроксимации ведут к большим упрощениям в вычислениях. Аналог уравнения (2.16)

,(2.17)

где -- сумма по всем электронам одноэлектронных тензоров , для которых

.(2.18)

В (2.17) введено сокращение

(2.19)

где -- радиальная часть соответствующей одноэлектронной собственной функции. Чтобы получить (2.17), необходимо разложить матричные элементы в (2.17) при помощи уравнения Рака, произвести суммирование по и затем перейти от RS-связи к промежуточной. С другой стороны, уравнения (2.15) и (2.17) могут быть получены из уравнения Эдмондса, если правильно интерпретировать символ из этого уравнения.

Уравнение (2.17) прекрасно подходит для наших целей; тем не менее, могут быть выполнены дальнейшие приближения. Если мы примем, что является инвариантом по отношению к, и , и если полное описание основной конфигурации не содержит электронов с азимутальным квантовым числом , то тот факт, что радиальные функции , для всех , образуют полную систему, позволяет нам написать

, (2.20)

и проблема вычисления межконфигурационных радиальных интегралов исчезает. Так как у редкоземельных ионов 3d и 4d оболочки заполнены, то этот метод может не сработать для ; с другой стороны, нет никаких запретов для электронов с , так как в основной конфигурации ни одна g-орбиталь не занята. Возможное занятие -орбиталей мешает нашему приближению ко всем четырем квантовым числам , , и .

Уравнение (2.17) может быть использовано для упрощения первого произведения в правой части (2.12). Точно такая же замена может быть сделана и для второго произведения; имея соотношение

(2.21)

две части в большой мере исчезают, если 1+л+t -- нечетное. Для того чтобы не обнулилась правая часть (2.17), t должно быть нечетным; отсюда, условие соблюдено, если л нечетное. Сокращение будет полным, если, для данных и , выражения

, (2.22)

,(2.23)

которые считаются независимыми от и , могут быть приняты равными друг другу. Это все равно, что принять, что конфигурации находятся намного выше состояний, участвующих в оптических переходах. Хотя теория может быть развита без этого предположения, с ним возможно значительное упрощение вычислений. Таким образом, мы заменяем оба выражения в (2.22) и (2.23) на одно -- . Уравнение (2.12) может быть записано в виде

,(2.24)

где

.(2.25)

Суммирование в (2.25) ведется по всем значениям и , согласующимся с , являющейся возбужденной конфигурацией. В уравнении (2.26) оператор связывает состояния ; матричные элементы, таким образом, могут быть вычислены с использованием стандартных тензорнооператорных методов.

Чтобы вычислить силу осциллятора перехода с компоненты, соответствующей , на компоненту, соответствующую , должны быть оценены радиальные интегралы и параметры кристаллического поля , должны быть выполнены суммирования в (2.24) и (2.25), и получающийся матричный элемент

(2.26)

должен заменить

 (2.27)

в уравнении (2.1).

Расщепления основных уровней редкоземельных ионов в кристаллах, наблюдаемые [11] или вычисленные [12], редко превышают 250 см-1. Для уровня, где это расщепление получено, отношение вероятностей заселенности высшей и низшей компонент составляет примерно 0.3 при комнатной температуре; таким образом, если мы будем считать все компоненты основного уровня одинаково заселенными, то это не вызовет больших ошибок в расчетах. Принимая во внимание произвольную ориентацию редкоземельных ионов, уравнение (2.1) может быть заменено на

,(2.28)

где суммирование ведется по q и всем компонентам i и fосновного и возбужденного уровней. Используя (2.24), мы видим, что суммирование по i и f переходит в суммирование по определенным состояниям типа и . Нет необходимости в том, чтобы вводить собственные вектора из уравнений (2.5) и (2.6); мы можем просто взять состояния и для компонент основного и возбужденного уровней, соответственно, и просуммировать по M и . Как и ожидалось, все квантовые числа и индексы, которые зависят от направления в пространстве, исчезли, и мы получаем следующее выражение

,(2.29)

где ,(2.30)

. (2.31)

2.2 Связь параметров Джадда-Офельта с особенностями структуры кристаллов

Параметры Джадда-Офельта выражаются следующим образом [13]

(2.32)

Здесь Atp - параметры кристаллического поля нечетного порядка, вычисляемые из формулы

(2.33)

где - заряд электрона, - величина заряда в позиции Ri, соответствующей окружающим атомам, составляющим кристалл, - сферические гармоники.

Параметр О выражается следующим образом

(2.34)

Здесь - разница энергий между конфигурацией 4fN и возбужденной конфигурацией противоположной четности, 4fN-1nl1. Первые два множителя являются межконфигурационными радиальными интегралами

(2.35)

(2.36)

Два других множителя представляют собой редуцированные матричные элементы тензорного оператора , который определяет угловую часть кристаллического поля, и могут быть вычислены квантовых чисел углового момента конфигураций, соответствующих уравнениям

(2.37)

(2.38)

Наконец, последний множитель - 6j символ, связанный с преобразованиями между различными схемами связи углового момента.

Наибольший вклад в подмешивание волновых функций с противоположной четностью вносят 5d орбитали. Вклад радиальных интегралов в Щл значительно увеличивается при увеличении значения л, т.к. л принимает большие значения при большем t (t является показателем степени в радиальных интегралах [13]). Отсюда, на Щ6 больше всего влияют изменения в радиальных интегралах, тогда как на Щ2 влияние оказывают асимметрия локального кристаллического поля и изменения в разности энергий между 4fN и 4fN-15d1 конфигурациями.

В работах [14] и [15] подробно обсуждается проблема так называемых сверхчувствительных переходов и зависимости параметра Щ2 от особенностей локального окружения редкоземельного иона. Основной теорией, удовлетворительно объясняющей данное явление, является теория неоднородного диэлектрика[16].Суть данного механизма заключается в следующем. Дипольные компоненты поля излучения индуцируют совокупность переменных электрических диполей лигандов, окружающих РЗ ион, которые могут обеспечить смешивание 4f-электронных состояний через электростатическое квадруполь-дипольное взаимодействие (РЗ ион-лиганд). В нецентросимметричных системах, а также центросимметричных системах при учете колебаний решетки, это индуцированное квадруполь-дипольное взаимодействие может значительным образом увеличивать вероятность электроквадрупольных переходов между энергетическими уровнями 4f оболочки РЗ иона. При этом наблюдаемые спектральные переходы не являются чисто квадрупольными, так как в целом процесс взаимодействия излучение-ион, является дипольным. Вследствие этого сверхчувствительны переходы получили название "псевдоквадрупольных". Из этой теории следует, что большие значения параметра Щ2 будут достигаться в системах с высокой степенью асимметрии ближайшего окружения редкоземельного иона.

Зависимость Щ2 от разности энергий между 4fN и 4fN-15d1 конфигурациями Tb3+ исследуется в работе [17]. Увеличение длины волны 4f-5d полосы поглощения Tb3+ отражает уменьшение 4f-5d-разницы энергий. Это можно приписать увеличению поляризованности лигандов вокруг иона. Большая поляризованность лигандов дает большее перекрытие между орбиталями РЗ и лиганда, т.е. большую степень ковалентности между РЗ и лигандами. Согласно нефелауксетическому эффекту это ведет к расширению частично заполненной 4f оболочки, уменьшая отталкивание между электронными конфигурациями РЗ ионов. В результате, разница энергий между 4fN и 4fN-15d1 конфигурациями уменьшается. Соответственно уменьшение 4f-5d разницы энергий указывает на увеличение ковалентности между РЗ и лигандом. А т.к. согласно формуле (2.33) параметр Щ2 обратно пропорционален разности энергий между 4fN и 4fN-15d1 конфигурациями, то получается, что параметр Щ2 увеличивается при увеличении ковалентности между РЗ и лигандом.

Зависимость параметров Щ4 и Щ6 от ковалентности исследуется в работе [13]. Мессбауэревской спектроскопией 151Eu подтверждается, что образуются у-связи между 2p-орбиталями лигандов и 6s-орбиталями РЗ. В этих связях перекрытие между заполненными 2p-орбиталями и пустыми 6s-орбиталями ведет к передаче у-электрона между лигандом и РЗ. В результате плотность 6s оболочки увеличивается. 6s электроны экранируют 5d орбитали или отталкивают 5d электроны. Таким образом, увеличение передачи у электрона от лиганда дает уменьшение 5d электронной плотности РЗ и уменьшение Щ6. Итого, Щ6 уменьшается при увеличении ковалентности между лигандом и РЗ.

В работах [14] и [18] сделано предположение, что параметры Щ4 и Щ6 увеличиваются при увеличении колебательных амплитуд связей Ln-O. Это предположение приводит к идее [19], что Щ4 и Щ6 также будут уменьшаться при увеличении жесткости среды, в которой расположен редкоземельный ион.

Теперь представляется возможным найти некоторые теоретические корреляции между параметрами Джадда-Офельта и параметрами полиэдров Вороного-Дирихле. Наиболее очевидна связь между параметром Щ2 и параметром G3. Щ2 принимает большие значения для сред с большой степенью асимметрии окружения редкоземельного иона, а параметр G3 является мерой сферичности полиэдра Вороного-Дирихле и, соответственно, будет увеличиваться при увеличении степени асимметрии окружения РЗ. Следовательно, Щ2 увеличивается при увеличении G3.

Можно установить некоторую связь между степенью ковалентности и радиусом сферического домена. Анализ показывает, что при фиксированной природе атомов Хm-, окружающих атомы Аz+ (m или z равны степени окисления соответствующих атомов), величина RСД атома А закономерно уменьшается при увеличении его степени окисления, а при фиксированной степени окисления - с ростом электроотрицательности атомов Х. Указанное уменьшение RСД атома А можно трактовать как увеличение степени переноса электронной плотности с валентных орбиталей атома А на вакантные орбитали электроноакцепторных атомов Х и соответственное уменьшение степени ковалентности связи А-Х. В [20]упоминается, что ион редкоземельного металла, расположенный в кристаллической решетке шеелита, образует восемь связей второго порядка с окружающими его атомами кислорода, поэтому будет логичным предположение, что увеличение/уменьшение радиуса сферического домена иона редкоземельного металла будет больше соответствующего изменения радиуса сферического домена отдельно взятого атома кислорода из его окружения. Для случая, когда ковалентность связи Ln-O увеличивается (соответственно, должен увеличиваться Щ2, и уменьшаться Щ4 и Щ6), получаются следующие зависимости: Щ2 пропорционален Rsd, Rsd-Rsd и обратно пропорционально rs - Rsd, и Щ4 и Щ6 обратно пропорциональны Rsd, Rsd-Rsd и пропорциональны rs - Rsd.

В статье [21] говорится об обратной зависимости параметра Щ2 и длины связи лантаноид-кислород. Возможна прямая связь между жесткостью связи и площадью грани i, выраженной в процентах телесного угла, но данное предположение не всегда может оказываться верным. Для оценки жесткости среды можно использовать набор силовых констант и данные ИК-спектроскопии. Оценка колебательных амплитуд химических связей пока не представляется возможной.

Полученные теоретические зависимости могут оказать большую помощь при оценке значений параметров интенсивности в зависимости от структурных особенностей матрицы, но следует учитывать возможные погрешности данного метода, связанные с дефектами кристаллов, погрешностью вычисления параметров интенсивности и одновременным влиянием разнонаправленных зависимостей параметров интенсивности от особенностей структуры.

3. Исследование структуры и расчет параметров Джадда-Офельта для активированных кристаллов

3.1 Исследование структуры шеелитов методом пересекающихся сфер

Методом описанным в главе 1 были рассчитаны характеристики полиэдров Вороного-Дирихле.

Таблица 3.1 - Данные расчетов основных характеристик полиэдров Вороного-Дирихле

SrMoO4
Центральный атом	CN	Rsd	CN n:m:l	V (VDP)	V(CP)	SПВД	G3	D(CP)	DA
O1	3	1.565	12:0:7	16.045	72.290	35.306	0.085511908	0.218	0.124
Sr1	8	1.524	12:0:0	14.826	45.712	34.063	0.081263877
Mo1	4	1.262	8:0:0	8.427	14.852	26.225	0.090671748
SrWO4
Центральный атом	CN	Rsd	CN n:m:l	VПВД	V(CP)	SПВД	G3	D(CP)	DA
O1	3	1.566	12:0:7	16.089	72.496	35.359	0.085528366	0.231	0.124
Sr1	8	1.523	12:0:0	14.791	45.752	34.057	0.081284203
W1	4	1.267	8:0:0	8.526	45.752	26.318	0.090204336

Интегральным параметром, количественно характеризующим нецентросимметричность окружения атома комплексообразователя в структуре кристалла, является величина смещения атома из центра тяжести собственного полиэдра ВД (DA). Для атомов Sr DA = 0.124 (табл. 1).

В структуре расматриваемых соединений безразмерный параметр G3, характеризующий степень сферичности полиэдров ВД атомов Sr (для сферы G3=0.077), изменяется от 0.081263877 до 0.081284203.

Таблица 3.2 - Стереоатомные характеристики соединения SrWO4

Центральный атом	Тип и число атомов окружения	Межатомное расстояние r, Е	Телесный угол , %	Абсолютная величина перекрывания (Е3) двух сфер с радиусами	Тип перекрывания
				rSrS	rS RСД	RСДrS	RСДRСД
1	2	3	4	5	6	7	8	9
Структура SrWO4
O	vW(1)	1.779	22.46	0.0363	0.0020	1.1253	0.7559	П3
	vSr (1)	2.580	12.14	0.0006	0	2.0519	0.3906	П2
	vSr(1)	2.610	12.71	0	0	0	0.5042	П2
	O(2)	2.899	7.79	0	0	0	0. 2977	П1
	O (1)	3.008	6.19	0	0	0	0.2109	П1
	W (1)	3.081	2.54	0	0	0	0.0257	П1
	O (2) O(1) O(1) Sr(1)	3.107 3.233 3.266 3.873	5.30 6.36 3.10 0.14	0 0 0 0	0 0 0 0	0 0 0 0.0190	0.2421 0.3025 0.0713 0.0027	П1 П1 П1 П1
Sr	vO (4)	2.580	12.14	0.0006	2.0519	0	0.3906	П2
	vO (4)	2.610	12.71	0	2.1359	0	0.5042	П2
	O (4)	3.873	0.14	0	0.0190	0	0.0027	П1
W	vO (4)	1.779	22.46	0.0363	1.1253	0.0020	0.7559	П3
	O (4)	3.081	2.54	0	0	0	0.0257	П1

Таблица 3.3 - Стереоатомные характеристики соединения SrMoO4

Центральный атом	Тип и число атомов окружения	Межатомное расстояние r, Е	Телесный угол , %	Абсолютная величина перекрывания (Е3) двух сфер с радиусами	Тип перекрывания
				rSrS	rS RСД	RСДrS	RСДRСД
1	2	3	4	5	6	7	8	9
Структура SrMoO4
O	vMO(1)	1.767	22.62	0.0975	0.0029	1.4779	0.7613	П3
	vSr (1)	2.583	12.06	0.0004	0	2.0370	0.3845	П2
	vSr(1)	2.610	12.74	0	0	2.1333	0.5026	П2
	O(2)	2.898	7.85	0	0	0	0.2928	П1
	O (1)	3.034	5.97	0	0	0	0.1976	П1
	Mo (1)	3.104	2.38	0	0	0	0.0237	П1
	O (2) O(1) O(1) Sr(1)	3.130 3.189 3.266 3.835	5.10 6.77 3.03 0.20	0 0 0 0	0 0 0 0	0 0 0 0.0291	0.2315 0.3135 0.0646 0.0028	П1 П1 П1 П1
Sr	vO (4)	2.583	12.06	0.0004	2.0270	0	0.3845	П2
	vO (4)	2.610	12.74	0	2.1333	0	0.5026	П2
	O (4)	3.835	0.20	0	0.0291	0	0.0028	П1
Mo	vO (4)	1.767	22.62	0.0975	1.4779	0.0029	0.7613	П3
	O (4)	3.104	2.38	0	0	0	0.0237	П1

Таблица 3.4 - Стереоатомные характеристики соединений SrWO4 и SrMoO4

Состав		Атом окружения Х	П (S-Х), Е3
SrWO4	O	vW	1.1233	0.1974
		vSr	2.0519
			Сумма: 3.1752
SrMoO4	O	vMO	1.4750	0.3518
		vSr	2.0370
		vSr	2.1333
			Сумма: 5.6453

Рисунок 3.1 - Кристаллическая структура SrMoO4

3.2 Расчёт параметров Джадда-Офельта

В настоящей работе проведен расчёт параметров Джадда-Офельта для монокристаллов вольфрамата стронция и свинца, активированных ионами неодима Nd3+, которые необходимы для установления связи в ряду состав-структура-свойство. Расчёт параметров интенсивности производился на основе спектров поглощения, взятых из статей [22]и [25].

Параметры интенсивности, полученные другими авторами статей [23-26], а так же рассчитанные в рамках данной работы, приведены в таблице 1.

Таблица 3.5 - Значения параметров интенсивности ионов неодима в кристаллах вольфраматов стронция и свинца

Кристалл	Концентрация, ат.%	Ч10-20, см2	Ч10-20, см2	Ч10-20, см2	Источник
SrWO4:Nd3+	0.16	18.07	4.64	6.65	[22]*
	0.40	12.12	4.10	5.98	[22]*
	1.00	14.34	2.65	5.25	[23]
	2.00	11.48	3.20	3.45	[23]
PbWO4:Nd3+	1.1	11.29	2.18	5.11	[24]
	1.6	7.96	3.56	2.98	[25]*
	2.0	7.53	3.15	3.06	[25]
	2.5	7.13	3.35	2.69	[40]

Звездой отмечены литературные источники, на основе которых производился расчёт параметров интенсивности ионов неодима.

Рисунок 3.2 - Зависимость параметра от концентрации ионов неодима в кристаллах SrWO4

Рисунок 3.3 - Зависимость параметра от концентрации ионов неодима в кристаллах SrWO4



Рисунок 3.4 - Зависимость параметра от концентрации ионов неодима в кристаллах SrWO4

Рисунок 3.5 - Зависимость параметра от концентрации ионов неодима в кристаллах PbWO4

Рисунок 3.6 - Зависимость параметра от концентрации ионов неодима в кристаллах PbWO4



Рисунок 3.7 - Зависимость параметра от концентрации ионов неодима в кристаллах PbWO4

Параметры Джадда-Офельта тесно связаны с особенностями окружения иона редкоземельного металла в кристалле [27], поэтому подобные исследования позволяют получить новую информацию о связи спектроскопических свойств редкоземельных ионов и структурных особенностей кристаллических сред. В статье [28] указывается, что увеличивается при уменьшении разности энергий между 4fN и 4fN-15d1 конфигурациями. Большая поляризованность связи дает большее перекрытие между орбиталями примесного иона и лиганда, то есть большую степень ковалентности между ними. Согласно нефелауксетическому эффекту это ведет к расширению частично заполненной 4f оболочки, уменьшая отталкивание между электронными конфигурациями редкоземельных ионов. В результате, разница энергий между 4fN и 4fN-15d1 конфигурациями уменьшается. Соответственно уменьшение 4f-5d разницы энергий указывает на увеличение ковалентности между РЗ и лигандом. Это изменение ковалентности связи редкоземельный ион - лиганд и, как следствие, перераспределение электронной плотности в исследуемом концентрационном ряду связано с одновременно возрастающим числом оптических центров, имеющих симметрию окружения ниже . То есть нарушение регулярной структуры кристаллической решетки, и понижение точечной симметрии ближайшего окружения примесного иона обусловлено существованием оптических центров Nd3+, имеющих симметрию окружения ниже [27]. Однако на рисунках 1 и 4 при превышении концентрации активатора в 1 ат.% наблюдается тенденция плавного уменьшения значения параметра интенсивности , а не увеличения, что может указывать на появление ещё одного процесса - концентрационного тушения. Совокупное влияние обоих этих факторов и обуславливает наблюдаемую тенденцию параметра интенсивности .

Параметр интенсивности , как указывается в статье [29], более зависит от изменений электронной плотности 4f и 5d орбиталей, ковалентность на него влияет иначе, чем на . Формирующиеся у связи между 2p-орбиталями лигандаи 6s-орбиталями редкоземельного иона ведет к передаче у-электрона между лигандом и примесным ионом. В результате плотность 6s оболочки возрастает, тем самым6s электроны экранируют 5d орбитали или отталкивают 5d электроны. Таким образом, увеличение передачи у электрона от лиганда дает уменьшение 5d электронной плотности редкоземельного иона и, как следствие уменьшение . Поэтому значение параметрауменьшается в исследуемом концентрационном ряду, вследствие увеличениячисла сильных ковалентных связей между лигандом и редкоземельным ионом, образование которых обусловлено возрастающим числом оптических центров, имеющих симметрию окружения ниже , а так же наличием концентрационного тушения. Параметр изменяется в результате одновременного влияния указанных факторов, что часто затрудняет установление причины его изменения.

Кроме теоретической важности, данные зависимости имеют большую практическую важность. По известным зависимостям оценивать значения параметров Джадда-Офельта, из которых уже можно рассчитать интересующие величины. И наоборот, зная, какими свойствами должна обладать лазерная среда, можно по данной цепочке зависимостей примерно определить требуемый состав матрицы.

Заключение

Одним из современных методов развития кристаллохимического изучения свойств кристаллов является стереоатомный анализ, использующий данные рентгеноструктурного анализа и базирующийся на свойствах полиэдров Вороного-Дирихле. В сочетании с другими методами исследований он еще в большей мере позволяет ускорить и сделать экономически выгодными исследования по обнаружению соединений, обладающих необходимыми физическими свойствами.

Предложенный для оценки КЧ метод:

а) пригоден для соединений любого состава и строения, включая простые вещества;

б) дает возможность на основании одних кристаллоструктурных данных делать достаточно обоснованные заключения о наличии сильных химических связей между атомами без привлечения каких-либо кристаллохимических радиусов; в) позволяет получать однозначные результаты о КЧ атомов, не зависящие от каких-либо априорных или субъективных оценок и допущений.

По методу Джадда-Офельта из спектров поглощения кристаллов SrWO4 и PbWO4, активированных ионами Nd3+, с соответствующими атомными концентрациями 0.16, 0.40 ат.% и 1.6 ат.% определены параметры интенсивности ионов. В кристаллах SrWO4 с концентрациями примеси 0.16, 0.40 ат.% параметры интенсивности неодима имеютзначения: , , и, , (Ч10-20 см²) соответственно. В кристалле PbWO4: Nd3+с концентрацией 1.6 ат. %:, , (Ч10-20 см²).

Сделано предположение, что изменение параметров интенсивности ионов неодима в исследуемых концентрационных рядах кристаллов вольфраматов стронция и свинца вызвано двумя сопутствующими процессами - увеличением силы ковалентности связи редкоземельный ион-лиганд, которое обусловлено увеличением количеством дефектов при увеличении концентрации неодима, а так же появлении концентрационного тушения при превышении концентрации активатора в 1 ат.%.

Список использованных источников

1. Inorganic crystal structure database. Gmelin-Institut fur Anorganische Chemie & FIC Karlsruhe. 2001.

2. Cambridge structural database system. Version 5.22. Cambridge Crystallographic Data Centre. 2001.

3. Protein data bank. Release #98. Research Collaboratory for Structural Bioinformatics. 2001.

4. Конвей Дж. Упаковки шаров, решетки и группы Т. 1, 2. / Дж. Конвей, Н. Слоэн. - М.: Мир, 1990. - 415 с.

5. Сережкин В.Н. Кристаллохимические радиусы и координационные числа атомов / В.Н Сережкин, Д.В. Пушкин. _ Самара: Изд-во "Самарский университет", 2004. - 64 c.

6. Ландсберг Г.С. Новое явление рассеяния света / Г.С. Лансберг, Л.И. Мандельштам // Журнал Русского Физико-химического общества. - 1928. - №60. - С. 335-353.

7. Raman S.V. A new type of secondary emission / С.V. Raman, К.S. Krishnan // Nature. - 1928. - Vol. 3048. _ №121. - P. 501-502.

8. Плачек Г. Релеевское рассеяние и Раман-эффект / Г. Плачек. _ Пер. с нем. Харьков-Киев: Гостехиздат Украины, 1935. _ 173 с.

9. Woodbury E.J. Ruby laser operation in the near ir / Е.J. Woodbury, W.К. Ng // Proceedings of the IRE. - 1962. - Vol. 50. - P. 2367-2374.

10. Hellwarth R.W. Theory of stimulated Raman scattering // R.W. Hellwarth // Phys. Rev. - 1963. - Vol. 130. - P. 1850-1852.

11. Garmire E. Coherently driven molecular vibrations and light modulation / E. Garmire, E. Pandarese, С.H. Townes // Phys. Rev. Lett. - 1963. - Vol. 11. _ №4. _ P. 160-163.

12. Bloembergen N. Coupling between vibrations and light waves in Raman laser media / N. Bloembergen, Y. R. Shen // Phys. Rev. Lett. - 1964. - Vol. 12. - P. 504-507.

13. Луговой В.Н. Введение в теорию вынужденного комбинационного рассеяния / В.Н. Луговой. _ М.: Наука, 1968. - 230 с.

14. Сущинский М.М. Вынужденное комбинационное рассеяние света / М.М. Сущинский. _ М.: Наука, 1985. - 173 c.

15. Зубов В.А. Стимулированное комбинационное рассеяние света / В.А. Зубов, М.М. Сущинский, И.К. Шувалов // Успехи Физических Наук. - 1964. - Т. 83. - C. 197-222.

16. Raman spectroscopy of crystals for stimulated Raman scattering / Т.Т. Basiev, A.A Sobol, P.G. Zverev et al // Optical Materials. - 1999. - Vol. 11. - P. 307-314.

17. Physical, chemical and optical properties of barium nitrate Raman crystal / P.G. Zverev, T.T. Basiev, V.V. Osiko et al // Optical Materials. - 1999. - Vol. 11. - P. 315-334.

18. Zverev P.G. Stimulated Raman scattering of laser radiation in Raman crystals / P.G. Zverev, T.T. Basiev, and A. M. Prokhorov // Optical Materials. - 1999. - Vol. 11. - P. 335-352.

19. Басиев T.T Новые материалы для ВКР лазеров / Т.Т. Басиев, В.В. Осико // Успехи химии. - 2006. - Т. 75. _ №10. - C. 939-955.

20. Бломберген Н. Нелинейная оптика / H. Бломберген _ Пер. с англ. М.: Мир, 1966. - 424 с.

21. Lasing properties of selectively pumped Raman-active Nd3+-doped molybdate and tungstate crystals / T.T. Basiev, M.E. Doroshenko, L.I. Ivleva et al // Quantum Electronics. - 2006. - Vol. 36. №8. - P. 720-726.

22. Зверев П.Г. ВКР активные кристаллы и разработка ВКР преобразователей на их основе: дис. д-р. физ.-мат. наук: 01.04.21 / П.Г. Зверев; Институт спектроскопии РАН. - Троицк, 2013. - 328 с.

23. Параметры интенсивности ионов неодима в кристаллах вольфраматов стронция / В.А. Исаев, А.В. Скачедуб, В.А. Клименко и др. // Экологический вестник научных центров Черноморского экономического сотрудничества. - 2013. - Т. 1. - С. 32-41.

24. Effect of annealing treatment on spectroscopic properties of a Nd3+-doped PbWO4 single crystal / Y. Chen, Y. Lin, Z. Luo et al // J. Opt. Soc. Am. B. - 2005. - Vol. 22. _№4. -P. 898-904.

25. Growth and spectra properties of Nd3+-doped PbWO4 single crystal / Y. Huang, X. Feng, Z. Xu et al // Solid State Communications. - 2003. - Vol. 127. - P. 1-5.

26. Properties of Nd3+-doped and undoped tetragonal PbWO4, NaY(WO4)2, CaWO4, and undoped monoclinic ZnWO4 and CdWO4 as laser-active and stimulated Raman scattering-active crystals / A.A. Kaminskii, H.J. Eichler, K. Ueda et al // Applied Optics. - 1999. - Vol. 38. _ №21. - P. 4533-4547.

27. Скачедуб А.В. Параметры интенсивности ионов эрбия в кристаллах вольфрамата свинца / А.В. Скачедуб, В.А. Клименко // Научный журнал КубГАУ. - 2013. - Т. 5. _ №89. - С. 1-18.

28. Ebendorff - HeidepriemH. Tb3+ f-d absorption as indicator of the effect of covalency on the Judd - Ofelt Щ2 parameter in glasses / H. Ebendorff - Heidepriem, D. Ehrt // Journal of Non - Crystalline Solids. - 1999. - Vol. 248. - P. 247-252.

29. Effect of glass composition on Judd - Ofelt parameters and radiative decay rates of Er3+ in fluoride phosphate and phosphate glasses / H. Ebendorff - Heidepriem, D. Ehrt, M. Bettinelli et al // Journal of Non - Crystalline Solids. - 1998. - Vol. 240. - P. 66-78.

30. Judd B.R. Optical absorption intensities of rare - earth ions / B.R. Judd // Phys. Rev. - 1961. - Vol. 127. - P. 750-762.

31. Ofelt G.S. Intensities of crystal spectra of rare-earth ions / G.S. Ofelt // J. Chem. Phys. - 1962. - Vol. 37. - P. 511-519.

32. Бейдер Р. Атомы в молекулах. Квантовая теория. М.: Мир, 2001. 532 c

33. Скачедуб А.В. Параметры интенсивности ионов эрбия в кристаллах вольфрамата свинца // А.В. Скачедуб, В.А. Клименко // Научный журнал КубГАУ. - 2013. - Т. 5. _ №89. - С. 1-18.

34. Кондон Е. Теория атомных спектров. / Е. Кондон, Г. Шортли. - М.: Издательство иностранной литературы, 1949. - 438 с.

35. Сережкин В.Н., Пушкин Д.В. Кристаллохимические радиусы и координационные числа атомов: Учебное пособие. - Самара: Изд-во "Самарский университет", 2004. - 64 c.

36. Воронина И.С., Ивлева Л.И., Полозков Н.М., Зверев П.Г., Басиев Т.Т. Рост и свойства монокристаллов BaW04:Nd3+. // Труды V Международной конференции "Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение", г. Александров. - 2001. - т. 2. - с. 333-336.

37. Ивлева Л.И., Воронов В.В., Воронина И.С. Особенности кристаллизации и реальная структура объемно-профилированных оксидных монокристаллов. // Известия Академии Наук, серия физическая.- 2004.- том 68, - №6. - с. 834-838.

38. Андриенко О.С., Евтушенко Г.С., Суханов В.Б. Экспериментальное исследование влияния добавок HBr на генерационные характеристики CuBr лазера // Квантовая электроника. 2004. Т. 34. №7. С. 1-5.

39. Параметры интенсивности ионов неодима в кристаллах вольфраматов стронция / В.А. Исаев, А.В. Скачедуб, В.А. Клименко и др. // Экологический вестник научных центров Черноморского экономического сотрудничества. - 2013. - Т. 1. - С. 32-41.

40. Блатов В.А., Сережкин В.Н. // Кристаллография. 1995. Т.40. №2. C. 302.

Размещено на Allbest.ru