1 ... 8 9 10 11 12 13 14 15 ... 119

Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası" - bet 12

bet12/119
Sana31.12.2017
Hajmi18.1 Mb.
TuriDərslik

Жцлшд 

M M S 1 S 2 F L R M M S 1 S 2 F L R

 

62



elementar zərrəciklərin öyrənilməsində böyük rol 

oynamışdır və mühüm əhəmiyyət kəsb etməkdə davam 

edir. Botenin istifadə etdiyi təcrübə qurğusunda (şəkil 

11.1)  S

1

  və  S

2

 heyger sayğacları arasında simmetrik 

olaraq nazik dəmir və ya mis F lövhəsi (folqası) 

yerləşdirilmişdir. Bu lövhə yandan kifayət qədər 

böyük sərtliyə malik olan R rentgen şüaları ilə 

işıqlandırılır və bunun sayəsində onun özü 

xarakteristik rentgen şüalanmasının (rentgen 

flüoressensiyası) mənbəyinə çevrilir. Rentgen 

kvantının heyger sayğaclarından hər hansı birinə 

düşməsi dərhal (~0,001 saniyədən gec olmayaraq) 

elektrometrdə göstəricinin titrəyişinə  səbəb olur. Bu 

titrəyişlər isə  hərəkət edən  L lentində xüsusi M mexanizmi vasitəsilə avtomatik qeyd 

olunur.  Əgər klassik fizika təsəvvürlərinin tələb etdiyi kimi F  mənbəyindən  şüalanan 

enerji bütün istiqamətlərdə eyni yayılsaydı, onda hər iki sayğac eyni zamanda işə düşməli 

və lentdəki qeydlər bir-birinin qarşısında alınmalıdır. Əgər F mənbəyi rentgen kvantlarını 

sağa və sola nizamsız və asılı olmayaraq buraxmış olsaydı, onda sayğacların da işə 

düşməsi zaman etibarı ilə nizamsız və asılı olmadan baş verməli və bunun da nəticəsində  L lentindəki qeydlər tamamilə nizamsız yerləşməlidir. Təcrübələrdə  məhz belə mənzərə 

müşahidə olunur. Bu isə o deməkdir ki, F mənbəyinin rentgen flüoressensiya şüalanması 

təsadüfən gah sağ, gah da sol sayğaca doğru hərəkət edən kvantlar şəklində baş verir.  A R B E A R B E

Шякил 

Beləliklə, Bote təcrübəsi  əyani  şəkildə isbat etdi ki, işıq nəinki enerji kvantları 

şəklində buraxılır və udulur, o, həm də enerji kvantları şəklində yayılır. 

Yuxarıda təsvir olunan təcrübələrdə  əslində rentgen şüalanmasının zəif sellərində 

flüktuasiyalar müşahidə olunmuş və öyrənilmişdir. Lakin görünən işıq ilə belə hadisələrin 

öyrənilməsi spektrin görünən oblastında kvantların enerjisinin az olması (kiçik kvantlar) 

sayəsində xeyli çətindir. Mövcud olan obyektiv qeydə alma üsullarının həssaslığı görünən 

işığın ayrı-ayrı kvantlarının qeydə alınması üçün kifayət deyil. Görünən işığın zəif 

sellərinin müşahidə olunması S. İ. Vavilovun təcrübələrində həyata keçirilmişdir. Vavilov 

belə bir amilə  əsaslanmışdır ki, insan gözü işıq kvantlarına çox həssasdır. Belə ki, göz 

ayrıca bir kvanta reaksiya vermirsə  də, təcrübələrin göstərdiyi kimi, minimum işıq 

hissiyyatı üçün hər saniyədə gözə düşməsi tələb olunan kvantların sayı heç də çox 

deyildir. Vavilovun ölçmələrinə görə gözün maksimum həssaslıq oblastında (

λ

=550 nm) 

istirahət etmiş (yorğun olmayan) göz üçün minimum işıq hissiyatı (hissiyat astanası) bir 

saniyədə müşahidəçinin gözünə orta hesabla 200 kvant düşdükdə yaranır. Ümumiyyətlə 

isə müxtəlif müşahidəçilərin gözləri üçün həssaslıq astanası 10-larla fotondan bir neçə 

yüz fotona qədər intervalda dəyişir. İşığın belə intensivliyində Vavilov işıq selinin aydın 

ifadə olunan statistik xarakterli flüktuasiyalarını müşahidə etmişdir. Bu, o deməkdir ki, 

gözün qəbul etdiyi bəzi parıltılarda fotonların sayı həssaslıq astanasından az, digərlərində 

isə çox olur. O, görünən işığın zəif selində intensivliyin flüktuasiyalarını vizual müşahidə 

etmək üçün həssas üsul işləyib hazırlamışdır. Bu flüktuasiyaların çoxillik təcrübi tədqiqi 

nəticəsində Vavilov belə  nəticəyə  gəlmişdir ki, onlar qaz molekullarının sayının 

flüktuasiyalarına oxşar olaraq baş verir, yəni işıq seli fotonlardan ibarətdir. Öz aralarında 

koherent olan işıq şüalarında flüktuasiyaların tədqiqinə dair Vavilov təcrübələri göstərdi 

ki, koherent şüalarda flüktuasiyalar bir-birindən asılı olmayaraq baş verir. Bu isə onu 

 

63


göstərir ki, öz aralarında koherent olan şüalarda fotonlar özlərini bir-birindən asılı 

olmayaraq aparırlar. 

Polyarizələnmiş  işıq  şüalarında da flüktuasiyaların bir-birindən asılı olmayaraq baş 

verdiyi təcrübə ilə təsdiq olundu. Bu isə polyarizasiya anlayışının ayrıca götürülmüş bir 

fotona aid olduğunu göstərir. Polyarizasiya prosesi isə ondan ibarətdir ki, polyaroid 

üzərinə düşən işıq  şüasındakı  hər hansı bir foton polyaroiddən keçdikdən sonra uyğun 

polyarizasiyaya uğrayaraq polyarizə olunmuş şüalardan birinin daxilində hərəkət edir. 

Beləliklə, yuxarıda göstərilən təcrübi faktların təhlili göstərir ki, işıq kvantlarının, 

fotonların mövcud olması haqqındakı  fərziyyələr doğrudur. Belə demək olar ki, 

ν

 

tezliyinə malik işıq atomdan h

ν

 enerji kvantı kimi buraxılır. Bu kvant fəzada işıq sürətinə 

bərabər sürətlə yayılır və maddə ilə qarşılıqlı təsir zamanı isə kvant kimi də udulur. 

Deməli, təcrübələr vasitəsilə xüsusi işıq hissəciklərinin (kvantlarının), yəni fotonların 

mövcudluğu isbat olundu. Fotonun enerjisinin E=ħ

ω

 olduğu Plank tərəfindən fərz edilmiş 

(bax: Ё8) və fotonun bir zərrəcik kimi impulsa da malik olması qəbul olunmuşdur (bax: 

Ё10). Lakin fotonun impulsa malik olmasını aşağıdakı mülahizələr əsasında isbat etmək 

və bu impulsun qiymətini hesablamaq olar. 

Fərz edək ki, cismin səthinə perpendikulyar olaraq 

ω

 tezlikli işıq dalğası seli düşür və 

cisim tərəfindən udulur. Klassik elektrodinamikadan məlum olduğu kimi, cismin səthinə 

düşən işığın yaratdığı təzyiq elektromaqnit dalğasının enerjisinin W sıxlığına bərabərdir. 

Hər bir fotonun enerjisi ħ

ω

 olduğundan, səthə düşən işıq selinin vahid həcmində olan 

fotonların sayı  W/ħ

ω

 olar. Fotonlar c  işıq sürəti ilə  hərəkət etdiyindən cismin vahid 

səthinə 1 saniyə ərzində düşən fotonların sayı cW/ħ

ω

 olar. Əgər bir fotonun impulsunu p 

ilə işarə etsək, ümumi impuls pcW/ħ

ω

 olar. Lakin cismin vahid səthinə 1 saniyə ərzində 

verilən impuls səthə göstərilən təzyiqə  bərabərdir ki, yuxarıda qeyd etdiyimiz kimi, bu 

təzyiq də elektromaqnit enerjisinin W  sıxlığına bərabərdir. Beləliklə, ayrıca bir fotonun 

impulsunu hesablamaq üçün aşağıdakı ifadəni yaza bilərik:  W pWc =

ω

h

 

Buradan fotonun impulsu üçün 

c E c p

=

=

ω

h

   

 

            (11.1) 

alırıq. 

Qeyd edək ki, (11.1) ifadəsini nisbilik nəzəriyyəsindən məlum olan düsturlardan 

istifadə etməklə  də almaq olar. Elektromaqnit dalğası impulsa malik olduğu üçün, fərz 

olunur ki, fotonun da impulsu olmalıdır. Bir-birinə nəzərən 

0

υ r  sabit sürətilə hərəkət edən 

iki K və K

′ hesablama sisteminə baxaq. Bu hesablama sistemlərinin x və x′ oxlarını 

0

υ r  

vektoru istiqamətində yönəldək. Fərz edək ki, foton da həmin istiqamətdə hərəkət edir. K 

və K

′ hesablama sistemlərində fotonun enerjisi, uyğun olaraq, ħ

ω

 və ħ

ω

′ olsun. Nisbilik 

nəzəriyyəsinə görə 

ω

 və 

ω

′ tezlikləri arasında aşağıdakı əlaqə vardır: 

2

2 0

0

1

1

c c

υ

υ

ω

ω

=

 

  (11.2) 

Deməli, 

 

64



2

2

0

0

1

1

c c E E

υ

υ

=

 

  (11.3) 

K sistemində fotonun impulsunu  P

r

, K

′ sistemində isə  P′

r

 ilə işarə etsək, onda fotonun x 

oxu boyunca hərəkət etməsini nəzərə almaqla P x =P  və  P P x

=

 yaza bilərik. Nisbilik 

nəzəriyyəsindən məlumdur ki, bir inersial hesablama sistemindən digərinə keçdikdə 

hissəciyin enerji və impulsu aşağıdakı düstura uyğun olaraq çevrilir: 

2

2 0

0

1 c

P E E x

υ

υ

=

   (11.4) 

Bizim baxdığımız halda (11.4) ifadəsində  P x

-in əvəzinə  P yazmaq olar. Onda (11.3) və 

(11.4) düsturlarının müqayisəsindən E (1 – 

υ

/c) = E – 

υ

P və ya  c c E P

ω

h

=

=

 

alırıq ki, bu da (11.1) ifadəsinin eynidir. 

Nisbilik nəzəriyyəsində göstərilir ki, impuls və enerji arasında  E=pc (11.1) əlaqəsi 

yalnız c işıq sürətilə hərəkət edən və sükunət kütləsi sıfra bərabər olan zərrəciklər üçün 

mümkündür (bax: Ё10). Beləliklə,  E=ħ

ω

 kvant düsturuna və nisbilik nəzəriyyəsinin 

ümumi prinsiplərinə görə məlum olur ki, fotonun sükunət kütləsi sıfra bərabərdir və foton 

həmişə  c  işıq sürətilə  hərəkət edir. Deməli,  c  işıq sürətindən kiçik sürətlə  hərəkət edə 

bilən və ya sükunətdə ola bilən elektron, proton, neytron və s. zərrəciklərdən fərqli olaraq, 

foton xüsusi növ zərrəcikdir. Fotonun sükunət kütləsi sıfra bərabər olsa da, hərəkət edən 

fotonun kütləsi sıfırdan fərqlidir və bu kütlə nisbilik nəzəriyyəsində enerji ilə kütlə 

arasında əlaqəni müəyyən edən E=mc

2

 düsturuna əsasən tapılır: 

2

2

2

c h c c E m

ν

ω

=

=

=

h

 

   (11.5) 

Onda c sürətilə hərəkət edən m kütləli fotonun impulsu   c E c c c mc P

=

=

=

=

ω

ω

h

h

2

 

olar ki, bu da yenə (11.1) ifadəsinin eynidir. 

(11.1) düsturunda 

ω

 dairəvi tezliyin əvəzinə 

λ

π

ω

c

2

=

 yazsaq fotonun impulsu üçün 

λ

λ

π h k P

=

=

=

h

h

2

 

  (11.6) 

ifadəsi alınar. Burada 

λ

 - işığın dalğa uzunluğu, k=2

π

/

λ

 isə dalğa ədədidir. 

Foton elektromaqnit dalğasının yayıldığı istiqamətdə  hərəkət edir. Bunu göstərmək 

üçün (11.6) ifadəsini vektor şəklində yazırlar:  k P

r

h

r

=

 

    (11.7) 

Burada   – dalğa vektorudur və onun ədədi qiyməti (11.6) düsturundan tapılır.   dalğa 

vektoru dalğanın yayılma istiqamətini göstərir. Beləliklə, (11.7) düsturuna görə, fotonun  k

r k

r P

r

 impuls vektoru da dalğanın yayılması istiqamətində yönəlmişdir. 

Elektromaqnit sahəsinin fotonlar çoxluğundan ibarət olması  təsəvvürlərinə 

 

65



əsaslanaraq mütləq qara cismin şüalandırma qabiliyyəti ilə tarazlıqda olan şüalanmanın 

enerji sıxlığı arasında əlaqəni ifadə edən düsturu almaq olar (bax: Ё4). 

Fərz edək ki, tarazlıqda olan şüalanma ilə dolu boşluğun vahid həcmində tezliyi 

(

ω

,

ω +d

ω

) intervalında yerləşən  dn

ω

 sayda foton vardır. Onda həmin tezlik intervalına 

düşən enerji sıxlığı  du

ω =u(

ω ,T)d

ω

ω dn

ω

 

  (11.8) 

olar. Qaz molekullarına oxşar olaraq fotonlar boşluğun daxilində bütün istiqamətdə xaotik 

hərəkət edirlər. Ona görə də boşluğun divarının vahid səthinə vahid zamanda zərbə vuran 

fotonların sayı 

ω cdn

4

1

 olar. Əgər divar mütləq qaradırsa, o, bütün bu fotonları uducaq və 

deməli, 


ω

ω cdn

h

4 1

 enerjisi alacaqdır. Tarazlıq  şüalanması halında mütləq qara divar 

həmin enerjini şüalandıracaqdır. Beləliklə, 

ω

ω ω

ω cdn d T f

h

4

1

)

,

(

=

 

  (11.9) 

yaza bilərik. (11.9) və (11.8) ifadələrinin müqayisəsindən  

)

, (

4

)

,

( T u c T f

ω

ω

=

 

  (11.10) 

alırıq ki, bu da bizə məlum olan (4.10) düsturunun eynidir. 

Beləliklə, məlum olur ki, bir çox hallarda baş verən hadisələr zamanı  işıq özünü 

fotonlar seli kimi aparır. Lakin unutmaq olmaz ki, işığın interferensiya və difraksiyası 

kimi hadisələr yalnız işığın dalğa nəzəriyyəsi ilə izah oluna bilər. Beləliklə, işığın 

təbiətində korpuskul-dalğa dualizmi (ikili xassə) müşahidə olunur: bəzi hadisələrdə işığın 

dalğa təbiəti özünü büruzə verir və o, özünü elektromaqnit dalğası kimi aparır; digər 

hadisələrdə isə işığınkorpuskul təbiəti təzahür edir və o, özünü fotonlar seli kimi aparır. 

Bununla əlaqədar olaraq (11.6) düsturunun dərin fiziki mənaya malik olduğu şübhəsizdir. 

Çünki bu düstur fotonun dalğa və korpuskul xassələrini ifadə edən kəmiyyətləri 

əlaqələndirir. Sonralar görəcəyik ki, korpuskul-dalğa dualizmi yalnız işıq zərrəciklərinə 

(fotonlara) xas olmayıb, həm də maddənin zərrəciklərinə (elektronlara, protonlara, 

atomlara və s.) aiddir. 

İşığın dalğa və korpuskul xassəsinin təzahür etməsi hansı nisbətdə baş verir? Bu suala 

cavab vermək üçün hər hansı bir səthin işıqlanmasını  həm dalğa, həm də korpuskul 

baxımından izah edək. Dalğa təsəvvürlərinə görə  səthin müəyyən nöqtəsində  işıqlanma 

düşən işıq dalğasının amplitudunun kvadratı ilə düz mütənasibdir. Korpuskul 

təsəvvürlərinə görə isə  işıqlanma fotonlar selinin sıxlığı ilə düz mütənasib olmalıdır. 

Deməli, işıq dalğasının amplitudunun kvadratı ilə fotonlar selinin sıxlığı arasında bir başa 

mütənasiblik vardır. Enerji və impulsun daşıyıcısı fotondur. Ona görə  də  səthin foton 

düşən nöqtəsində enerji ayrılır. Dalğanın amplitidunun kvadratı isə fotonun səthdəki 

verilmiş nöqtəyə düşməsi ehtimalını müəyyən edir. Başqa sözlə, fəzanın verilmiş 

nöqtəsini daxilinə alan dV həcm elementində fotonun müşahidə olunması ehtimalı 

dp=

χ A

2 dV 

   (11.11) 

düsturu ilə təyin olunur. Burada 

χ

 - mütənasiblik əmsalı, A – işıq dalğasının amplititudur. 

 

66


Beləliklə, yuxarıda deyilənlərdən aydın olur ki,fotonların işıq düşən səth üzrə 

paylanması statistik xarakter daşımalıdır, yəni flüktuasiyalı olmalıdır (bərabər paylanma 

olmamalıdır). Təcrübələrdə  işıq düşən səthin bərabər işıqlanmasının səbəbi isə ondan 

ibarətdir ki, fotonlar selinin sıxlığı adətən çox böyük olur. Məsələn, oxuyarkən gözün 

yorulmaması üçün tələb olunan 50 lk  işıqlanmada və 550 nm dalğa uzunluğunda 1 sm

2

 

səthə 1 saniyə  ərzində  təqribən 2

⋅10


13

 foton düşür. Nisbi flüktuasiya, yəni statistik 

kəmiyyətin onun orta qiymətindən nisbi meyli (fərqi) hissəciklərin sayının kvadrat kökü 

ilə  tərs mütənasibdir. Ona görə  də fotonlar selinin yuxarıda göstərilən qiymətində 

flüktuasiyalar hiss olunmayacaq dərəcədə olur və səth bərabər işıqlanmış kimi görünür və 

bu da dalğa nəzəriyyəsinə tam uyğundur.  Əgər fotonlar selinin sıxlığı çox kiçik olarsa, 

onda yuxarıda haqqında bəhs etdiyimiz Vavilov təcrübələrinin göstərdiyi kimi, işıq 

selində flüktuasiyalar müşahidə olunur ki, bu da işığın korpuskul xassəsinin təzahürüdür. 

 

 

Ё12. Kompton effekti 

 

1922-ci ildə Artur Kompton fotonların mövcud olmasını sübut edən və onlar 

haqqında elmi təsəvvürləri daha da dərinləşdirən bir hadisəni təcrübədə müşahidə etdi. 

Kompton sərt rentgen şüalarının yüngül atomlardan təşkil olunmuş maddələrdən (qrafit, 

parafin və s.) səpilməsini tədqiq edərkən müəyyən etdi ki, səpilmə nəticəsində bu şüaların 

dalğa uzunluğu dəyişir. Komptonun bu təcrübələri apardığı qurğunun sxemi 12.1 şəklində 

verilmişdir. Rentgen şüalarının mənbəyi rentgen borusundakı molibden antikatodudur. 

Molibdenin xarakteristik monoxromatik rentgen şüalanmasından  D diafraqmaları 

vasitəsilə ayrılmış nazik şüa dəstəsi  SM  səpici maddəsinin üzərinə yönəldilir. Səpilən 

şüaların spektral tərkibini tədqiq etmək üçün onlar bir sıra diafraqmalardan keçərək 

rentgen spektroqrafının  Kr kristalına və sonra isə  İK ionlaşma kamerasına və ya F 

fotolövhəsinə düşür. 

Kompton effektini müşahidə etmək üçün səpilən  şüaların dalğa uzunluğunu ölçmək 

lazımdır. Bu məqsədlə  Kr kristallaşmadan  əks olunan rentgen şüalarının bir-birilə 

interferensiya edərək difraksiya maksimumları əmələ gətirməsindən istifadə olunur. Belə 

ki, bu difraksiya maksimumları Breqq-Vulf düsturu ilə (Ё36) təyin olunan istiqamətlərdə 

alınır: 

2dsin

ϕ =n

λ . 

   (12.1) 

Burada  d – kristalda atom müstəviləri arasındakı  məsafə, 

λ

 – rentgen şüalarının dalğa 

uzunluğu. 

ϕ

 – sürüşmə bucağı, yəni atom müstəvisi ilə  şüa arasındakı bucaq, n – 

difraksiya maksimumunun tərtibidir (n=1,2,3,…). 

ϕ

 – sürüşmə bucağı qaralma xəttinin  F fotolövhəsində  vəziyyətinə  əsasən tapılır, 

rentgen  şüalarının 

λ

 dalğa uzunluğu isə (12.1) düsturundan təyin olunur. Təcrübələr 

zamanı məlum olmuşdur ki, səpilən şüaların içərisində düşən şüaların 

λ

 dalğa uzunluğuna 

malik  şüalardan başqa dalğa uzunluğu 

λ

′>

λ

 olan şüalar da (sürüşmüş  xətt) vardır. 

Şüaların səpilməsi zamanı dalğa uzunluğunun spektrin uzun dalğalı oblastına doğru 

λ

′>

λ

 

dəyişməsi Kompton sürüşməsi, hadisənin özü isə Kompton effekti adlanır. 

Təcrübələr göstərdi ki, dalğa uzunluğunun 

λ

=

λ

′-

λ

  dəyişməsi düşən rentgen 

şüalarının 

λ

 dalğa uzunluğundan və səpici maddənin kimyəvi tərkibindən asılı olmayıb, 

yalnız səpilmənin istiqamətindən asılıdır. Belə ki, düşən  şüa ilə  səpilən  şüanın 

 

67



istiqamətləri arasındakı bucağı 

θ

 ilə işarə etsək (şəkil 

12.1) 

2

sin

2

2

θ

λ k

=

  

   (12.2) 

şərti ödənir. Burada k=0,0241 Å olub təcrübədən 

tapılmış sabitdir və 

θ  =

 

90

° səpilmə bucağı üçün dalğa 

uzunluğunun dəyişməsinə bərabərdir. 

Qeyd edək ki, Kompton effekti üçün təcrübi yolla 

tapılmış yuxarıda göstərilən qanunauyğunluqlar yalnız 

çox da sərt olmayan rentgen şüaları  və yüngül 

atomlardan (məsələn, H, C, B, Al və s.) təşkil olunmuş 

səpici maddələr üçün ödənir. Belə ki, ağır atomlardan 

ibarət olan maddələrdən səpilmə zamanı Kompton 

hadisəsi xeyli mürəkkəbləşir. Yüngül atomlardan ibarət maddələrdən səpilmə zamanı 

səpilən bütün şüaların dalğa uzunluğu praktik olaraq artmış olduğu halda, atomun sıra 

nömrəsi artdıqca şüaların əksər hissəsi dalğa uzunluğunu dəyişmədən səpilir. 

Жцлшд 12.1.

Д Д СМ ИК Кр

θ Д Д

СМ ИК Кр

θ

Kompton effektini işığın dalğa nəzəriyyəsinə  əsasən izah etmək olmur. Belə ki, 

sükunətdə olan elektronun üzərinə düşən elektromaqnit dalğasının təsiri altında elektron 

bu dalğanın tezliyinə bərabər tezliklə rəqs etməyə başlamalıdır. Rəqs edən elektron isə öz 

növbəsində  rəqs tezliyinə, yəni düşən dalğanın tezliyinə  bərabər tezlikli elektromaqnit 

dalğası  şüalandırmalıdır. Beləliklə, dalğa nəzəriyyəsi baxımından sərbəst elektron işığı 

səpməlidir və bu zaman səpilən işığın tezliyi düşən işığın tezliyinə bərabər olmalıdır. 

Əgər işığın ħ

ω

 enerjisinə və  k

r

h  impulsuna malik fotonlar selindən ibarət olduğunu 

fərz etsək, onda işığın sərbəst elektronlardan səpilməsi mənzərəsi başqa cür olar. Bu 

halda işığın səpilməsi prosesi foton ilə elektron arasında toqquşmadan ibarət olur. Maks 

Bornun obrazlı ifadə etdiyi kimi, Kompton effekti fotonlar və elektronlar arasında bilyard 

oyunudur. Məşhur fizik M. Bornun bu sözləri Kompton effektinin mahiyyətini qısa və 

aydın şəkildə ifadə edir. Bu toqquşma zamanı foton öz enerjisinin bir hissəsini elektrona 

verdiyindən o, nəinki hərəkət istiqamətini, həm də enerjisini dəyişir. Deməli, toqquşma 

nəticəsində fotonun enerjisi azalır, dalğa uzunluğu isə artır. Bu effekt qısa dalğalar, 

xüsusilə rentgen şüaları üçün özünü daha yaxşı büruzə verir. Belə sərt şüalarla toqquşma 

nəticəsində elektron çox böyük sürət alır və onun hərəkəti relyativistik mexanika 

qanunlarına tabe olur. Ona görə  də rentgen şüalarının maddədən səpilməsi zamanı 

təcrübədə müşahidə olunan Kompton effektini nəzəri olaraq öyrəndikdə kütlənin sürətdən 

asılılığını nəzərə alan relyativistik mexanika düsturlarından istifadə olunmalıdır. 

Kompton effektinin işığın fotonlar selindən ibarət olmasına  əsaslanan nəzəriyyəsi 

(kvant nəzəriyyəsi) bir-birindən asılı olmayaraq Komptonun özü və Debay tərəfindən 

təklif olunmuşdur. Onlar belə hesab etmişlər ki, rentgen kvantının dalğa uzunluğunun 

dəyişməsi ilə  nəticələnən səpilməsi onun elektronla bir dəfə elastik toqquşmasının 

nəticəsidir. /Elastik toqquşma zamanı foton öz enerjisini tamamilə elektrona və ya hər 

hansı başqa zərrəciyə verə bilməz. Çünki bu proses enerjinin və impulsun saxlanması 

qanunlarının pozulması ilə baş verərdi (bax: Ё10)/. 

Komptonun təcrübə apardığı maddələrdə, yəni yüngül atomlardan ibarət olan 

maddələrdə elektronun atomla rabitə enerjisi toqquşma zamanı rentgen kvantının 

elektrona verdiyi enerjidən çox kiçikdir. Toqquşma zamanı rentgen kvantının atoma 

 

68


verdiyi enerji səpilmə bucağının böyük qiymətlərində daha çox olur. Ona görə də səpilmə 

bucağı böyük olduqca yuxarıda göstərilən  şərt daha yaxşı ödənir. Lakin səpilmə 

bucağının bütün qiymətlərində yüngül atomlarda elektronların atomla rabitə enerjisini 

nəzərə almamaq, yəni bütün elektronları  sərbəst hesab etmək olar (məhz buna görə 

rentgen şüalarından istifadə olunur!). 

Kompton-Debay nəzəriyyəsində  də bu amil əsas götürülür. Onda Kompton 

sürüşməsinin səpici maddənin növündən asılı olmaması, yəni bütün maddələr üçün eyni 

olması dərhal başa düşülür. Doğrudan da, nəzəriyyədə başlanğıcda fərz olunur ki, səpici 

maddə  əslində yalnız sərbəst elektronlardan ibarətdir, yəni səpici maddənin fərdi 

xüsusiyyətləri nəzərə alınmır. Lakin bu, yalnız yünjül atomlar üçün mümkündür. Ağır 

atomların daxili elektronları üçün belə ideallaşdırma yaramır. Ona görə də elektronların 

rabitə enerjisinin nəzərə alınması  təcrübələrdən alınmış  və bir qədər sonra nəzəri yolla 

çıxaracağımız (12.2) düsturu ilə ifadə olunan sadə qanunauyğunluğun ağır atomlar üçün 

yuxarıda qeyd etdiyimiz pozulmalarına səbəb olur. 

Atomda elektronların rabitə enerjisi görünən işıq fotonlarının enerjisindən böyükdür 

və məhz buna görə də spektrin görünən oblastında kompton effekti müşahidə olunmur. 

İndi isə fotonun sərbəst elektronla toqquşmasına baxaq. Yuxarıda qeyd etdiyimiz 

kimi, bu iki zərrəciyin qarşılıqlı  təsiri zamanı enerjinin 

və impulsun saxlanması qanunları ödənməli, həm də 

relyativistik mexanikaya uyğun olaraq kütlənin sürətdən 

asılılığı nəzərə alınmalıdır. 

Fərz edək ki, sükunətdə olan sərbəst elektronun 

üzərinə enerjisi ħ

ω

, impulsu isə  k

r

h  olan foton düşür 

(şəkil 12.2). Toqquşmaya qədər elektronun enerjisi m

0 c

2

,  impulsu isə  sıfra bərabərdir. Burada m

– elektronun 

sükunət kütləsi,  c – işığın vakuumda sürətidir. 

Toqquşmadan sonra elektronun impulsu  P

r

, enerjisi  ə 

is

2

2

0

2

2

c mc E

=

=

: (10.13) düsturu/. 

Burada 


c m P

+

 olar /bax

2

0

= m

m

madan sonra böyük 

υ

 sürəti almış elektronun kütləsi və 

β =

υ /c-dir. Onda toqquşmadan sonra elektronun kinetik enerjisi 


Do'stlaringiz bilan baham:

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


darsning-maqsadi---mavzu.html

darsning-maqsadi-a.html

darsning-maqsadi.html

darsning-tehnologik.html

darsning-texnologik-6.html