Radyoaktif elementler kendiliğinden hızla veya yavaş yavaş parçalanarak yapı değiştiren kararsız atomlardan meydana gelir. Çekirdekleri,duruma göre pozitif veya negatif elektronlar ya da helyum çekirdekleri yayar. Birinci durumda element,periyodik sınıflandırmanın bir hanesinden hemen bitişik hanesine geçer;ikinci durumda ise iki hane atlar.

Bazı radyoaktif elementlere doğada rastlanır;bunlar,kendiliğinden başkalaşıma uğrayarak birbirinden türeyen dört basit cisim grubu meydana getirir:her üçü de kurşuna dönüşerek kararlı hale geçen uranyum,toryum ve aktinyum grupları ile bizmuta dönüşerek kararlı olan neptünyum gurubu F. ve İ. Joliot-Curie’ler 1934′te,kararlı atomları cisimcik bombardımanına tutarak,bilinen elementlerin kararsız izotopları olan suni radyoaktif elementleri elde etmeyi başardılar. Bugün tedavi uygulamalarında radyumun yerini alabilen ve radyoaktif gösterge olarak kullanılan yüzlerce suni radyoaktif element vardır.

Radyoaktif bozunma ise kararsız-dengesiz bazı atom çekirdeklerinin radyasyon yaparak bozunmasıdır. Çekirdekler Alfa partikülleri (helyum çekirdekleri),Beta ışınları (elektron ışınları)   ve Gamma ışınları (çok kısa dalgalı elektromanyetik radyasyon) yayarlar. Son ikisi çoğu kez birlikte yayılır. Bunlardan en az girici olanlar Alfa partikülleridir. Beta ışınlar bunlardan daha girici ışınlardır. En derinlere kadar giren (kuşun içine doğru 100mm. kadar girebilir) ışınlar Gamma ışınlarıdırlar. 1896 yılında Becquerel uranyum bileşiklerinin özellikle,uranitin adını alan cevherin kendiliğinden enerji yaydığını saptadı. Etkinin şiddetinin uranyum miktarına bağlı olması,bu enerjinin atomlardan kaynaklandığının belirtisi idi. Marie ve Pierre Curie radyum,polonyum ve toryum adlarını verdikleri başka radyoaktif elementleri keşfettiler. Günümüzde yaklaşım 40 kadar doğal ve çok büyük sayıda yapay radyoaktif izotop cinsi bilinmektedir. Radyoaktif atomların bozunma hızlarına ne sıcaklık,basınç ya da elektromanyetik alan gibi fiziksel koşullar,ne de kimyasal reaksiyonlara katılmak gibi olaylar etki ederler;ışıma fiziksel ya da kimyasal koşullardan bağımsız olarak sürer. Her bozunan çekirdek türü için kendine özgü bir yarı ömür değeri vardır. 1902 yılında Rutherford ve Soddy bir radyoaktif çekirdeğin bozunma ürünü olan ikinci çekirdeğin de radyoaktif olacağına bunun bozunması ile de üçüncü bir radyoaktif çekirdek ortaya çıkacağını;birbirini izleyen bu radyoaktif çekirdeklerin bir dizi oluşturacağını,dizinin radyoaktif olmayan kararlı-dengeli bir çekirdeğin oluşumu ile son bulacağını öne sürdüler. Daha sonra atom ağırlığı büyük radyoaktif elementlerin oluşturduğu üç doğal radyoaktif bozunma dizisi bulundu. Bunlar aktinyum,toryum ve uranyum radyoaktif dizileridir. Doğal radyoaktif elementlerin dışında partikül hızlandırıcılar yardımı ile ya da nükleer reaktörler de gerçekleşen çekirdek reaksiyonları ile çok sayıda yapay radyoaktif atom üretilmektedir.Bu yapay radyoaktif atomlar (çekirdekler) arasında doğal radyoaktif dizilerde yer alabilecek olanlarda çıkmaktadır. Değişik radyoaktiflik örnekleri bilinmektedir. En çok görülen radyoaktiflik türü beta ışımasıdır. Bu ışıma atom çekirdeği içinde bir nötronun ve antinötrino fırlatıp protona dönüşmesi ile gerçekleşir. Bu dönüşüm atom numarasını bir arttırırken kütle numarasını değiştirmez. Bazı ağır çekirdekler ise Alfa ışıması yapar. Yani helyum çekirdekleri fırlatırlar. Bunun sonucu olarak ortaya çıkan yavru çekirdeğin atom numarası ana çekirdekten iki sayısı kadar eksik,kütle numarası ise dört sayısı kadar eksik olur. Oluşan yavru çekirdek bazen fazla enerji içerebilir. Bu durumda bir Gamma fotonu fırlatarak daha küçük enerji düzeyine iner. Gamma ışıması çoğu Beta ışıması ile,bazen de Alfa ışıması ile birlikte gerçekleşir. Radyoaktif maddeler atom ve molekülleri yoğunlaştıran,böylece molekül yapılarını bozan ışınlar yaydıkları için canlılar için tehlikelidirler. Bu nedenle böyle maddelerle çalışırken mutlaka özel önlemler alınmalıdır.

Yapılan araştırmalar sonucu radiumun Alfa,Beta ve Gamma ışınları yaydığı tespit edilmiştir.Bunları bir mağnetik alan yardımıyla birbirinden ayırmak mümkündür. Kurşundan bir kröze içine bir miktar radium koyup bir mağnetik alana tabi tutulursa radyasyonlar üç grupta incelenir. Bir kısmı hafifçe sola sapar,pozitif yüklüdürler. Bunlar iki elementer yüke malik olan helium çekirdekleridir,bunlara Alfa ışınları denir. Bir kısmı fazlaca sağa sapar,negatif elektronlar olup bunlara Beta ışınları denir. Bir kısmı hiç sapmaz,bunlar çok kısa dalga boylu elektromagnetik dalgalar olup bunlara Gamma ışını denir.

ALFA IŞINLARI

Alfa ışınları iki defa pozitif yüklü helyum çekirdekleridir. Gerçekten Alfa partiküllerinin sipesifik yükleri (E/M) bu partikülleri veren radyoaktif cisim ne olursa olsun,daima hirdorjeninkinin yarısına eşittir. Bu sonuç ancak Alfa taneciklerinin atom ağırlığının ikiye eşit olduğu veya Rutherford’un ilk anda ileriye sürdüğü gibi,bunların kütlesi dört olan ve her biri 2e yüküne malik atomlardan ibaret olduğu şekilde izah edilebilir. Ramsay,1904′te Rutherford’un ileri görüşünün tamamiyle yerinde olduğunu denel olarak ispat etmiştir. Gayet ince çeperli fakat gazları geçirmeyen bir cam ampul içerisine radon konmuştur. Bu ampulde daha büyük,havası boşaltılmış ve iki elektrot elde eden bir başka ampul içerisine alınmıştır. Bir müddet sonra dış ampulde husule getirilen bir deşarjın helium sepktromunu verdiği görülmüştür. Deneme şartlarına göre bu helium ancak ince kenarlı bir ince ampülün çeperinden geçebilen Alfa partiküllerinden ileri gelebilirdi.

₈₆Rn²²² ₈₄RaA²¹⁸ +    ₂He⁴

Böylece şüpheye mahal kalmaksızın alfa partiküllerinin helium çekirdeklerinden ibaret oldukları meydana konulmuştur. Alfa ışınları radyoaktif atomdan bu atoma bağlı olarak,çok büyük bir hızla yayınlanırlar.

Örneğin RaC’nin verdiği partiküllerinin hızları 19.220Km/s dir. Bir Alfa partikülünün kütlesi    yaklaşık olarak 4/6,02.10²³ gram olduğuna göre kinetik enerjisi

E_k=1/2 mv²=4 * (1,92 * 10⁹)² / 2 * 6,02.10²³=1,22.10^-5 erg

=7,68.10⁶ eV veya 7,68 MeV dir.

Alfa ışınlarının enerjileri 4-8 MeV arasında değişir. Bir radyoelementin verdiği Alfa ışınları   genellikle aynı enerjiye maliktirler,yani bunlar monokinetirler veya aynı enerjiye malik gruplar olarak kendini gösterirler. Alfa ışınları iyonlaştırıcı ışınlardır. Alfa partikülleri,Beta partiküllerinin tersine,az giricidirler.Birkaç santimetre kalınlığındaki hava ya da kalınlığı milimetrenin

birkaç yüzde birini geçmeyen alüminyum tabakasından geçebilirler. Bir ışının meydana geldiği andan itibaren durdurulduğu ana kadar bir ortamda aldığı yola,bir ışının o ortamdaki yolu ya da yol uzunluğu denir.Çizelde IX’da bazı alfa taneciklerinin enerji ve yoları verilmiştir. Alfa ışınlarının havadaki yolları ilk hızlarının küpü ile orantılıdır. R=kv₀³. bu kanunun geçerli olduğu sınırlar içinde Alfa partiküllerinin iyonlaştırma gücü,partikülün hızı ile ters orantılıdır ve bir Alfa partikülünün meydana getirdiği iyon sayısı R^2/3 ile orantılıdır. R,partikülün yoludur. Radyoaktif cisimlerin elektrik,ısı ve kimyasal olayları,esas itibariyle,Alfa ışınlarından ileri gelir. Bir radyoaktif cismin verdiği Alfa partiküllerin saymak suretiyle Avogadro sayısı bulunabilir. Bunun için bir taraftan bir radyoaktif cismin belli bir miktarının bir saniyede verdiği Alfa partikülü sayısı  öte yandan da aynı cismin belli bir kütlesini belli bir zamanda verdiği helyum hacmi ölçülür. Ve buradan 11,2 litredeki helyum sayısı hesaplanır.N=6,5.10²³ bulunmuştur.

GEiGER-NUTTAL KANUNU

Alfa taneciğinin enerjisi ile bu taneciğin,yayınlayan nüklidin yarılanma süresi arasında ilginç bir bağıntı gözlenmiştir. Alfa taneciklerinin enerjisi nüklit’den nüklide arttığında,yarılanma süreleri hızla azalır. Enerji 4MeV’den 9MeVa arttığında yarılanma süresi 10¹⁰Y (=10¹⁷s)’dan 10^-7s’ye düştüğü görülmüştür.

Çeşitli nüklidler tarafından yayınlanan Alfaların enerjileri ile nüklidlerin yarılanma süreleri arasında Geiger-Nuttal bağıntısı vardır.

BETA IŞINLARI

Beta ışınları negatif elektronlardan ibarettir. Hızları ışık hızına yaklaşır,yolları Alfa ışınlarınınkinden daha uzundur. Beta ışınları da iyonlaştırıcı ışınlardır. Beta ışınlarını primer ve sekonder olmak üzere iki gruba ayırmak mümkündür. Primer Beta ışınları çekirdekten gelen ışınlardır.

Mesela  ₈₃Bi²¹⁰ (ya da RaE), Beta dezentegrasyonu ile  ₈₄Po²¹⁰ (ya da RaF) a dönüşür:

₈₃Bi²¹⁰ ₈₄Po²¹⁰ + B^-. Bu dönüşüme çekirdekte bir nötronun bir protona dönüşmesi sonucunda meydana gelir.

_

n          p + B^- + V

_

²³₁₁Na                       ²⁴₁₁Mg (kararlı) + B^- + V

_

³² ₁₃P                       ³²₁₆S (kararlı) + B^- + V

Bir radyoelementin verdiği Beta ışınları izokinetik değildir. Bunların enerjileri en küçük değerden en büyüğüne kadar değerler alabilir. Kaba olarak maksimum,maksimal enerjinin üçte  birine karşılıktır.

N(E) dE

Emax=163 keV

0     50   100  150

Yukarıdaki şekilde enerjileri kesiksiz bir enerji dağılımı gösteren Beta ışınları,Primer Beta ışınlarını oluşturur ve yalnız bunlar çekirdek dezentegrasyonundan gelenlerdir. Bazı atomlarda bunların yanında aynı enerjiye sahip Beta ışınları grupları da yer alır ki bunlara Sekonder Beta Işınları denir.

Beta ışınları çok gericidir,yani yolları çok uzundur. Çoğu radyoaktif cisim Alfa,Beta ve Gam ma ışınlarını birlikte verir. Beta ışınlarının özelliklerini inceleyebilmek için bu ışınları flitre etmek gerekir. Ama bugün kuvvetli arı Beta kaynağı olarak yapma yolları elde edilen Stronsium  -90′dan yararlanılır. Bu kaynaktan elde edilen Beta ışınlarının yolu çizelgede verilmiştir.

Pozitif Beta dezentegrasyonu yapma radyoelementlerde kendini gösterir. Mesela radyofosfor’un bozunması şöyledir.

₁₅P³⁰ ₁₄Si³⁰ + B⁺ Burada bir proton bir nötrona dönüşmüştür.

p                 n + B⁺ + v

Bir başka tür radyoaktiflikte  ” elektron yakalanması ” (EC) ile olur. Bu halde atomun K tabakasında bir elektron çekirdek tarafından yakalanır. Örneğin                      ₁₉K⁴⁰ + e^- ₁₈Ar⁴⁰ da hal böyledir. K tabakasında boşalan yere üst tabakalardan bir elektronun sıçraması ile X ışınları meydana gelir.

GAMMA IŞINLARI

Gamma ışınları,kısa dalga boylu elektromagnetik radyasyonlardır. Bir çekirdekte Alfa veya Beta ışınları meydana geldikten sonra çoğu zaman çekirdek uyartılmış hale geçer. Uyartılmış haldeki çekirdeğin bir enerji aşırısı vardır. Uyartılmış çekirdek normal haline dönüşünce kaybettiği bu enerji aşırısı çekirdekten bir taneciğin fırlatılması şeklinde olmazsa buna bir izomerik geçiş denir. Ve bu sırada Gamma radyasyonu yayınlanır.

Genel kural olarak Gamma yayımı,Alfa ve Beta yayımını takiben ve türev çekirdek tarafından olur. Örneğin    RaD             RaE + B^- (0,018MeV) bozunmasında meydana gelen uyartılmış RaE hemen 0,07MeV luk Gama ışınları verir ve normal hale geçer. Bazen uyartılmış hal ve Gamma yayımı günlerce ve aylarca devam eder. Örneğin Tellür – 123 ün uyartılmış hali dört ay sürer.

Uyartılmış halde uzun süre kalmış olan çekirdek ile normal haldeki çekirdeğe           ” izomer çekirdekler  ” denir.

Enerjileri yüksek olan Gamma ışınları birkaç santimetre kurşundan geçer. Örneğin ThC’nün verdiği Gamma ışınlarının yarılanma kalınlığı yani radyasyonların şiddetinin yarıya düşmesi için lüzumlu kalınlık 1,5 cm. kurşundur. Gamma ışınları doğrudan doğruya iyonlaştırıcı değildirler,ama meydana getirdikleri elektronlarla bunu yaparlar.

SEKONDER BETA IŞINLARI

Bazı izomerik geçişlerde bazı uyartılmış çekirdekler Gamma ışınları vermezler,ama enerji aşırıları atomun çekirdek dışındaki ve çoğunlukla K tabakasından elektron koparıp fırlatmaya harcanır. Buna iç dönüşüm denir. Çekirdek dışı elektronlar belli enerji seviyeli elektronlar olduğundan bu sekonder Beta ışınlarının enerjileri de bellidir. Genellikle,izomerik geçiş enerjisinin ancak bir kısmı iç dönüşüm elektronları verir. Bir iç dönüşüm eletronun fırlatılmasından sonra boşalan yere üst tabakalardan elektron sıçraması sonucu ya enerjisi elektronun çıktığı ve geldiği seviyedeki enerji farkına eşit enerjili ve elementin karakteristiği olan X ışınları fotonu meydana gelir,ya da bu enerji üst tabakalardaki bir elektronun fırlatılmasına harcanır. Böylece ışımasız bir iç dönüşüm olur. Bu şekilde meydana gelen elektronlara Auger elektronları denir. Bunlarında enerjileri bellidir. Yukarıdaki izahlardan anlaşılacağı gibi Beta ışınlarının dağılımı çok karışıktır. Kesiksiz bir enerji dağılımı gösteren primer Beta ışınları yanında belli enerjili dönüşüm ve Auger elektronları da bulunur.

RADYOAKTiF IŞINLARIN HUSULE GETiRDiKLERi OLAYLAR

Radyoaktif cisimlerin ışınları birçok olaylara sebep olurlar.

1- Gaz,Likid ve Solidlerin İyonlaştırılması

Alfa ışınlarının solidler üzerindeki iyonlaştırıcı etkisi hakkında mevcut şüphe dışında Alfa,Beta ve Gamma ışınları maddeyi gaz,likid ve solid halinde iyonlaştırırlar. Gazların iyonlaştırılması radyoaktif cisimlerin araştırılmasında devamlı surette başvurulan bir özelliktir.

2- Işık Olayları

Radiumlu barium yahut radium bileşikleri kendiliğinden ışınlıdırlar. Susuz radium klorür ve bromür özellikle şiddetli bir ışık yayarlar. Işık aydınlatılan fosforesan bir cisim için olduğu gibi maddenin yüzünden değil cismin bütün kütlesinden çıkar. Alfa,Beta ve Gamma ışınları genel kural olarak adi ışığın uyarabildiği bütün cisimlerin fosferans ve fluoresansına sebep olurlar. Uyartılan tuzlar özellikle alkali ve toprak alkali tuzlarıdır. Kağıt,pamuk camın fluoresansı gözlenir. Beta ve Gamma ışınlarını gözlemek için barium platinum siyanürü en uygundur. Çinko sülfürü çoğunlukla Alfa ışınları için kullanılır ve ışıldama olayına sebep olur.

3-Fotoğrafik Etki

Uaran bileşikleri ışınlarının özellikle fotoğraf camları üzerinde usule getirdikleri etkiler yardımıyladır ki Becquerel radyoaktif olayını keşfetmiştir. Fotoğraf camları üzerine etki Alfa,Beta ve Gamma ışınlarının ortak özelliğinden ileri gelir.

4- Renkleme Olayı

Alfa,Beta ve Gamma ışınları maddede renklenmeler husule getirirler. Renklenmelerin her zaman değilse de çoğunlukla bir kimyasal değişme ile birlikte vuku bulduğu düşünülebilir. Her çeşit cam,porselen,fayans v.b. radyoaktif cisim temasında renklenirler. Renklenme ışınların yollarına tekabül eden bir alanda kendini gösterir. Alfa ışınları halinde az bir derinliğe,Beta ve Gamma halinde ise daha fazla bir derinliğe kadar devam eder.

5- Kimyasal Olaylar

Bu olaylar arasında en önemlilerinden biri patlayıcı karışımı veren suyun analizlenmesidir. Reaksiyon 2H₂O          2H₂ + O₂ yahut   2H₂O           H₂O₂ + H₂ tarzlarından birine göre vuku bulur. Işınlar su molekülünden bir elektron koparır ve bunu pozitif kılarlar. Serbest hale geçen elektron mevcut hidrojen iyonlarını nötürleştirir ve bunlar molekül halinde yayınlanırlar; (H₂O⁺) iyonları mevcut OH^- iyonlarını nötürleştirir ve bu sonuncular H₂O₂ veya H₂ + O₂ verirler. Olay adeta elektrotsuz elektrolize benzer. Başka reaksiyonlar arasında HCI,HBr,HI ın ayrışmasını sayabiliriz. Metan yahut etanla hidrojen daha yüksek mertebeli doymuş hirdokarbürler;asetilenle polimerizasyon ürünleri elde edilir.

6- Biyolojik Etkiler

Alfa,Beta ve Gamma ışınları canlı hücreler üzerinde X ışınlarına benzer bir etki yaparlar. Bitkiler üzerine etki bitki yanına solid bir radyoaktif cisim veya bitkiyi radyoaktif gazla yüklemekle elde edilir. Etki radyoaktif cismin şiddetine tabidir. Belli bir limitten sonra yapraklar sararır ve toz haline gelirler. Nispetten az şiddetli bir ışınlama ile uyaran bir etki elde edilir ve tohumların çimlenmesi daha hızlı,büyüme daha iyidir ve verim artar. Radyoaktif gübreler kullanılması bundandır.

7- Isı Yayını

Radyoaktif cisimler,kendiliğinden ve hiç durmaksızın fazla miktarda ısı verirler. Bir gr. radium bromür saatte 100,aynı miktar radium ise 140 kalori verir. Radiumun yarılanma süresi 2600 yıl ve 1 yılda 8760 saat bulunduğuna göre bu bir gr. radium,yılda yaklaşık olarak 1,206.000 kalori,tam değişmesinde de 2,8.10⁹ kalori verir. Bu sonuç maddenin ne büyük bir enerji kaynağı olduğunu belirler.

RUTHERFORD-SODDY DEZENTEGRASYON TEORiSi

Rutherford ve Soddy,1903′te,radyoaktifite araştırmalarında bir rehber rolünü oynayan radyoaktif değişimler teorisini teklif etmişlerdir. Bu teoriye göre radyoaktif atomlar her cisim için ayrı ve sabit bir hızla kendiliğinden bir alfa taneciği veya bir elektron fırlatmak suretiyle kimyasal  bakımdan farklı olan yeni atomlar verirler. Bu atomlar ya kararlı ya da kararsızdır. Bu sonuncularda yeni karakteristiklerle yeni değişimlere uğrar ve bu hal radyoaktif olmayan atomlara kadar devam eder. Böylece beli bir cismin aktivitesinin değişmesinde bir atom türünün kısmen veya  tamamen kaybı ve bir başka atom türünün artışı meydana gelir. Bir uranium yahut Thorium atomu,kütleleri gittikçe azalan bir sıra yeni radyoaktif atomlar vererek değişime uğrarlar. Çeşitli ısı ve ışın olayları ile birlikte meydana gelen bir radyoaktif hızı bilinen hiçbir fiziksel veya kimya- sal haline de tabi değildir. Radyoaktif değişme atomun çekirdeğinde meydana gelen bir oladır. Bu değişmelerde husule gelen ısı miktarı herhangi bir kimyasal reaksiyonunki ile hiç kıyaslanmayacak kadar fazladır. Bir atom gr. radiumun radon ve heliuma dönüşmesinde

(  ₈₈Ra²²⁶ ₈₆Rn²²² + ₂He⁴ ) ısı 2,8.10⁹ kaloridir. Oysaki bir gr. hidrojenin yanma ısısı (34,200   kal) ile karşılaştırılacak olursa,birincinin 100.000 defa daha daha büyük olduğu görülür;bu da radyoaktif değişmelerde moleküller değil atomik değişmelerin bahis konusu olduğunu gösterir. Çeşitli radyoaktif atomların değişim enerjileri aynı mertebedendir;ısı debisinin farklı oluşu değişim hızının farklı olmasındandır.

ÖRNEKLER:

SORU 1-) _{234 a         4}

X             Y  +  He (alfa)

^{92                      b          2}

alfa ışıması yapan tepkimede a ve b değerleri nedir?

ÇÖZÜM:

Her iki tarafta yükler ve kütle numaraları eşit olmalıdır. Buna göre;

234=a + 4         a=230 olur.

92=b + 2          b=90 olur.

SORU 2-) _{14                            17}

N + X          O + Y

^{7                               8}

Yukarıdaki çekirdek tepkimesinde,X ve Y hangi radyoaktif ışımaları göstermektedir?

ÇÖZÜM:

Çekirdek tepkimelerinde girenlerle çıkanların yük ve kütle numaraları eşittir. Bu eşitliğin sağlanabilmesi için X yerine alfa,Y yerine ise P gelmelidir.

_{14          4                                 17        1}

N + alfa  X             O + p

^{7           2                                   8        1}

yük = 7 + 2 = 8 + 1

kütle numarası = 14 + 4 = 17 + 1

X = Alfa

Y = p

SORU 3-) _{10                                    13}

X + alfa            Y + n

^{5                                       7}

Yukarıdaki tepkimede X çekirdeği,Y çekirdeğine dönüşürken proton (p) ve nötron (n) sayısında nasıl bir değişme olur?

ÇÖZÜM:

_{10                                      13}

X + alfa              Y + n

^{5                                         7}

Atom No  = p

Kütle No  =  p + n

Bağıntılarından X ve Y nin p ve n sayılarını bulabiliriz.

_{10                                      13}

X                        Y

^{5                                        7}

p = 5                p = 7 ( 2 artmış)

n = 5                p = 6 ( 1 artmış)

GİRİŞ

Temel bilimle olan ilgisi ve pek çok teknik uygulamaya sahip olması bakımından süperiletkenlik olayı her zaman çok heyecan verici bir konu olmuştur. Kısa bir süre önce, bazı metal oksitlerde yüksek-sıcaklık süperiletkenliğin keşfi, bilim ve iş çevrelerinde büyük bir heyecan doğmasına neden olmuştur.

Bir çok metal alaşımın elektriksel dirençlerinin yeteri kadar düşük sıcaklığa, daha çok sıvı helyum sıcaklık ( » 4 ⁰K) bölgesine girildiğinde sıfır olduğu görülür. Bu özelliğin görüldüğü kritik sıcaklık maddeye bağlıdır. Bu sıfır direnç (veya sonsuz iletkenlik) süperiletken olarak bilinir. Bu çarpıcı özellik metallerin özellikle düşük sıcaklık bölgesinde özelliklerinin anlaşılmasına büyük katkıda bulunmuştur. Süperiletkenlik, süperiletken magnet yapımında, bilgisayar swiçlerinin yapımında ve birçok diğer teknik araç yapımında kullanılmıştır. Bunlara ek olarak, mühendisler süperiletkenliği taşımada ve  güç iletiminde kaybı ortadan kaldırma çalışmalarında kullanmayı amaçlamaktadırlar.

Tartışmalarımıza süperiletkenlerin elektriksel özellikleri başlayacağız. Ardından I. tip süperiletkenlerin özellikleri ve II. tip süperiletkenleri, daha sonra süperiletkenlik geçişinin termodinamiğini ve süperiletkenliğin mikroskobik teorisinin ele alındığı BCS teorisini inceleyeceğiz. Son olarak da oksitli süperiletkenler ve süperiletkenlik uygulamaları ele alınacak.

BÖLÜM 2.

SIFIR DİRENÇ

Düşük sıcaklık fiziğinin tarihi, 1980 yılında Hollandalı fizikçi Heike Kamerlingh Onnes’in kaynama sıcaklığı 42 ⁰K olan helyumu sıvılaştırmasıyla başlamıştır. Üç yıl sonra 1911′de, Onnes ve yardımcılarından birisi metallerin düşük sıcaklık dirençlerini incelerken süperiletkenlik olayını keşfettiler. İlk olarak platini incelediler. Platinin 0⁰ K e uzatılan (ekstrapole edilen) özdirencinin numunenin saflığına bağlı olduğunu buldular. Daha sonra, damıtma yolu ile elde edilen çok saf sıvıyı incelemeye karar verdiler.  Ancak onları bir sürpriz bekliyordu. Hg nın direncinin 4,15⁰ K de çok keskin bir şekilde düşerek ölçülemeyecek kadar küçük değerlere ulaştığını gördüler. (Şekil 2.1)

Şekil 2.1. T ≤ Tc için direnç sıfıra gitmektedir.

Bu sıcaklığın üzerinde civanın sonlu bir direnci vardır. Hemen altında ise direnç sıfırdır. Bu faz geçişinin olduğu sıcaklığa, Kritik Sıcaklık (Tc) denir. Tc’nin altındaki bu duruma süperiletkenlik fazı denilmektedir.

Süperiletkenlerin dirençleri genellikle halka şeklindeki süperiletken bir numunenin içinden akım geçirmek ve zamanın fonksiyonu olarak akımı gözlemlemekle ölçülür. Eğer numune normal halde ise, sonlu direnç nedeni ile akım çabukça sönecektir. Fakat, eğer sıfır direnci var ise, akım bir kez kuruldumu, herhangi bir kayba uğramadan sonsuza kadar akacaktır. Fizikçiler bunu test etmek için birçok deneyler yaptılar ve birkaç yıldan sonra bile akımın sabit kaldığını söyleyebildiler .

Süperiletkenlik çok nadir rastlanan bir olay değildir. Önemli miktarda (bilinen 27) element ve alaşımda bu özellik görülmektedir. (Tablo 2.1)

Tablo 2.1. Süperiletkenlerin geçiş sıcaklıkları

Süperiletkenlerin özellikle oda sıcaklığında elde edilmesi amaçlanmakta, fakat yapılan çalışmalar başarısızlıkla sonuçlanmaktadır. Günümüzde normal atmosfer basıncında ulaşılan en yüksek kritik sıcaklık, civa içeren, bakır oksit süperiletkenleri için Tc = 138⁰ K dir. Bu durum bir hayli anlamlıdır. Bu nedenle bilim adamları daha yüksek kritik sıcaklıklı maddeler bulma konusunda umutludurlar.

BÖLÜM 3.

I. Tip süperiletkenlerin bazı özellikleri

3. 1. Kritik Sıcaklık

Süperiletkenliğin 1911′deki keşfinden sonra, pek çok metalin direncinin, her metale özgü kritik bir Tc sıcaklığının altında, sıfıra gittiği gözlenmiştir. Çok iyi iletken olan bakır, gümüş ve altın süperiletkenlik göstermezler.

3.2. Manyetik özellikleri ve Kritik Manyetik

alan

Süperiletken, sıfır dc (doğru akım) direncine sahip olma gibi önemli bir özelliğe sahiptir.

Ohm kanununa göre, bir iletken içindeki elktrik alan, o iletkenin direnci ile orantılıdır. Dolayısı ile, bir süperiletken için R=0 olduğundan, süperiletkenin içinde elektrik alan sıfır olmak zorundadır. Faraday’ın Indüksiyon Kanunu

—————–(1)

Şeklinde yazılabilir. Yani, E nin kapalı bir ilmek (halka) boyunca çizgi integrali, kapalı ilmek düzleminden geçen Φ_m manyetik akışının zamana göre değişiminin eksi işaretlerine eşittir. Bir süperiletken içindeki her nokta E=0 olduğundan, kapalı yol boyunca alınan integral yani  = 0 olur. Bu da, süperiletken içindeki manyetik akının değişmeyeceğini ifade eder. Buradan B (= _m /A) nin, süperiletken içinde sabit kalması gerektiği soncuna varılır.

1933′den öncelerde; süperiletkenlik, mükemmel iletkenliğin bir görünümü olarak kabul ediliyordu. Mükemmel bir iletken, manyetik alan uygulanmışken kritik sıcaklığının altına kadar soğutulursa, alan söndürüldükten sonra bile iletkenin içinde manyetik alan tuzaklanır. Mükemmel bir iletken için denge termodinamiği uygulamaz. Çünkü, maddenin manyetik alandaki son hali, önce alan uygulanıp sonra alan uygulandığına mı bağlıdır. Maddenin son hali bu işlemlerin yapılışı sırasına bağlı olduğundan, alan Tc nin altına soğutulduktan sonra uygulanırsa, alanın süperiletken dışarılanması gerekir. Diğer taraftan önce alan uygulanıp, sonra Tc nin altına soğutulursa, alanın süperiletkenden dışarılanması gerekir.

1930′larda süperiletkenlerin manyetik özelliklerinin anlaşılması için yapılan deneyler farklı sonuçlar vermiştir. 1933 yılında Meissner ve Ochsenfeld zayıf bir manyetik alanda soğuktan bir metal, süperiletken olduğunda, madde içinde her noktada B=0 olacak şekilde alanın dışarılandığını keşfettiler. Böylece alan, ister madde kritik sıcaklığın altına soğutulmadan önce, ister soğutulduktan sonra uygulanmış olsun, aynı B=0 durumuna erişildiği bulunmuş olur.

BÖLÜM 4.

Meıssner olayı

1933′de iki Alman fizikçi Meissner ve Ochsenfeld, süperiletkenlerin manyetik alan çizgilerini ittiklerini ve içlerine sokmadıklarını gözlediler. Bu olaya Meissner Olayı denir. Silindir şeklindeki süperiletkenlerle yaptıkları bir seri deneyde, kritik sıcaklığın hemen altına gelince numunenin manyetik alan çizgilerini iterek tam olarak içlerinden kovdukları ve süperiletken olduklarını göstermişlerdir.

(Şekil 4.1)

Şekil 4.1 Meissner Olayı: T<Tc sıcaklığında süperiletken tarafından itilen manyetik alan çizgileri

Onnes’in süperiletkenliği keşfinden çok kısa bir süre sonra, manyetik alanın süperiletkenliği bozduğu bulundu. Hc kritik alanı denilen yeteri kadar büyük bir manyetik alan uygulandığı zaman, süperiletken, normal hale gelmekte ve T<Tc olmasına rağmen direnç göstermektedir.

Kritik alan sıcaklığa bağlıdır. Sıcaklık T=0 ⁰K den T=Tc sıcaklığına yükselirken Hc azalmaktadır. Ampirik olarak değişim bağıntısı

H_c (T)= H_c (0)  1-    ²

yazılır. T = 0 ⁰K de H_c (0) Maksimum değerdir, T = Tc de ise sıfırdır. Tipik Hc değerleri birkaç yüz gauss kadardır.

I. tip süperiletkenlerde H_c (T) nin sıcaklıkla  olan değişimi aşağıdaki gibidir.

Şekil 4.2 Birkaç I. tip süperiletken için H_c (T) nin sıcaklıkla olan değişimi

I.tip süperiletkenler için üst kritik olan değerler Tablo 4.1 de verilmiştir.

Tablo 4.1. Bazı I tip süperiletkenlerin T = 0 ⁰K de ölçülen kritik manyetik alanları.

Manyetik alan dışardan uygulamaya ihtiyaç yoktur. Halka şeklindeki süperiletkenden akım geçirilirse kendi manyetik alanını oluşturur. Akım yeteri kadar büyük ise alan kritik değere ulaşacak ve süperiletkenlik bozulacaktır. Bu durum, süperiletkenden geçirilecek akımın değerini sınırlar, bu da yüksek alanlı süperiletken magnet yapımının sınırlamasını oluşturur.

Süperiletken halde ve kritik alandan küçük alanlarda, manyetik alan I. tip süperiletkene nüfuz edemez, fakat yüzey akımları mevcut olur. Neticede I. tip süperiletken mükemmel bir diyamagnet gibi davranır. Uygulanan alan kritik alanı aştığında, numune normal hale döner. Bu durumda alan tam olarak nüfuz eder, numunenin direnci sıfırdan farklı olur ve normal bir metal için beklenen değere erişir.

BÖLÜM 5.

II. TİP SÜPERİLETKEN

1950′lere kadar, II. tip süperiletkenler olarak bilinen başka bir grup maddenin varlığı tespit edilmiştir. Bu maddeler, Şekil 5.1 de Hc₁ ve Hc₂ olarak gösterilen iki kritik alan tarafından belirlenmektedir. Uygulanan alan, Hc₁ alt kritik alanından küçükse, madde tam olarak süperiletkendir ve I. tip süperiletkenlerde olduğu gibi hiçbir akı maddeye nüfuz edemez. Uygulanan alan, Hc₂ üst kritik alanı aştığında, akı numunenin tamamına nüfuz eder ve süperiletken hal ortadan kalkar. Fakat Hc₁ ile Hc₂ arasındaki alanlar için malzeme “Girdaplı hal” (Vorteks hali) olarak bilinen karışık halde bulunur.

Şekil 5.1 II. tip süperiletkenler için, kritik alanların sıcaklığın fonksiyonu olarak değişimi

Alt kritik alan Hc₁ in altında numune, I. tip süperiletken gibi davranır. Üst kritik alan  Hc₂ nin üzerinde, madde normal bir iletken gibi davranır. İki alan arasında, süperiletken karışık haldedir.

Girdaplı halde madde sıfır dirence sahip olabilir ve akı kısmen nüfuz edebilir. Uygulanan alan alt kritik alanı geçtiğinde, girdaplı bölgeler, Şekil 5.2 de görüldüğü gibi normal kısımlardan oluşan fitiller şeklinde olur. Uygulanan alana ulaştığında; numune normal hale geçer.

Şekil 5.2 Karışık haldeki II. tip süperiletkenin şematik çizimi.

Girdaplı hali, gözümüzde, silindirik normal bir metal çekirdekle sarılmış, süperiletkenlerin silindirik anatoru olarak adlandırabiliriz. Bu çekirdekler, akının II.tip süperiletkenlere nüfuz etmesini sağlar. Manyetik alan, girdap fitillerinin merkezinde maksimum olup, çekirdeğin dışına doğru belirli bir nüfuz derinliği (λ) ile üstel olarak azalır. Her girdap için H nin “kaynağı” üstünakımlardır. II.tip süperiletkenlerde, normal, metal çekirdeğinin yarıçapı, nüfuz derinliğinden daha küçüktür.

Şekil 5.3 II. tip süperiletkenin manyetik davranışı

(a) Hiç alanın uygulanan alanla değişimi

(b) mıknatıslanmanın uygulanan alanda değişimi

Madde, H< Hc, için akı dışarılayan süperiletken halde ,   Hc <H<Hc₂ için karışık halde ve H> Hc₂ için ise normal haldedir.

II.tip süperiletkenler karışık halde iken, yeterince büyük bir akım, girdapların akıma dik olarak hareketine neden olabilir. Bu girdap hareketi, akının zamanla değişimi anlamına gelir ve madde içinde direnç meydana getirir. Safsızlıklar ekleyerek, girdapları bir yere çivilemek ve hareketlerini engellemek; dolayısıyla karışık bir haldeki bir süperiletken için sıfır direnç oluşturmak mümkün olabilir. II. tip bir süperiletken için kritik akım şu şekilde elde edilebilir: bu akım değeri de, girdaptaki akının çarpımı, girdapları bir yara çivileyen kuvveti yenecek bir Lorentz kuvveti vermelidir. Bu olgu kritik akının değeri belirler.

BÖLÜM 6.

SÜPERİLETKENLİK GEÇİŞİNİN TERMODİNAMİĞİ

Bu bölümde termodinamiğin tartışılması, farklı deneylerle bulunmuş sonuçları birleştirmektedir. Bu tartışma, mikroskobik kuvvetler hakkında kesin sonuçlar vermemekle birlikte geçişin doğasını anlatacaktır.

Şekil 6.1 Molar m kapasitesinin sıcaklığa göre grafiği (Kalay için).

Noktalı Eğri, T<Tc için normal haldeki m kapasitesinin alacağı değerin ne olacağını göstermek için extrapolasyon eğrisi

Şekil 6.1 de süperiletkenin m kapasitesinin sıcaklığa göre değişim grafiği görülmektedir. Tc nin altındaki Cv piki entropide düzensizlik ulaşılabilecek artışı belirtmektedir. (T Tc ye artarken). Böylece, süperiletken hal, normal halden daha fazla düzenlilik derecesine sahiptir.

Yapılan deneysel çalışmalar, düşük sıcaklıkta elektronların ısı kapasitesinin

C_v = a.e ^-b(T/Tc)

Exponansiyel ifadesi ile verilebileceğini göstermiştir. Bu exponent, elektronun enerjisinde bir enerji aralığının varlığını ifade edecek şekilde davranır. Bu enerji aralığı tam Fermi seviyesinin üzerinde olup, elektronun kolayca uyarılmasını önler. Bu da küçük ısı kapasitesi değerine götürür. Enerji aralığının genişliği mertebesinde olmalıdır, çünkü numune Tc sıcaklığına yükseldikçe normal hale gelmekte ve elektron kolayca uyarılmaktadır.( D » kTc)

Şekil 6.2 Süperiletkende yörüngeler yoğunluğu D (ε)nin enerjiye karşı grafiği

Tc = 5 ⁰K tipik değerini yerine koyarsak D @ 10^-4 ev değerini elde ederiz. Bu enerji aralığının değeri daha önce tanıttığımız enerji aralıklarının yanında çok küçüktür. Bu nedenle süperiletkenlik düşük sıcaklıklarda görülür.

Süperiletkenlik halini normal hale nazaran daha düzenli durumu olan sıvı hale yoğunlaşması olarak düşünebiliriz. Benzer olarak geçiş sonucu enerjide azalma beklenir.

Süperiletkenlik yoğunlaşma enerjisini hesaplayalım.

Şekil 6.3 süperiletkenlik yoğunlaşma enerjisi hesabı

Numunenin T₁<Tc sıcaklığında olduğunu varsayalım. Alanın arttığını düşünürsek N noktasında normal hale gelecektir. Buradan yoğunlaşma enerjisi

DE = E_N – E_A

olur. Bu enerji kolaylıkla hesaplanabilir. Numune AN yolu boyunca tam diyomagnet olduğundan  DE, diyomagnetizasyonu bozma enerjisi olacaktır.

DE @  B.dM =- μo H.(-dH) =  μo. Hc²

Birim hacim başına DE =  Mo. Hc² olacaktır. Bu enerji süperiletken bir halden normal hale dönmek için gerekli enerjidir. Tersini söyleyecek olursak; sistemin normal halden süperiletken hale geçmek için kaybettiği enerjidir. Sistemin mümkün en düşük enerjili durumda olmayı istediğinden, süperiletken hal T<Tc için kararlı bir durumdur. Maksimum yoğunlaşma enerjisi;

DE =  μo. Hc² (o)     dir ve 0 ⁰K de olur.

Tipik Hc (0) = 500 Gauss kullanılırsa,    DE =  10³ J /m³ elde edilir.

Şimdi kritik sıcaklık ile kritik alan arasında yararlı bir bağıntı kuralım. Yoğunlaşma enerjisi Tc cinsinden bulmak istiyoruz. Bunu yapmak için Fermi yüzeyinin kTc kabuğundaki elektron sayısı hesaplamalıyız. Çünkü bunlar süperiletkenlik geçişi etkiler. Fermi küresinin derinliklerinde bulunan elektronlar, 5 eV mertebesinde enerji ile uyarılabilirler. Bundan dolayı etkin elektronların yoğunlaşmasını kestirebiliriz.

n_eff » n.

burada n, iletkenlik elektronların toplam yoğunluğudur. Herbir elektron enerji aralığı boyunca uyarılması için kTc mertebesinde ek bir enerjiye ihtiyaçları vardır.

DE  » n_eff k.Tc = n(kTc)² /E_f

olur. Bu (35) te bulduğumuzla aynıdır. Buradan,

Hc (o) = .Tc

yazılır. Kritik alan, kritik sıcaklık ile orantılıdır. Yani, geçiş sıcaklığının yükselmesi, süperiletkenliği bozmak için daha büyük enerjiye ihtiyaç duyar.

BÖLÜM 7.

SÜPERİLETKENLİK TEORİSİ (BCS TEORİSİ)

Süperiletkenliğin modern teorisi, Cooper, Barden ve Schrieffer tarafından 1957 de “Phys. Rev. 106,162 (1957)” yayınladı. Süperiletken ile ilgili gözlenen tüm olayları açıklaması dolayısıyla milletlerarası bir kabul görmüştür. İlk prensibinden başlayarak ve kuantum yöntemleri kullanarak sıfır direnç ve Meissner Olayı gibi bir takım gözlenen olayları açıklamıştır. Adı geçen teori, kuantum mekaniğin içine o kadar girmiştir ki bu teori kuantum kavramları ve matematik teknikler kullanılmadan tam olarak anlaşılmaz. Bu nedenle BCS teorisini ayrıntısına dalmadan anlatmaya çalışacağız.

İletim elektronları Fermi küresinin içinde bulunana bir metal düşünelim. Fermi yüzeyinin hemen içinde bulunan iki elektronu düşünecek olursak, bunlar birbirlerini Coulomb kuvveti ile iteceklerdir. Fermi küresinin içindeki diğer elektronların perdelenmesi nedeni ile bu kuvvet azalacaktır. Perdelenmeyi de dikkate aldıktan sonra iki elektron arasında mevcut kuvvet, itici küçük bir kuvvettir.

Bunun yanında, bazı nedenlerden dolayı iki elektron birbirini çeker. Cooper, bu elektronların Fermi yüzeyine yakın, bağlı halde olacağını göstermiştir. Bu durum çok önemlidir. Bağlı durumdaki iki elektron tek bir sistem oluşturacak şekilde çiftlenirler ve hareketleri ortaktır. Bu çiftleme, sisteme bağlanma enerjisine eşit miktarda enerji uygulayınca ancak bozulabilir. Bu elektronlara Cooper çifti denir. Bu elektronlar zıt mement ve zıt spine sahip oldukları zaman bağlanma enerjileri en kuvvetlidir. Bu nedenle, elektronlar arasında herhangi bir çekim olursa Fermi yüzeyinin komşuluğunda tüm elektronlar Cooper çifti olarak sisteme yığılır. Bu çiftler süperlektronlardır.

Şekil 6.1. Metalde Fermi Yüzeyi yakınındaki 1 ve 2 elektronları arasındaki etkileşme.

Şekil 6.1′de görülen ve birbirinin yanında geçen iki elektron düşünelim. 1 nolu elektron negatif yüklü dolayısıyla (+) yüklü iyonları kendine doğru çeker (elektron-örgü etkileşmesi). Bu nedenle 2 nolu elektron 1′den etkilenmez. 1 nolu elektron iyonlarla perdelenmiştir denir. Perdelenme dolayısıyla bu elektronun net yükü azalır hatta net pozitif yük oluşur. Bu olunca, 2 nolu elektron 1′e doğru çekilir. Bu da Cooper çiftlerinin oluşması için gerekli olan net çekim etkileşmesine götürür.

1 numaralı elektron fermi enerjisi seviyesine yakın olduğundan hızı büyüktür. Ağır kütlesinden dolayı iyonun cevabı daha yavaştır. Buna rağmen 1 nolu elektronu hissederek ona cevap verir ve sonuç olarak 1 yerini değiştirir. Teknik yayınlarda her bir elektronun fonon bulutuyla sarıldığını ve herbir elektronun fonon değişimi ile birbirlerine çekici kuvvet uyguladıkları söylenebilir. Mesela 1 tarafından yayılan fonon 2 tarafından çabukça soğurulur.

Şekil 6.2. 1 ve 2 elektronları arasında çekici etkileşmeden sorumlu olan fonon değişimi

1 ve 2 elektronları arasındaki bağlanmanın bir sonu olarak elektronun spektrumunda enerji aralığı görülür.

Şekil 6.3. Yörüngeler yoğunluğu D (E) süperiletkenler için enerji aralığını da gösterecek şekilde, şekilde gösterilmiştir. Taralı alan T = O ⁰K de dondurulmuş yörüngelerdir.

( E_F –  D₀ , E_F +  D₀) enerji aralığındaki durumlar şimdilik yasaktır. Buradaki durumlar bu enerji aralığının hemen altına veya üstüne çekilmiştir. Süperiletkenler için Fermi enerjisinden uzakta durumlar yoğunluğu normal metallerde olduğu gibidir. Teori, sıfır derece sıcaklıkta enerji aralığının

D₀ = 4. ħ W_D.e ^{- (2/  D(Ef) )} ………………(39)

ile verildiği gösterir. Burada W_D, Debye Frekansı, D (E_f) Fermi enerji seviyesindeki normal metalde durumlar yoğunluğu ve V¹ elektron-örgü etkileşmesinin gücünü gösterir. (39) bağıntısında W_D nin yer almasının nedeni, elektron çiftleri arasında Fonon değişiminin olmasıdır. (39) bağıntısından elde edilen birkaç yararlı sonuç aşağıda sıralanmıştır.

1. Kabaca D₀ @ ħW_D dir ve tipik Fonon enerjisidir. Bu bağıntı doğru genlikte sonuç verir.

ħW_D @ 10^-27 x 10 ¹³ @ 10^-14 erg @ 10^-2 eV

(39)daki expononsiyel terim de dikkate alınırsa 10^-4 eV elde edilir ki deneysel sonuçlarla uyuşmaktadır.

2. W_D » M^-1/2, burada M titreşen iyonun kütlesidir. Buradan D₀ @ M^-1/2 olur. Böylece enerji aralığı ve kritik sıcaklık M artarken azalır. Bu durum, metal içindeki izotop oranını değiştirmek suretiyle gözlenebilir. Bu olaya izotop etkisi denir.

3. Enerji aralığı ve dolayısıyla Tc, elektron-örgü etkileşmesi arttıkça artar. Diğer bir deyişle kuvvetli V¹ ler süperiletkenliği destekler. Bu doğru ve akla uygun gibi görünür. Çünkü iyonlar elektrona daha kuvvetle çekilerek üzerine yığılma şansını artırırlar. Bu garip bir durumdur. Normal durumda büyük V¹, yüksek direnç demektir. Burada çelişkili karışık bir sonuç çıkarılır: zayıf normal bir iletkenden iyi bir süperiletken, iyi bir normal iletkenden kötü bir süperiletken yapılır. Bu durum deneysel sonuçlarla uyum halindedir. Birinci grup Pb ve Nb içerir. İkinci grup alkali ve asil metalleri içerir ki bunlar ulaşılabilecek en düşük sıcaklıkta bile hiç süperiletkenlik göstermez.

BCS teorisi, kritik sıcaklığın aşağıdaki şekilde verilebileceğini göstermiştir.

D₀ = 3,52 kTc ………….. (40)

Bu sonuç, D₀ kTc ve Tc nin deneyde bağımsız olarak ölçülmesinden yararlanarak test edilebilir. Deneylerde D₀ = 4kTc bulunarak bu bağıntıyı doğrular.

Enerji aralığı birkaç farklı yöntemle deneysel olarak tayin edilebilir. Bunlardan bir tanesi Infrared soğurmadır. Infrared demeti süperiletken üzerine düşürüldüğünde (alçak sıcaklıkta) radyasyon frekansı, Cooper çiftini enerji aralığı boyunca uyarmaya yetecek kadar büyük olduğu zaman radyasyon soğurulması olur. Yani,

W » 2D₀ ……………..(41)

dır. Dolayısıyla ışığın frekanslarından  D₀ bulunur.

Cooper çiftlerinin uyarılması için gerekli minimum enerji 2D₀ dır. Elektron çiftinin birisini uyarmak olanaksızdır. Çünkü çift bir bütün halde olup birbirinden ayrılmazlar. Eğer herhangi bir şekilde Cooper çifti bozulursa iki tane normal elektron oluşur ve enerji aralığı boyunca uyarılırlar.

D₀ » 10^-4ev olduğundan karşılık gelen frekans kırmızı ötesi bölgededir.

BCS teorisi sıfır direnci şöyle açıklar: Bir kere sürüklenme hareketi kuruldu mu, Cooper çiftlerine çarpışma mekanizması ile 2D₀ dan daha büyük enerji verilmelidir ki, cooper çiftleri saçılsın. Mevcut düşük sıcaklıkta, düşük enerjili fononlar uyarıldığından, fononlar bu enerjiyi temin edemezler. Cooper çiftleri de sonsuz olarak sürüklenme hareketine devam ederler.

BÖLÜM 8.

OKSİTLİ SÜPERİLETKENLER

Oksit süperiletkenlik çalışmaları 1960 ların başlarında başladı. Oksitler, ReO₃ ve RuO₂ gibi çok iyi metalik özelliklere sahip olanları da olmasına rağmen genellikle iyi metalik özelliğe sahip değillerdir. Diğer taraftan süperiletkenler Tc nin üstünde iyi metalik özelliklerden geçmezler. İlk oksitli süperiletkenlik Nb0 ve T O ile bulundu. Bu oksitler, içinde bir miktar oksijen çözünmüş metaller olarak düşünülebilir. Bunlar NaCl’a benzer bir yapıya sahiptirler fakat direkt metal-metal etkileşmesi metalik özellik oluşturacak kadar kuvvetlidir. Diğer bazı oksitli süperiletkenlerde direkt metal-metal etkileşmesi yüksek iletkenlik gibi metalik özellik vermekten çok uzak olup çok zayıftır. Bunun yerine, iletkenlik bandı oksijen ve metal arasındaki kuvvetli kovalent band üzerine kurulmuştur.

Müller ve Bednorz, 1986′nın ortalarında kritik sıcaklığı 35 ⁰K e kadar çıkardılar. 1987′nin başında Paul Chu 90 ⁰K in biraz üzerine çıkarmıştır. Bu, süperiletkente ilk defa sıvı azot sıcaklığında süperiletkenlik elde edildiğinden devrim olarak nitelendirilir.

BÖLÜM 9.

SÜPERİLETKENLERİN UYGULAMA ALANLARI

Yüksek Tc süperiletken teknolojisinin tesiri transistör veya Laserinkine eşit veya onu geçecektir.

9.1. Bilgisayarlar

Süperiletkenler kullanılarak daha hızlı ve küçük bilgisayarlar yapılabilir. Süperiletken ısı yaymadığından devreler daha yakın paketlenebilir. Sonuç, daha komplex ve daha küçük hacime yerleştirilmiş hızlı devreler olacaktır. SC lerin bilgisayarda bir uygulaması yarıiletken araçları bağlamak için kullanılan SC bağlantı hatlarıdır. Diğer bir uygulama Josepson eklemleridir. Bunlar SC elektroniğinde açma-kapama zamanları 6 pikosaniye mertebesindedir. Yarıiletken swiçlerden 10 defa daha hızlıdır. 770 MHz de çalışan 4 bit SC mikroişlemci deneysel olarak geliştirilmiştir.

9.2. Elektrik Güç Nakli

SC iletim hatlarının alışılmış bakır kablolarına göre birçok avantajı vardır. Ana yararı çok önemli miktarda daha fazla akım taşıma kabiliyetidir. Deneysel sıvı helyum çok önemli miktarda daha fazla akım taşıma kabiliyetidir. Deneysel sıvı helyum sıcaklığına kadar soğutulmuş bakır kablodan aynı boyutlar ve voltajdaki bakır kablodan üç kat daha fazla akım taşıyabileceğini göstermiştir. SC nin diğer yararı direnç nedeni ile olan güç kaybının yokluğudur. Bu, çok uzun mesafeerden güç kaybını ekonomik yapar. Jeotermal, hidroelektrik ve güneş enerjileri santrallerin olduğu bölgelerden nüfus yoğunluğu olan bölgelere verimli olarak enerji nakli yapılır. Kirletici olan nükleer ve kömür santralleri yerleşim bölgelerinin dışına inşa edilebilir (Tokyo’da SC iletim hattı inşaatı vardır.)

9.3. Manyetik Ayırma

Manyetik ayırma bir karışım içinden bilinen bazı bileşenleri ayırma metodudur. Değişik bileşenlerin manyetik özellikleri farklı olduğundan bazıları çekilip alınırken bazıları karışımda kalır. HTSC magnetler bir çok uygulamalar sunacaktır; kömürden kükürt ayırma, madenlerden safsızlıkların ayrılması, artık suyun arıtılması, kimyasalların saflaştırılması ve gazların ayrılması gibi düşük maliyet, küçük boyut ve daha yüksek manyetik alan ile HTSC ler bu uygulamalar için çok çekici olacaktır.

9.4. Motorlar

Meissner olayına dayanan SC motorlar, manyetik alan çizgilerini iterler. SC motorlar akım kaybını %50 civarında azaltır. SC motorlar, arabalarda, pompalarda, dönen millerde vs. kullanılır.

9.5. Manyetik Enerji Depolama (SMES)

Manyetik enerji depolamada enerji toprağa gömülen büyük SC magnet ile oluşturulur. Enerji bobinde depolanır ve güç kaybı olmadan sonsuza kadar dolandırılır. Depolamak için enerjiden başka formlara çevrilmesine gerek yoktur. Enerjiye ihtiyaç olduğu zaman çabukça boşaltılır. Bu ise manyetik alanda ve dolayısıyla depolanan enerjide azalmaya neden olur. SMES sistemi % 90 verimle çalışır.

9.6. Güç Transformerları

Bilimadamları, transformerların verimsiz çalışması nedeniyle elektrik güç nakli sırasında enerjinin 1/6 sının kaybedildiğini tahmin etmektedirler. Eğer transformerlarda SC sarımlar kullanılsa verim artacak ve maliyet düşecektir.

Alıntı yaptığnızda lütfen siteyi kaynak gösteriniz.

Yirminci yüzyılın ikinci yarısının en önemli buluşlarından biri lazerdir. Bugün lazer, gerek ilmi çalışmalarda, gerekse günlük hayatımızda önemli yer tutmaktadır. Lazer kelimesi, İngilizce’de “Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation” cümlesini oluşturan kelimelerinin baş harflerinin alınmasıyla oluşturulmuştur. Türkçede ise uyarılmış radyasyon ile güçlendirilmiş ışık anlamına gelmektedir. İlk olarak 1960 yılında T. H. MAİMAN, yakutla optik frekanslarda bir lazeri çalıştırmayı başarmıştır.

Lazerle ilgili araştırmalar, başlangıçta daha çok gaz lazerler hakkında yapılmıştır. Bunun sebebi ise; gazlardaki enerji seviyeleri ve yayılma şartlarının, katı cisimlere göre daha iyi bilinmesidir.

1951 yılında A. Javan, W. R. Bennett, Jr. A. D. R. Herriot kırmızı ötesi bölgede çalışan Helyum-Neon lazerini keşfetmişlerdir. Helyum-Neon lazerinde 6328  kırmızı çizgisinin keşfi gaz lazerlerinin önemini artırmıştır Daha sonraki yıllarda bu tip lazerlerde gelişmeler kaydedildiği gibi başka gazlarla işleyen lazerlerde keşfedilmiştir.

BÖLÜM 2. LAZERLERİN ÇALIŞMA PRENSİBİ

Lazerlerin temel prensibi ve yapılışı oldukça basittir. Lazerin işlemesinde esas olan olaylar indüklemiş emisyon (Katı yada sıvı yüzeyden, elektronların elektromanyetik radyasyon yoluyla veya elektronların ısı yoluyla açığa çıkarılması.) ve optik pompalama olup, iki şekilde incelenir. Lazerler, koherent (birbirine paralel ışınlar), monokromatik (tek bir renk dalga boyundan) ve şiddetli frekanslı radyasyon sağlayan aletlerdir.

Lazer cihazlarında kavite adı verilen içerisinde aktif madde bulunan bir hücre bulunur. Lazer adını bu kavite içerisindeki dalga boyunu ayarlayacak maddeden alır. Aktif maddenin uyarılması ile oluşan fotonlar aynalar yardımı ile paralel hale getirilerek sistem dışına ışık enerjisi halinde çıkarılır.

Meydana gelen ışık, aynalar sayesinde aktif atomların içinden birçok defa gelip gider. Böylece stasyoner dalgalar oluşur. Stasyoner: Aynı anda kesişen birden fazla dalga hareketidir. Düzlem dalgaların yayılma vektörü, aynalara dik olup aynalar arası uzaklık L ve bu uzaklık f/2  nin tam katı ise;

olup, rezonans frekansı da

dir. Burada m, tamsayı, c ışık hızını gösterir, m’in her bir değerine bir frekans eşlik eder ve m’in her bir değeri bir moda karşılık gelir. Öte yandan, ortamın kırılma indisi n ise (n = optik yol) bu halde interferometrenin (Girişim özelliğinden faydalanılarak kullanılan cihaz) rezonans frekansı

şeklini alır.

Kavitenin iki komşu modu arasındaki frekans farkı

olup iki ayna arasında bir gidiş-geliş için ışığın sarf ettiği zaman

olur.

2.1 EMİSYON ÇEŞİTLERİ VE ABERASYON

2.1.1 Kendiliğinden olan emisyon

Şekil 2.2′de gösterilen sistemde N tane atom olsun. Bu atomlardan N1 tanesi  enerji seviyesinde, N2 tanesi  enerji seviyesinde bulunsun. Şekil 2.2′ ye göre  >   dir. Genel olarak   seviyesi temel seviye,   uyarılmış seviyedir.

Bir atomun veya molekülün başlangıçta ikinci seviyede olduğunu farz edelim. Bu iki seviye arasındaki enerji farkı   ,    olduğu için maddenin yapısının temel prensiplerine göre atomlar denge durumunda mümkün olabilecek en alt seviyedeki enerji durumuna geçerler.

Şekil 2.3′ de görüldüğü gibi, atom veya molekül n=2 durumundan n=1 durumuna geçerse bir enerji kaybeder ve ışık salar. Bu geçiş tabiatın kuralı gereği kendiliğinden olduğu için buna kendiliğinden olan emisyon denir.

Kendiliğinden olan emisyon, atom veya molekül  den  ’e dışarıdan hiçbir etki olmadan geçmesi ve bu sırada atom yayınlanması olayıdır. Bu geçiş bazen foton yayınlanmadan da mümkündür. Bu şekilde olan geçişlerde kaybolan enerji madde tarafından emilir.

2.1.2 Uyarılma İle Olan Emisyon

Şekil 2.4 de görüldüğü gibi iki seviyeli bir sistemi düşünelim ve atom başlangıçta 2. seviyede  olsun

Bu sistem üzerine elektromanyetik dalga gelsin ve madde ile etkileşsin. Gelen radyasyonun elektrik alanı, uyarılmış durumdaki elektronla etkileşir. Buradaki elektrik alanı

şeklinde verilir.  Gelen fotonun elektrik alanı bu şekilde titreşimli olarak değiştiğinden elektrona titreşimli olarak etkir. Dolayısıyla aynı frekansta bir foton yayınlanıp alt seviyeye geçmesine neden olur. Buna uyarılma ile olan emisyon denir.

2.1.3 Absorbsiyon Olayı

Şimdi ele aldığımız sistemdeki atomun başlangıçta 1 durumunda olduğunu düşünelim.(Şekil 2.5) Eğer bu seviye, temel seviye ise dışarıdan bir etki olmadıkça atom bu seviyede kalacaktır. Şimdi frekansı f olan bir elektromanyetik dalga bu madde üzerine düşürülsün.

Yine f = ( – ) / h olsun. Bu durumda atomun (1) durumundan (2) durumuna uyarılma ihtimali vardır. Bunun için atomun –   kadar enerjiyi kazanması gerekir. Bu olay absorbsiyon olayı olarak bilinir.

2.2 OPTİK GERİBESLEME

İsmine rağmen lazer bir yükselticiden çok bir titreşiciye benzer. Bir elektronik titreşicide, yükseltici bir pozitif geri besleme sağlanarak özel bir frekansta ayarlanır ve sistem açıldığında, girişte görünen uygun frekansın herhangi bir elektriksel gürültü sinyali şiddetlendirilir. Şiddetlendirilmiş çıkış, girişe beslenir ve tekrar kuvvetlendirilerek işlem böylece devam ettirilir. Bununla birlikte, yükseltici yüksek gerilimde doyuma ulaşacağı için, besleme geriliminden büyük bir çıkış üretilemez.

Lazerde pozitif geri besleme, optiksel bir rezonatör ( belli bir frekansta titreşen ya da rezonans yapan, dolayısıyla belirli frekanslardaki dalgaları iletmeye ya da güçlendirmeye yarayan mekanik veya elektriksel aygıt ) oluşturacak şekilde bir çift aynanın arasına kazanç ortamının yerleştirilmesiyle elde edilir.

Aktif ortamın birim uzunluk başına kazancı oldukça küçüktür ve bir döngüdeki ışık demeti çok küçük bir kazanç elde eder. Bununla birlikte, çoklu geçişlerde yükseltme oldukça köklüdür. Burada rezonatör içindeki radyasyonun mükemmel doğrultulmuş bir demet halinde, iki düzlem paralel ayna arasında ileri geri hareket ettiğini varsayıyoruz. Bununla birlikte kırınım etkileri sebebiyle, sonlu boyda aynalarla mükemmel olarak düzeltilmiş bir demetin devamlı oluşumunu sağlamak mümkün olmaz. Bazı radyasyonlar aynaların kenarının ötesine doğru yayılırlar. Bu yapının kırınım kayıpları, konkav aynalar kullanılarak giderilebilir. Pratikte çok sayıda ayna eğrilikleri ve şekillenimleri, kullanılan lazer tipine uyumlu olacak şekilde kullanılır.

Farklı ayna sistemlerinin ayrıntılı analizi kırınım teorisinin oldukça etraflı uygulanmasını gerektirir. Bununla birlikte, basit geometrik optik teknikleri kullanarak böyle bir analizin sonuçlarını kestirmek kolaydır.

Kullanılan aynalar, λ ⁄ 100 şartını sağlayacak şekilde düzgün olmalıdır. Gaz lazerinde maksimum güç akışı isteniyorsa, büyük yarıçaplı rezonatör kullanılır. Böyle bir rezonatörde başlangıçta küçük geliş açılarıyla ilerleyen bir demet, birkaç yansımadan sonra rezonatör optik ekseninden ayrılır. Böyle rezonatörler yüksek kayıplara sahiptirler. Fakat bazı faydalı özellikleri de taşırlar. Kararsız rezonatörler yüksek kayba sahip olduklarından ancak yüksek kazançlı ortamlarda, mesela karbondioksit ortamında kullanılabilirler. Kaybın bir kaynağı aynalardaki soğurmadır. Bunu azaltmak için aynalarla yüksek mertebeli yansıtıcı ve çok katlı dielektrik kaplama yapılır, metalik kaplama yapılmaz.

2.3 LAZER TİPLERİ

Mainman ‘ın ilk çalışan lazeri (yakut lazeri) ortaya çıkarmasıyla birlikte otuz yıl içinde lazer tiplerinde korkunç bir patlama meydana gelmiştir. Bu gelişimlerin hepsini aktarmak mümkün olmadığından, sadece önemli lazerler olan, zenginleştirilmiş yalıtkan , gaz ve boya lazerler üzerinde durulacaktır.

Bu lazer tiplerini tartışmadan önce lazer işlemi için sağlanması gereken temel gereklilikleri hatırlatmak gerekir. İlk olarak istenilen elektromanyetik spektrum bölgesinde radyasyon yayan bir aktif ortam olmalıdır. İkinci olarak, ortamda bir nüfus tersinmesi gerçekleşmelidir. Bu, pompalama için lazer geçişiyle uyuşan enerji seviyelerinin varlığını gerektirir. Üçüncü olarak, doğal lazer titreşimi için bir rezonant ortam oluşturmak amacı ile uçlarında geri besleme olmalıdır.

2.3.1 Zenginleştirilmiş Yalıtkan Lazerler

Zenginleştirilmiş yalıtkan terimi, saflaştırma sırasında düzenek içine bilerek konulmuş safsızlık atomlarıyla, genelde kristal formundaki bir dizini içeren aktif ortama sahip bir lazer tarif etmede kullanılır. Böyle lazerler dayanıklı, bakımları kolay, yüksek pik güçleri üretmeye meyillidirler. Örnek olarak yağ lazeri gösterilebilir.

2.4 YARIİLETKEN LAZERLER

Yarıiletken lazerler prensipte LED(Işık yayan diyot)’ lerden çok farklı değildir. Bir p-n eklemi aktif ortamı oluşturur. Böylece lazer ışını elde etmede sağlamamız gereken diğer şartlar, nüfus tersinmesi, optik geri beslemedir. Uyarılmış salma elde etmek için, birçok elektron ve boş hollerin bir arada bulunduğu bir aygıt bölgesi bulunma zorunluluğu vardır. Bu, çok yüksekçe zenginleştirilmiş n ve p tipi maddelerden oluşan bir ekleme, pozitif yönde gerilim uygulanmasıyla elde edilir. Böylece    – tipi maddede Fermi seviyesi değerlik bandının içinde bulunur. Böylece dejenere madde olarak adlandırılan maddelerden oluşan bir eklem içinde denge ve pozitif yönde gerilim uygulanmış halin enerjisi bant diyagramı Şekil 2.6 de gösterilmiştir.

Eklem  /e enerji aralığı gerilimine yaklaşık eşit bir gerilimle pozitif yönde bir potansiyel farka tutulursa, elektron ve holler “aktif bölge” olarak adlandırılan dar bir bölgede bir nüfus tersinmesi yapacak sayıda eklem içine sokulurlar.

Aktif bölgenin t kalınlığı, p bölgesinin zenginleştirme bölgesini n bölgesinden daha az olduğu, böylece eylem akımını genelde elektronlar tarafından taşındığı varsayımı ile p bölgesi içine sokulan elektronların  difüzyon boyuyla yaklaşık olarak hesaplanabilir. Yoğunca zenginleştirilmiş GaAs oda sıcaklığında 1-3 µm arasında  kalınlığına sahiptir.

Doğrudan bant aralığına sahip GaAs gibi maddeler durumunda, elektron ve hollerin radyasyon yayacak şekilde bir araya gelme ihtimalleri vardır. Üretilen yeniden bir araya gelme radyasyonu, değerlik elektronlarıyla etkinleşebilir ve soğurulabilirler veya iletkenlik bandındaki elektronlarla etkileşip aynı frekanslı  (V = ) başka fotonların üretilmesini sağlayabilirler.

Eğer enjekte taşıyıcı yoğunluğu yeterince büyük olursa uyarılmış emisyon soğurmayı geçebilir ve böylece aktif bölgede optik kazanç elde edilebilir. Her zamanki gibi lazer titreşimi bir turdaki kazancın aynı mesafedeki kayıpları geçmesi durumunda oluşacaktır. Yarıiletkenlerde temel kayıplar, yarıiletken maddedeki homojensizliklerdeki saçılmalar ve serbest taşıyıcı soğurması sebebiyledir. İkinci sebep elektron ve holler bir fotonu soğurup sırayla iletkenlik veya değerlik bandındaki daha yüksek seviyelere hareket ettiklerinde gerçekleşir. Bundan sonra taşıyıcılar, daha düşük enerji seviyelerine radyasyon yayımı yapmadan dönerler.

Diyot lazerleri durumunda, pozitif geri besleme için harici aynalar kullanmak gereksizdir. Yarıiletken maddenin yüksek kırılma indisi, madde-hava ara yüzeyindeki yansımanın, 0.32 civarındaki bir değere sahip olması durumunda bile, yeterince büyük olması ile otomatik olarak sağlanır.

Diyot, eklemin düzlemine normal doğal kristal boyunca parlatılır. Böylece uçlar birbirine paralel hale getirilir. Değişik amaçlarla nadiren optik kaplama yapılmakla birlikte bu yüzeylere daha başka bir işlem uygulanmaz.

Radyasyonun bir miktarının “mod hacmi” olarak adlandırılan bölgeye sıkıştırılmış durumu olmasına rağmen, aktif bölgede üretilen radyasyon, çevreleyen-kaybı yüksek GaAs’ ın içine doğru yayılır. Aktif bölgede bulunan fazlalık taşıyıcılar, bu maddenin kırılma indisini çevreleyen maddeninkinin üstüne çıkarıp, bu bölgenin bir dalga kılavuzu olarak davranmasını sağlarlar. Merkezi ve çevreleyen bölgeler arasındaki kırılma indisi farkı 0.02 civarında olduğunda dalga kılavuzlama oldukça verimsiz ve bu, radyasyonun aktif bölgenin biraz ötesine kadar ilerlemesini sağlar. Bu yeni sınırlar mod hacmini oluştururlar. Tek eklemli lazerler aslında sadece oda sıcaklığında pals modunda çalışırlar. Bunun sebebi eşik pompalama akım yoğunluğunun tipik olarak 400 A/  gibi çok yüksek değerlerde olmasıdır.

2.5 KUANTUM ÇUKURU LAZERLERİ

Normal çift-çoklu eklem lazerlerinde aktif tabaka kalınlığı tipik olarak 0.1 – 0.3 µm civarındadır. Bununla birlikte yakın zamanlarda aktif tabakanın daha ince yapıldığı (10 nm veya daha az) yapılar ilgi kazanmıştır. Bu cihazlara olan ilgi temelde bunların çok düşük eşik akımlara sahip olmalarından ileri gelmektedir. Bunun niçin böyle olduğunu anlamak için elektron enerji seviyelerini incelemeliyiz. Aktif tabakanın  boy ve  derinliğine sahip olduğunu varsayalım. Şimdi bir elektronun toplam enerjisini  kuantum sayıları cinsinden;

olarak yazabiliriz. ‘ nin nispi büyüklükleri sebebiyle en düşük enerji seviyesi =1 hali olarak ve değişen  değerleri ile, “iki boyutlu” hallerin grubunu etkin olarak içerecektir. Şimdi, birim enerji aralığı başına hollerin sayısının, hollerin yoğunluğu fonksiyonu (density of states function) ile verildiğini ve bu iki boyutlu potansiyel çukuru için bunun  ile verildiğini, yani iki boyutlu hol yoğunluğunu E’ den bağımsız olduğunu söylüyoruz. Bu, üç boyutlu duruma karşılık gelen fonksiyonun  ile değiştiği duruma zıttır. Hollerin yoğunluğunun bu ifadeleri iletkenlik bandındaki elektronlara (uygun değişiklikle aynı zamanda değerlik bandındaki hollere) elektron (hol) enerjisinin iletkenlik bandının dibinde referans noktası seçilecek şekilde (değerlik bandının tepesinde) ve elektron (hol) kütlesinin uygun bir etkin kütle ile değiştirilmesi sağlandığında uygulanmalıdır. Şimdi bu seviyelerin doldurulma ihtimali E nin artırılmasıyla hızlıca azalan Fermi-Dirac dağılım fonksiyonu ile verilir. Böylece iletkenlik bandının dibinde elektronlar band kenarlarında oldukça küçük yoğunluklu olacak şekilde nispeten geniş bir enerji aralığına dağılırlar. Tersine etkin olarak iki boyutlu durum yoğunluğuna sahip olduğumuz bir kuantum çukuru yapısındaysa elektronlar band kenarlarında nispeten yüksek yoğunluklarla küçük bir enerji aralığına dağılırlar. Bu durum, kuantum çukuru lazerinde geleneksel diyot lazerine göre nüfus tersinmesinin daha kolay başarılabileceğini ifade eder.

Yukarıda bahsedilen tekil kuantum çukurunun problemlerinden birisi kazanç bölgesinin oldukça küçük olması sebebiyle optik kuşatmanın çok zayıf olacağı gerçeğidir. Bu, lazer kayıplarının artmasına ve çok düşük eşik akımı potansiyel avantajının azalmasına sebep olur. Bu zorluğun aşılmasının bir yolu çoklu bir kuantum çukuru yapısının kullanılmasıdır. Bu yapı oldukça yüksek optik kuşatma faktörüne izin verir. Böylece kuantum çukuru lazerleri birkaç mA mertebesindeki eşik akımlarıyla çalıştırılabilmişlerdir.

2.6 GAZ LAZERLERİ

Gaz lazerleri, lazerlerin en geniş şekilde kullanılanlarıdır. Bunlar, öğrenci laboratuarlarında kullanılan düşük güçlü He-Ne lazerinden, endüstride kullanılan yüksek güçlü lazerine kadar geniş bir aralığı kapsarlar. Temelde geçişlerin atom veya iyonlar arasındaki elektrik enerji seviyeleri arasında mı, yoksa moleküllerin titreşme seviyeleri arasında mı yapıldığına bakılarak bunlar üç grupta toplanabilirler. Bunlar, atom lazerleri, iyon lazerleri, molekül lazerleridir.

2.6.1 Atom Lazerleri He-Ne Lazerleri

He-Ne lazerinde aktif ortam 1/10 oranında He/Ne gaz karışımı kullanılır. Neon, lazer geçişleri için enerji seviyelerini sağlar. Lazer geçişlerinde doğrudan rol almakla beraber helyum atomları neon atomları için bir etkin uyarma mekanizması sağlamada önemli role sahiptir. Uyarma 10 torr (1 torr = 133.322368 pascal) civarında bir basınçta tutulan ince yarıçaplı bir cam tüp içinde bulunan gaza, 2-4 kV civarındaki yüksek bir gerilimin uygulanmasıyla oluşturulan bir de boşalmayla gerçekleştirilir. Boşalma başladığında, boşalma tüpü negatif dinamik direnç gösterdiğinden, akımı sınırlandırmak ve güç kaynağını korumak için bir yükleme direnci eklemek gerekmektedir.

Pompalama işlemi şu şekilde geçekleşir. İlk adım, helyum atomlarının  ve 2  ile gösterilen iki yarı kararlı hallerine elektron çarpışma uyarmasıdır.

Bu, (2.8) formülü ile gösterilebilir. Burada  çarpışmadan önceki ve sonraki elektron enerjileridir. Uyarılmış seviyelerde bulunurken ( ) helyum atomları enerjilerini çarpışabilmeleri yoluyla neon atomlarına aktarırlar. Bu enerjinin rezonant transferinin gerçekleşme ihtimali, exp(-ΔE/Kt) ile orantılıdır. Burada ΔE olaya giren iki atomun uyarılmış halleri arasındaki enerji farkıdır. K, sabit , t ise zamandır. Helyum ve neon için enerji seviyesi diyagramı Şekil 2.7 de verilmiştir.

Şekil 2.7, her iki uyarılmış helyum halleri ve rezonant transferinin oldukça kolay gerçekleşmesi sebebiyle, hemen hemen aynı enerji seviyesinde dörtlü bir neon grubunun bulunduğunu gösterir. Enerji transferi;

eşitliği  ile temsil edilir. Böylece nüfus tersinmesi 3s ve (3p, 2p) seviyeli gruplarla 2s ve 2p grupları arasında gerçekleşir. 3s – 2s seviyeleri ve 3p – 2p seviyeleri arasındaki geçişler kuantum mekanik seçim kuralları sebebiyle yasaklıdır.

He – Ne lazeri yine dört seviyeli bir lazer örneğidir ve biz lazer geçiş seviyelerini nüfuslarının mümkün olduğunca küçük olmasını arzu ederiz. Bu, lazer geçiş seviyesindeki elektronların mümkün olduğunca çabuk taban haline geçmeleri gerektiği anlamına gelir.

Neon ışıklarının bilinen renginde artış sağlaması sebebiyle ilgi çekicidir. Böylece 2p seviyesi boşalma ile nüfuslandırılmalıdır. Bu şanssız bir durumdur, çünkü 2p seviyesi nüfusundaki artış, nüfus tersinmesinde azalma anlamına gelmektedir. Aslında bu etki yüksekçe tüp akımlarında, lazerin çalışmasını kesmekten belli bir noktaya kadar sorumludur. Böylece biz sadece akımı sonsuza kadar artırarak çıkışı artırma serbestliğine sahip değiliz. Bu sebeple He – Ne lazeri düşük güçte çalışmaya mahkum görülmektedir.

He -Ne lazerinin temel yapısı oldukça basittir. Boşalma genelde yüksek bir gerilim “ateşleme” palsıyla başlatılır ve bundan sonra 10 ila 20 mA’ lik bir akımla sürdürülür. Rezonant boşluğu oluşturan aynalar bazen boşalma tüpünün uçlarına konulurlar. Böylece gazı hapseden bir mühür halini alırlar. Alternatif olarak, tüp eksenine Brewster açısında (yansıyan ve kırılan ışınların birbirine dik olma şartını sağlayan gelme açısına “brewster açısı” denir) yönlenmiş cam pencerelerle yapışmış olacak şekilde tüpe dışarıdan konulabilirler. Bu şekilde bir düzen, gelme düzlemine paralel titreşen elektrik vektörlü radyasyonun %100 geçmesine müsaade eder ve her bir tur için maksimum kazanç sağlar. Brewster pencereleri çıkışın aynı zamanda kutuplanmış olmasını da garantiler. Bu, ilk düzenlemeye göre biraz daha karmaşık olmakla beraber, bizim frekans sabitleyici, mod seçici ve diğer aygıtlar cihaz içine yerleştirmemize izin verir. Aynalar aynı zamanda diğer dalga boylarında ve çıkış karakteristiklerindeki işlemlerin yürütülmesine izin verirler.

He – Ne lazerinde güç çıkışı oldukça küçüktür. Bununla birlikte radyasyon oldukça iyi yönlenmiş ahenkli ve oldukça dar bir çizgi genişliğine sahip olduğundan, birçok uygulama için oldukça kullanışlıdır.

2.6.2 İyon Lazeri-Argon Lazeri

Görünür bölgede çalışan en şiddetli sürekli lazerler argon ve kripton iyon lazerleri gibi durgun gaz iyon lazerleridir.

Şekil 2.8′ da görüldüğü gibi gaz atomları bir yüksek akım boşalmasındaki (~­­15-50 ) elektron çarpışmasıyla iyonlaştırılır. İyonlar daha ileri elektron çarpışmalarıyla atom taban seviyesinin üzerindeki 35еV civarındaki enerji seviyelerinin (4p) bir grubuna uyarılırlar. Elektron enerjileri sadece birkaç еV olduğundan uyarılma çoklu çarpışmaların sonucunda oluşturulmalıdır. Nüfus tersinmesi 33.5 еV civarında olan taban seviyesi üzerindeki 4p ve 4s seviyeleri arasında gerçekleşir. Böylece bir dizi uyarılmış çizgi yayınlanır. Bunlar 351 nm’ den 320 nm’ ye kadar olan bir dalga boyu bölgesindedir. Enerjinin büyük bir kısmı bununla birlikte 488 – 514.5 nm çizgileri arasında yoğunlaşmıştır.

Şekil 2.8 Argon atomunun lazer geçiş diyagramı

Prensipte argon lazerinin tüp tasarımı He – Ne lazerinden, iyon seviyeleri pompalamak için gerekli enerjinin çok yüksek olması ve bu açığa çıkan ısı enerjisini dağıtma gereklilikleri sebebiyle çok daha karmaşıktır. Akım yoğunluğu, tüpün ekseni boyunca bir manyetik alan uygulanarak boşalmasının yoğunlaştırılması yoluyla artırılabilir. Bu tüpün duvarlarına zarar vermek çarpışma iyonların sayısının azaltılması gibi bir avantaja sahiptir. Tüp, grafit veya berilyum oksit gibi kırıcı bir maddeden yapılır. Üretilen ısıyı dağıtmak için birçok iyon lazeri tüpü suyla soğutulur. Boşalma yine yüksek bir gerilim atmasıyla başlatılır ve sonrasında 200 V’ luk bir dc gerilimiyle sürdürülür. İşlem sırasında pozitif iyonlar katotta toplanma eğilimindedirler ve boşalmayı sonuçta durdurabilirler. Bunu engellemek için anot ve katot arasında basıncı dengeleyecek bir gaz dönme yolu sağlanır. Atma iyon lazeri düşük görev döngüsüyle basit oldukları görülmektedir ve bunlarla açığa çıkan ısı dağılma yoluyla soğutulabilecek kadar düşük seviyededir.

Arzu edilen dalga boyunu seçmek için, rezonatör ortamına bir prizma konulur ve uç aynanın konumu, istenilen dalga boyuna göre, radyasyon yoluna normal olacak şekilde döndürülmesiyle değiştirilir. Bu, özel bir dalga boyundaki radyasyonun ileri – geri yansıtılmasını garantiler, diğer dalga boyları sadece birkaç tur sonra kaybolurlar.

BÖLÜM 3. LAZER IŞIĞININ ÖZELLİKLERİ

Lazer ışığının birçok özelliğini tartışırken bütün lazerlerin bu özellikleri aynı derecede sağlamayacağını öncelikle belirlemeliyiz. Bu, sıkça verilen bir uygulama için lazer seçimine bir sınır koyar.

3.1 YÖNLENE BİLİRLİK

Lazerin belki de en ilgi çekici özelliği yönlenebilirliğidir. Yarıiletken eklem lazerleri dışında, lazerler radyasyonu oldukça yönlü ve düşük genişleme açısıyla ayarlı olarak sağlarlar. Bu lazer demeti tarafından taşınan enerjinin kolaylıkla toplanıp, küçük bir alana odaklanabilmesi anlamına geldiğinden oldukça önemlidir. Demetin dağılma mesafesi kırınımla sınırlanır. Bu, daha iyi optik tasarımla iyileştirilebilecek bir mühendis sınırından çok, esrarlı bir fizik kuralıdır.

3.2 ÇİZGİ GENİŞLİĞİ

Lazer ışığı, potansiyel olarak oldukça renklidir. Fakat lazer radyasyonunun spektral içeriği, lazer ortamının floresant çizgi genişliği kadar bir bölgeye ulaşabilir. Bir başka deyişle, ferdi rezanatör modlarının çizgi genişliği oldukça küçük olmakla beraber lazer çıkışında birçok mod bulunabilir. Lazer radyasyonun yüksek spektral saflığı doğrudan, fotokimya, lüminesans uyarma spektroskopisi, soğurma ve Raman spektroskopisi ve iletişim gibi temel ilmi araştırmalardaki uygulamalara götürür. Diğer birçok uygulama da kısmen lazerin bu özelliğine dayanır.

3.3 DEMET AHENGİ

Uyarılmış salmanın karakteristiklerinden birisi, uyarılmış dalganın uyaran dalgayla aynı fazda olmasıdır. Yani iki dalganın elektrik alanını uzay ve zamansal değişimi aynıdır. Böylece mükemmel bir lazerde elektrik alanının demet kesit yüzeyinin her noktası için özdeş olacak şekilde her noktada zamanla değişme gözlenecektir. Böyle bir demet mükemmel uzaysal ahenge sahip olacaktır. Diğer ilgili özellik zamansal ahenktir. Bu, zamanın fonksiyonu olarak aynı yerdeki elektrik alanın nispi faz bağıntısına karşılık gelir. Eğer faz zamanla sabit bir şekilde değişirse bu durumda demetin mükemmel zaman ahenkli olduğu söylenir.

Ahenk, lazer demetinin parçalara ayrılarak kullanıldığı uygulamalarda önemlidir. Bu uygulamalara farklı mesafeleri katedecek şekilde ışığın parçalara ayrıldığı holografi dahil edilebilir.

Düzgün olmayan yüzeylerden yansıyan lazer ışığının en çarpıcı karakteristiklerinden birisi onun tanelere ayrılmış görünüşüdür. Bu, komşu yüzey kesimlerinden yansıyan ışığın katkılarından oluşmuş rastgele bir girişim deseninin sonucudur. Bazı bölgelerde bu katkılar yapıcı, bazı bölgelerde ise yıkıcı girişim yapabilirler. Bu davranış, lazer ışığının yüksek ahenginin doğrudan bir sonucudur. Birçok uygulamada mesela holografide, benekli desen sıkıntı yapmakla beraber bu durum metroloji ve titreşim analizi gibi alanlarda uygulama bulmaktadır.

3.4 PARLAKLIK

Lazer radyasyonun en önemli karakteristiği diğer ışık kaynaklarından daha yüksek parlaklığa sahip olmalarıdır. Parlaklığı birim katı açı ve birim alan başına yayınlanan güç olarak tanımlıyoruz. Radyometrede bu birim (parlaklık) ışıma olarak adlandırılır. Fakat lazerle ilgili çalışmalarda parlaklık terimi burada tanımlandığı şekli ile kullanılır. İlgili katı açı demetin içine dağıldığı koni ile tanımlanır. Böylece lazerler mükemmel doğrultulmuş demetlerde yüksek seviyeli güçler üretebildiklerinden, oldukça parlak kaynakları temsil ederler.

Parlaklık, fazlalık modların varlığından da etkilenir. Lazerin gücü artırıldığında modların sayısı da artar, fakat parlaklık hemen hemen sabit kalır.

3.5 AYARLANABİLİRLİK

Bazı lazerler belirli dalga boylarında lazer ışığı salacak şekilde ayarlanabilirler. Mesela boya lazerleri ile ayarlanabilirlik oldukça fazla olabilir. Temel lazer kaynağıyla kullanılan optik parametrik yükselteçler 1-25 µm bölgesinde kızıl ötesine çevrilebilir.

.BÖLÜM 4. LAZERLER VE UYGULAMALARI

Lazer ışığının zamansal ve uzaysal uyumluluk, yönlendirilebilirlik, parlaklık, yüksek elektromanyetik güç gibi önemli özelliklerinden dolayı, günümüz teknolojisinin pek çok alanında lazer kullanılmaktadır.

Lazer, kuantum elektroniği prensiplerinin gereği olarak uyumlu elektromanyetik yayılma yapan bir fiziksel olayı tanımlar. Elektromanyetik enerji, gaz (Amonyak, Neon, ve Helyum) atomlarının uyarılmaları sonucu, elektronların yörünge değiştirmeleriyle ortaya çıkar, lazer ışınımı için gerekli enerji, bir lazer pompası ile gerçekleştirilebilir. Optik yöntem, elektron çarpışması metodu veya kimyasal pompalama yöntemleri, lazer pompası olarak kullanılan tekniklerden birkaçıdır. Işımayı kontrol görevi için lazer ortamına çoğunlukla yabancı maddeler ilave edilir. Uyumlu olmayan görünen ışık, maddelerin yüksek sıcaklıklarda (elektrik ampullerinde olduğu gibi) ısıtılmaları neticesinde ortaya çıkar. Lazeri çok basit olarak ışığın uyarılarak kuvvetlendirilmesi şeklinde ifade edebiliriz.

Lazer ışığının en önemli özellikleri şunlardır:

1.      Parlaklık

2.      Yönlendirilebilirlik

3.      Zamansal ve uzaysal uyumluluk

4.      Tek renklilik ve yaklaşık olarak tek bir frekansta emisyon

5.      Çok yüksek şiddette elektromanyetik alan gücü

4.1 LAZERİN UYGULAMA ALANLARI

Yukarıda kısaca sözü edilen özelliklerden dolayı, lazerin günümüzde, teknolojinin hemen hemen bütün alanlarında uygulama imkanları mevcuttur. Biz burada en yaygın sahalardan bazı örnekler vereceğiz. Şu hususu belirtmekte fayda vardır; halen en çok araştırma yapılan konulardan birisi lazer olduğundan, yakın bir gelecekte, çok daha yeni uygulama sahaları çıkacağı muhakkaktır.

a. Tıp: Lazer enerjisi doku veya organ üzerine verildiğinde enerjinin bir kısmı yansır veya dağılır. Diğer bir kısmı da, ya emilir ya iletilir. Enerjinin etkisi; dalgaboyuna, güç yoğunluğuna (W/ ), uygulama süresine, zamana bağlı karakteristiklerine ve dokunun özelliklerine sıkı sıkıya bağlıdır.

Göz, diş, deri ve diğer tüm ameliyatlarda bugüne kadar yapılan deneyler çok başarılı neticeler verdiğinden, geniş bir uygulama alanı mevcuttur. Lazerin tıptaki, son on seneyi kapsayan uygulamalarını özet olarak şu şekilde ifade edebiliriz.

1)      Argon Lazer: Göz hastalıklarında ve ameliyatlarda

2)       Lazer: Cerrahide neşter olarak

3)      Yağ Lazer: Kanamaları durdurmada

4)      Helyum – Neon Lazer: Yara iyileştirmede ve ağrı tedavisinde uygulanmaktadır.

b. Kimya: Yoğun lazer ışığı, gayet yüksek seçici özelliği olan bir katalizör olup, çok küçük bölgelerdeki kimyasal bağların çözümlenmesine neden olabilir. Kimyasal analizlerde spektografi ile, bileşik cisimlerin çok hassas analizi ve molekül yapılarının etüdü yapılabilmektedir.

c. Uzay: Amerika’ nın uzay savunma sisteminin temeli, lazerin düşman roketlerini havada imhasına dayanmaktadır.

d. Haberleşme: Lazer her türlü haberleşmede, klasik yöntemlerden çok daha fazla kanal sayısı elde etme imkanı vermektedir. Lazer bilhassa optik fiberlerde, ışık kaynağı olarak, optik iletişimin temel öğesini oluşturmaktadır.

Yüksek fiberlerin en önemli özelliği, inanılmaz derecede yüksek kapasiteleridir. Elektrik sinyalleri fiber iletişimi için ışık dalgalarına çevrildiklerinden, dinlenilmelerine imkan yoktur. Fiberler aynı zamanda, her türlü parazit etkisinden muaftırlar.

Yarıiletken lazerlerde bir tek optik fiber üzerinden, binlerce telefon konuşması ve bilgi iletişimi, hem de çok hızlı bir şekilde yapılabilmekte ve kontrol edilebilmektedir.

Bazı optik fiber telefon sistemlerinde kullanılan yarıiletken lazerler,  1.7 gigabit/saniye (1gigabit=1 milyar bit) kuvvetinde sayısal sinyaller vermektedir.

e. Endüstri: Lazer ışını özelliklerinden dolayı; delik delmelerde, kaynaklarda vb. alanlarda kullanılabilir. Matbaalarda, teyp ve video kayıtlarında çok kullanılmaktadır. Ayrıca, yüksek gerilimdeki akımların veya arabaların hızlarının uzaktan ölçülmesi ve atmosferdeki kirlilik derecesini tespit edilmesi gibi uygulama alanları mevcuttur.

Modern lazerlerde lazer enerjisi, 0.03 mm’ den az çaplı bir nokta olarak odaklanabilir. Örnek olarak 1987 yılında, dünya endüstriyel lazer pazarının yaklaşık %40′ lık kısmı Amerikan, %35′ lık kısmı Japon ve %25′ lik kısmı ise Avrupa şirketlerinin olmuştur. Aynı yılda, lazer ve lazer sistemlerinin satışlarının toplam olarak 350 milyon Amerikan doları değerine ulaşmış olduğu tahmin edilmektedir. Bu satışlarda;  lazeri %55, YAĞ %40 ve diğerleri %5′ lik bir piyasa satış hacmine ulaşmışlardır. Dünyada yaklaşık olarak 205 şirket, lazer ve lazer sistemleri üretmektedir.

f. Askeri: Lazer ışığının özellikleri, mesafe ölçmede, hedef tespitinde ve silah yapımında lazer kullanımını cazip kılmaktadır.

Uydulara yerleştirilecek silahlar, diğer uydu ve cihazların yok edilmesinde kullanılabilir. Yakın bir gelecekte lazer tüfeklerinin, top ve tabancaların kullanılmasına hep beraber tanık olacağız. Lazer radar sistemleri, istenen hedeflere imhada yüksek bir hassasiyetle kullanılmaktadır.

Halen, milyon watt’ lık çok düşük frekanslı (ELF) bir radyo vericisi, bütün dünyaya yayılmış olan Amerikan denizaltılarıyla haberleşmeyi temin etmektedir. Üç harfli kodlanmış emirler, denizaltılara, daha detaylı haberleşme için ne zaman ve nerede su yüzüne çıkmalarının uygun olacağını bildirmektedir.

Amerika Bileşik Devletleri’ nin Wisconsin eyaletindeki sistemde, verici çok büyük bir X şeklinde yerleştirilmiş iki adet 14 mil’ lik kabloya akım göndermektedir. Kablolar yalıtılmış olup, uçlarda topraklanmıştır. Topraktan devresini tamamlayan akım, elektromanyetik dalga meydana getirmekte ve bu ELF sistem, milyon watt düzeyinde güç kullanılmaktadır. Bu gücün çoğu toprakta kaybolur ve sadece 2 W ‘lık kısmı sinyal ile gider. Bu sistemin aylık elektrik faturası 45.000 Amerikan dolarıdır. Efektif taşıma gücü küçük olduğundan, denizaltının, gönderilen mesajı çok dikkatle dinlemesi gerekir.

Denizaltı yol alırken asla haberleşme yapmaz. Çünkü bu durum, yerinin tespitine yardımcı olur. Fakat gelen haberleri alabilir.

Şu an geliştirilen yeni bir sistem sayesinde, denizaltılarının uzun sürelerle gizlendikleri yerlerde haberleşme imkanları vardır. Uydular aracılığıyla bu yeni sisteme göre gönderilen mavi lazer ışığı sayesinde, her türlü sinyali alabilirler.

Mavi Lazer, Northop şirketinin elektronik bölümü tarafından geliştirilmiş olup, gayet gizlidir. Aynı husus, mavi lazer uydusu SLCSAT (Denizaltı lazer haberleşme uydusu) için de geçerlidir. Amerikan Deniz Kuvvetleri, Ruslar ‘ın bu haberleşme kodlarını ele geçirmesini önlemek için, sıkı güvenlik önlemleri almaktadır.

1987 başlarında yapılan mavi lazer sisteminin ön test sonuçları şöyledir:  Açık, güzel bir günde, Kaliforniya eyaletinin San Clemente açıklarında, Amerikan Deniz Kuvvetlerinin USS Dolphin isimli denizaltısı Pasifik Okyanusu ‘na dalmış, deniz yüzünden 20.000-30.000 feet yüksekte uçan bir uçaktaki 80 W ‘lık sistemden gönderilen mavi lazer sinyali denizaltıya ulaşmıştır. Pentagon ‘un yaptığı açıklamaya göre, elde edilen nüfus derinliği çok iyi olup, değeri gizli tutulmuştur.

Ses, video ve bilgi kayıtları, lazer sistemleri ile, mikrodalga sistemlerine çok benzer biçimde, hava boyunca bir yerden diğerine aktarılabilir. Lazer sistemi ucuzdur ve çok geniş bir kanal kapasitesine sahiptir. Ayrıca, transmisyonun yapısından dolayı, bu sistemlerden bilgi sızdırmak veya çalmak çok zor olduğundan, lazer iletişim sistemleri güvenli bir ortam oluştururlar. Olumsuz bir yan olarak, lazer aktarımının, görüş hattı operasyonunu gerektirdiği ve kalın sis tabakası ve başka atmosferik koşullardan değişen derecelerde etkilendiği söylenebilir. Bütün kullanılabilir frekansların hali hazırda dağıtılmış olduğu ve dolayısıyla mikrodalga düzeninin kurulmasının olanaksız olduğu çok gelişmiş kentsel bölgelerde, bu işletim hemen başlatılabilir.

4.2 LAZER GÜVENLİĞİ

Birçok pratik lazer potansiyel olarak tehlikeli radyasyon salar. Tehlike derecesi, lazerin kullanıldığı yol işlemcinin tecrübesine bağlı olarak, çıkış karakteristiğine bağlıdır. Lazer tipleri ve kullanılma yolları oldukça çoktur ve değişkendir. Bu nedenle bütün lazer uygulamalarının aynı derecede kontrolü gerektirdiğini önermek mantıksızdır. Buna karşılık olarak aşağıda verildiği şekilde lazerlerin sınıflandırma sistemleri ortaya çıkmıştır.

Her bir sınıflandırma işlem görebilmeli ve lazer radyasyonunun sebep olabileceği yaralanmalarla ilgili bilgilerimizle tutarlı olmalıdır. Lazer radyasyonunun hasara sebep olduğu mekanizma, bütün biyolojik sistemler için aynıdır ve ısıl, termoakustik ve fotokimyasal işlemleri içerir. Bunların hangisinin sorumlu olduklarının derecesinin tespiti için lazer kaynağının dalgaboyu, atma süresi, görüntü boyu ve gücü ile enerji yoğunluğu gibi parametrelerin bilinmesi gerekir.

Zarara yol açan temel olay biyolojik sistem tarafından radyasyonun soğurulmasıdır. Soğurma atomik veya moleküler seviyede gerçekleşir ve  dalgaboyuna bağlıdır. Böylece hangi dokunun zarara uğrayabileceğini tayin eden esas olarak lazerin dalgaboyudur. Radyasyonun soğurulması sıcaklığın yükselmesine sebep olur ki bu da moleküler bağların kopması ve molekülün görevini yitirmesine yol açar. Sıcaklık yükselmesi demetin açık kalma süresi ve şiddetine bağlıdır ve bu bir yayılımcı açık kalma veya dozun metre kare başına Joule birimindeki ölçümüne götürür. Genelde zarar mekanizmasıyla açık kalma arasındaki karşılıklı bağıntılar çok karmaşıktır ve burada açıklanmayacaklardır.

Lazer radyasyonuyla ilgilenildiğinde vücudun en savunmasız parçası şüphesiz gözdür. Bunun temel sebebi göz merceğinin, gelen yönelmiş lazer demetini, dalgaboyu mertebesinde yarıçapa sahip dolayısıyla yüksek enerji yoğunluklu bir noktaya odaklayacak olmasıdır. Tehlike dalgaboyu bağımlıdır, böylece UV ve IR bölgesindeki radyasyon, kornea tarafından soğurulur ve ona zarar verir; görünür ve yakın kızıl ötesi bir retinal hasarı temsil eder. Korneadan retinaya şiddetli artış, gözbebeği alanının retinada oluşturulan görüntüye oranı ile yaklaşık olarak verilir. Tipik olarak gözbebeği 10-20 µm’ lik çaptaki retinal görüntüye karşılık gelen 5 mm çapındaki açılma yeteneğine sahiptir. Böylece ışıma şiddeti 2 ×  ile 5 ×  civarında bir faktör kadar artar. 50 MW/  ’lik bir şiddetin retina üzerine olacağı anlamına gelir. Retina üzerine gelen radyasyonun %5 ‘i (gözdeki) çubuk ve koniler içindeki pigmentler (boya maddesi özü) içinde soğurulur ve bir yanmaya ve gözün görme yeteneğini kaybetmesine yeterli olacaktır.

Lütfen alıntı yapıcağınız zaman siteyi kaynak gösteriniz!!!

Küçük yaşta öksüz kalınca büyükannesi tarafından büyütüldü. İlkokul çağlarında basit kimya deneylerine ilgi duydu. 1660′ta Newton, Cambridge ‘deki Trinity College ‘e gönderildi. Burada Isaac Barrow ‘un dikkatini çekti. 1665′te Londra ‘da veba salgını çıkınca, Cambridge Üniversitesi kapatıldı ve Newton doğduğu yer olan Woolsthorpe ‘a döndü. 1667′ye kadar orada kaldı, kendini deney ve araştırmalara verdi. Beyaz ışığın ayrıştırılması, çeşitli çalışmaları, evrensel çekim yasası; matematik alanındaysa çokterimli ifadelerin üstlerinin alınması, diferansiyel ve integral hesapları bu iki yıllık çalışmasının ürünleridir ve onun Barlow ‘un yerine 1669′da “Trinity College” matematik profesörlüğüne getirilmesini sağlamıştır. 1668′de ilk yansımalı teleskopu yaptı. Ertesi yıl optik profesörü oldu. 1672′de “Royal Society” üyeliğine seçildi. 1703 yılından ölümüne kadar bu kurulun başkanlığını yaptı.

Newton ‘un matematiğe en önemli katkısı, tutarlı bir kuram olan sonsuz küçükler hesabını (Kendi deyimiyle akışkanlar hesabını) oluşturmasıdır. Bunu özellikle 17. yüzyılın başlarında yavaş yavaş geliştirmeye başlamıştı. Leibniz de neredeyse aynı zamanda (1684) aynı bireşime ulaştı, ancak bu hesabı farklı bir biçimde ve değişik bir anlayışla sundu. Bunun üzerine iki bilgin, buluşun kime ait olduğu konusunda yıllarca tartıştılar.

Mekanik alanında Newton, daha önceki önemli buluşları bir ölçüde düzelterek, tümüyle genelleştirip tamamlayarak; tam ve kesin bir bilimsel kuram biçiminde toparlayan ilk bilim adamı oldu. Bu eski bilgileri; özellikle yerçekimini ve gökcisimleri arasındaki çekimleri belirten evrensel çekim yasasıyla tamamladı. Newton ‘un bu buluşu nasıl yaptığını anlatan “Newton’un Elması” hikayesinin doğruluğu hala tartışılır. Newton; kütle ve kuvvet kavramlarını açıkça tanımladı. Bu tanımları yaparken ve çekim yasasını uzaklıkların karesinin tersine göre kurarken, Huygens ‘in merkezkaç kuvvet yasasından (1659) yararlandı.

1687 yılında mekanik ve klasik fizik bilimlerinin temel yapıtı sayılan “Philosophiae Naturalis Principia Mathematica” yı (Doğa Felsefesinin Matematik İlkeleri) yayımladı. Bu eserinde sergilediği mekanik, üç ilkeye dayanır:
1.Eylemsizlik ilkesi (Bunu Galilei ‘ye mal ediyordu, ancak gerçekte bu ilke açık bir biçimde ve bütün genel yönleriyle Descartes tarafından belirlenmişti)
2.Kuvv8etle ivmenin orantılılığı (Bunu da Galilei ‘ye mal etti, oysa Galilei bu ilkeyi yalnızca sezmekle kalmıştı.)
3.Etki ve tepkinin eşitliği (Değme etkilerinde çoktan bilinen bu eşitliği Newton, uzaktan etkileme olayında ele alarak genişletti.)

Günmerkezcilik görüşünü benimseyen Newton, mekanik üstüne düşüncelerini daha önce Kepler tarafından bir ölçüde ve pek kesin olmayan bir biçimde ortaya konan gezegenlerin ve Ay ‘ın devinimleri konusuna uyguladı. Gökbilimci Jean Picard ‘ın ölçümlerine (1670) dayanarak; ılım noktalarının yalpalarını, gelgitleri ve yerin basıklığını açıkladı. Newton ‘un mekaniği, Einstein ‘ın görelilik kuramına kadar , köklü bir değişime uğramadan, başta akışkanlar ve gök mekaniği olmak üzere mekanik alanında görülen gelişmelerin temelini oluşturdu.

Newton ‘un optikte en büyük katkısı 1671′de ilk teleskobu geliştirmesinin yanısıra, prizma tarafından dağıtılan beyaz ışığı inceleyerek geliştirdiği renkler kuramıdır. Bu konudaki ilk çalışmalarını 1666′da Royal Society ‘ye sunduğu incelemede Hooke ‘un görüşlerine karşı çıktı. Ancak bu çalışmaların geniş bir açıklaması; çok daha sonra yayımlanan Opticks (Optik) adlı yaptında yer aldı. Newton bu kitapta, Nicolas De Malebranche ile hemen hemen aynı zamanda, her rengin özgül ve değiştirilemeyen bir özellikte olduğunu savundu. Özelliklle, Opticks ‘in 1706 latince baskısıyla birlikte yayımlanmaya başlanan Quaestiones (Sorular) adlı ekinde renklerin yapısı üstüne görüşlerini açıkladı. Bu görüşler pek de bilimsel değildi ve karma bir kuram biçiminde sunuluyordu. Işık, her renk için farklı büyüklükte taneciklerden oluşur ve bunlar dalgalar oluşturarak esiri sarsar. Newton, buna dayanarak ışık dalgalarının dönemliği ya da frekansı kavramını ortaya attı. Ancak Malebranche ‘tan farklı olarak, bu kavramı genlik kavramından ayırmadı.

1688′de parlamentoya üye oluşuyla birlikte bilimsel çalışmalardan uzaklaştı, politika yaşamına atıldı. 1691-1694 yıllarında ciddi bir ruhsal bunalım geçirdi. 1695′te öğrencisi Lord Halifax ‘ın aracılığıyla darphane denetmenliğine tayin edilen Newton, 1699′da bu kurumun müdürü oldu. Ayrıca din, tarih ve kronoloji çalışmaları da yapmıştır. Newton, 1727′de Kensington’da öldü ve Westminster ‘a gömüldü.