1 ... 20 21 22 23 24 25 26 27 ... 119

Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası" - bet 24

bet24/119
Sana31.12.2017
Hajmi18.1 Mb.
TuriDərslik

Шякил 28.1.

Deyilənlərdən aydın olur ki, tsiklotronda ionların sürətlənməsi  şərti (23.18) düsturu 

ilə təyin olunur  B m q c

=

=

ω

ω

   

 

             (28.1) 

Duantlar arasında dəyişən gərginliyin amplitudu u

0

, ionların yarıqdan keçmələrinin 

ümumi sayı n olarsa, onda ionların sürətlənərək aldığı maksimal enerji W maks

=nqu

0

 olar. 


Bu maksimal enerji həm də maqnit sahəsinin  B induksiyasından və orbitin radiusunun 

mümkün olan maksimal qiymətindən, yəni maqnitin R radiusundan asılıdır. Doğrudan da 

(23.14) düsturuna əsasən tsiklotronda ionun ala bildiyi maksimal enerji  m R B q qu W maks

2

2

2

2

0

=

=

   

                (28.2) 

düsturu ilə təyin oluna bilər. Məsələn, hidrogen atomunun müsbət ionları sürətləndirilirsə, 

onda  kq Kl m q

/

 

10

96

,

0

8

=

,  q

 

=

 

e  və orta ölçülü tsiklotron üçün B  

 

1 Tl,  R 

≈ 0,5 m 

götürsək, (28.2) düsturuna əsasən W maks

=12


⋅10

6

 eV=12 MeV alırıq. Belə tsiklotron böyük 

və mürəkkəb bir qurğudur. Onun maqnitinin kütləsi bir neçə yüz tondur. Yüksəktezlikli 

generatoru, maqniti və vakuum nasoslarını təmin etmək üçün yüzlərlə kilovat güc tələb 

olunur. Sürətlənmiş ionlar dəstəsinin yaratdığı elektrik cərəyanının şiddəti isə milliamper 

tərtibindədir. 

Qeyd edək ki, hissəciklərin sürətlənməsini praktik olaraq həyata keçirəndə ionlar 

 

146 



dəstəsinin yaxşı fokuslanmasını  təmin etmək, yəni dəstəni duantların mərkəzi 

müstəvisinin yaxınlığında saxlamaq və onun duantların qapaqlarına düşməsinin qarşısını 

almaq lazım gəlir. Buna isə  əsasən maqnit sahəsini maqnitin mərkəzindən kənarlarına 

doğru azaltmaqla yüngülcə qeyri-bircinsli etməklə nail olurlar. Maqnit induksiyasının bu 

zaman yaranan radial toplananı dağılan ionlar dəstəsini mərkəzi müstəviyə qaytaran əlavə 

Lorens qüvvələrinin meydana çıxmasına səbəb olur. 

(28.2) düsturuna uyğun olaraq, maqnitin radiusunu böyütməklə ionların maksimal 

enerjisini, yəni onların sürətini istənilən qədər artırmaq olmaz. Belə ki, hissəciyin 

kütləsinin onun sürətindən asılı olması  (Ё25) hissəciyin sürətlənməsini məhdudlaşdırır. 

İonların enerjisinin kifayət qədər artması zamanı onların kütləsi də artır və 

ω c

 tsiklotron 

tezliyi azalır. Bunun da nəticəsində (28.1) rezonans şərti pozulur və sürətlənmə nəhayət 

ki, baş vermir. 

Hərəkət edən hissəciyin kütləsinin onun sükunət kütləsinə nisbəti  m/m

0

  həmin 

hissəciyin 

υ

 sürətinin işığın vakuumdakı  c sürətinə olan 

υ

/c nisbətindən asılıdır (Ё25). 

Digər tərəfdən (23.13) düsturuna əsasən hissəciyin enerjisinin verilmiş qiymətində onun 

sürəti 


m  ilə  tərs mütənasibdir. Məhz buna görə  də yüngül hissəciklər (məsələn, 

elektronlar) üçün kütlənin sürətdən asılı olaraq dəyişməsi effekti ağır hissəciklərdən 

(ionlardan) fərqli olaraq enerjinin nisbətən kiçik qiymətlərində baş verir və bu səbəbdən 

də tsiklotron elektronları sürətləndirmək üçün praktik olaraq yaramır. Lakin tsiklotrondan 

istifadə edərək elektronun xüsusi yükünü təyin 

etmək olar. Özü də bu üsulun əsas üstünlüyü 

ondan ibarətdir ki, o, yalnız vakuumda və ya 

seyrəldilmiş qazlarda olan elektronlara deyil, 

həm də  bərk cisimlərdə olan keçiricilik 

elektronlarına (sərbəst elektronlar) da tətbiq 

oluna bilər. Tədqiq olunan maddənin nümunəsi 

sabit maqnit sahəsində yerləşdirilir və eyni 

zamanda bu nümunə maqnit sahəsinə 

perpendikulyar yönəlmiş  dəyişən elektrik 

sahəsinin təsirinə  məruz qalır. Bu zaman 

ionların tsiklotronda sürətlənməsinə oxşar olan 

hadisə baş verir. Lakin bu halda sürətlənən 

hissəciklər keçiricilik elektronları olur və 

duantlar arasındakı sürətləndirici elektrik 

sahəsinin rolunu elektromaqnit dalğasının 

elektrik sahəsi oynayır. Bu şərtlər daxilində  sərbəst elektronun özünü necə aparmasını 

keyfiyyətcə  nəzərdən keçirək.  İnduksiyası 

0 B

r

 olan sabit maqnit sahəsində elektron 

0 B

r

 

vektoruna perpendikulyar olan və M müstəvisində yerləşən (şəkil 28.2) çevrə üzrə (Ё23) 

ω c

 tsiklotron tezliyi ilə /bax (23.18)/ hərəkət edəcəkdir: 

E

Z X

E

Y

B

0

M

E

Z X

E

Y

B

0

M

Шякил 28.2.

 

0 B

m e c

=

ω

 

 

           (28.3) 

Bu hərəkəti M müstəvisində bir-birinə perpendikulyar olan iki harmonik rəqsə ayırmaq və 

elektrona sabit maqnit sahəsində eyni bir 

ω c

 tezliyi və 

π

/2 fazalar fərqi ilə X və Y oxları 

boyunca rəqs edən iki dənə harmonik osillyator kimi baxmaq olar. 

İndi isə fərz edək ki, elektrona həm də elektromaqnit dalğasının elektrik sahəsinin M 

 

147


müstəvisində yerləşən və 

ω

 tezliyi ilə  dəyişən  E

r

 elektrik sahəsi təsir edir. Bu zaman 

nəzərdə tutulur ki, elektromaqnit dalğasının uzunluğu elektronun hərəkət etdiyi orbitin 

radiusundan çox böyükdür və ona görə  də  E

r

 intensivliyinin ani qiyməti orbitin bütün 

nöqtələrində eynidir. Bu şərt daxilində yuxarıda göstərilən osilyatorların hər birinə 

ω

 

tezliyi ilə dəyişən xarici periodik qüvvə təsir edəcək və onlar 

ω

 tezlikli məcburi rəqslər 

edəcəkdir. Lakin məlumdur ki, 

ω  = 

ω c

   


 

  

    (28.4) 

şərti ödəndikdə rezonans hadisəsi baş verir və bu zaman osilyatorun rəqs amplitudu və 

onun enerjisi ən böyük qiymət alır və sönmə olmadıqda isə zaman keçdikcə bu qiymət 

qeyri-məhdud olaraq artır. Buna görə də rezonans zamanı sərbəst elektron elektromaqnit 

dalğasının enerjisi hesabına enerji qazanaraq açılan spiral şəkilli trayektoriya üzrə hərəkət 

edəcək (şəkil 28.2), elektromaqnit dalğası isə udulacaqdır.  Əslində elektronlar 

toqquşmalara məruz qalırlar və onlar qazandıqları enerjini bu toqquşmalar zamanı  bərk 

cismin kristal qəfəsinə verirlər. Bundan sonra elektronların sürətlənməsi prosesi yenidən 

başlayır. Buna görə  də rezonans olmadıqda da elektromaqnit dalğasının enerjisinin 

udulması baş verir. Rezonans zamanı isə bu udulma maksimum olur. 

Təsvir olunan hadisə tsiklotron rezonansı adlanır. Lakin tsiklotron rezonansının 

mənşəyi Lorens qüvvəsinin təsiri altında elektronların trayektoriyasının əyilməsi ilə, yəni 

maddənin diamaqnit xassələrini şərtləndirən effektlə əlaqədar olduğundan onu çox zaman 

diamaqnit rezonansı da adlandırırlar. 

Elektron sərbəst qaçış müddəti 

τ

 ərzində nə qədər çox tam dövr edə bilirsə, yəni 

ωτ

 

hasili vahidə nisbətən böyük olduqca rezonans udulması daha güclü baş verir. Rezonans 

udulmasının ümumiyyətlə hiss olunacaq dərəcədə olması üçün heç olmazsa 

ωτ  

∼ 1 

şərtinin ödənməsi zəruridir. Adətən bu 

ω  

∼ 10


10

 Hs tezliklərdə, yəni santimetr 

diapazonunda olan radiodalğalar oblastında baş verir. Bundan başqa 

τ

-nun böyüməsi də 

bu məqsəd üçün əlverişli olduğundan tədqiq olunan maddəni bəzi hallarda aşağı 

temperaturlara qədər soyudurlar. 

Tsiklotron rezonansını müşahidə etmək üçün tədqiq olunan maddəni, məsələn kiçik 

kristalı içərisində durğun elektromaqnit dalğası yaradıla bilən rezonans boşluğunda 

yerləşdirirlər. İçərisində nümunə olan bu rezonatoru sabit bircinsli maqnit sahəsi yaradan 

elektromaqnitin qütbləri arasında yerləşdirir və 

ω

/ ω

c

 nisbətindən asılı olaraq 

elektromaqnit enerjisinin udulmasını ölçürlər. Bu zaman generatorun 

ω

 tezliyini sabit 

saxlamaq,  B

0

 induksiyasını  dəyişməklə (28.3) düsturu ilə  təyin olunan 

ω c

 tsiklotron 

tezliyini dəyişmək  əlverişlidir. Beləliklə, rezonansa uyğun gələn 

ω c

 tezliyi təcrübə yolu 

ilə təyin olunur. onda (28.3) düsturundan istifadə etməklə elektronun e/m xüsusi yükünü, 

elektronun e yükünü bilərək isə buradan onun kütləsini tapmaq olar. 

Müxtəlif kristallarda tsiklotron rezonansının tədqiqi göstərdi ki, bu təcrübələr zamanı 

keçiricilik elektronlarının sərbəst kütləsi üçün tapılan qiymət vakuumda sərbəst 

elektronun kütləsi üçün alınmış  m qiymətinə  bərabər olmur. Elektronun effektiv kütləsi 

adlanan bu m ef

 onun vakuumdakı m kütləsindən böyük və ya kiçik ola bilər. Tsiklotron 

rezonansı üzrə aparılmış təcrübələr göstərir ki, xarici elektrik və maqnit sahələrinin təsiri 

altında elektronların kristallardakı  hərəkəti onların həqiqi kütləsi ilə deyil, m

ef

 effektiv 

kütləsi ilə təyin olunur. Bundan başqa, müəyyən edilmişdir ki, elektronun effektiv kütləsi 

0 B

r

 induksiya vektorunun istiqamətindən də asılıdır. 

 

148 


İlk baxışdan təəcüblü görünən bu nəticələrin sadə izahı vardır. Belə ki, bu nəticələrin 

ümumi səbəbi ondan ibarətdir ki, keçiricilik elektronları daim kristalın fazada periodik 

dəyişən elektrik sahəsinin təsiri altındadırlar və onların hərəkəti heç də yalnız xarici 

sahələrin təsiri ilə deyil, həm də kristalın özünün periodik sahəsinin də  təsiri ilə  təyin 

olunur. Ona görə də yalnız xarici sahələrin təsirini nəzərə almaqla elektronların hərəkətini 

təsvir etməyə cəhd göstərdikdə, hərəkət qanunlarında biz elektronun həqiqi m kütləsinin 

əvəzinə digər daha mürəkkəb bir kəmiyyət olan m ef

 effektiv kütlə alırıq.  Əgər kristalın 

özünün daxili sahəsi nəzərə alınsa və elektronların hərəkəti üçün kvant qanunlarından 

istifadə edilsə, bütün mühüm təcrübi nəticələri nəinki keyfiyyətcə, həm də  kəmiyyətcə 

izah etmək mümkün olur. 

Müxtəlif kristallarda effektiv kütlələrin tədqiqi müasir bərk cisim fizikasında mühüm 

rol oynayır və elektronların kristal daxilində  hərəkət xüsusiyyətləri haqqında qiymətli 

məlumatlar əldə etməyə imkan verir. 

 

 

Ё29. Elektromaqnit kütlə 

 

Sükunətdə olan elektron yalnız elektrostatik sahə yaradır. Elektronu hərəkətə gətirsək, 

əlavə maqnit sahəsi yaranır və bunun üçün müəyyən iş görmək lazımdır.  Əksinə,  əgər 

hərəkət edən elektronu dayandırsaq, maqnit sahəsi yox olmalıdır. Elektromaqnit 

induksiyası qanununa görə isə maqnit sahəsi yox olduqda əlavə elektrik sahəsi 

yaranmalıdır. Bu zaman, enerjinin saxlanması qanununa görə, yaranan elektrik sahəsinin 

istiqaməti elə olur ki, o, tormozlanan elektronu sürətləndirməyə çalışsın. Bütün hadisə elə 

baş verir ki, elə bil elektronun sahəsi ilə  əlavə bir ətalət  əlaqədardır. Buna görə  də 

elektronun P impulsunu P m

 adi və ya mexaniki impuls və sahənin ətaləti ilə əlaqədar olan 

P e

 impulsunun cəmi kimi təsəvvür etmək olar: 

P = P m  + P e

 

 

 

           (29.1) 

Nyutonun ikinci qanununa görə elektrona təsir edən qüvvə  dt dP dt dP dt dP F e m

+

=

=

   


                 (29.2) 

olar.  P

m

 mexaniki impulsun zamana görə 

dt dP m

  dəyişməsi sadəcə olaraq 

υ

υ &

m m m dt d m

=

 

kimi yazıla bilər ki, burada da m m

 – "mexaniki kütlə"dir. 

υ

& e

e m dt dP =

 kimi göstərsək, onda 

m e

 əmsalı elektromaqnit kütlə olar. Beləliklə, (29.2) əvəzinə 

υ

υ &

& m m m F e m

=

+

=

)

(

 

   


 

 

 

(29.3) 

yaza bilərik ki, burada da m = m

m  + m e

 işarə edilmişdir. 

Elektromaqnit kütlə anlayışı  hələ 1881-ci ildə  C. C. Tomson  tərəfindən daxil 

edilmişdir. O, fərz edirdi və  nəzəri cəhətdən  əsaslandırırdı ki, elektronun bütün kütləsi 

elektromaqnit təbiətlidir. Tomsonun bu fərziyyəsi sonralar tamamilə  qəbul edilmiş  və 

Q. A. Lorens, A. Puankare və M. Abraham tərəfindən daha da inkişaf etdirilmişdir. 

Elektronun quruluşu haqqında müəyyən fərziyyə  qəbul etməklə  m e

 kütləsinin 

qiymətini hesablamaq mümkündür. 

υ   sürəti ilə  hərəkət edən elektrona sıxlığı  e

υ

 olan 


 

149


elektrik cərəyanı kimi baxmaq olar. Elektrondan r məsafədə olan müəyyən A nöqtəsində 

bu cərəyanın yaratdığı maqnit sahəsinin intensivliyi 

υr rr A

θ

2

sin cr e H

θ

υ

=

   


 

   (29.4) 

olar (şəkil 29.1). Bu sahənin enerji sıxlığı  H  2

/8

π

 olduğundan  A 

nöqtəsini daxilinə alan dV həcm elementindəki enerji 

ϕ

θ θ

π

θ

υ

π d d dr r r c e dV H dW

sin


8

sin


8

2

4

2

2

2

2

2

=

=

 (29.5) 


düsturu ilə  təyin olunar. Hərəkət edən elektronun yaratdığı maqnit 

sahəsinin tam enerjisini hesablamaq üçün fərz edək ki, elektron r

0

  radiusuna malik olan kürəcikdir və onun yükü bu kürənin səthi 

boyunca bərabər paylanmışdır. Onda elektronun daxilində sahə sıfır, xaricində isə sferik 

simmetriyaya malik olar. Maqnit sahəsinin tam enerjisini hesablamaq üçün (29.5) 

ifadəsini r,

θ

,

ϕ

 dəyişənləri üzrə (r

0

  ≤ r ≤ ∞, 0 ≤ 

θ  

≤ 

π

, 0 

≤ 

ϕ

 

≤ 2


π

) inteqrallayaq: 

Шякил 

∫ ∫

=

=

=

0

0

2

0

0

3

2

0

2

2

3

2

2

2

2

sin

4

sin

8 r d c r e d d r dr c e dW W

π

π

π

θ

θ

υ

ϕ

θ

θ

π

υ

      (29.6) 

Sonuncu inteqralı hesablamaq üçün yeni x=cos

θ

 dəyişəni daxil edək. Onda 

=

=

=

π

π

θ

θ

θ

θ

θ

0

0

1

1

2

2

3

)

1

(

sin

)

cos

1

(

sin

dx x d d

 

=

=

1

1

2

3

4

)

1

(

dx x

 

olar. Beləliklə, 

2

0

2

2

3

1

c r e W

υ

=

 

 

 

            (29.7) 

alırıq. 


Sükunətdə olan elektronu hər hansı xarici qüvvənin təsiri ilə  hərəkətə  gətirib ona c 

işıq sürətinə nisbətən kiçik olan 

υ

 sürəti versək, bu zaman görülən iş yalnız kinetik 

enerjinin 0-dan 

2

2

υ m m

-yə  qədər artmasına yox, həm də enerjisi (29.7) düsturu ilə  təyin 

olunan maqnit sahəsinin yaranmasına sərf olunar. Deməli, belə çıxır ki, elektronun kütləsi 

guya m

m

-dən böyükdür. m

e

 əlavə kütləsi (elektromaqnit kütlə) 

2

0 2

2

2

3

1

2

1

c r e m e

υ

υ

=

 

 

             (29.8) 

şərtindən tapılır, yəni 

2

0 2

3

2 c

r e m e

=

 

 

 

            (29.9) 

olur. 

Bu nəticə yükün kürəciyin səthi boyunca bərabər paylanması  fərziyyəsi  əsasında 

 

150 


alınır. Aydındır ki, digər fərziyyələr  əsasında bundan fərqli nəticələr alınacaqdır. 

Məsələn, yükün r

0

 radiuslu kürəciyin bütün həcmi boyunca bərabər sıxlıqla paylandığını 

fərz edərək hesablamalar aparmaqla 

2

0

2

5

4

c r e m e

=

 

 

 

         (29.10) 

ifadəsini almışlar. 

Yuxarıda qeyd edildiyi kimi, elektron nəzəriyyəsinin yarandığı ilk dövrlərdə 

elektronun tam kütləsinin elektromaqnit təbiətli olması fikri hamı  tərəfindən qəbul 

edilmişdi, yəni belə hesab edirdilər ki, m

m

=0 və  m

e

=m-dir. Kütlənin tamamilə 

elektromaqnit təbiətli olması fərziyyəsi əsasında Lorensin kütlənin sürətdən asılılığı üçün 

tapdığı (26.8) düsturunun təcrübə ilə yaxşı uyğun gəlməsi həmin fərziyyənin doğru 

olmasını  təsdiq edən fakt kimi qəbul olunurdu. Lakin bu fikir müasir dövrdə tam 

inandırıcı sayıla bilməz. Çünki, nisbilik nəzəriyyəsinə görə  təbiətindən asılı olmayaraq 

istənilən kütlənin sürətdən asılılığı (26.8) düsturu ilə verilir. Ona görə  də (26.8) 

düsturunun təcrübədə  təsdiq olunması kütlənin təbiəti haqqında müəyyən hökm etməyə 

imkan vermir. 

Elektronun bütün kütləsinin onun elektromaqnit sahəsinin nəticəsi olması haqqında 

fərziyyə elektronun "klassik radiusu"nu hesablamağa imkan verir. Yükün səth və  həcm 

üzrə paylanması üçün alınan (29.9) və (29.10) düsturlarından elektronun klassik radiusu 

üçün, uyğun olaraq, 

2

2

0

3

2

mc e r

=

 

 

 

         (29.11) 

2

2

0

5

4 mc

e r

=

 

 

 

         (29.12) 

alırıq. Göründüyü kimi bu ifadələr bir-birindən az fərqlənir. 

Göstərmək olar ki, sükunətdə olan elektronun kütləsinin sırf elektrik təbiətli olması 

hipotezinə uyğun olan "radiusu"  

2

2

0

2

1

mc e r

=

 

 

 

         (29.13) 

kimi təyin olunur. Doğrudan da nöqtəvi yükün elektrostatik sahəsinin intensivliyi 

2 r

e E

=

 

 

     (29.14) 

bu sahənin tam enerjisi isə 

=

dV E W

2

8

1

π

 

 

         (29.15) 

düsturları ilə ifadə olunur. W-ni hesablamaq üçün yükün yenə də radiusu r

0

 olan kürənin 

səthində bərabər paylandığını fərz edək. Onda kürənin daxilində E=0 olar və sahənin tam 

enerjisini hesabladıqda r üzrə olan inteqralı r

0

-dan 


∞-a qədər götürmək lazımdır: 

∫ ∫


=

=

0

0

2

0

0

2

2

2

2

sin


8 r r e d d r dr e W

π

π

ϕ

θ

θ

π

         (29.16) 

 

151


nisbilik nəzəriyyəsinə  əsasən istənilən  W  enerjisinə 

2 c

W

 kütləsi uyğun gəlir (Ё10). 

Ümumiyyətlə isə 

2

0

2

2

2 c

r e m c W m m m m

+

=

+

=

 

                (29.17) 

yazmaq olar. "Mexaniki" kütləni sıfra bərabər hesab etsək (m

m

=0), (29.17) düsturundan r

0

  üçün (29.13) ifadəsi alınır.  m

m

≠0 olsa, 

2

2 0

2mc e r

>

  şərti ödənməlidir. Beləliklə, 

2

2

2mc

e

 

kəmiyyəti elektronun "radiusu"nun aşağı sərhəddi olur. 

Elektronun quruluşu haqqındakı  fərziyyələr hələlik tamamilə ixtiyari olduğundan 

(29.11), (29.12) və (29.13) düsturlarında tərtibi 1 olan əmsalları, yəni 2/3, 4/5, 1/2 

vuruqlarını nəzərə almasaq, r

0

 üçün aşağıdakı sadə ifadəni yazmaq olar: 

2

2

0

mc e r

=

 

 

      (29.18) 

(29.18) düsturundan hesablanmış r

0

 kəmiyyəti elektronun "klassik radiusu" adlanır: 

sm mc e c e mc e r

 

10

8

,

2

10

76

,

1

10

3

10

8

,

4

13

7

10

10

2

2

0

=

=

=

=

  (29.19) 

"Elektronun radiusu"nu bilavasitə  təyin edən təcrübi üsul yoxdur. Lakin elektronun 

işıqla qarşılıqlı təsiri zamanı onun "effektiv kəsiyi"nin r

0

2  tərtibində olduğunu sübut edən 

faktlar vardır. Məsələn, rentgen şüalarının sərbəst elektronlardan səpilməsi nəzəriyyəsi 

elektronun effektiv kəsiyi üçün 

2

0 2

2

2

3

8

3

8

r mc e e

π

π

σ

=

⎟⎟

⎜⎜

=

 

 

     (29.20) 

ifadəsini verir. 

Lakin bütün bunlara baxmayaraq, elektrona, radiusu r

0

 olan kürənin həcmini tutan 

elektrik yükü kimi baxmaq tamamilə əsassızdır. Belə ki, bu yükü sonlu həcmdə saxlayan 

qüvvələr yalnız elektromaqnit qüvvələri ola bilməz. Doğrudan da, elektromaqnit 

qüvvələrindən başqa digər təbiətli qüvvələr də olmasa, elektron öz dayanıqlığını saxlaya 

bilməz. (10

-13

 sm)

3

 tərtibli həcmdə hər hansı qayda ilə paylanmış yükün ayrı-ayrı hissələri 

arasındakı qarşılıqlı elektrostatik itələmə qüvvələri elektronu mütləq parçalayardı. 

Ümumiyyətlə qeyd etmək lazımdır ki, elektronun təbiəti problemi müasir nəzəri 

fizikanın hələlik həll edilməmiş ən çətin problemlərindən biridir. Elektronun sonlu ölçüyə 

malik olması fikri nisbilik nəzəriyyəsinin tələblərinə uyğun gəlmir, elektronun nöqtəvi 

(ölçüsüz) olduğunu qəbul etmək isə digər mühüm çətinliklərə  gətirir. Məsələn,  r

0

→0 

olduqda elektronun 

0

2

r e

 məxsusi enerjisi sonsuz böyük olur. Bu məsələlər nəzəri fizikada 

indinin özündə də geniş müzakirə obyektidir və onların şərhi bu kitabın nəzərdə tutulan 

çərçivəsindən kənara çıxır. 

 

152 



Do'stlaringiz bilan baham:

©2018 Учебные документы
Рады что Вы стали частью нашего образовательного сообщества.
?


darinovaaysu---nformasiya.html

daris-basarab---shif-10.html

daris-basarab---shif-15.html

daris-basarab---shif-2.html

daris-basarab---shif-24.html