R. C. Qasımova, R.Ə. Kərəməliyev

Şək. 6.15. He və Cd enerji  
yuxarıda yerlə şirlər.                        
                     səviyyələri 
Şəkildə Cd atomunun
 
 və ionunun əks halları və Cd
+
 

 
98
həyəcanlaşmış  iki  qrup  səviyyələri  göstərilib.  He  atomları 
elektrik  boşalmasının  köməyi  ilə  həyəcanlaşaraq  Cd
+
  ionun, 
yaxud 
2
D
3/2
–
2
D
5/2
  qrup  səviyyələri  və  ya 
2
P
3/2
–
2
P
1/2
 
səviyyələrini  həyəcanlaşdırır.  Həyəcanlaşma  prosesi  rezonans 
xarakterli  olmasına  baxmayaraq  p  halı  üçün  həyəcanlaşmanın 
kəsiyi  üç  dəfə  D  halı  üçün  olan  kəsikdən  kiçikdir.  Lakin 
bundan  da  vacib  odur  ki,  D  halında  yaşama  müddəti 
D

~10
-7
 
san-dir və bu da p halının yaşama müddətindən çox böyükdür. 
(
~10
-9 
san).  Buna  görə  də  D  ilə  p  arasındakı  inversiyanı 
asanlıqla  almaq  olar.  Lazer  generasiyası  aşağıda  göstərilən 
səviyyələr arasında alınmışdır: 
 
2
D
3/2
→
2
p
1/2
 


325nm və  
1
D
5/2
→
2
p
3/2
 


441.6nm. 
 
Bu  halda  relaksasiya  hesabına  müsbət  Cd
+
  ionları  Cd  ionunun 
əsas halına 
2
S
1/2
 termə keçir. 
 
6.9. Yarımkeçirici lazerlər 
 
Bu vaxta qədər biz  fəal  mərkəzləri  nisbətən ensiz diskret 
enerji səviyyələrlə xarakterizə olunan  lazerlərin  işini öyrəndik. 
Lakin  fəal  mərkəzlərin  spektrində  yol  verilən  və  qadağan 
olunan  enerji  zolaqları  olduqda  da  inversiyanın  yaranması 
mümkündür. Buna yarımkeçirici lazerləri misal gətirmək olar. 
Yarımkeçiricinin  spektri  keçirici,  valent  və  bunların 
arasında  yerləşən  qadağan  olunan  enli  zonalardan  ibarətdir. 
Əslində hər bir zona sayı çox olan yaxın enerji səviyyələrindən 
ibarətdir.  Pauli  prinsipinə  görə  hər  bir  səviyyədə  yalnız  bir 
elektron ola bilər. Hər bir səviyyənin doldurma ehtimalı 
)
(E
f
 
Maksvel  –Bolsman  statistikası  ilə  deyil,  Fermi  –Dirak  statisti-
kası ilə təyin edilir. Onda yaza bilərik: 
 




kT
F
E
kT
F
E
E
f
/
)
exp(
1
/
1
/
)
exp(
1
)
(
1







. 
 
P


 
99
Burada 
F
 –Fermi  səviyyəsinə  uyğun  enerjidir.  Fermi  səviy-
yəsi  aşağıdakı  mənanı kəsb edir.  Əgər 
0

T
 və E<F olduqda 
f=1;  E>F  olduqda  isə  f=0.  Beləliklə,  Fermi  səviyyəsi  T=0
0 
K 
olduqda  dolmuş  və  dolmamış  səviyyələr  arasında  sərhəd 
yaranır. Cırlaşmamış  yarımkeçiricidə Fermi  səviyyəsi qadağan 
olunmuş  zonada  yerləşir,  ona  görə  də  T=0
0 
K  olanda  V-zona 
tamamilə dolmuş olur. C -zona isə tamamilə boş olur. Bu halda 
yarımkeçirici dielektrik adlanır. 
Tutaq  ki,  yarıkeçirici  T=0
0 
K  temperaturdadır.  Onda  V  –
zona  tamamilə  dolmuş  halda  olur.  Fərz  edək  ki,  hansı  yollasa 
elektron  V  -zonadan C  -zonaya  keçir. Çox  böyük  olmayan   
(10
-
13
 
san)  müddətdə  elektronlar  zonanın  ən  aşağı  dolmamış 
səviyyəsinə  keçirlər;  V  -zonasının  maksimumu  yaxınlığındakı 
elektronlar da ən aşağı dolmamış səviyyəyə keçir və bu sahədə 
deşiklər toplanmasını  yaradırlar.  Bu onu  göstərir  ki,  V  ilə  C  –
zonaları  arasında  inversiya  mövcuddur.  Elektronlar  C-dən  V  -
yə  keçirsə,  başqa  sözlə  elektronlar  deşiklərlə  rekombinasiya 
edirsə,  onda  yarımkeçiricini  müsbət  rezanatorda  yerləşdirsək 
lazer  generasiyasını  almaq  olar.  Generasiya  şərtlərini  almaq 
üçün  Fermi  “kvazisəviyyəsi”  anlayışından  istifadə  edək. 
Yarımkeçiricinin  bütövlükdə  tarazlıq  vəziyyətində  olmadığına 
baxmayaraq  hər  zonada  qısa  müddət  ərzində  istilik  tarazlığı 
yarana bilər. Onda f
v
 və f
c
 valent V və keçirici C –zonaları üçün 
dolma ehtimalları belə olar: 
f
V
  =














1
exp
1
kT
F
E
V
 
f
c
  =  














1
exp
1
kT
F
E
C
 
 
F
V
,  F
C
  –iki  Fermi  kvazisəviyyələrə  uyğun  olan  enerjidir.  Bu 
ifadələrdən  görünür  ki,  T=0
0 
K  –də  hər  zonada  bu  səviyyələr 
arasında  dolmuş  səviyyələr  var.  Aydındır  ki, 
V
C
F
F
h



. 
Lazer  generasiyasının  alınması  üçün  məcburi  proses  nəticə-

 
100
sində  udulan  fotonların  sayı  şüalanan  fotonların  sayından  az 
olmalıdır.  Rezonator  itkilərini  ödəmək  üçün  bərabərsizliyi 
yaratmaq  zəruridir.  Bu  iki  proses  rezanatorda  olan  fotonların 
sayı  ilə  baxılan  keçidin  B  əsalına  mütənasibdir  (B  –bir  fotona 
düşən  məcburi  şüalanmanın  sürətidir).  Digər  tərəfdən  məcburi 
şüalanmanın  sürəti  də  yuxarı  səviyyənin  dolma  ehtimalı  ilə 
aşağı  səviyyənin  boşalma  ehtimalı  ilə  mütənasibdir.  Udulma 
peosesinin sürəti isə aşağı səviyyənin dolma ehtimalı və yuxarı 
səviyyənin  boşalma  ehtimallarına  mütənasibdir.  Beləliklə, 
mıcburi şüalanmanın yaranması üçün belə şərt ödənilməlidir: 
 


0
)
1
(
)
1
(




C
V
V
C
f
f
f
f
Bq
 
 
burada q –rezanator daxilində fotonların sayıdır. Bərabərsizlik-
dən alırıq ki, 
V
C
f
f 
. f
C
 , f
V
 üçün olan düsturları yazaraq alırıq 
 

h
E
E
F
F
V
C




1
2
 
 
burada  E
2
,  E
1
 
–yuxarı  və  aşağı  səviyyələrin  enerjisidir. 
Beləliklə,  intuitiv  baxımdan  T=0  halı  üçün  alınan  ifadəni 
V
C
F
F
h



 yenidən  alırıq.  Yalnız  Fermi  kvazisəviyyəsi 
anlayışı doğru sayılana qədər bu ifadə ixtiyari temperatur üçün 
düzgündür (çıxarışa əsasən). 
İnversiyanı sadə üsulla yarımkeçirici diodunun p –n keçi-
dində  p  və  n  zonada  güclü  cırlaşma  zamanı  almaq  olur  (~10
18
 
donor  və  ya  akseptor  atomları  1sm
3
  həcmində).  Hal  –hazırda 
lazerlər  arasıda  injeksiya  lazerləri  yeganə  OKG  -lardır  ki, 
nəzəri  f.i.ə.  100%  -dır.  Belə  həyacanlaşma  növünün  ikinci 
müsbət cəhəti doldurma cərəyanı hesabına bilavasitə şüalanma 
gücünün  idarə  edilməsindən  ibarətdir.  Çatışmayan  cəhətləri 
aşağıdakılardır:  qalın  bircinsli  p  –n  keçidin  alınması  mümkün 
deyil;  yarımkeçiricilərdə  vahid  həcmdən  alınan  gücün  böyük 
olmasına  baxmayaraq  p  –n  keçidin  nazik  qalınlıqlı  təbəqəsinə 
görə  (~1  mkm)  ümumi  çıxış  güc  100  Vt-dan  çox  olmur,  bu 
səbəbdən  də  injeksiya  lazerlərində  şüalanmanın  dağılması 

 
101
böyükdür.  Bu  da  optik  sistemlərdən  istifadə  etməyə  məcbur 
edir.  Onların  ölçüləri  və  çəkisi  injeksiya  lazerinin  oxşar 
parametrlərindən (1x1x0.5 mm
3
) çox –çox böyükdür. Cırlaşmış 
yarımkeçiricidə  F
p
  səviyyəsi  p  hissədə  V  –zonasında,  F
n
  isə  n 
hissədə C -zonasıda yerləşirlər. Əgər p –n keçidə daxili gərgin-
lik (U) tətbiq olunmursa, onda hər iki Fermi səviyyəsi eyni bir 
düz  xətdə  yerləşəcək.  Əks  halda  isə  iki  səviyyə  arasinda 
eU
F 

 sürüşməsi  yaranır.  Deməli,  əgər  dioda  buraxıcı  isti-
qamətində  gərginlik  tətbiq  etsək,  onda  p  –n  keçidin  bağlayıcı 
təbəqəsində  inversiya  yaranır.  Bu  halda  n  –hissənin  C-zona-
sından  elektronlar  və  p–  hissənin  V–  zonasından  deşiklər 
bağlayıcı  təbəqəyə  injeksiya  edirlər. 
F

 təxminən 
g
E
-ə 
bərabər  olduğundan 

g
E
U 
.  GaAs  lazeri  üçün 
5
.
1
~
U
V  –
dur.  Şəkildə  p  –n  keçiddən  istifadə  edilən  lazerin  quruluşu 
göstərilib  (Şək.  6.16)  (Ştrixlənmiş  sahə  bağlayıcı  təbəqədir). 
Belə  diodun  çox  böyük  olmayan  ölçüləri  vardır
.   
Bağlayıcı 
təbəqənin eni 0.1 mkm 
-dir. 
Lazer 
generasiyasını 
almaq  məqsədi  ilə  yarımkeçi-
rici nümunənin iki qarşı səthlə-
rini  cilalayırlar  və  müstəvipa-
ralel  edirlər.  Generasiya  istə-
nilməyən  istiqamətdə  olmasın 
deyə  digər  iki  səthləri  cilala-
mırlar.  Yarımkeçiricinin  sın-
dırma  əmsalı  böyük  olduğun-
dan yarımkeçirici ilə hava sərhə    
Şək. 6
.
16. p-n keçidli lazer
 
dində artıq kifayət qədər yüksək                    
quruluşu
 
əksetmə alınır. Buna görə də hər  
iki  səthin  əksedici  örtüyü  olmur.  Fəal  sahə  1mkm  qalınlıqlı 
təbəqədən ibarətdir. 
İşçi  temperaturun  çoxalması  ilə  yarımkeçirici  lazerin 
cərəyan  sıxlığının  hədd  qiyməti  kəskin  artır.  (T=77
 
K  olduqda 

 
102
i
C
~T
3
),  çünki  T-nin  artması  ilə  f
C
(1–fv)  azalır,  f
V
(1–f
C
)  isə 
böyüyür. Nəticədə 


)
1
(
)
1
(
C
V
V
C
f
f
f
f



 
 
fərqindən  asılı  olan  gücləndirmə  kəskin  surətdə  enir.  Buradan 
belə çıxır ki, T>T
C
 olduqda yarımkeçirici lazer fasiləsiz rejimdə 
isləyə  bilməz.  Təcrübədə 


0.84  mkm  olan  GaAs  lazerləri 
daha çox işlənir. T=77
 
K olanda arasıkəsilməyən çıxış gücü bir 
vata çatır, ümumi f.i.ə. 30% olur. Bu lazerlər üçün kvant çıxışı 
70%  -dir.  Yarımkeçirici  lazerlər  ən  effektli  lazerlərdir.  Digər 
yarımkeçirici  lazerlərdən 


0.84  mkm  -dən  (
0

x
,  təmiz 
GaAs)  0.64mkm  -ə  qədər  (
4
.
0

x
)  olan  Ga(As
(1-x)
P
x
)  növlü 
lazerləri xatırlayaq. Beləliklə, yarımkeçirici maddənin tərkibini 
dəyişərək  çıxan  şüanın  dalğa  uzunluğunu  kəsilməz  dəyişmək 
olar. 
Təcrübədən  müəyyən  edilib  ki,  yarımkeçirici  OKG  şüası 
polyarlaşmışdır,  xassələri  isə  böyük  dərəcədə  T  -dən  asılıdır. 
Misal üçün T=4.2÷125
 
K intervalında cərəyan hədd qiyməti 25 
dəfə artır. Şüanın sabit tezliyini almaq üçün aşğı və sabit T -da 
işləmək  lazımdır,  çünki  fəal  maddənin  T  -nun  dəyişməsi 
şüalanma spektrinin dəyişməsinə səbəb olur. 
Yarımkeçirici  lazerində  əsas  rejim  impuls  rejimidir. 
İmpulsda çıxış gücü kristalın həddən artıq qızması ilə məhdud-
laşır,  impulsun  davametmə  müddəti  və  fəal  maddənin  tempe-
raturu  ilə  təyin  olunur.  GaAs  lazerində  otaq  temperaturunda 
cərəyanın impulsunun davametmə müddəti 

=10
-8 
san olduqda 
və 77
 
K-də 

=1 mksan olduqda şüalanmanın gücü  100 Vt-dır. 
Fasiləsiz  rejimdə  şüalanmanın  yaranması  böyük  maraq  təşkil 
edir.  OKG  -un  bu  rejimdə  işləməsi  üçün  fəal  maddənin 
qızmasını  azaltmaq  lazımdır.  Bunun  üçün  cərəyan  sıxlığının 
hədd qiymıtini aşağıdakı üsullarla kiçildirlər:  
1. Diodun ölçülərinin azaldılması yolu ilə; 
2.  p–n  keçid  müstəvisinə  normal  olan  yarımkeçiricinin 
bütün dörd səthlərinin cilalanması ilə;  

 
103
3.  Diodda  tam  daxili  qayıtma  və  nümunınin  2
 
K  qədər 
soyudulması  hesabına.  Bu  şərtlər  olduqda  koharent  şüalanma 
gücü  ümumi  gücün  10%  -ni  təşkil  edir  və  10  mVt  olur. 
Müqaisə üçün yada salaq ki, impuls rejimində T=4.2
 
K və orta 
koharent güc 30 mVt olduqda şüa gücü 280 Vt –a bərabər olur. 
Fasiləsiz  rejimdə  keçidin  sahəsi  10
-3
 
sm
2
  və  çıxış  gücü 
təxminən  1  Vt  olduqda  istilik  selinin  sıxlığı  1  kVt/sm
2
 
–dır. 
GaAs əsasında olan OKG-da 3,2 Vt güc alınmışdır. 
İnjeksiya  lazerinin gücünün artmasından başqa otaq tem-
peraturunda  fasiləsiz  rejimi  almaq  maraqlı  işdir.  Bunun  həlli 
üçün p –n keçidin keyfiyyətini yaxşılaşdırmaq və diodun istilik 
müqavimətini azaltmaq lazımdır. 
GaAs  əsasında  olan  injeksiya  lazerinin  optimal  şərtləri 
olduqda  f.i.ə. 70% olur. Bu zaman  mümkün olan  kvant çıxışı-
nın f.i.ə. 100% –dir, başqa sözlə desək p –n keçiddən keçən hər 
bir  elektron  foton  yaradır.Bu  vaxta  qədər  biz  eyni 
monokristalda p– və n– aşqarlarının paylanması ilə yaranan p –
n  keçidləri  haqqında  danışdıq.  Belə  homokeçid  adını  daşıyan 
keçidlərdə sərhəddin hər iki tərəfində kristalın xassələri eynidir. 
Əgər  bir  yarımkeçiricinin  mono-
kristallik  təbəqəsini  digər  yarım-
keçirici  monokristallik  altlıqda 
göyərtsək,  onda  1963-cü  ildə  J. 
Alferov tərəfindən  irəli  sürülmüş 
yeni  bir  hal  –hetero  quruluş 
yaranır.  Əlbəttə  bütövlükdə  nü-
munənin  monokristallığının  po-
zulması  şərti  ilə  göyərtmə  kris-
tallik qəfəsləri bir –birindən fərq-
lənməyən  yarımkeçirici  materi-
allar  üçün  mümkündür.  Hetero-
quruluş kimi
 
GaAs-Al
x
Ga
1-x
As–    
Şək. 6.17. Qoşalaşmış  heteroke
 
GaAs, GaAs
x
P
1-x
, CdTe -CdSe,                 
çidə malik olan yarımke
 
göstərmək olar. Şəkildə qoşa                   
çirici lazer diodunun 
 
                                                                   
quruluşu
 

 
104
laşmış  heterokeçidə  malik  olan  yarımkeçirici  lazer  diodunun 
quruluşu  verilirb  (Şək  6.17).  Belə  quruluşlarda  onları  aşağı 
temperatura (77
 
K) qədər soyudulmamaqla  fasiləsiz  generasiya 
almaq  olar.  Bu  diodlarda  iki  müxtəlif  material  arasında  iki 
keçid  var:  Al
x
Ga
1-x
As(p)  –  GaAs  və  GaAs  –Al
x
Ga
1-x
As(n). 
Fəal  sahənin  GaAs  nazik  təbəqəsi  (~1mkm)  təşkil  edir. 
Fasiləsiz generasiyaya aşağıdakı üç effekt hesabına nail olunur:  
 
1. Sındırma əmsalları üçün aşağdakı şərt ödənməlidir: 
                    
GaAs
As
Ga
Al
n
n
x
x


1
 
 
(3.4
0
4
.
0
6
,
3



x
x
)
.
 Bu o deməkdir ki, optik dalğaötürən effekt vardır. 
Lazer generasiyası GaAs təbəqəsində, gücləndirmə olan sahədə 
mərkəzləşmişdir.  p  –n  keçiddən  fərqli  olaraq  şüa  artıq  doldur-
ma təsiri altına düşməyən sahəyə daxil olmur. 
 
2.  Bu  halda  fəal  sahənin  sərhədləri  daha  məhduddur. 
Buna görə onun ölçüləri kiçik və cərəyan sıxlığı eyni olduğun-
dan  elektronların  sıxlığı  fəal  sahədə  böyük  olur.  Nəticədə 
gücləndirmə  artır.  Başqa  sözlə  desək  heteroquruluşda  p  –n 
keçid daha kəskin xarakter daşıyır.  
 
3.  GaAs(n)  altlığı  kütləsinə  və  istilikkeçirməsinə  görə 
almaz və ya qalay lövhəyə yapışdırmaqla dioddan istilikaparma 
asanlaşır.  Bu,  cərəyan  sıxlığının  hədd  qiymətini  10
3
 
A/sm
2
 
qədər aşağı salmağa imkan verir. Yada salaq ki, otaq tempera-
turunda işləyən p –n keçidli impuls diodunun generasiya həddi 
100 dəfə çoxdur. 
Nəticədə  fasiləsiz  işləyən  yarımkeçirici  lazerlərdə 
davamlı  rejimdə  otaq  temperaturunda  100  mVt  çıxış  gücü  ilə 
generasiya alınıb. Bu da onların əməli əhəmiyyətini çox artırır. 
Bu  növ  lazerlərin  əsas  tətbiq  dairəsini  optik  liflər  xətləri  üzrə 
olan lazer rabitəsi təşkil edir. 
 

 
105
6.10. Boyayıcı maddələr əsasında lazerlər 
 
Maye  əsasında  yaradılan  lazerlər  içərisində  boyayıcı 
maddə  lazerləri  xüsusi  yer  tutur.  Boyaqlar  dedikdə  işığı 
görünən və ya yaxın UB spektr oblastında udan mürəkkəb üzvi 
birləşmələr nəzərdə tutulur. Şəkildə üzvi  boyaq  molekullarının 
enerji  səviyyələri  sxemi  verilmişdir.  (dalğavari  keçidlərdə 
şüasız konversiya, düz xətlə radiasiya keçidləri göstərilib (Şək. 
6.18).  Elektron  halları  arasında  enerji  məsafə  –  10
4 
sm
-1
,  rəqsi 
hallar arasında –10
3 
sm
-1
, fırlanma halları arasında –1 ÷ 10 sm
-1 
 
-dir.  Elektron  halları  elektron  spinlərindən  asılı  olaraq  sinqlet 
və  triplet  səviyyələrinə  bölünürlər.  Tarazlıq  halında  və  otaq 
temperaturunda  (
250
200

E
sm
-
1
)  əsas  halın  aşağı  rəqsi  –
fırlanma  səviyyələri  doludur.  S
0
1
S

 keçidi  monoxromatik 
şüalanma  ilə  həyacanlaşan  halda  termin  hər  hansı  bir  rəqsi  –
fırlanma 
halı 
Frank-Kondon 
prinsipinə 
uyğun 
olaraq 
məskunlaşır.  
Frank  –Kondon  prinsipi:  molekulların  bir  elektron 
halından  başqasına  keçməsi 
zamanı  nə  nisbi  halında,  nə 
də molekulların atom nüvələ-
rinin 

 sürətində  nəzərə  çar-
pan  dəyişikliklər  baş  vermir. 
Başqa  sözlə  potensial  əyri-
lərin  diaqramında  keçidlər 
yalnız  şaquli  istiqamətdə  ola 
bilərlər. S
1
 terminin daxilində 
artıq  qalan  enerjinin  termal-
laşması tez (

.
rel

1÷10nsan) 
baş verir. S term üçün yaşama     
Şək. 6.18. Üzvi boyaq molekulla
 
müddəti 

ş

1÷5 nsan, buna                     
rının
 
enerji səviyyələri
 
görə  S
1
  halı  tərkibində  şüalanmasız  relaksasiya 
0
1
S
S 
 şüalan-
ma  ilə  müşahidə olunan relaksasiyadan tez baş verir. S
1
 yuxarı 

 
106
rəqsi səviyyələri Frank –Kondon prinsipinə uyğun olaraq həyə-
canlaşır. Şüalandırmayan  relaksasiya prosesində həyəcanlaşma 
enerjisi əsasən bu halın aşağı rəqsi səviyyələrinə keçir. Aşağı S
1
 
səviyyəsindən  molekul  foton  buraxaraq  S
0
  səviyyəsinə  keçə 
bilər.  Bu  şüalandırıcı  relaksasiya  flüoressensiya  adlanır. 
Deyilənlərə  əsasən  şüalanan  fotonun  enerjisi  udulan  fotonun 
enerjisindən  kiçikdir,  bu  da  udma  spektrinə  nisbətən  flüores-
sensiya spektrində stoks sürüşməsinə gətirir. Flüoressensiyanın 
foton  şüalanması  da  Frank  –Kondon  prinsipi  üzrə  gedir  (Şək. 
6.18  bax).  Şüalandırmayan  rəqsi  relaksasiya  prosesində  artıq 
qalmış 
)
(
ş
g
h
h



 enerji  boyaq  molekullarını  və  məhlulu 
qızdırır. Deməli, S
1 
–S
0
 flüoressensiya üçün start səviyyələri S
1
-
in aşağı rəqs səviyyəsi olmalıdır. Bəs 
0
1
S
S 
 şüalanan keçidlər 
harada qurtarır? Əgər elektron termlərinin tarazlıq konfiqurasi-
yaları S
1
 və S
0
 fərqlənirlərsə, onda S
1
 
–S
0
 keçidində aşağı səviy-
yələr  Frank-Kondon  prinsipinə  görə  əsas  S
0
  halının  yüksək 
yerləşmiş  səviyyələridir.  Bu  səviyyələr  termik  olaraq  tutulma-
mışlar.  Beləliklə,  doldurmanın  dövri  S  –S  udmasını,  S  –S 
flüoressensiyasını  və  S
1
,  S
0
  hallarında  şüalandırmayan  relaksa-
siyalı keçidləri özündə saxlayaraq dörd səviyyəli sxemə əsasən 
baş verir. Bu, inversiya alınmasını yüngülləşdirir. 
İndi  hesab  edək  ki,  həyacanlaşmış  boyaq  selektiv 
rezanator içərisində yerləşib. Sadəlik üçün rezanator birmodalı, 
birtezliklidir. Belə rezanatoru flüoressensiya xətti tərkibində bir 
tezliyə köklədikdə müsbət tərs əlaqə effektinə görə S
1
 terminin 
uyğun  yuxarı  səviyyəsində  həmin  bu  tezlikdə  enerji  səviyyə-
sinin  bosalması  əmələ gəlir. Boş qalmış  səviyyə  daxili termal-
laşma  prosesində  dolur.  Bu  prosesdə  yüksək 

 sürətə  görə 
(1÷10  psan)  əməli  olaraq  birtezlikli  şüalanmanın  formalaşma-
sında  S
1
 termi  ilə  yığılmış  bütün  enerji  iştirak  edir.  Məlumdur 
ki, boyağın flüoressensiya xətti eni tərtibində rezanator tezliyi-
nin  dəyişməsinə  uyğun  olaraq  şüalanma  tezliyi  dəyişir.  S
1
 
termində impus rejiminə qədər 
.
.rel
req



 olduqda həmin termi-

 
107
nin  bütün  rəqsi  səviyyələrində  olan  enerji  dəyişən  tezliklə 
birtezlikli  şüalanmaya keçir. Dispersiyası olmayan rezanatorda 
şüalanma  maksimal  güclənməyə  uyğun  gələn  flüoressensiya 
xəttinin maksimumunda baş verir. 
S
1
 
– S
0
 radiasiyalı keçidləri həyacanlaşmış molekulların S
1
 
–dən çıxmasının yeganə yolu hesab olunmur:  
1. S
1
 və digər həyəcanlaşmış sinqlet hallar arasında başqa 
relaksasiyalı keçidlər də mümkündür. S –S keçidləri flüoressen-
siya  tezliyində  udulma  ilə  xarakterizə  olunur  və  bu  da  boyaq 
lazerində itkilərə səbəbdir. Boyağlarda S –S udma spektri yaxşı 
tədqiq  edilmədiyinə  görə  onun  generasiya  prosesinə  təsiri 
öyrənilməmişdir.  Qeyd  edək  ki,  işlədilən  boyaqlarda  flüores-
sensiya və S –S udma spektrləri üst-üstə düşmür.  
2. Udulma spektri bu və ya başqa dərəcədə flüoressensiya 
spektri  ilə  örtüldüyü  zaman  T  –T  udulması  daha  çox  qorxu-
ludur. Multipletliyi müxtəlif olan hallar arasında (məsələn S
1
 və 
T
1
) boyağın mürəkkəb molekullarında şüalandırmayan keçidlər 
baş  verə  bilər  (interkombinasiyalı  S  –T  konversiya).  S  –T 
konversiyası  S
1
 
–S
0
  şüalanma  ilə  müşahidə  olunan  keçidlərin 
sayını azaldır, bunun nəticəsində flüoressensiyanın kvant çıxışı 
azalır. T
1
 metastabil halı doldurulduqda S –T konversiyası T
1
 –
T
2
 keçidində boyağın həyacanlaşması ilə artan və generasiyaya 
mane ola bilən T –T udulmasını mümkün edir. 
T
1
–  çoxyaşayan  metastabil  haldır.  S
0
  -da  şüalandırma 
keçidləri  mümkündürsə də, ancaq çox az ehtimallıdır. T
1
 
– S
0
1
 
şüalanması  –flüoressensiyadır  (metastabil  T  halından  əsas  S
1
 
halına  qadağan  olunmuş  optk  keçidlər  zamanı  yaranır). 

 
sönmə fosforessensiya üçün 1msan-dir. Şüalanma xəttinin tipik 
eni 100÷200 Å –dir, bu da inversiyanın alınmasını çətinləşdirir. 
Belə  sistemlərin  doldurulmasında  yaqut  lazeri  üçün  tələb 
olunandan on dəfə güclü mənbələr lazımdır. 
Belə  ki,  radiasiya  yaşama  müddətinə  təsir  etmək  mümkün 
deyil,  ancaq  T
1
–in  daha  tez  boşalması  T  –T  udulmasının  azal-
ması  üçün  vacibdir.  Məhlula  T  halının  söndürücülərinin  əlavə 

 
108
olunması  T
1
 
–S
0
 şüalandırmayan konversiyanın ehtimalını artı-
rır  və  onların  axtarışı  böyük  məna  kəsb  edir.  Boyaqlarda 
lazerlərdə  T  halının  sönməsi  üçün  çox  effektli  söndürücülər 
C
8
H
8
  və  C
10
H
12
  növündə  olan  karbohidrogen  və  oksigendir. 
Yuxarı  lazer səviyyəsinin  yaşama  müddətini azaltmamaq üçün 
söndürücülərin konsentrasiyası həddən çox ola bilməz. 
Müzakirənin axırında S
1
-in boşalmasının parazit proseslə-
rindən  S
1
  və  S
0
  arasında  şüalanmayan  flüoressensiyanın  kvant 
çıxışını  azaldan  keçidi  (daxili  konversiyanı)  qeyd  edək.  Daxili 
konversiyanın  ehtimalı  boyağın  molekullarının  quruluşu  ilə 
təyin  olunur  və  S
1
-in  flüoressensiya  parçalanma  ehtimalına 
nisbətən  böyük  deyil.  Boyaqlarda  flüoressensiyanın  kvant 
çıxışı 0.01÷1.00 tərtibindədir. 
Boyaq  məhlullarının  impuls  rejimində  həyəcanlaşması 
üçün hər şeydən çox şüalanmanın əsas tezlikləri və bərk cisimli 
lazerin 
harmonikaları 
istifadə  olunur: 
yaqut  lazerinin 
harmonikası  –347  nm,  neodim  lazerinin  2,  3  və  1 
harmonikaları  –530
 
nm,  353nm  və  ksenonun  –172,5  nm. 
Müxtəlif həyəcanlaşmış impus mənbələrinin şüalanma gücü bir 
kVt  –dan  10  meqavata  qədər  dəyişir.  Lazerlərə  həyəcanlaşma 
zamanı doldurmanın iki sxemindən istifadə olunur: həyəcanlaş-
dırıcının  sel  istiqaməti  boyaq  generasiyanın  istiqamətinə 
perpendikulyar  olduqda  eninə  və  bu  iki  istiqamət  eyni  olanda 
isə onda uzununa. Uzununa sxemdə generasiya xüsusilə effekt-
lidir.  Əgər  həyəcanlaşma  sellektiv  güzgüdən  keçirilirsə,  bu 
güzgü doldurma şüasını yaxşı buraxır və boyayıcının generasi-
yasının  spektral  oblastında  yüksək  əksedici  əmsala  malikdir. 
Bu tələbi  prizma  ilə  tam  daxili  qayıtma  sxemi  qane  edir.  Belə 
sxem şüanın və generasiyanın ixtiyari 

 –da effektlidir. 
Boyaqda  lazer  şüasının  xətti  polyarlaşmış  işıqla  paralel 
həyəcanlaşması zamanı həmişə polyarlaşmış işıq alınır. 
İmpus  lazer  mənbələri  ilə  həyəcanlaşan  boyaqlarda 
lazerin  f.i.ə.  10  -larla  faizə  çatır.  Neodim  şüşə  liflərin  ikinci 
harmonikasının  doldurma  şüalanması  ilə  rodaminin  etanol 

 
109
məhlulu.  6G  üçün  maksimal  f.i.ə.  (75%)  alınmışdır.  İmpulslu 
lazerlərlə həyəcanlaşma zamanı boyaqlarda generasiya spektral 
diapazonun ixtiyari 

 –da həyata keçirilir. 
Fasiləsiz  doldurma  mənbəyi  olaraq  əksər  hallarda  arqon 
ion lazeri xidmət edir, spektrin göy və yaşıl hissəsində bir neçə 
güclü  xətdə  çıxış  gücü  bir  neçə  vata  çatır.  Boyağın  genera-
siyasının  hədd  qiymətindən  üstün  qiymıt  almaq  məqsədi  ilə 
arqon  lazerinin  şüalanması  qeyd  edilən  gücdə  məhlulda  kiçik 
sahədə  fokuslanmalıdır  (10÷20  mkm).  Doldurma  enerjisinin 
effektli istifadəsi o zaman mümkün olur ki, dodurma zonasının 
profili və boyağın generasiyasının zonalarının profilləri yüksək 
dəqiqliklə  uyğunlaşsınlar.  Maye  lazerlərin  fasiləsiz  optik 
həyəcanlaşması  ilə  bağlı  olan  əsas  problemlərdən  biri  fəal 
mayedə və rezanatorun elementlərindən güclü doldurma dəstəsi 
keçməsi  nəticəsində  əmələ  gələn  termooptik  dəyişilmənin 
aradan qaldırılmasıdır. Adətən məhlulun termooptik dəyişilmə-
si  həyəcanlaşma  başladıqdan  sonra  bir  neçə  mikrosaniyədən 
sonra inkişaf edir. Ona görə də onların təsirini yox etmək üçün 
məhlulu  generasiya  zonasından  bir  neçə  mikrosaniyədə  elə 
dəyişirlər  ki,  fəal  oblastdan  mayeni  tam  əvəz  etmək  olsun. 
Məhlulun  axını  üçün  analoji  tələblər  onunla  əlaqədardır  ki, 
doldurma  təsiri  altında  əmələ  gəlmiş  fotodağılmanın  kompo-
nentlərinin generasiya zonasından çıxarılması vacibdir. 
Fasiləsiz  lazerlərdə  ciddi  problemlərdən  biri  küvetlərin 
hazırlanması  və  onların  divarlarının  çirkinin  yanması  nəticə-
sində  zədələnməkdən  qorumaqdır.  Təzə  şırnaqlı  lazerdə 
boyağın  17m/san  sürəti  ilə  tökülməsi  üçün  ucluqdan  istifadə 
olunur. 
Nazik məhlul şırnaqlı lazerdə şüalanma tezliyinin dəyişil-
məsi  üçün  qoşaşüasınma  effektindən  istifadə  olunur.  Bu 
məqsəd  üçün  oxu  Bryuster  bucağı  altında  yönəlmiş  kristallik 
kvarsdan  hazırlanmış  üç  lövhəcik  dəsti  xidmət  edir.  Xətti 
polyarlaşmış  işıq  lövhəcik  dəstindən  keçəndən  sonra  elliptik 
polyarlaşır,  bu  da  əksetmə  əmsalının  böyüməsinə  və  buraxma 

 
110
əmsalının  azalmasına  gətirib  çıxarır.  Üç  lövhəcik  tezlik  filtri 
rolunu  oynayır.  Bunun  da  buraxması  lövhəciklərin  fırlanması 
yolu  ilə 20–100% arasında dəyişir. Əgər müxtəlif boyaqlardan 
istifadə  etsək  lazer  tezliyinin  dəyişməsi  görünən  şüalanma 
diapazonunu bütünlüklə örtəcək.