Размещено на http://www.allbest.ru/

НАЦІОНАЛЬНА АКАДЕМІЯ НАУК УКРАЇНИ

ІНСТИТУТ ФІЗИКИ

АВТОРЕФЕРАТ

дисертації на здобуття наукового ступеня

доктора фізико - математичних наук

01. 04. 05 - оптика , лазерна фізика

ФІЗИЧНІ ПРОЦЕСИ САМОВПЛИВУ В ЛАЗЕРАХ НА ТВЕРДОМУ ТІЛІ

ПЕШКО ІГОР ІВАНОВИЧ

Київ - 2002

Дисертацією є рукопис.

Робота виконана у відділі оптичної квантової електроніки Інституту фізики Національної академії наук України.

Науковий консультант: доктор фізико-математичних наук,

член-кореспондент НАН України

Соскін Марат Самуїлович, Інститут фізики НАН України, зав. відділу оптичної квантової електроніки

Офіційні опоненти: доктор фізико-математичних наук, професор

Тихонов Євген Олександрович,

Інститут фізики НАН України, головний науковий співробітник відділу фотоактивності

доктор фізико-математичних наук

Анохов Сергій Павлович,

Міжнародний центр “Інститут прикладної оптики” НАН України, в.о. директора

доктор фізико-математичних наук, професор

Овечко Володимир Сергійович,

Київський національний університет імені Тараса Шевченко, професор кафедри електрофізики радіофізичного факультету

Провідна організація: Чернівецький національний університет імені Юрія Федьковича, м. Чернівці.

Захист дисертації відбудеться “28”листопада 2002 р. о14год.30хв. на засіданні Cпеціалізованої вченої ради Д.26.159.01 при Інституті фізики НАН України (адреса: 03039, Київ-39, проспект Науки, 46).

З дисертацією можна ознайомитися в науковій бібліотеці Інституту фізики НАН України (адреса: 03039, Київ-39, проспект Науки, 46).

Автореферат розісланий “22” жовтня 2002 р.

Вчений секретар

Cпеціалізованої вченої ради Іщук В.А.

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА РОБОТИ

На сьогоднi лазери на твердому тілі застосовуються практично у всіх областях, де раніше використовувались інші типи лазерних систем. Лазери неперервної та квазінеперервної дії широко застосовуються для зварювання, скрайбування, свердління, різки, маркування на металах, полімерах, кераміках, емалях, де вони успiшно конкурують з СО₂-лазерами. Як стандарти частоти та навiгацiйнi прилади, джерела для запису голограм, твердотільні лазери замiнюють газовi. Для резонансного збудження атомiв, для використання у доплерівських локаторах лазери на твердому тілі заступають барвниковi. Опановано величезні діапазони вихідної потужності та енергії, частоти, тривалості, просторової та часової когерентності.

Актуальними завданнями лазерної фізики, які опрацьовувались в дисертації є збільшення ефективності лазерів, розробка нових методів керування лазерними параметрами. В зв'язку з використанням лазерів на твердому тілі у пристроях, які працюють в автономному режимі, важливим завданням лазерної фізики стала розробка і знаходження фізичних процесів, які б самостабілізували певні нерівноважні режими роботи лазерних систем або дозволили за допомогою пасивних систем досягти їх граничних параметрів. Особливо актуальним завданням є розробка для промисловості України багатоцільових лазерних систем, які здатні просто і швидко переналаштовуватись в змінних умовах виробництва.

Із розробкою нових активних середовищ та методів їх збуждення актуальними є проблеми керування спектром випромінювання та формування заданої часової модуляції інтенсивності шляхом певної спектральної модуляції. Друга група задач стосується керування просторовим спектром випромінювання в умовах сильних теплових спотворень в елементах резонаторів. З цими проблемами повязані й задачі досягнення максимальної густини випромінювання як в потужних лазерних системах, так і в мікролазерах.

Сучасні високі технології звичайно базуються на використанні багатокомпонентних матеріалів і різноманітних фізичних процесів, для дослідження яких необхідні знання з традиційно різних галузей фізики. Запропонована до розгляду дисертація охоплює комплекс проблем з урахуванням теплофізичних, кристалографічних, дисперсійних та спектроскопічних параметрів активного середовища з метою пошуку процесів самомодуляції інтенсивності, самосинхронизації мод, самостабілізації частоти та досягнення граничних лазерних параметрів.

На момент виконання дисертаційної роботи були окреслені наступні проблеми, що потребували вивчення та розв'язання:

1) Процеси формування фазових структур в активних елементах лазерів. Досягнення режиму одночастотного квазінеперервного випромінювання генерації в твердотільних лазерах із ламповою накачкою;

2) Термічні процеси в активних елементах потужних лазерів і методи одержання потужних пучків з низьким добутком параметрів в ближньому і дальному полі;

3) Методи самомодуляції потужного випромінювання на основі організації внутрішніх фізичних процесів в активних елементах;

4) Безвтратні методи керування спектром генерації з діодною накачкою та дослідження фізичних процесів самостабілізації частоти випромінювання;

5) Закони самосинхронізації мод лазера та оптимізація процесів формування оптичних імпульсів спеціальної заданої форми;

6) Процеси взаємодії когерентного випромінювання з тонкими плівками, масивними матеріалами та плазмою; нові фізичні методи досліджень властивостей речовини; методи керованого синтезу надпровідних та металевих плівок з заданими властивостями.

7) Створення пристроїв квантової, та оптоелектроніки, що базуються на нових принципах дії.

Головною метою дисертаційної роботи є: “Дослідження та аналіз фізичних процесів взаємодїї електромагнітного поля з твердим тілом, які здатні самоорганізувати певні незвичайні режими роботи лазерних систем і пристроїв оптоелектроніки”.

Наукова новизна результатів дисертації полягає в тому, що внаслідок комплексного підходу до вивчення процесів генерації твердотільних лазерів і поглибленого фізичного їх аналізу вдалося вперше одержати ряд практично важливих режимів генерації і запропонувати нові методи дослідження речовини, зокрема:

1)на основі досліджень коливних термічних процесів в лазері з тонкоплівковим селектором та діодною накачкою одержано періодичну генерацію імпульсів секундної тривалості;

2)запропоновано і реалізовано метод синхронізації мод за допомогою інтерферометра з “повільним” рухомим дзеркалом;

3)одержано одночастотну та двочастотну генерацію випромінювання високої потужності в кристалічному міні-лазері з абсорбуючим інтерферометром;

4)запропоновано антисинхронізацію мод, яка дозволила одержати періодичну генерацію прямокутних наносекундних імпульсів;

5)на основі дослідження властивостей складних негаусівських пучків одержано компресію добутку ряду параметрів пучків потужних лазерів;

6)запропоновано і експериментально підтверджено метод фазової лазерної спектроскопії поверхневих властивостей тонких плівок;

7)запропоновано метод самостабілізації частоти випромінювання за допомогою плівкового селектора із спеціальними властивостями.

8)на основі теоретичного аналізу процесу лазерного осадження надпровідних плівок вдосконалено методику і одержано плівки з рекордними відтворюваними параметрами при використанні лазерів на твердому тілі.

Практичне значення результатів. На основі проведених досліджень розроблено 1-кВт технологічний лазер, який було виготовлено на замовлення Інституту ім.О.Патона. Одночастотний лазер з діодним помпуванням закладено в основу мобільного стандарта оптичних параметрів когерентного випромінювання, розробленого спільно з Інститутом оптоелектроніки Військово-Технічної Академії Польщі. Розроблені методи самосинхронізації мод, самомодуляції інтенсив-ності, самостабілізації частоти і лінійного “чирпу” частоти дозволяють створювати прилади квантової та оптоелектроніки без спеціальних керуючих пристроїв, що суттєво підвищує надійність, економічність та мобільність цілого ряду систем.

Особистий внесок здобувача. Автором визначено мету і задачі дисертаційної роботи, обрано методи досліджень, проведено теоретичні розрахунки, здійснено постановку експериментів. Автору належить провідна роль в постановці наукових задач, інтерпретації результатів, написанні статей. В роботах [1,2,5,6,13,14,18,23,24] задачі було поставлено сумісно з А.І. Хижняком, [16] з М.С. Соскіним, [22] з В.М. Паном і В.С. Флісом. Більшість експериментів здійснювалась спільно з співавторами друкованих праць. Із наведених 47 друкованих праць по темі дисертації співавтори приймали участь у написанні (повністю або частково) текстів робіт [2,17,18,22,23,24,31,32].

Апробація результатів дисертації. Матеріали дисертації доповідались на конференціях: 1)-3) ”Оптика лазеров” Ленинград, 1984, (IV)1987, (VI)1990; 4) “Бессеребрянные и необычные фотопроцессы”, Суздаль, 1988; 5) УІ Всесоюзная Конференция по голографии, Витебск, 1990; 6) ”Оптика лазеров” Санкт-Петербург, 1993; 7) “Laser Technology IV, Research Trends, Instrumentation and Applications”, Swinoujscie, Poland, 1993; 8)-9)“Opto-electronics Metrology: Lasermetry” Lancut, Poland, 1995, 1998; 10)“Optical Velocimetry”, Warsaw, Poland, 1995; 11) “Wave & Quantum Aspects of Contemporary Optics”, Karpacz, Slovakia, 1998; 12) V Sympozium Techniki Laserowej, Swinoujscк, Poland, 1996; 13) “Tunable Solid State Lasers”, Wroclaw, Poland, 1996; 14)-15) CEC/ICMC, Portland, Oregon, USA, 1997; Sietle, USA, 2000; 16) CLEO/EUROPE'98 Glasgow, Scotland, UK, 1998; 17) German-Ukrainian-Russian Seminar on Superconductivity, Kyiv, 1999; 18) VI International Symposium "High Temperature Superconductors in High Frequency Fields", Naples, Italy, 2000. 19) Applied Superconductivity Conference, Virginia, USA, 2000. 20) XIV Семинар по высокотемпературной сверхпроводимости, Москва, 2001.

Матеріали дисертації були опубліковані в 25 наукових статтях, в 9 тезах конференцій (SPIE-Proceedings) та в 13 авторських свідоцтвах на винаходи. Серед згаданих матеріалів є 5 робіт без співавторів.

Робота виконувалась в рамках державних наукових програм 1.4.1.В/55 на 1990 - 1993рр. № держреєстрації 01900029482 "Динамічна голографія конденсованих середовищ та фізика перестроюваних лазерів", 1.4.1 В/5 на 1994 - 1997 рр. № держреєстрації 0194U024082, "Динамічна голографія та лазерна фізика нелінійних середовищ і біооб'єктів", 1.4.В/66 на 2001 - 2003 рр. № держреєстрації 0101U000352 "Фізична оптика когерентних світлових полів, що створені за допомогою багатохвильових взаємодій в нелінійних середовищах і в біооб'єктах"; Програма Міністерства України у справах науки і технологій "Розробка нових лазерних систем та керуючих пристроїв квантової електроніки", шифр роботи: 2М/1380 - 97, реєстраційний номер: 0100U006753, 1997 - 2001рр.

Робота була підтримана: Грантами Мін.науки та технологій України 2М/1226-97, 2М/194-99; Фонду Сороса U4T200; Польського Комітету з Наукових Досліджень T11B00708 та PBZ 2183/T1197/10; УНТЦ N 526; 1455. Проекти: Німеччини - BMBF TRANSFORM FKZ 13N7218/7; США - #851924, Brookhaven National Laboratory USA та Канади - PRO-QLT-01-004.

Дисертація складається з Вступу, 6 Розділів, Висновків, 4 Додатків із загальним об'ємом 330 стор., 159 рис., 6 табл., 214 літературних посилань.

ОСНОВНИЙ ЗМІСТ РОБОТИ

Перший розділ присвячений аналізу досягнень і проблем лазерів на твердому тілі за останні 15 років. Цей період характеризується появою десятків нових оптично якісних високолегованих кристалів, які дозволили створити малогабаритні, високоефективні лазери, що працюють головним чином в діапазоні 0.5-3 мкм. Головним досягненням вказаного періоду є створення діодних лазерів з тривалістю життя у десятки тисяч годин. Резонансне збудження твердотільних лазерів одразу збільшило к.к.д. від 2-5% до 30-40%, стало можливим створювати системи, у яких відносна нестабільність частоти випромінювання становить 10¹⁴ - 10¹⁶. Отримано імпульси аттосекундної тривалості.

Другий розділ [1-4, 35-37] присвячений дослідженню одночастотних лазерів із скляними матрицями. Проаналізовано умови виникнення квазістаціонарної одночастотної генерації та способи її підтримання при ламповому накачуванні. Поза механічними та термічними збуреннями резонатора головними причинами нестабільності генерації є спектральне та просторове випалювання інверсії і релаксаційні коливання, що виникають при передачі енергії від середовища до поля. В цій роботі було розглянуто ще один механізм, а саме, термічні коливні процеси в елементах резонатора.

Шляхом аналізу балансних рівнянь було отримано порівняльні характеристики параметрів генерації для лазерів на фосфатному та силікатному склі з неодимом, ербієвому склі та гранаті з йонами іттербію. Теоретично і експериментально показано, що при збiльшеннi часу життя фотонів в резонаторі T_Р або часу життя у збудженому стані T₁ зменшується амплiтуда змiн релаксацiйної частоти в залежності від потужності випромінювання накачки. Одночастотну генерацію в лазері з ламповою накачкою було одержано і досліджено в кільцевому резонаторі з динамічним амплітудним вентилем і в ербієвому світловоді.

В ідеальних умовах, за відсутності нелінійних ефектів та розсіювання в звичайному кільцевому резонаторі внаслідок конкуренції одна біжуча хвиля не дає змоги генерувати зустрічній хвилі. При наявності розсіювання з"являються лінійні резонатори, які стимулюють появу стоячих хвиль і просторової неоднорідності коефіцієнту підсилення, що призводить до подальшого збільшення амплітуд стоячих хвиль.

Щоб подавити процес формування гратки населеності в роботі використовувався рухомий амплітудний вентиль. Явище досягнення квазiстацiонарного режиму при наявності "стоячої хвилi", що обертається, було пояснено з точки зору процесу динамiчної самодифракцiї. При нестацiонарному записуваннi гратки в нелiнiйному середовищi пучками з нерiвною iнтенсивнiстю, існує перерозподіл енергiї вiд сильного пучка до слабкого. Тому формування гратки iнверсiї заселеності в активному середовищi призводить до пiдсилення слабкої зворотньої хвилi. Для того, щоби змiнити напрям перерозподілу енергiї, необхiдно реалiзувати зсув фази iнтерференцiйної картини на . При русi обертаючого дзеркала на вихiдному дзеркалi перiодично змiнюється фаза вiдбитої хвилi, що призводить до модуляцiї iнтенсивності сумарної хвилi генерацiї. При значній величині коефiцiєнта розсiяння на неоднорiдності зявляється модуляцiя з подвоєною частотою - 2f.

Характерна частота власних коливань при реальних значеннях потужності накачки W демонструє залежнiсть вiд часу життя збуджених центрiв як 1/T₁, а частота модуляцiї, повязана з рухом дзеркала як 1/T₁ i має меншi абсолютнi значення при малих W. Таким чином, при великих W наступає момент, коли частоти співпадають, а, отже, резонують. Враховуючи, що модуляцiя втрат при русi дзеркала має негармонiйний характер, необхiдно врахувати, що спектр вимушених коливань має кілька гармонік. Таким чином, для деякого значення потужності накачки iснує дискретний набiр значень нерезонансних швидкостей обертаючого дзеркала вентиля, якi не розгойдують коливання iнтенсивності генерацiї. На Рис.1. показані залежності релаксаційних частот (суцільні криві) та частот модуляції підсилення при русі дзеркала (пунктирні криві - 2f, крапки - f ) для силікатного неодимового скла при T_P = 10⁶ c (1) та 10⁷ с (2). Моменти резонансів вказані стрілками.

При дослідженні лазера з кільцевим дисперсійним резонатором і динамічним амплітудним вентилем, який рухався за допомогою п'єзоперетворювача, у якості дисперсійного елементу використовувались п'ять призм із скла ТФ-5, активним елементом слугувало скло ГЛС-22. Генерація мала стійку квазістаціонарну форму з тривалістю перехідного процесу біля 5-7 % від тривалості всього імпульсу (1.5мс). При малих швидкостях дзеркала спостерігався звичайний спалаховий режим генерації. При V=35-45 мм/c спостерігалася квазістаціонарна одночастотна генерація з тривалістю 0.7 мс. При максимальній швидкості дзеркала 50 мм/с досягався резонанс між релаксаційною і модуляційною частотами, і виникали регулярні пульсації інтенсивності. Було показано, що найменшу швидкiсть руху потрiбно забезпечити для лазера на ербієвому склi.

Крім вищевказаних причин нестабільності інтенсивності генерації існують нестаціонарні теплові процеси, що виникають під дією випромінювання генерації та накачки. Термічні лінзи змінюють ефективну конфігурацію резонатора і дифракційні втрати, що призводить до змін інтенсивності генерації. Це змінює співвідношення між енергіями, що перетворюються у тепло та у випромінювання генерації. При цьому змінюються оптичні сили термічних лінз, і втрати знову змінюються вже протилежним чином. Так виникають коливні незатухаючі процеси в елементах резонатора. В лазері на Nd:YAG з неперервною накачкою експериментально було отримано автоколивання інтенсивності, що стартували при різкому механічному “відкриванні” резонатору.

Проаналізовано на стійкість вiдомi баланснi рiвняння для iнтенсивності поля, iнверсiї заселеності та втрат у резонаторi, але з урахуванням запiзнення на час реакцiї втрат на змiну iнтенсивності свiтлового поля. Було показано, що частота осциляцiй iнтенсивності залежить вiд вiдношення часу релаксацiї втрат до часу релаксацiї збуджених активних центрiв. В роботі досліджувався лазер, що працює за наявності iнерцiйних втрат. Використовувалась комірка з етиловим спиртом, який має коефiцiєнт абсорбцiї біля 0,15 см на довжинi хвилi генерацiї YAG-лазера. Лазер на неодимовому склі генерував iмпульси тривалiстю 5 мкс та з перiодом бiля 35 мкс.

Третій розділ [5-11, 27-32] присвячений дослідженню одночастотних лазерів на твердому тілі з діодною накачкою та новим методам дослідження оптико-фізичних параметрів тонких плівок при їх взаємодії з вузькосмуговим оптичним випромінюванням. При діодній накачці збудження здійснюється резонансно на один з найближчих до лазерного рівнів, тому стоксові втрати мінімальні. Так, в лазерах, що досліджувались в цій роботі (Nd:YAG, Nd:YVO₄, Nd:YLF) було досягнуто тангенціальну ефективність понад 40% - 50%.

Сучаснi активнi середовища у комбiнацiї з дiодною накачкою принципово забезпечують генерацiю кiлькох сотень мод. Лазери неперервної дiї дуже чутливi до рiвня втрат у резонаторі, тому найкращим слід вважати селектор, який здатний забезпечити високу ефективність селекцiї i видiляти одну моду в досить широкому ( 100 ГГц) iнтервалi частот та не повинен вносити помітних втрат на генеруючій моді. Селектором, який задовольняє цим вимогам, є тонкоплiвковий абсорбцiйний селектор. У вузлі стоячої хвилі в лінійному резонаторі розміщують надзвичайно тонку (/100) поглинаючу плiвку, як звичайно, металеву (Рис.2). Для певної моди у цьому мiсцi фiзично немає енергiї i, вiдповiдно, немає абсорбцiї. Вузли iнших мод просторово розташованi у iнших мiсцях, i тому для них втрати не дорівнюють нулевi. Переміщуючи плiвку з вузла однієї моди до вузлів iнших мод, можна подавляти генерацiю одних мод та стимулювати появу iнших. В роботі було одержано "геометричні", теплофізичні та оптикофізичні умови одержання оптимальної за складом, товщиною та локалізацією плівки. Цим вимогам (на 1мкм) задовольняють плівки з Cr, Co, Mo, Ni. Для забезпечення достатньої гостроти селекцiї плiвка повинна бути розташована в такому мiсцi резонатора з довжиною L, де вiдстань мiж вузлами сусiднiх мод l є бiльшою за товщину плiвки d. Тобто повинна бути виконана умова l = l/2L > d. Тут l - вiдстань мiж дзеркалом i плiвкою. При зміщенні вiд дзеркала до центра резонатора найбiльш швидко "розбiгаються" вузли мод, якi найбiльше вiдрiзняються за частотою. Hа певнiй вiдстанi вiд дзеркала збiгаються n-й вузол моди з частотою f₁ та n+1 вузол моди з частотою f_k. При розташуваннi плiвки в такому мiсцi втрати зникають для двох поiменованих мод, i в генерацiю можливий вихiд обох мод. Це обмежує l < L/N, де N - загальна кiлькiсть мод, що припадає на актуальну смугу пiдсилення активного середовища.

Для будь-якого металу можна добрати таку товщину, при якiй провiднiсть дорівнює показнику заломлення матерiалу пiдкладинки. При цьому коефiцiєнт вiдбиття зi сторони пiдкладинки прямує до нуля. Така властивiсть несиметричного вiдбивання дозволяє створити з використанням плiвки iнтерферометр, що не вiдбиває нормально свiтло i в той же час має досить високу якiсть. В роботі було одержано формули для відбивання такого інтерферометра і проаналізовано теоретично залежності його параметрів від товщини плівки, матеріалу плівки та підкладинки, місця розташування в резонаторі та кривизни фазового фронту стоячих хвиль. Було показано, що для металiв з бiльшим коефiцiєнтом абсорбцiї можливе досягнення вищих значень коефіцієнта відбивання. У будь-якому випадку максимум відбивання вiдповiдає товщинам у 10-15 нм.

Максимальна потужнiсть багатомодової генерацiї складала 650 мВт з диференцiйною ефективнiстю 53%. При використаннi селектора загальна потужнiсть зменшилась до 520 мВт, але враховуючи, що число генеруючих мод зменшилось в 20 разiв, то, потужнiсть окремої моди при одночастотнiй генерацiї зросла приблизно у 15 разiв.

Окрiм хрому в якостi селектора були також використані плiвки з кобальту. Найбільш стабільну роботу лазера було зафіксовано з селектором товщиною 9 нм, при якій була досягнута максимальна вихідна потужність понад 600 мВт (Рис.3). Якщо плiвка розташована в серединi iнтервалу між сусідніми модами, то вона вносить близькi втрати до обох мод, генерація яких і спостерігається одночасно. В роботі було отримано одночасно генерацію в Nd:YLF на далеко вiдокремлених лiнiях: 1047 та 1053 нм. Повна смуга зміни частоти в області однієї лінії складала біля 115 ГГц. При швидкiй модуляцiї (0,3-0,6 кГц) керуючої п`єзоперетворювачем напруги вiдповiдний чирп частоти спостерiгався в дiапазонi 4-6 ГГц. При скануванні вихідного дзеркала було забезпечено двочастотну генерацію з інтервалом 2.4 ГГц та чирпом частоти приблизно у межах 1ГГц з частотою 500 Гц.

Внутрішньо-резонаторна спектроскопія використовує нелінійний відгук модового спектра на незначні варіації коефіцієнта вбирання речовини, розташованої в резонаторі. При одночастотному режимі ширина лінії генерації (10⁶ см¹) на пять-шість порядків менша за ширину лінії звичайної вільної генерації. Тому у цьому випадку система є надзвичайно чутливою до фазових змін, що виникають при взаємодії з інтерферометром, розташованим у резонаторі. Частота генерації нелінійним чином реагує на положення плівки в резонаторі. Цей ефект було покладено в основу метода “фазової внутрішньо-резонаторної спектроскопії” поверхневих властивостей тонких плівок на оптичних частотах, розвинутого в роботі.

Інтерферометр з досліджуваною плівкою в якості одного із дзеркал був орієнтований в резонаторі плівкою до вихідного дзеркала або до активного елементу. При дослідженнях параметрів плівки нова композиція резонатора призводить до появи нових частотних залежностей, що при порівнянні з експериментальними результатами підвищує точність вимірів параметрів, бо одна й та сама компонента визначається в двох незалежних процесах вимірювань, але з тим самим набором реєструючої апаратури і за однаковою процедурою вимірів. Крім того, у якості підкладинки можна використати різні матеріали і отримати нові залежності для одного й того ж набору інших параметрів плівки. Нанесення плівок з однаковою ваговою товщиною на різні матеріали може ідентифікувати певні поверхневі властивості плівок за поведінкою спектрів генерації лазера з тонкоплівковим селектором. Крім того, матеріал підкладинки може бути суттєво двозаломлюючим. В цьому випадку для поляризованого випромінювання вигляд спектрів буде відрізнятися при повороті підкладинки навколо осі резонатора. Властивості інтерферометра з металевою плівкою були описані із врахуванням комплексної поверхневої провідності. Дійсна та уявна частини цієї величини пов'язані з показником заломлення та коефіцієнтом вбирання матеріалу плівки. Обидві ці величини вводяться для масивного матеріалу. Між тим, при переході від “острівкової” структури до суцільної надзвичайну роль відіграють розміри острівців та їх форма, коли низькочастотної провідності взагалі не існує. Суттєвим є внесок підкладинки. На надвисоких частотах навіть суцільна плівка поводить себе по різному в залежності від характеру структурованості поверхні.

Теоретично і експери-ментально було показано, що зміна приблизно на 15% призводить до якісних змін характеру кривих. Метод фазової спектроскопії є більш точним, ніж виміри по відби-ванню та прозорості плівки, тому що величина поверхневої провідності знаходиться не з одного набору вимірюваних параметрів, а з конкретного вигляду функціональної залежності частоти одночастотної генерації від позиції плівки в резонаторі. За характером частотно-фазових кривих можна зясувати не тільки величину , але й знак. Звичайно вимірюється інтенсивність (квадрат амплітуди), і в формули визначення входить ()². На Рис.4. показані приклади залежності змін частоти генерації від положення селектора при = 0.3 та = (1) 0.3; (2) 0.4; (3) 0.5; (4) 0.6; (5) 0.7; (6) 0.8; (7) 0.9. На Рис.5 наведено результати вимірів залежності частоти генерації від положення селектора та розрахункова залежність (крапки) при параметрах плівки: = 0.58, = 0.15, n₁ = 1.46, n₂ = 1.

Інтерферометри, які розглядались досі, були призначені для селекції мод. Навіть при певних незначних змінах положення селектора в резонаторі, внаслідок термічних або механічних збурень, зміни частоти випромінювання можуть досить помітно відрізнятись від лінійних, хоча генерація й залишатиметься весь час одночастотною. При створенні лазера для цілей доплерівського радара актуальним питанням є контрольованість значення частоти. В роботі було проаналізовано дисперсійні залежності фази відбитого сигналу від параметрів інтерферометра та металевої плівки і запропоновано конструкцію інтерферометра, при якому він не вносить додаткових змін у фазу відбитого сигналу, тобто при зсуві селектора фаза змінюється лінійно. Розв"язок фазових рівнянь давав необхідні співвідношення між параметрами плівки, які забезпечують вищевказані вимоги. Із умови рівності нулю похідної від частоти було знайдено умови, за яких частота генерації не залежить від фази селектора в межах 0.5 рад. Це означає, що частота буде стабілізована завдяки специфічному ходу фазових залежностей інтерферометра, розташованого в резонаторі. Такий режим можливий при розташуванні плівки, орієнтованої підкладинкою до дзеркала.

При лазерній генерації загальна кількість потужності накачки, яка поглинається активним елементом розподіляється по декількох каналах розсіювання та перетворення, а саме: розсіювання на неоднорідностях та відбивання на поверхнях, генерація тепла при багатофононних процесах, поглинання із збуджених станів, і, нарешті, генерація стимульованого випромінювання. Звичайно на розсіювання йде однакова частина потужності накачки незалежно від стану лазера, проте частина, що трансформується в тепло, може суттєво змінюватися у випадках присутності генерації та відсутності такої.

Якщо порогова потужність накачки перевищена несуттєво, і тонкоплiвковий селектор розташовано таким чином, що генерацiя не вiдбувається на жоднiй iз мод, то кристал грiється найбiльш ефективно. Із зміною оптичної довжини резонатора найближчий до плівки вузол певної моди починає рухатись, поки не співпаде з плівкою. Втрати для цiєї моди зменшуються, i починається генерацiя. Тепер бiля 40% абсорбованої кристалом енергiї може випромiнюватися у виглядi оптичного стимульованого випромiнювання. Частка теплової енергiї зменшується, i кристал починає охолоджуватись. Вузол моди, що генерується, зміщується з плiвки селектора, втрати зростають, i генерацiя припиняється, а потім, з охолодженням, починається новий цикл. Таким чином, з перiодом у декiлька секунд лазер випромiнює довготривалi (1-3 сек) iмпульси високогерентного свiтла. Спектральна ширина випромінювання осцилює від 200 ГГц (флуоресцентна ширина смуги частот кристала) до декількох кГц (лазерна одночастотна ширина лінії).

Температурна зміна показника заломлення, що виникає в активному середовищi, призводить не тільки до змін оптичної довжини резонатора, але й до змін параметра конфокальності внаслідок появи радіально залежного розподілу n. Поява сферичних фронтiв стоячих хвиль призводить до розбiжностей мiж просторовим положенням вузла стоячої хвилi та плiвки. Вздовж осi резонатора можна вiднайти положення поглинаючої плiвки, коли рiзнi поперечнi моди, перетинаючи плiвку рiзними областями свого радiального розподiлу iнтенсивності, вiдчувають суттєво рiзнi втрати. Причому втрати для ТЕМ₀₀ моди стають бiльшими, нiж для деяких мод з вищими iндексами. Ефект переналаштовування лазера по рiзним поперечним модам було продемонстровано експериментально в лазерi на YVO₄ при потужності накачки понад 1,5 Вт. При деякому початковому положенні селектора спостерігались коливання з періодичним переналаштуванням просторової структури, подібні до секундних коливань інтенсивності.

Четвертий розділ [4, 12-17, 38-41] присвячено вивченню спектрально-часових перетворень при формуванні лазерної генерації з широким спектром випромінювання. Звичайно мінімальна тривалість випадкового сплеску інтенсивності відповідає оберненій різниці крайніх частот генеруючого спектру. Імовірність випадкового фазування мод не залежить від ділянки спектру, де розташовані моди. Але смуга підсилення має певний розподіл інтенсивності і досить часто - специфічну внутрішню структуру, особливо при значній активній ширині смуги. Тому енергія декількох центральних мод може суттєво перевищувати енергію багатьох периферійних. При нестаціонарній накачці середньо-статистична огинаюча спектру випромінення змінюється з часом, що, відповідно, призводить до змін у характеристиках випадкових сплесків інтенсивності генерації. Крім того, спектральний склад спалахів додатково деформується внаслідок взаємодій з матеріалом елементів резонатора. Ці ефекти можуть немонотонним чином впливати на загальну ширину генеруючого спектру, тому певним добором усіх параметрів лазера можна мінімізувати кінцеву тривалість імпульсів генерації.

Момент, коли формується аксіальна структура лазерного випромінювання, наступає тоді, коли інтенсивність випромінювання, яке обійшло резонатор і повернулося до активного середовища, суттєво перевищує інтенсивність люмінесценції, яка в цей момент випромінюється. Після цього можна вважати, що сформувалась шумова реалізація довжиною T_p. Але окремі спалахи мають різну тривалість (або спектральне наповнення) і по різному підсилюються навіть на лінійному етапі розвитку генерації внаслідок наявності дисперсії коефіцієнта підсилення. Тому при досить тривалому розвитку генерації (лампова накачка, кілька тисяч проходів) початковий розподіл амплітуд і тривалостей імпульсів спотворюється.

Як відомо, певній формі часової огинаючої світлового імпульсу відповідає певний спектральний розподіл. Якщо промодулювати амплітуди або фази мод з генеруючого набору, то відповідна модуляція з'явиться і в часовому перебігу інтенсивності. Тобто, можна формувати певним чином модульовані в часі сигнали статичними пристроями, наприклад, інтерфе-рометрами. Для цілеспрямованого впливу на структуру мод з метою формування певних оптичних сигналів необхідно враховувати особливості формування спектру при розвитку генерації в твердотільних лазерах надкоротких імпульсів. Такий аналіз із застосуванням математичного апарату, що описує поведінку стохастичних сигналів, і було проведено в роботі. Було використано теорію шумових процесів, розроблену для аналізу сигналів радіодіапазону і на її основі розвинуто теорію формування надкоротких імпульсів, але в термінах інтенсивності.

Враховуючи особливості випромінювання на різних етапах розвиту генерації, можна охарактеризувати статистичні ознаки таким чином. У допороговій області люмінесцентне поле активного середовища лазера на твердому тілі може бути класифіковане, як широкосмуговий випадковий процес, в першій половині лінійного етапу - як сума вузькосмугового та широкосмугового процесів (період формування генеруючих мод), потім - як квазігармонічний сигнал. На нелінійному етапі (насичення активного середовища, або нелінійного фільтра) сценарій може бути різним в залежності від типу лазера та режиму генерації: гармонічний (монохроматичний) сигнал, сума багатьох гармонічних сигналів, квазігармонічний вузькосмуговий сигнал. В роботі було описано статистичні властивості випромінювання на лінійному етапі розвитку генерації.

Спектр лазерних імпульсів генерації випромінювання тільки в середньому (за огинаючою) є подібним до центральної частини профілю смуги люмінесценції. У кожному конкретному “пострілі” лазера число квантів у кожній моді може сильно відрізнятись від середньо-статистичної величини. Початкова фаза коливань у модах завжди розподілена рівномірно-випадково в інтервалі . Процес синхронізації мод полягає у нав'язуванні певних співвідношень між фазами мод і у перерозподілі інтенсивності між модами до одержання гладкої огинаючої. Тобто, в процесі синхронізації має місце зміна частоти певної кількості квантів. Це означає, що процес синхронізації є принципово нелінійним.

Оскільки випадкова фаза розподілена рівномірно в інтервалі , то густина розподілу амплітуд A_c або A_s відповідає косинусній або синусній функціям, тобто вже не є рівномірно розподіленою на інтервалі означеності (1 А 1). Імовірність знайти значення функції на певному інтервалі значень обернено пропорційна швидкості зміни функції на цьому інтервалі, тобто похідній. У 85% випадкових спроб на інтервалі зміни фази /2 /2, значення cos() буде знаходитись в інтервалі 0.8-1. Тому при невеликій кількості генеруючих мод у переважній кількості лазерних пострілів спостерігається "повна синхронізація" мод. Було проведено компютерну симуляцію експеримента. За допомогою програми випадкових чисел задавались амплітуди і фази пяти мод. При цьому половина всіх реалізацій мала до 80% енергії, зосередженої в одному імпульсі.

Лазери на склі з неодимом принципово дозволяють отримувати імпульси і фемтосекундного діапазону. Однак, при розвитку генерації на лінійному етапі через дисперсію коефіцієнта підсилення активного середовища відбувається звуження спектра випромінювання і збільшення тривалості флюктуації. Іншою причиною, що утруднює одержання коротких імпульсів в лазерах на склі є дисперсія показника заломлення елементів резонатора, що призводить до часового розширення імпульсів. Існує оптимальний набір генераційних параметрів, при яких кінцева тривалість імпульсів є мінімальною для даної величини дисперсії показника заломлення активного середовища. Було знайдено, що для лазера на силікатному неодимовому склі для отримання мінімальної тривалості імпульсів необхідно вчетверо звузити початкову спектральну смугу. Використання призм в цьому випадку неприйнятне, оскільки одночасно із зменшенням ширини спектра зростає час взаємодії із диспергуючим середовищем. В рамках теорії були з"ясовані експериментальні особливості режимів синхронізації мод, які не знаходили пояснення в існуючих моделях.

Процес синхронізації мод у межах смуги підсилення лазера полягає у формуванні надкороткого світлового пакету при навязуванні певних амплітудно-фазових співвідношень між усіма модами, що генерують. Оскільки моди розташовані еквідистантно, то звичайно процес синхронізації відбувається одночасно на всій ширині спектру генерації. В принципі, ця умова не є обовязковою. В цій роботі запропоновано новий метод синхронізації мод, який базується на принципі почергового навязування фаз сусіднім модам. Таким чином, загальна тривалість процесу є довшою, ніж у звичайних методах, але швидкість модуляції може бути набагато меншою.

При однаковій швидкості зміни оптичної довжини різних інтерферометрів порядки інтерференції рухаються по осі частот тим швидше, чим меншою є оптична довжина інтерферометра, тобто, чим більшими є відносні зміни довжини бази при однакових лінійних швидкостях руху дзеркал різних інтерферометрів. Розміщуючи інтерферометр із малою оптичною довжиною бази в резонатор лазера, і переміщуючи одне з дзеркал інтерферометра, можна з великою швидкістю рухати максимуми прозорості інтерферометра в частотній області і домогтися, щоб частота "пробігу" максимуму прозорості інтерферометра по модах резонатора відповідала частоті міжмодового биття. У цьому випадку відбувається почергове нав'язування фази від однієї моди до іншої, або, іншими словами, синхронізація мод. Практично зміна оптичної довжини інтерферометра з необхідною швидкістю здійснювалася шляхом механічного переміщення дзеркала інтерферометра, розміщеного на пєзокерамічному перетворювачі. На Рис.6 наведено приклади осцилограм генерації при нерухомому інтерферометрі (а) та при русі останнього (б).

Будь-який періодичний сигнал може бути представлений у вигляді суми гармонік з певними фазовими та ваговими коефіцієнтами. При нав'язуванні фази за допомогою динамічного інтерферометра можна не тільки отримати імпульси мінімальної тривалості з дзвіноподібною формою, яка звичайно формується при додаванні певної кількості мод з нульовою різницею фаз (Рис.7 а- теорія, б - експеримент), але й сформувати імпульси спеціальної форми. При зміні амплітуди пилоподібних імпульсів, які керували п'єзоперетворювачем, можна було досягти швидкостей дзеркала, вдвічі більших за резонансну. При цьому сусідні моди модулюються у протифазі. Такий режим було названо “антисинхронізацією мод” (Рис.7г - теорія, д - експеримент). При цьому розподіл інтенсивності є обернений до класичної синхронізації мод, тобто на фоні квазінеперервного випромінювання присутні вузькі провали інтенсивності -“чорні імпульси”. Генерацію такого типу було одержано в лазері з довжиною резонатора 525 см, що відповідає 35 нс-періоду повторення імпульсів. База інтерферометра мала розмір біля 1.5 см. Такі розміри відповідають резонансній швидкості приблизно 4 см/с.

В роботі було показано, що “лінійний етап” розвитку генерації у багатьох випадках грає вирішальну роль при формуванні кінцевих параметрів випромінювання генерації. По- різному формуючи динаміку розвитку генерації, тобто впливаючи на швидкість змін коефіцієнту підсилення або рівня втрат, змінюючи час життя фотонів в резонаторі, можна отримати однакову ширину спектра генерації у середовищах з суттєво різною шириною спектру люмінесценції. Відповідно впливаючи на спектр і швидкість росту коефіцієнта підсилення, можна керувати і тривалістю та формою (часовим розподілом) імпульсів генерації. В цій роботі керування довжиною спалаху вільної генерації здійснювалось при варіаціях довжини резонатора і рівня потужності накачування у межах 0,25--7,5 мкс, тобто перекрито 30-кратний діапазон змін. лазер самомодуляція синхронізація стабілізація

У п'ятому розділі [4,9,18-20,26] було досліджено термічні явища в активних елементах лазерів на твердому тілі, вплив термічних лінз на просторово-кутові параметри випромінювання та методи покращення та стабілізації цих параметрів.

Головною проблемою при обчисленні профілю термічної лінзи є знаходження реального стаціонарного розподілу температури в середині активного стрижня. В роботі було враховано неоднорідність густини джерел тепла при накачуванні активного елемента, залежність коефіцієнта теплопровідності від температури та різниця у швидкості генерації тепла на перерізі каналу генерації. Було проведено розрахунки радіальних напружень для лінійної моделі, для нелінійної моделі та однорідного розподілу джерел тепла, для невипромінюючого лазера та неоднорідного розподілу джерел тепла та для випромінюючого лазера.

Знаходився розв'язок одномірного нелінійного теплового рівняння з заданою густиною теплових джерел та функцією "дегенерації тепла" в каналі генерації. Потім знаходились компоненти тензора напружень і, врешті решт, розподіл змін показника заломлення для різних компонент поляризації випромінення. Напруження у випадку негенеруючого лазера збільшуються як на осі, так і на поверхні елемента. Азимутальний розподіл термічної лінзи не є однорідним і залежить від класу симетрії кристалу та орієнтації осей кристала.

Температурна залежність коефіцієнта теплопровідності та неоднорідність розподілу випромінювання накачки призводять до радіяльної залежності оптичної сили термічної лінзи в активному середовищі. Ефективна приведена довжина резонатора для різних радіальних ділянок активного кристалу теж буде різною: мінімальною - на осі, та максимальною - для периферійних областей. Для моди найнижчого індекса максимум енергії зосереджений в центральній області, а для мод високих індексів - в периферійних областях активного елемента. Лазерний промінь був представлений сумою двох оптично незалежних пучків: мод різного індекса і різної поляризації. Один - з діаметром w₁, близьким до діаметра перерізу активного елемента і малою розбіжністю ₁, другий - з меншою перетяжкою w₂ та, відповідно, з більшою розбіжністю ₂. Отже параметри Релея цих пучків були суттєво відмінні. Якщо випромінювання спрямувати через зовнішню лінзу, то величина розбіжності та радіус пучка у перетяжці в області зображень залежатиме від співвідношень між фокальною відстанню лінзи, параметром Релея, та відстанню між дзеркалом лазера та фокальною площиною. Можна підібрати лінзу з такою фокальною відстанню та встановити її на такій відстані від перетяжки, що розбіжність першого променя (початково низька) збільшиться після проходження лінзи, а другого (початково висока) зменшиться, так що обидва значення стануть рівними. З цієї умови знаходяться співвідношення між параметрами. На Рис.8 приведено графіки залежностей функції w₀₂₀₁/w_imaximax від відстані між вихідним дзеркалом та фокальною площиною лінзи So/f, нормованої на її фокусну відстань. У просторі зображень вибирались значення w_i та _i для того променя, у якого вони були більшими, тобто або w_i1i2, або w_i2i1. Криві побудовано для декількох значень z₀/f. Максимуми функцій лежать приблизно в межах 0<S/f<1. При цьому всі функції мають значення більше одиниці. Це означає, що добуток параметрів після лінзи при розміщенні її на відстані до декількох f стає в 1.5 - 2 рази меншим порівняно з вхідною величиною. На цьому ж рисунку наведено експериментальні дані для двох (330 і 250 Вт) ІАГ-лазерів. Більш потужний лазер мав промінь гіршої якості, але при цьому було досягнуто більшої компресії добутку параметрів. Таким чином, при наявності складного лазерного пучка, що має в своєму складі декілька мод різних індексів і з різними поляризаціями, добуток параметрів не є інваріантом і може бути зменшений при лінійних перетвореннях.

При змінах потужності накачки або розмірів резонатора змінюється відношення фокальної відстані термічної лінзи f до довжини резонатора L. В цілому, при зменшенні 2f/L добуток параметрів пучка зменшується, але загальна потужність W_out теж зменшується. В околицях моментів, коли 2f/L набуває цілих значень, втрати резонатора падають, змінюється загальна модова структура, і потужність зростає. Тому швидкість спаду ² може бути більшою за швидкість спаду W_out. Отже можлива ситуація, коли функція W_out /² має кілька максимумів при змінах потужності накачки, причому абсолютний максимум досягається не при максимальній потужності накачки. Експериментально було знайдено, що для лазера на Nd:YAG з 92-см резонатором функція W_out /² має максимум на порядок більший порівняно з 50-см резонатором, хоча у другому випадку максимальна потужність була на 20% вищою. На Рис.9 приведено залежності вихідної потужності лазера від довжини резонатора при струмі лампи накачки (а) 31А та (б) 34А. Стрілками відмічено максимуми потужності генерації.

Шостий розділ [21-25, 42-44] присвячено дослідженню процесів взаємодії лазерного випромінювання з речовиною з метою осадження тонких надпровідних плівок з відтворюваними параметрами та процесу запису голографічних граток у металевих плівках. На момент виконання роботи можна було констатувати, що, незважаючи на певні переваги твердотільних лазерів, успішного та відтворюваного осадження надпровідних плівок за допомогою таких лазерів не було реалізовано. Тому, враховуючи сильну нелінійну залежність параметрів лазерної плазми від характеристик лазерного імпульсу, необхідно більш детально зясувати процеси, що мають місце на всіх етапах ланцюгу "Nd:YAG-лазер - оптичний імпульс - мішень - плазма - плівка -підкладинка".

Звичайно, лазерний імпульс має певний розподіл інтенсивності в часі та на поверхні мішені. Процеси, які мають місце у певній точці мішені, пов'язані з інтенсивністю світла у певний момент часу та з передісторією взаємодії твердого тіла з випромінюванням. Для успішного осадження плівки із заданими параметрами, необхідно донести від мішені до підкладинки суміш стехіометричного складу із певним спектром енергій та імпульсів атомів, що утворюють кристалічну гратку. При розповсюдженні плазмового факелу має місце загальне охолодження плазми за рахунок випромінювання та дейонізації, при зіткненнях з іншими частками. Тому бажаний набір параметрів плазмової хмаринки може існувати у певній області над поверхнею мішені, або не існувати взагалі.

В результаті низки заходів (механічних, електричних, термічних), нестабільність енергії лазерних імпульсів було зменшено приблизно на порядок, і вона становила 2% від імпульсу до імпульсу та 4% на протязі однієї години роботи системи. Як базову, було вибрано схему із схрещеними плазмовими факелами, яка ефективно запобігає утворенню крапель на поверхні плівки. Використовувалось дві конструктивно ідентичні оптичні лінії, які складались з Q-модульованих Nd:YAG лазерів та оптичних підсилювачів, на виході яких забезпечувалось до 250 мДж в імпульсі при частоті роботи 25 Гц. Трилінзова оптична система формувала необхідний розподіл інтенсивності на поверхні мішені.

Звичайно YAG-лазер має розбіжність, що залежить від енергії накачки та частоти повторення імпульсів. Цей ефект пов'язаний з виникненням термічної лінзи в активних елементах. Зрозуміло, що енергія імпульсу теж збільшується при збільшенні енергії накачки. Але при великих рівнях збудження крива енергії має тенденцію до насичення, а розбіжність продовжує зростати. В результаті, при великих рівнях накачки відношення енергії імпульсу до площини плями на мішені починає зменшуватись, не дивлячись на збільшення енергії імпульсу.

Вузька опромінена смужка спричинює появу широкого плазмового факелу. Цей ефект можна пояснити якісно у такий спосіб. Лазерний імпульс має звичайно дзвіноподібний розподіл інтенсивності у часі та просторі. При гострому фокусуванні першою нагрівається та випаровується центральна частина плями. Йони з цієї області першими починають рух від поверхні мішені. Йони, які пізніше відриваються від поверхні з областей, що відповідають меншій освітленості, отримують менший імпульс від поверхні і відчувають кулонівське відштовхування йонів, що вже почали рух. Результуючий вектор швидкості буде направлений вже не під прямим кутом до поверхні. Чим далі від центру плями, тим більшим є нахил початкової траєкторії. В цілому, закон формування факелу схожий на дифракцію світла на отворі. Плазмова хмара, що розлітається від поверхні мішені, продовжує взаємодіяти із світловим імпульсом, якщо він досить тривалий. В роботі проведено розрахунки поведінки коефіцієнта поглинання в залежності від геометрії лазерної плями на мішені та енергії лазерного імпульса. Показано, що протягом перших 40нс після закінчення дії імпульсу коефіцієнт поглинання спадає на декілька порядків величини, і плазма стає практично прозорою для випромінювання Nd:YAG лазера. Але під час дії імпульсу плазма ще надто густа і повністю відбиває проміння. Тому для таких імпульсів збільшення енергії не призводить до збільшення швидкості осадження плівок.

Для обчислення концентрації йонів в плазмі було використано відомі рівняння газодинаміки для визначення змін концентрації від часово - просторових координат. У будь-який момент часу просторова залежність концентрації виражена гаусівськими залежностями. Швидкий розліт плазмової хмари у вакуум виникає внаслідок великих градієнтів температури та тиску. Така плазма може бути змодельована як газ, що знаходився у певній порожнині при високій температурі та тискові і раптом почав розповсюджуватись у вакуум. Плазмова хмара набагато швидше збільшується у висоту порівняно з поперечними розмірами. На Рис.10 наведено компютерну імітацію хмари через 1мксек інтервали часу. Щоб уникнути накладання, зображувалась тільки верхня половина хмари. Стартові розміри були вибрані 10мм 1мм 0.001мм.

Таким чином, при нестачі загальної енергії імпульса можна опромінювати вузьку смужку на мішені і досягти на певній висоті радіально-симетричного вигляду плазмової хмари.

Ці міркування справедливі, якщо плазма розповсюджується у вакуумі. Проте, в атмосфері буферного газу (O₂) легкі компоненти гальмуються швидше в порівнянні з важкими . На деякій відстані від мішені плазма повертається до початкового стехіометричного складу та дейонізується. Ця позиція - оптимальна для розміщення підкладинки. Тиск кисню повинен бути таким, щоб забезпечувати успішне формування кристалічної гратки при деякій інтенсивності підльоту Y-Ba-Cu компонент. З іншого боку, кисень високого тиску ефективно охолоджує плазмовий факел, і кінетична енергія атома може падати нижче, ніж це необхідно для успішного формування гратки C-орієнтованої плівки. При низькому тискові температура газу зменшується , приблизно, від 800C біля нагрівача до 40-60C - на стінках камери. Локальна концентрація молекул кисню є обернено пропорційною до розподілу температури. Отже, хмара плазми по траєкторії при розповсюдженні і розширенні входить у контакт з буферним газом з концентрацією, що також зменшується, але за іншим законом. Було знайдено, що за цих умов підкладинка повинна розміщуватися приблизно на висоті 4 см над мішенню. На Рис.11 показано залежність сукупної концентрації атомів металів та кисню різного тиску над поверхнею мішені.