fizika_shpor


Абсолютті қара дене. Кез келген температурада өзіне түскен барлық сәулелерді талғамай жұтатын дене абсолют қара дене деп аталады. Қара дененің барлық жиілік және температура үшін спектрлік жұтқыштық қабілеті бірге тең: . Абсолют қара денелер табиғатта жоқ, алайда қара күйе сияқты заттар жиіліктің белгілі бір интервалында абсолют қара денеге жақын келеді. Кішкене О тесігі бар іші толығымен қап-қара қуыс дене қара дененің идеал моделі болып табылады. Мұндай қуысқа кірген сәуле толығымен жұтылады.
118110535305Қара дене түсінігімен қатар сұр дене деген түсінік бар – жарық жұтқыштық қабілеті бірден аз, бірақ барлық жиілікке бірдей және температураға, материалға және дененің бетінің күйіне тәуелді денелер:

Айнымалы тоқ үшін Ом заңы. Айнымалы ток тізбегінде әр түрлі кедергілер туғызатын элементтер болсын. Мысалы, тізбекте активтік кедергімен бірге сыйымдылық , индуктивтік кедергілер бар делік. Сырттан әсер ететін айнымалы ток көзінің екі ұштағы кернеуі болсын. Осыған орай тізбекте дамитын ток та косинус заңы бойынша өзгеріп отырады, тек фазалық айырмашылық туады Ал әрбір элементтің кедергілері R, және екендігін бұрын айтқанбыз. Элементтер бір-біріне тізбектеліп жалғанған. Сондықтан да жалпы кедергіні табу үшін, әдеттегідей, кедергілерді бір-біріне қосу керек сияқты. Бірақ айнымалы ток тізбегінде бұлай істеуге болмайды, себебі тізбекте туатын ток үшін әр элементтің әсері (кедергісі) ерекше. Мұны түсіну үшін әрбір элементте пайда болатын кернеулерді еске түсірейік. Торапқа тек активтік кедергіні қоссақ, оның бойында тогы дамиды дегенбіз. Ал оған қоса конденсатор, индуктивтік элементтері жалғанса тізбектегі ток, жалпы алғанда, фаза жағынан ығысады, осыны еске сақтап жоғарыдағы формуланы былай өрнектеген жөн: Осыған орай әр бөлікте кернеулер төмендегідей болады. (7) формуласы бойынша R активтік кедергіде , сыйымдылық кедергіде , индуктивтік кедергіде . Кез келген уақыт үшін, осы шамалардың қосындысы тізбектегі толық кернеуді береді . ++ түрлеріне қарасақ, осы кернеулер , және мәндерінің проекцияларына ұқсайды. Осы шамаларды векторлық диаграммаға көшірейік. Ол үшін әрбір кернеудің амплитудасын тұрақты вектор деп О нүктесі арқылы бұрыштық жылдамдығымен айналдырайық. Кез келген уақыт үшін векторы бұрышын өтеді, оның проекциясы активтік кедергідегі кернеудің шамасын береді. Келесі векторының проекциясын алу үшін косинустағы бұрыш екенін еске алу керек, ол -ден -ге озады. Демек, векторы векторынан -ге озып, бірге айналады. Ал векторының проекциясын алу үшін, оның векторынан -ге қалып отыратынын ескеру керек. Сонда векторы төмен қарай сызылады. Қорытынды вектор шығу үшін жеке-жеке векторларды қосу керек екені түсінікті. Ескертетін бір жағдай және векторлары бір-біріне қарама-қарсы, ал қорытынды амплитудалық мәні . Осы шаманы векторына қоссақ шығады. Оның модулін 4-суреттегі тікбұрышты ұшбұрыштан табамыз: , , (8) Сонымен тізбекте дамитын ток. Бұл формуладан толық кедергінің міндетін шамасы атқарып отыр. Кейбір жағдайда реактивтік кедергі жойылып кетуі мүмкін. Мысалы, индуктивтік кедергі сыйымдылық кедергіге теңелсе , тізбектегі токтың амплитудасы өзінің жоғарғы шекті мәніне жетеді. Мұны резонанстық құбылыс деп атайды. Сонымен резонанс болу үшін мына шарт орындалу керек: не .
Еріксіз жиілік контурдың меншікті тербелу жиілігіне тең болу керек. Осы жағдайда индуктивтік кедергі мен сыйымдылық кедергілер өзара теңеседі, бірінің әсерін бір жояды. 4-суреттегі диаграммаға қарағанда, еріксіз кернеу мен ток арасында фазалық айырмашылық бар, оның мәні мынаған тең: , ал резонанс үшін . Толық кедергі активтік кедергіге тең болады . Кез келген уақыт үшін токтың мәні , ал кедергідегі кернеу .
Айнымалы ток.Тұрақты токтың анықтамасы бойынша тізбектің барлық бөлігінде оның мәні өзгермейтін шама. Ал айнымалы ток тізбегінде токтың мәні әр тұста әр түрлі болуы мүмкін, себебі токтың таралу жылдамдығы жарық жылдамдығына жақын (270 000 км/с). Мысалы, жиілігі 50 Гц ток ұзындығы 30 км тізбек арқылы с ішінде тарайды, ал өзгеру периоды с, демек, . Токтың мәні барлық тұста бірдей деуге болады. Шынында да, токтың екінші ұшындағы айырмашылы
не .
Біз синустың жоғарғы мәнін алып отырмыз, демек,
.
Сонымен кез келген тізбек үшін шарты орындалса, онда токты квази тұрақты деп атайды. Әрине уақытқа байланысты мұнда токтың мәні косинус заңы бойынша өзгеріп отырады. Бірақ әрбір кезенде (t) тізбектің нүктелерінде оның мөлшері шамалас келеді, тізбектің барлық бөлігі үшін Ом заңын қолдануға болады. Дегенмен де айнымалы ток тізбегінде ерекшеліктер бар, себебі оның бойындағы катушкалар, конденсаторлар кедергілермен қосылып әсерін тигізіп, токтың мәнің өзгертеді.
а) Ток көзінде қосылған өткізгіштердің бәрінде де, әдеттегідей, кедергілер бар, бұларды активті кедергілер деп атайды. Ток көзі туғызатын э.қ.к.-і косинус заңы бойынша өзгерсе, онда жалпы тізбекке кернеуі беріледі. Ток көзіне қосылған тізбекте квазитұрақты ток пайда болсын. Ом заңы бойынша
не
активтік кедергі бойындағы кернеу де IR, ток та бірдей заңдылықпен өзгереді. Активті кедергі бойында бөлініп шығатын жылуды есептейік. уақыты ішінде істелінетін жұмыс (шығатын жылу)
.
Қуаты
.
Айнымалы токтың қуаты үздіксіз өзгеріп отырады, бірақ оның орташа мәні тұрақты болу керек, себебі токтың бағыты қалай өзгерседе жылу бөлініп шығады ғой! Бір период ішінде шығатын жылу мөлшерін периодқа бөлсек, қуаттың орташа мәні шығады
не ,
ал .
,
не . (5)
Әдетте ә және ә шамаларын айнымалы токтың әсерлік мәндері деп атайды. Демек, айнымалы ток орнына әсері сондай тұрақты ток алуға болады.
ә) Айнымалы ток көзіне конденсаторды қосайық. Тұрақты ток кондесатор арқылы өтпейді, конденсатор қабаттарының аралары ашық. Айнымалы ток көзінде мәселе басқаша, оның бір қабатына зарядтар келіп, екінші қабатынан кетіп отырады. Тізбектегі айнымалы ток сөнбейді. Шынында да берілген конденсатор бойында заряды жиналсын, демек, , ал , тізбектегі токтың шамасын жоғарыдағы формулаға қойсақ:

не
, .

Мұнда – кедергінің міндетін атқарып отыр, оны әдетте сыйымдылық кедергісі деп (4-сурет) атайды. Бұл кедергінің ерекшелігі активті кедергі сияқты токтың энергиясын жемейді. Бірақ токтың шамасына, фазасына әсер етеді.
б) Айнымалы ток көзіне индуктивтік катушканы қосайық. Оның ұшына берілген кернеу сол косинус заңы бойынша өзгереді: . Демек, тізбектегі ток та, катушка өзегінде туатын индукция ағыны да айнымалы болады, осының нәтижесінде катушка бойында өздік э.қ.к.-і пайда болады, оның мәні . Тізбектегі токты квазитұрақты деп есептеп, Ом заның жазайық. Кез келген уақыт үшін , катушканың активті кедергісі R аз шама, оны еске алмасақ, онда

не
. (6)
Бұдан катушкадағы кернеу фаза жағынан тізбектегі токтан -ге озып отыратынын көреміз. (2) формуласындағы амплитудасындағы
(7)
кедергінің міндетін атқарады, оны индуктивтік кедергі деп атайды. Бұл кедергі де сыйымдылық кедергі сияқты токтың энергиясын кемітпейді, бірақ токтың мәнін, фазасын өзгертеді.
Активті, индуктивті және сыйымдылық кедергілері бар айналмалы ток тізбегі.
Атом құрылысы. — протондар мен нейтрондардан (нуклондардан) құралатын атомның ең ауыр, орталық бөлігі.Масса ақауы, масса дефектісі — атом ядросын құраушы нуклондар (нейтрондар мен протондар) массаларының қосындысы мен ядро массасының (М) арасындағы айырым ( ):=ZMp+(A––Z)Mn–M, мұндағы Z — ядродағы протондардың саны, А — ядроның массалық саны, Мр мен Мn — протон мен нейтронның массалары. М. а. массаның атомдық бірлігімен өрнектеледі және ол ядродағы нуклондардың байланыс энергиясына тең (кері таңбамен алынған). М. а. неғұрлым үлкен болса, соғұрлым байланыс энергиясы жоғары және ядро орнықты болады.
Байланыс энергиясы. Ядроның – байланыс энергиясы деп оны құрамдас нуклондарға бөлу үшін қажетті энергияның ең аз мөлшерін айтады. Энергияның сақталу заңына сәйкес нуклондардан ядро түзілгенде ядроның байланыс энергиясына тең энергия бөлініп шығуы тиіс. Ядроның байланыс энергиясы еркін протондар мен нейтрондардың толық энергиясы мен ядроның толық энергиясының айырымына тең: мұндағы масса ақауы деп аталады. Ядроның байланыс энергиясының ядродағы нуклондар санына қатынасымен анықталатын шаманы ядроның меншікті байланыс энергиясы деп атайды: Ядроның меншікті байланыс энергиясы барлық ядролар үшін бірдей емес.
Бор постулаттары. 1913 жылы дат физигі Нильс Бор атомның кванттық теориясын жасады. Сол кездегі физика саласында ашылған үш қорытындыны:
1) сутегі атомының сызықтық спектрлік эмпериялық өрнектері;
2) Резерфорд атомының ядролық үлгісі;
3) Жарықтың шығарылуы мен жұтылуының кванттық сипаттамасы;
біріктіріп бір теория құрды. Бор теориясының негізінде үш постулат жатыр. Бордың бірінші постулаты: Атом үшін белгілі бір стационарлық күйлер болады, стационарлық күйде атом энергия шығармайды. Бұл стационарлық күйде электрондар қозғалып жүретін тиісті стационарлық орбиталар болады. Стационар орбитамен электрондар үдеумен қозғалады да, электромагниттік толқындар шығармайды.
Бордың екінші постулаты: (кванттық орбита ережесі). Атомның стационар күйінде электрон шеңбер орбитамен қозғалғанда оның мына шартты қанағаттандыратын импульс моментінің кванттық мәні болуы тиіс.
Ln=mevr=n /3.1./
Мұндағы n=1,2,3… ; me- электронның массасы ; v-электронның жылдамдығы; r- оның орбитасының радиусы; =Планк тұрақтысы.
Бүтін сан n –электрон үшін де-Бройль толқынының дөңгелек орбитаның ұзындығына сиятын бүтін сан болып табылады. Де-Бройль толқыны:
Шеңбердің ұзындығының де-Бройль толқын ұзындығына қатынасы:

Бордың үшінші постулаты (жиіліктер ережесі)
Атом бір стационарлық күйден екінші күйге өткенде, бір квант энергияны шығарады не жұтады.
Атом энергиясы жоғары күйден энергиясы аз күйге ауысқанда сәуле шығарады. (электрон ядродан алыс орбитадан жақын орбитаға ауысқанда) Жұтылу процесі ядроға жақын орбитадан алыс орбитаға өткенде байқалады.
En, Em –атомның екі стационарлық күйдегі энергиялары болса, онда
En-Em =hν1 /3.2./
En > Em – шығарылады
En < Em – жұтылады
Атомның сызықтық спектрі :
Бальмер өрнегін жиілік ережесі өрнегімен En-Em =hν салыстырсақ, сутегі атомының белгілі күйі үшін энергиясы: / 3.3./
Атомның спектрлік термі: /3.4./
Брюстер заңы. Егер де бұрыштың шамасын 0 – 90-қа дейін өзгертсек, онда шағылған сәуле поляризацияның шамасы алғашқы кезде өседі де, түсу бұрышының белгілі бір шамасында i өзінің ең максимал мәніне жетіп, толық поляризацияланады да, содан кейін кеми бастайды.
Олай болса, шағылған сәуленің толық поляризациялану кезіндегі түсу бұрышы i толық поляризациялану бұрышы деп аталады. Ағылшын физигі Д.Брюстер (1781-1863) көптеген эксперименттердің нәтижесінен 1811ж. мынандай қорытынды жасады, яғни жарықтың поляризациялану бұрышының тангенсі жарық шағылатын ортаның сыну көрсеткішіне тең болады:
(19)
Осы формула Брюстер заңы деп аталады да, кез келген заттардың сыну көрсеткіштерін анықтау үшін пайдаланады. Сөйтіп шағылған сәуле әр уақытта өзінің түсу жазықтығында поляризацияланады.
Виннің ығысу заңы. Стефан –Больцман заңы қара дененің сәуле шығаруының спектрлік құрылымы жөнінде ешқандай мәлімет бермейді. Қара дененің сәулелену спектрінде максимумның орналасуы Винның ығысу заңымен сипатталады:
Абсолют қара дененің сәуле шығарғыштық қабілетінің максимал мәніне сәйкес келетін толқын ұзындығы λmax оның термодинамикалық температурасына кері пропорционал:

Мұндағы b=2,9·10-3м·К – Вин тұрақтысы.
Гармоникалық тербелістер. Гармоникалық тербелмелі қозғалыс деп нүкте қозғалысының тепе-теңдік қалпынан ауытқу шамасының синусоида немесе косинусоида бойымен периодты түрде қайталанып отыруын айтамыз. Егер тербелістегі нүктенің тепе-теңдік қалпынан ауытқу шамасын x арқылы белгілесек, онда осы ауытқудың уақытқа байланысты өзгеруі мына формуламен өрнектеледі:
немесе (1). Мұндағы X, Y – Ауытқышы шамалар; А – тербеліс амплетудасы - тербеліс фазасы; - бастапқы фаза. Енді қозғалыстағы нүктенің кинематикасын қарастырайық. А нүк-тесі радиусы R шеңбер бойымен тұрақты бұрыштық жылдам-дықпен сағат тіліне қарсы бағытта бірқалыпты қозғалсын (1-сурет).
36326324327
Егер алғашқы t=0 уақыт мезетінде оның орны -ге сәйкес келсе, онда нүкте t уақыттан кейін шеңбер бойымен қозғала отырып бұрышына бұрылады.
нүктесінің X және Y осьтеріндегі проекцияларын М және N арқылы белгілейік. нүктесі шеңбер бойымен қозғалғандықтан М, N нүктелері X, Y осьтері бойынша периодты түрде қайталанып орын ауыстырады. Сөйтіп, М, N нүктелері О нүктесінің маңыңда X, Y осьтері бойымен тербелмелі қозғалыс жасайды. Олай болса, М және N нүктелерінің уақытқа байланысты ауытқуы (1) формулалар бойынша анықталады, яғни 1-суретте көрсетілгендей, бұл формалаларды мына түрде жазуға болады:

Егер t=0 мезетте тербелістегі нүкте өзінің тепе-теңдік қалпында болмаса, онда оның алғашқы фазасы туралы сөз болады. Сонда соңғы теңдеулер (1) формулаға ұқсас болып шығады. Сонымен, егер нүкте шеңбер бойымен бірқалыпты айналмалы қозғалатын болса, онда оның диаметрге түсірілген проекциялары сол диаметр бойымен гармоникалық тербелмелі қозғалыс жасайды. Бұл айтылған пікір гармоникалық тербелмелі қозғалыстың кинематикалық анықтамасын сипаттайды. Тербелістегі нүктенің тепе-теңдік қалпынан ең үлкен ауытқуын оның амплитудасы (А) деп атайды. Ал тербеліс периодына кері шама тербеліс периодының жиілігі делінеді. Бұл шама бірлік уақыт ішіндегі тербеліс санын көрсетеді. Егер нүкте шеңберді толық бір айналып шықса, онда , олай болса бұрыштық жылдамдық мына түрде жазылады: өйткені тең. Сонымен (1) формуладағы А–тербелістегі нүктенің амплитудасы, – оның фазасы. Ал – тербелістің алғашқы фазасы. Енді гармоникалық тербелмелі қозғалыс жасайтын нүктенің жылдамдығы мен үдеуін анықтайық. Ол үшін және ескеріп, (1) формуланы жазайық: (2) (3)
(3) формуладағы (–) таңбасы үдеудің ауытқудың бағытына қарама-қарсы екендігін көрсетеді. Сөйтіп, гармоникалық тербелістегі нүктенің жылдамдығы тепе-теңдік қалыптың маңында, ал үдеуі ауытқудың шеткі мәндерінде максимум мәніне ие болады. Енді нүктенің қандай күштің әсерінен гармоникалық тербеліске келетіндігін табайық. Ньютонның екінші заңы бойынша F=ma. (3) формуланы пайдаланып бұл теңдікті былай жазайық: (4) Бұдан тербелістегі нүктеге әсер етуші күш оның ауытқу шамасына тура пропорционал және әрдайым тепе-теңдік қалыпқа қарай бағытталады. Сондықтан мұндай күшті қайтарушы күш деп атайды. Олай болса, күштің периоды мен фазасы үдеудің периоды мен фазасына дәл келіп отырады. Мысал ретінде (4) теңдікті қанағаттандыратын серпімді күштерді, яғни Гук занын алайық. (5) мұндағы -қа тең. Егер тербеліс Х осінің бойымен түзу сызықты болады десек, онда үдеу болар еді. Сонда Ньютонның екінші заңы бойынша: . немесе Осы формула гармоникалық тербелмелі қозғалыстың дифференциал теңдеуі деп аталады. Сонымен, гармоникалық тербеліске мынадай динамикалық анықтама беруге болады. Нүктенің гармоникалық тербелісі деп ауытқу шамасына пропорционал күштің әсерімен тепе-теңдік қалыптың маңында тербелетін және тербелістің орташа мәніне қарай бағытталған тербелісті айтамыз.
Гейзенберг-ң анықталмаушылық принципі. Гейзенбергтің анықталмаушылық принципі бойынша фазалық кеңістікте бөлшектің белгілі күйіне сәйкес келетін нүкте емес фазалық кеңістіктің ұяшығы , оның фазалық көлемі .
Элементар ұяшықтың фазалық көлемі h3 кем болмайды. (h-Планк тұрақтысы). Жүйенің берілген күйінің ықтималдығын dw-ні бөлініп таралу функция f (q,p) көмегімен көрсетуге болады.
dw=f (q,p) dq dp (5.1.)
Мұндағы q-бөлшектердің координаталар жиынтығы, p – олардың импульстарының проекцияларының жиынтығы .
dw- фазалық кеңістіктің нүктесінің фазалық көлемінің dqdp элементіне түсу ықтималдығы.
Басқаша сөзбен айтқанда, жүйенің күйінің координаталары және импульстары q, q+ және p, p+ аралығында болуының ықтималдығын көрсетеді.
(5.1.) формула бойынша бөлініп-таралу функциясы жүйенің белгілі күйінің ықтималдығының тығыздығы. Сондықтан ол нормалағанда бірге тең болады.
. Интеграл барлық кеңістік бойынша алынады. Бөлініп таралу f (q,p) функция белгілі болса, кванттық статистиканың негізгі мақсатын: қарастырған жүйені сипаттайтын шамалардың орташа мәнін анықтауға болады.
Кез-келген функцияның орташа мәні:
Де-Бройль толқындары және оның қасиеттері. Массасы m бөлшек υ жылдамдықпен еркін қозғалсын. Осы бөлшектің де-Бройль толқынының фазалық және топтық жылдамдығын есептейік. Фазалық жылдамдығы: υфаз= (2.1.) Мұндағы: Е=-энергия; -импульс; -толқындық сан. c>v көп болғандықтан де-Бройль толқынының фазалық жылдамдығы вакуумдағы жарық жылдамдығынан артық болады. Топтық жылдамдық: (2.2.). Еркін бөлшек үшін: Е= осыдан (2.3.). Де-Бройль толқынының топтық жылдамдығы бөлшектің еркін қозғалысының жылдамдығына тең болады. Де-Бройль толқынының фазалық жылдамдығы толқын ұзындығына тәуелді. Сондықтан Де-Бройль толқындары үшін дисперсия құбылысы байқалынады. Дисперсия әсерінен де-Бройль толқындарының тобы (пакеты) кеңістікте (10-26с) тез жайылып кетеді.Еркін бөлшектердің түйіршіктік және толқындық қасиеттерінің байланысы 1 кестеде көрсетілген.
1-кесте
Түйіршіктің қасиеттері Толқындылық қасиеттері
Жылдамдық υ Де-Бройль толқын ұзындығы

Импульс Р Де-Бройль толқынының жиілігі:ν=w/h;
w- энергия; h-Планк тұрақтысы
Еркін бөлшектің энергиясы: w=P2/2m де-Бройль толқынының топтық жылдамдығы: u=υ
фазалық жылдамдығы: υфаз=c2/υ

Дифракциялық тор. Жарықтың параллель шоғы тар саңылаудан өткенде байқалатын дифракциялық жолақтар едәуір жалпақ болады. Егер жарық бір саңылаудан емес, қатарласқан бірнеше саңылаудан өткізілсе, онда байқалатын дифракциялық жолақтар енсіз және жарығырақ болады. Енділігі бірдей, өзара параллель орналасқан саңылаулар жиыны әдетте дифракциялық решетка деп аталады. Егер шыны пластинканың бетіне бөлгіш машинамен қашықтықтарын бірдей етіп, өзара параллель бірнеше сызықтар жүргізілсе, сонда пластинканың сызылған орындары күңгірт, сызылмаған орындары мөлдір болады. Оған түсірілген жарық көршілес екі күңгірт сызықшалар (штрихтар) аралығындағы мөлдір жерлерден (саңылаулардан) жақсы өтеді. Күңгірт сызықтардан өте аз өтеді, өйткені жарық одан барлық жаққа шашырап кетеді, оларды мөлдір емес деуге де болады. Жазықпараллель шыны пластинкадан осылай жасалған решеткалар жазық мөлдір решетка деп аталады. Осындай шыны решетканы алғаш (1822 ж.) неміс физигі Фраунгофер жасаған, оның решеткасында бір дюймнің бойына 8000 штрих сызылған болатын; осы кездегі шетелде жасалатын решеткалардың бір дюйміне келетін штрих саны 30000 – ға дейін болады, басқаша айтқанда 1 мм – ге 1181,13 штрих келеді. Біздің елімізде жасалатын дифракциялық решеткалар бір миллиметрге келетін штрихтар саны 1200 – ге дейін болады.
10- сурет. Мөлдір
дифракциялық решетка схемасы.
10 – суретте жазық мөлдір решетка схема түрінде кескінделген. Мұнда тек решетканың төрт саңылауы көрсетілген, олардың енділіктері де бірдей: ; мөлдір емес аралық енділіктері де бірдей: Осы а мен b қосындысы: a + b = d - решетка тұрақтысы деп аталады. Енді жазық решеткаға монохромат жарықтың параллель шоғы жоғарыдан төмен қарай тік түскен болсын. Гюйгенстің принципі бойынша саңылаулардың әрбір нүктелері элементар тербелістердің дербес көздері болып табылады да олардан барлық жаққа когерент жарық толқындары таралады. Барлық саңылаулардан бастапқы бағытпен бір бұрышын жасаушы бағыт бойынша таралған жарықтың параллель шоқтары жолында тұрған жинағыш линзаның ұлы фокус жазықтығының бір нүктесіне жиналады. Ол нүктенің жарықталынуы сол дифракцияланған шоқтар қосылысқандағы интерференция нәтижесіне байланысты, бұл нәтиже қосылысқан жарық толқындарының фазаларының айырымына тәуелді, ал фазалар айырымының өзі көршілес саңылаулардан таралған жарық шоқтарының сәйкес екі сәулесінің жол айырмасына байланысты болады. Мысалы, решетканың көршілес екі саңылауынан, мысалы мен саңылауларынан өткен екі шоқтың сәйкес екі шеткі сәулелерінің жол айырмасы решетканың тұрақтысы мен дифракциялану бұрышы синусының көбейтіндісіне тең:

Егер осы жол айырмасы жарты толқындардың жұп санына тең болса, бағыты бойынша таралған көршілес жарық шоқтары қосылғанда бір – бірін күшейтеді, дифракциялық жолақ қара қоныр болады. Бұл жағдайда дифракцияланған монохромат жарықтың күшею шарты мынадай болады:
(19)
мұндағы = 1,2,3,4...
Егер көршілес шоқтардың сәйкес екі сәулесінің жол айырмасы жарты толқындардың тақ санына тең болса, онда жарық шоқтары бір – бірін әлсіретеді, дифракциялық жолақ қара қоныр болады. Сонда дифракцияланған монохромат жарықтың нашарлау шарты мынадай болады:
(20)
мұндағы = 0,1,2,3,4..
 Еркін бөлшектің қозғалысы. Еркін бөлшек (U↔(x)=0) қозғалғанда оның толық энергиясы кинетикалық энергиясына сәйкес келеді. Х осі бойымен қозғалатын еркін бөлшек үшін Шредингердің стационарлық теңдеуін мына түрде жазуға болады: (7.1.) Осы теңдеудің дербес шешімі ψ (х) = Aeikx функциясы болатынын теңдеуге қойып дәлелдеуге болады. Бұл функциядағы A=const, K=const, меншікті энергиясы: (7.2.) ψ (х) = Aeikx функциясы толқындық ψ (х, t) функциясының стационарлық ұүйдегі координаттық құрамы болады. Уақытқа тәуелді толқындық функцияның түрі: (7.3.). Мұндағы ω=E/ћ , K=Px/ћ (7.3.) функциясы жазық монохроматты де-Бройль толқыны болып саналады. (7.1.) формуладан Е энергияның Р импульсқа тәуелділігі шығады: Е= ћ2 K2/ (2m)=Px2/ (2m) Толқындық сан К-нің мәні кез-келген болуы мүмкін, сондықтан еркін бөлшектің энергиясының мәні кез-келген болады да оның энергетикалық спектрі үздіксіз болып шығады. Сөйтіп еркін бөлшектің күйі жазық де-Бройль толқынымен сипатталынады. Осымен бөлшектің кеңістіктің кез-келген нүктесінде табылуы ықтималдығы /ψ/2=/A/2 уақытқа тәуелсіз, кеңістіктің барлық нүктелерінде бірдей болады.
Еркін гармоникалық тербелістер. Гармоникалық тербелмелі қозғалыс деп нүкте қозғалысының тепе-теңдік қалпынан ауытқу шамасының синусоида немесе косинусоида бойымен периодты түрде қайталанып отыруын айтамыз.
Егер тербелістегі нүктенің тепе-теңдік қалпынан ауытқу шамасын x арқылы белгілесек, онда осы ауытқудың уақытқа байланысты өзгеруі мына формуламен өрнектеледі:

немесе
(1)

Мұндағы X, Y – Ауытқышы шамалар; А – тербеліс амплетудасы - тербеліс фазасы; - бастапқы фаза.
Еркін гармоникалық тербелістің динамикасы және толық энергиясы. Гармоникалық тербеліске мынадай динамикалық анықтама беруге болады. Нүктенің гармоникалық тербелісі деп ауытқу шамасына пропорционал күштің әсерімен тепе-теңдік қалыптың маңында тербелетін және тербелістің орташа мәніне қарай бағытталған тербелісті айтамыз.
Тербелістегі материалдық нүктенің толық энергиясын жазатын болсақ, онда , яғни

Сонда және десек, онда толық энергия
(8)
Сонымен гармоникалық тербелістегі нүктенің толық энергиясы нүктенің массасына, амплитуда мен тербеліс жиілігі квадраттарына пропорционал болады.
Еркін өшетін тербелістер.
Еріксіз тербелістер. Резонанс құб.. Үздіксіз өшпейтін тербеліс болу үшін кедергі күшін жеңе отырып, тербелуші денені қосымша күш арқылы қозғалысқа келтіру қажет. Себебі әсер етуші күштің нәтижесінде істелінген жұмыс кедергіні жеңуге кеткен энергия қорын толтырып отырад. Олай болса, айнымалы қосымша күш арқылы үздіксіз тербелетін тербелісті еріксіз тербеліс, ал әсер етуші күшті мәжбүр етуші күш деп атайды. Сонда бұл күштің шамасы уақытқа байланысты гармоникалық заң бойынша мына түрде жазылады: , мұндағы – мәжбүр етуші күштің амплитудасы, – оның дөңгелектік жиілігі. Әрине, бұл кезде тербелістің алғашқы кезде соғуы болады да, кейінірек амплитудасы тұрақты еріксіз тербеліс қалыптасады. Ньютонның екінші заның еріксіз тербеліс үшін былай жазуға болады:, мұндағы –кх – қайтарушы күш, – ортаның кедергі күші. Немесе бұл теңдікті өзгертіп жазсақ, онда (11) Бұл формула еріксіз тербелістің дифференциал теңдеуі деп аталады. Теңдеуді шешсек, онда ауытқудың уақытқа байланысын былай өрнектеуге болады: . Еріксіз тербелістің амплитудасы (12) алғашқы фазасы . (12) формуладан , онда еріксіз тербелістің амплитудасы өседі. Егер b=0, яғни кедергі күш жоқ болса, болып A=max артып, шексіз өседі. Сөйтіп еріксіз тербеліс кезінде болады, амплитуданың артуы резонанс құбылысы деп аталады да, оның графигі былай кескінделеді (3-сурет).

Жазық пластинкадағы интерференция теңдеулері.
Жарық-ң дифракциясы. Жарық дифракциясы деп жарықтың түзу сызық бойымен таралудан ауытқуын немесе жарықтың тосқауылды айналып өтуін айтады. 1665ж.Итальян физигі Франческо Мария Гримальди ашты.
-520701733552.Бір нүктеге жиналатын сәулелердің дифракциясы. 4.18сурет бойынша түсіндіру
3.Параллель сәулелердегі дифракция.
4.Дифракциялық тор дегеніміз- жарық дифракциясы байқалатын тосқауылдар мен саңылаулардың жиынтығы.
1. реттелген д.т –деп саңылаулары белгілі бір тәртіппен орналасқан торларды айтады.
. 2. Реттелмеген д.т – деп саңылаулары тәртіпсіз орналасқан торларды айтады.
Геметриялық құрлысына қарай торларды жазық және кеңістіктік торлар депте бөледі.
а-саңылаудың ені. в-тосқауыл штрихтың ені а+в= d тордың тұрақтысы немесе периоды деп аталады.
4.19 сурет бойынша түсіндіру.
-17462525400 d sin φ= κλ
Қазіргі дифракциялық торлардың 1мм –де 1200 штрих бар.
Өте аз бұрыш үшін sin φ = tg φ алуға болады.
Жарық-ң қысымы. Егер фотондардың импульсы болса, онда жарық денеге түскенде оған қысым көрсетуі керек.
Жарықтың бетке нормаль бойымен түскендегі қысымы мынаған тең болады: (9)
Мұнда - жарықтың интенсивтігі
- жарықтың шағылу коэффициенті
- жарықтың вакуумдағы жылдамдығы
Егер дене түскен жарықты толық жұтатын болса, онда болады да, жарық қысымы мынаған тең болады: ;
Егер денеге түскен жарық түгел шағылатын болса, онда болады да, жарық қысымы былай өрнектеледі:
Сөйтіп идеал айнаға түсетін жарық қысымы абсолют қара денеге түсетін жарық қысымынан екі есе артық болады.
Кванттық тұрғыдан шығарылған осы формула электромагниттік теорияда алынған формуламен дәл келеді. Сонымен, жарық қысымы толқындық та, кванттық та теориямен сәтті түсіндіріледі.
Жарық-ң поляризациясы. жарық толқынының электр және магнит өрістері кернеуліктерівекторларының (Е және Н) жарық сәулесі жазықтығына перпендикуляр жазықтықта бағдарлануының реттелуі. Электр өрісі кернеулігі (Е) мен жарық сәулесі жататын жазықтық полярлану жазықтығы деп аталады. Жарықтың полярлынуы сызықтық жарықтың полярлынуы (Е өзінің тұрақты бағытын сақтайды), эллипстік Жарықтың полярлынуы (Е-нің ұшы жарық сәулесінеперпендикуляр жазықтықта эллипс сызады) және дөңгелек жарықтың полярлынуы (Е-нің ұшы шеңбер сызады) болып ажыратылады. Жарықтың полярлануын полярланған приборлар, поляроидтар, т.б. арқылы алуға болады. Жарықтың полярлануы зат құрылысының кейбір ерекшеліктерін түсіндіруге мүмкіндік береді. “Жарықтың полярлануы” ұғымын И.Ньютон енгізген (1704 — 06).
Жарықтың интерференциясы. Екі немесе одан да көп когерентті жарық толқындарының кеңістікте қабаттасуынан пайда болатын құбылыс жарық интерференциясы деп аталады. Жарық толқындарының кеңістікте қабаттасуының нәтижесінде кеңістіктің әр түрлі нүктелерінде қорытқы толқынның амплитудасы күшейеді немесе әлсірейді.
Айталық, берілген M нүктесінде циклдік жиілігі екі монохромат толқын екі тербеліс тудырсын және М нүктесіне дейін бір толқын сыну көрсеткіші n1 ортадан фазалық жылдамдықпен s1 жол жүрсін, ал екінші толқын n2 ортадан фазалық жылдамдықпен s2 жолын жүрсін:

Қорытқы тербелістің амплитудасы:
Қорытқы толқынның интенсивтілігі :

М нүктесінде пайда болған тербелістердің фазаларының айырмасы төмендегі өрнекпен анықталады:

(мұндағы; - толқынның вакуумдағы ұзындығы).

Жарықтың толқындық сипаттамалары.
Жинағыш және шашыратқыш линзалар. Олардан дененің бейнесін алу.
Жылулық сәуле. Жылулық сәулелену - сәулеленуші дененің (сәуле шығарушы) ішкі энергиясының электромагниттік толқындар түрінде таралу процесін сипаттайды. Электромагниттік толқындар – дегеніміз, сәулеленетін денеден шығатын электромагниттік ауытқулар және де ваккумда с=2,9979∙108мс жарық жылдамдығымен таралады. Қандайда болмасын денненің электромагнитік толқындарды жұтуы, олардың қайтадан молекулалардың жылулық қозғалыс энергиясына айналуына әкеледі. Электромагниттік толқындарды тудырушы, материальдың зарядталған бөлшектері: заттың құрамына кіретін электрондар мен иондар. Сонымен бірге ионның тербелісі төмен жиіліктегі сәулеленуге сәйкес келеді; электронның қозғалысын қамтамасыз ететін сәулелену, өте үлкен жиілікке ие болуы мүмкін, егерде заттың атомы мен молекуласның құрамына кірсе және де молекулалар өзінің маңында едәуір күштерді тепе-теңдікте ұстай алса.
Зат бөлшектерінің екі жақтылық-түйіршіктік толқындық табиғаты. Де-Бройль болжамы. Жарық табиғатының екі жақтылық корпускулалық -толқындық түсінігін ары қарай француз ғалымы Луи-де –Бройль дамыта отырып, 1924 жылы корпускулалық-толқындық дуализм универсалды деген болжам ұсынды. Фотонның толқындық қасиетімен қатар, түйіршіктік қасиеті болса, электрондардың және басқа бөлшектердің тек түйіршіктік қасиеті ғана емес толқындық қасиеті де болады деген ұсыныс жасады. Жарықтың жиілігі ν өскен сайын, оның толқындық қасиеттерінің байқалуы қиындай түседі, сондықтан бөлшектерге байланысты γ-сәуледен қысқарақ толқындар болуы мүмкін. Импульсі Р, массасы m, -жылдамдықпен қозғалған микробөлшектің өзіне сәйкес толқын ұзындығы:
Электрондық
зеңбірек

Никель
монокристалы
Никель
монокристалы


1а –сурет 1б-сурет
/1.1./
Фарадей
цилиндрі
Де-Бройльдың болжамын 1927 жылы американдық физиктер К. Дэвиссон, Л. Джермер тәжірибемен дәлелдеген. (1а сурет) Электрондық зеңбіректен белгілі жылдамдықпен ұшып шыққан электрондар жермен қосылған никель монокристалынан шағылады. Шашыраған электрондарды тіркейтін Фарадей цилиндрі шашыраған және түскен электрондар шоғы өтетін жазықтықпен қозғалады. Әртүрлі бұрышпен шашыраған электрондар анық дифракциялық көрініс (сурет1б) береді. Дифракцияның максимумы Вульф-Брегг формуласына (2dsinφ=кλ) сәйкес келіп, толқын ұзындығы де-Бройль толқынына тең болды. Электрондардың металл фольгадан өткендегі дифракциясын П.С. Тартаковский және Г.Томсон зерттеген. 1949 жылы Л.М.Биберман, Н.Т. Сушкин, В.А. Фабрикант тәжірибе жасап, әрбір жеке электронның толқындық қасиеті бар екенін дәлелдеген. Аяғында нейтрондар, протондар, атомдар, молекулалар шоқтарының дифракциялық құбылыстары байқалған. Микробөлшектердің толқындық қасиеттерінің ашылуы зат құрылымын зерттеудің жаңа әдістері электронография, нейтронография дамуына мүмкіншілік берді және ғылымның жаңа тарауы –электрондық оптика пайда болды. Макроденелердің толқындық қасиетін тәжірибемен байқауға мүмкіншілік жоқ. Мысалға, массасы 1г бөлшектің жылдамдығы 1м/с болса, де-Бройль толқын ұзындығы λ≈10-28 м. Ондай толқын ұзындығын өлшеу мүмкін емес.
Индуктивтілік Сыйымдылық және активті кедергі-р.
Интерференция құбылысы. . Интерференция құбылыс жарықтың толқындық қасиетін сипаттайды. Интерференциялық құбылысы байқалу үшін тек қана когерент толқындар қажет. Фазалар айырмасы уақытқа байланысты өзгермейтін және бірдей жиілікте тербелетін толқындарды когерентті толқындар деп атайды. Интерференция деп жиілігі бірдей екі (немесе бірнеше) толқынның бір нүктеде кездескенде бірін-бірі күшейтуін немесе әлсіретуін айтамыз.
Интерференцияның максимум және минимум шарттары. Екі немесе одан да көп когерентті жарық толқындарының кеңістікте қабаттасуынан пайда болатын құбылыс жарық интерференциясы деп аталады. Жарық толқындарының кеңістікте қабаттасуының нәтижесінде кеңістіктің әр түрлі нүктелерінде қорытқы толқынның амплитудасы күшейеді немесе әлсірейді. Интерференцияның максимум шарты. Егер оптикалық жол айырмасы вакуумдағы толқын ұзындықтарының бүтін санына тең болса (жарты толқынның жұп санына): Онда және М нүктесінде пайда болған тербелістер бірдей фазада таралады.
Интерференцияның минимум шарты. Егер оптикалық жол айырмасы жарты толқынның тақ санына тең болса,

Кванттық сандар. 3 кванттық сан: n-бас кванттық сан, l-орбитальдық кванттық сан, ml- магниттік кванттық санмен анықталатын меншікті ψ(r, θ, φ) –функция Шредингер теңдеуін қанағаттандыратыны дәлелденген. n-бас кванттық сан электронның атомдағы энергетикалық деңгейлерін анықтайды, мәндері 1 басталған кез-келген бүтін сан болады: n=1,2,3,4… Шредингер теңдеуінің шешімінен электронның импульс моменті (механикалық орбитальдық момент) квантталатыны белгілі. Оның мәндері дискретті, келесі өрнекпен сипатталады: Ll=ћ /1.5./ Мұндағы l-орбитальдық кванттық сан, берілген n-мәніне сәйкес келетін l мәндері келесі болады. l=0,1,2,… (n-1) /1.6./ l-орбитальдық кванттық сан атомдағы электронның импульс моментін анықтайды. Электронның импульс моменті векторы кеңістікте кез-келген бағытта орналаспайды, тек сол вектордың сыртқы магнит өрісін z бағытына проекциясы ћ-қа еселі квантталатын мәндері бар бағытта орналасады. Llz- квантталу ережесі Llz = ћ ml /1.7./
Мұндағы ml – магниттік кванттық сан, берілген l-де 2l+1 мәндері болады. ml= -l, -l+1, -l+2, … -1, 0, +1… l-1, l /1.8./ Сөйтіп ml- магниттік кванттық сан берілген бағытқа электронның импульс моменті векторының проекциясын анықтайды. Атомдағы электронның импульс моменті векторының кеңістікте (2l+1) орналасу бағыты болады. ml- магниттік кванттық санның болуы n- бас кванттық санының энергетикалық деңгейін қосымша (2l+1) деңгейлерге бөледі. Сондықтан атом спектрінің спектрлік сызықтары қосымша сызықтарға бөліну керек. Магнит өрісінде энергетикалық деңгейдің қосымша деңгейлерге бөлінуін 1896ж голланд физигі П. Зееман тәжірибемен байқаған. Бұл құбылыс –Зееман эффектісі деп аталған. /1.4./ өрнегі бойынша электронның энергиясы бас кванттық санға тәуелді. Бірақ, әрбір En (El –ден басқа) энергияның меншікті мәндеріне, l және m кванттық сандары айрықша, ψnlm функциясының меншікті бірнеше мәндері сәйкес келеді. Осыдан сутегі атомы бірнеше әртүрлі күйде бола тұрып, энергияның бір ғана мәніне ие болады. Берілген n-де орбитальдық кванттық сан l-дің мәні о-дан (n-1)-дейін өзгереді, l-дің әр мәніне ml-дің әртүрлі (2l+1) мәндері сәйкес келеді. Сондықтан берілген n-ге келетін әр түрлі күй саны былай анықталады: /1.9./ Бор теориясында жорамалдап осы кванттық сандар қолданған: n-бас кванттық сан- электронның орбитадағы энергиясын анықтайтын, l-орбитальдық кванттық сан-электронның орбитасының өлшемін, сонымен қатар электронның орбитадағы импульс моментін (mvr) өлшейтін, ml –магниттік кванттық сан-орбитаның кеңістіктегі бағытталуын көрсетеді. Кванттық механикада кванттық сандарын қолдану және олардың мәндері Шредингер теңдеуінің шешімінен шығады. Электрон атомда қозғалғанда оның толқындық қасиеті байқалынады. Сондықтан кванттық механикада орбита түсінігі болмайды. Кванттық механикада әр энергетикалық күйге толқындық функция сәйкес келеді, оның модулінің квадраты электронның бірлік көлемде табылу ықтималдығына тең. Электронның атомның әр бөлігінде табылу ықтималдығы әртүрлі. Қозғалған электрон атом көлеміне жайылғандай болып, электрондық бұлт құрады, оның тығыздығы атомның әр көлемінде электронның табылу ықтималдығын сипаттайды. Кванттық механикада n және l кванттық сандар электрондық бұлттың өлшемін және пішінін сипаттайды, ml –кванттық сан электрондық бұлттың кеңістіктегі орналасу бағытын сипаттайды.

Кернеу резонансы.
Кирхгоф заңы. Кирхгоф заңы денелердің сәуле шығарғыштық және жұтқыштық қабілеттері арасындағы байланысты анықтайды.
Дененің сәуле шығарғыштық қабілетінің оның сәуле жұтқыштық қабілетіне қатынасы дененің табиғатына байланысты емес; барлық денелерге бірдей, сәуле толқын ұзындығымен температураға тәуелді - әмбебап функция болады, ол абсолют қара дененің сәуле шығарғыштық қабілетіне тең.
Қара дене үшін , сол себепті Кирхгофтың әмбебап функциясы қара дененің әнергетикалық жарқырауының спектрлік тығыздығы (сәуле шығарғыштық қабілеті) болып табылады. Жылулық сәулелену теориясында - ң жиілікке және температураға айқын тәуелділігін табу өте маңызды есеп болып табылады.
17145151130
Когерентті толқындарды (сәулелер) алу әдісі. Когерент толқындар шығаратын толқын көздері когерент көздері делінеді. Механикалық толқындар таралатын тербеліс жүйелерін өз ара когерент деп алуға болады. Бірақ кәдуілгі екі жарық көзі когерент бола алмайды. Оның жайы мынада. Жарық толқындарын белгілі бір процесс болғанда заттың атомдары немесе молекулалары шығарады. Зерттеу нәтижелеріне қарағанда әрбір атом (не молекула) өте аз уақыт (шамамен 10с) ғана, үздіксіз жарық шығарып тұрады, одаң соң оның жарық беруі тоқталады да, біраз уақыт өткен соң тағыда жарық шығарады. Сонда бұл жарық толқындары мен алғашқы жарық толқындарының фазаларының ешбір байланысы болмайды. Сонымен бақылау нүктесінде фазалары әрқилы ретсіз өзгеретін толқындар келеді де айқын интерференция көрінісі байқалмайды. Когерент толқындары бір жарық толқынының “ екі айрылуы ” нәтижесінде пайда болады. Енді осыны қарастырайық. Айталық, жарықтың
“ екіге ” бөлінуі О – нүктесінен басталынсын дейік (2-сурет), және де фазасы - тең.
2 –сурет
Бірінші жарық Р – нүктесінде жолын сыну көрсеткіші -ге тең ортада жылдамдықпен, ал екінші - жолды сыну көрсеткіші -ге тең ортада жылдамдықпен таралсын дейік. Бұл екі жарықтың толқындық теңдеулерін жазайық.
1-ші толқын үшін:
2-ші толқын үшін:
және , ал ескерсек, онда Р нүктесіндегі қорытқы толқынның фазасы мынаған тең болады.
(2)
Мұндағы - оптикалық жол айрымы (Sn – геометриялық жол ұзындығының осы ортаның сыну көрсеткішіне көбейтіндісін оптикалық жол деп атайды).
1) Егер оптикалық жол айырмасы жарты толқындардың жұп санына тең болса, онда екі толқын Р нүктесінде бірін – бірі күшейтеді, яғни:
(4)
(немесе яғни )
(4)-ші шартты интерференцияның max шарты деп атайды (немесе күшейту шарты).
2) Егер жолдар айырмасы жарты толқындардың тақ санына тең болса, яғни:
К = 0,1,2,..... (5)
онда Р нүктесінде екі толқын бірін - бірі әлсіретеді де, интерференцияның минимал мәні болады. (5)-ші шартты интерференцияның min шарты деп атайды (әлсіреу шарты). Енді когерент толқындарды алу және пайда болған интерференциялық көріністердің қалыптасуын есептеу әдістерімен танысайық. Айталық, екі нүктелік толқын көздері S жарық көзінен жорамал саңлау арқылы пайда болған. Бұлардың ара қашықтығы d болсын (3-сурет). L – қашықтағы экранның бетінде жарық және қарақоныр жолақтар, яғни интерференциялық бейне байқалады. Демек, когерент жарық сәулесінің жолына екі саңлау бар кедергі қойсақ, екі саңлауға түскен жарық көздері қайтадан когерент жарық сәулелерін шығарып тұрғанға ұқсайды да, Р нүктесінде кездескенде олар бірін-бірі күшейтеді немесе әлсіретеді. Бұл жағдай екі толқынның сол нүктеге дейін қанша жол жүріп келгеніне, яғни екі толқынның жол айырмасына тәуелді. Екі толқынның жол айырмасын табу
3 - сурет


үшін 3-суретті пайдаланамыз.
Осыдан, - ны мах, немесе min шарттарын пайдаланып Р нүктесіндегі интерференция бейнесін анықтаймыз.
Комптон құбылысы. Рентген сәулелері заттан өткенде, олардың біразы бағытын өзгертіп, шашырайтыны мәлім. Электромагниттік толқын теориясы бойынша, оны былай түсіндіруге болады. Рентген сәулелері электромагниттік толқындардың (толқын ұзындығы 10-3 – 102 нм) дербес түрі, олай болса түскен рентген сәулесінің электромагниттік өрісі заттың атомдарының ішіндегі электрондарды жиілігі өріс жиілігіндей тербеліске келтіруге тиіс. Осылай қоздырылған электрондар дәл сондай жиіліктігі электромагниттік толқындар шығарады, яғни классикалық теория бойынша, шашыраған сәулелер мен түскен сәулелердің тербеліс жиіліктері бірдей болуға тиіс, олай болса шашыраған рентген сәулелерінің құрамы түскен сәулелердің құрамындай болуы керек. Алайда, шашыраған рентген сәулелерінің спектрін зерттей келгенде, бұл қағиданың кейбір жағдайда орындалмайтындығы байқалады. Атап айтқанда жеңіл атомдардан тұратын заттардан (парафин, графит және басқа) шашыраған қатаңдау рентген сәулелерінің құрамында толқынының ұзындығы бастапқы түскен сәулелердікіндей және толқындары одан гөрі ұзынырақ сәулелер де болатындығы тағайындалды. Осындай рентген сәулелері шашыраған кезде, олардың толқын ұзындығының өзгеруін – Комптон құбылысы немесе Комптон эффект деп атайды. Бұл құбылысты 1923 жылы американ физигі Артур Комптон (1892 – 1962 жж) ашты.
Комптон тәжірибесінің схемасы суретте келтірілген.

Көп электронды атомдар.
Лебедев тәж-і.
Малюс заңы. Интенсивтілігі Iтабиғи  табиғи жарықты Т1 поляризаторынан өткізелік. Поляризатор жазықтығымен φ бұрыш жасайтын жазықтықта тербелетін А тербеліс амплитудасынА||=Acosφ және A_|_=A sinφ  екі тербеліске жіктеуге болады. Өткен толқынның интенсивтілігі  А2||=A2cos2φ  пропорционал. Табиғи жарықта φ –дің барлық мәні тең ықтималды, осыған байланысты поляризатордан өткен жарықтың бір бөлігі    орташа мәніне тең болады, ал бірінші Т1поляризатордан өткен жазық поляризацияланған жарықтың интенсивтілігі:
Жазық поляризацияланған жарықтың жолына бірінші поляризаторға  ψ бұрыш жасайтындай етіп екінші Т2  поляризаторды (анализатор) қоялық. Анализатордан өткен жарықтың  I интенсивтілігі ψ бұрышқа тәуелді өзгереді – Малюс заңы бойынша :                       
 I=I0cos2ψ
Сәйкесінше екі поляризатордан өткен жарықтың интенсивтілігі :
 
Масса ақауы. масса дефектісі — атом ядросын құраушы нуклондар (нейтрондар мен протондар) массаларының қосындысы мен ядро массасының (М) арасындағы айырым ( ):=ZMp+(A––Z)Mn–M, мұндағы Z — ядродағы протондардың саны, А — ядроның массалық саны, Мр мен Мn — протон мен нейтронның массалары. М. а. массаның атомдық бірлігімен өрнектеледі және ол ядродағы нуклондардың байланыс энергиясына тең (кері таңбамен алынған). М. а. неғұрлым үлкен болса, соғұрлым байланыс энергиясы жоғары және ядро орнықты болады.
Математикалық және физикалық маятниктердің диференциалдық теңдеуі.
Мәжбүр тербелістер. Айнымалы ток. Ом заңы. Үздіксіз өшпейтін тербеліс болу үшін кедергі күшін жеңе отырып, тербелуші денені қосымша күш арқылы қозғалысқа келтіру қажет. Себебі әсер етуші күштің нәтижесінде істелінген жұмыс кедергіні жеңуге кеткен энергия қорын толтырып отырады.Олай болса, айнымалы қосымша күш арқылы үздіксіз тербелетін тербелісті еріксіз тербеліс, ал әсер етуші күшті мәжбүр етуші күш деп атайды. Сонда бұл күштің шамасы уақытқа байланысты гармоникалық заң бойынша мына түрде жазылады: , мұндағы – мәжбүр етуші күштің амплитудасы, – оның дөңгелектік жиілігі. Әрине, бұл кезде тербелістің алғашқы кезде соғуы болады да, кейінірек амплитудасы тұрақты еріксіз тербеліс қалыптасады. Ньютонның екінші заның еріксіз тербеліс үшін былай жазуға болады:, мұндағы –кх – қайтарушы күш, – ортаның кедергі күші. Немесе бұл теңдікті өзгертіп жазсақ, онда (11)
Бұл формула еріксіз тербелістің дифференциал теңдеуі деп аталады. Теңдеуді шешсек, онда ауытқудың уақытқа байланысын былай өрнектеуге болады: .
Еріксіз тербелістің амплитудасы (12)
алғашқы фазасы .
(12) формуладан , онда еріксіз тербелістің амплитудасы өседі. Егер b=0, яғни кедергі күш жоқ болса, болып A=max артып, шексіз өседі. Сөйтіп еріксіз тербеліс кезінде болады, амплитуданың артуы резонанс құбылысы деп аталады да, оның графигі былай кескінделеді (3-сурет).

Тұрақты токтың анықтамасы бойынша тізбектің барлық бөлігінде оның мәні өзгермейтін шама. Ал айнымалы ток тізбегінде токтың мәні әр тұста әр түрлі болуы мүмкін, себебі токтың таралу жылдамдығы жарық жылдамдығына жақын (270 000 км/с). Мысалы, жиілігі 50 Гц ток ұзындығы 30 км тізбек арқылы с ішінде тарайды, ал өзгеру периоды с, демек, . Токтың мәні барлық тұста бірдей деуге болады. Шынында да, токтың екінші ұшындағы айырмашылы не . Біз синустың жоғарғы мәнін алып отырмыз, демек,
.
Сонымен кез келген тізбек үшін шарты орындалса, онда токты квази тұрақты деп атайды. Әрине уақытқа байланысты мұнда токтың мәні косинус заңы бойынша өзгеріп отырады. Бірақ әрбір кезенде (t) тізбектің нүктелерінде оның мөлшері шамалас келеді, тізбектің барлық бөлігі үшін Ом заңын қолдануға болады. Дегенмен де айнымалы ток тізбегінде ерекшеліктер бар, себебі оның бойындағы катушкалар, конденсаторлар кедергілермен қосылып әсерін тигізіп, токтың мәнің өзгертеді. Айнымалы ток тізбегінде әр түрлі кедергілер туғызатын элементтер болсын. Мысалы, тізбекте активтік кедергімен бірге сыйымдылық , индуктивтік кедергілер бар делік. Сырттан әсер ететін айнымалы ток көзінің екі ұштағы кернеуі болсын. Осыған орай тізбекте дамитын ток та косинус заңы бойынша өзгеріп отырады, тек фазалық айырмашылық туады
Ал әрбір элементтің кедергілері R, және екендігін бұрын айтқанбыз. Элементтер бір-біріне тізбектеліп жалғанған. Сондықтан да жалпы кедергіні табу үшін, әдеттегідей, кедергілерді бір-біріне қосу керек сияқты. Бірақ айнымалы ток тізбегінде бұлай істеуге болмайды, себебі тізбекте туатын ток үшін әр элементтің әсері (кедергісі) ерекше. Мұны түсіну үшін әрбір элементте пайда болатын кернеулерді еске түсірейік. Торапқа тек активтік кедергіні қоссақ, оның бойында тогы дамиды дегенбіз. Ал оған қоса конденсатор, индуктивтік элементтері жалғанса тізбектегі ток, жалпы алғанда, фаза жағынан ығысады, осыны еске сақтап жоғарыдағы формуланы былай өрнектеген жөн:
Осыған орай әр бөлікте кернеулер төмендегідей болады. (7) формуласы бойынша
R активтік кедергіде ,
сыйымдылық кедергіде ,
индуктивтік кедергіде .
Кез келген уақыт үшін, осы шамалардың қосындысы тізбектегі толық кернеуді береді
.
++ түрлеріне қарасақ, осы кернеулер , және мәндерінің проекцияларына ұқсайды. Осы шамаларды векторлық диаграммаға көшірейік. Ол үшін әрбір кернеудің амплитудасын тұрақты вектор деп О нүктесі арқылы бұрыштық жылдамдығымен айналдырайық. Кез келген уақыт үшін векторы бұрышын өтеді, оның проекциясы активтік кедергідегі кернеудің шамасын береді. Келесі векторының проекциясын алу үшін косинустағы бұрыш екенін еске алу керек, ол -ден -ге озады. Демек, векторы векторынан -ге озып, бірге айналады. Ал векторының проекциясын алу үшін, оның векторынан -ге қалып отыратынын ескеру керек. Сонда векторы төмен қарай сызылады. Қорытынды вектор шығу үшін жеке-жеке векторларды қосу керек екені түсінікті. Ескертетін бір жағдай және векторлары бір-біріне қарама-қарсы, ал қорытынды амплитудалық мәні . Осы шаманы векторына қоссақ шығады. Оның модулін 4-суреттегі тікбұрышты ұшбұрыштан табамыз:
,
,
. (8)
Сонымен тізбекте дамитын ток
.
Бұл формуладан толық кедергінің міндетін шамасы атқарып отыр. Кейбір жағдайда реактивтік кедергі жойылып кетуі мүмкін. Мысалы, индуктивтік кедергі сыйымдылық кедергіге теңелсе , тізбектегі токтың амплитудасы өзінің жоғарғы шекті мәніне жетеді. Мұны резонанстық құбылыс деп атайды. Сонымен резонанс болу үшін мына шарт орындалу керек: не .
Еріксіз жиілік контурдың меншікті тербелу жиілігіне тең болу керек. Осы жағдайда индуктивтік кедергі мен сыйымдылық кедергілер өзара теңеседі, бірінің әсерін бір жояды. 4-суреттегі диаграммаға қарағанда, еріксіз кернеу мен ток арасында фазалық айырмашылық бар, оның мәні мынаған тең: , ал резонанс үшін . Толық кедергі активтік кедергіге тең болады . Кез келген уақыт үшін токтың мәні , ал кедергідегі кернеу .
Нуклондар.
193675222250Ньютон сақинасы. Егер жазық шыны пластинканың үстіне жазық – дөңес линза қойылса (5 – сурет) онда олардың арасында сына пішіндес ауа қабаты пайда болады. Енді осындай системаға, перпендикуляр бағытта, монохромат жарық түссе, сонда жарық толқындары осы сына пішіндес ауа қабатының үстіңгі ( С – нүктесінде) және төменгі ( Д – нүктесінде) шекараларында шағылады да ( 1’ және 2’) өз ара интерференцияланады. Осының нәтижесінде, ортасында ( В – нүктесінде сәйкес) күңгірт дақ пайда болып, оны концетрлі жарық және күңгірт шеңберлер қоршап тұрады, олар центрден қашықтаған сайын жиілей береді. Осы құбылысты бірінші рет Ньютон зерттеген, сондықтан олар Ньютон сақиналары деп аталады. Ньютон сақиналарының өлшемдері мен орынын анықтау қиын емес. ( 5 –ші суреттен: (1), мұндағы R – линзаның қисықтың радиусы, r – берілген қарақоныр шеңбердің радиусы. h << R, болғандықтан (2). Жолдың оптикалық айырмасы ( i = 90) (3) h – ты орнына қойсақ (4) Енді интерференцияның әлсіреу және күшею шарттарын пайдалынып. Қара – қоныр шеңберлердің түзілу радиусы (5) ал жарық шеңберлердің түзілу радиусы (6) болады, мұндағы к = 1,2,3,... .
Оптикалық приборлар: лупа, микроскоп, телескоп.Оптикалық схемалары және теңдеулері.
Паули, Клечковский және Гунд ережелері.
Планк гипотезасы және теңдеуі. Планк жарық үздік-үздік, белгілі мөлшерде, энергия порциялары-энергия кванттары түрінде шығарылады, энергия кванты (ε) жарық тербеліс жиілігіне (ν-ге) пропорционал болады деп жорыды, яғни
έ= hν (14)
мұндағы h- Планк тұрақтысы, оның сан мәні 6,62*10-34 Дж с. Механикада “энергия x уақыт” шамасының өлшемін әсер деп атайды. Сондықтан Планктың тұрақтысы әсер кванты деп аталды.
Планк өзі ұсынған осы гипотезаға сүйеніп және статистикалық физика заңдарын пайдалана отырып, абсолют қара дененің сәуле шығарғыштық қабілетінің жиілігі мен температураға тәуелділігін дұрыс көрсететін формула қорытып шығарды, яғни
r ν,T = φ (ν,Τ) функциясының тәжірибеден мәлім абсолют қара дененің сәуле шығару қисығына сай түрін тапты. Планктың бұл формуласының тұжырымды түрі мынадай:
r ν,T = 2πν2/С2 * hν /(ehν/kT –1) (15)
мұндағы N= 2πν2л /С2 - осцилляторлардың саны (N=1,2….)
<έ> - атомдық осциллятордың орташа энергиясы:
<έ> = hν / ehν/kT -1
М.Планк (15) формуласын алдымен эмпирикалық жолмен ойлап тапты да, кейін теориялық жолмен қорытып шығарды.(15) өрнегі жиіліктер мен температуралардың барлық интервалында, тәжрибенің нәтижелерімен дәл үйлеседі, ол өрнектің көмегімен абсолют қара дене спектрінде энергияның таралуын толық түсіндіруге болады. Планктың осы формуласынан абсолют қара дененің жоғарыда баяндалған заңдарын қорытып шығаруға да болады.
Кіші жиіліктер алқабында, яғни hν<<кТ (квант энергиясы жылулық қозғалыс энергиясы кТ мен салыстырғанда өте аз) болса, Планк формуласы Рэлей-Джинс формуласына ауысады. Оны дәлелдеу үшін экспоненционалдық функцияны қатарға жіктеп, алғашқы 2 мүшесін алумен шектелеміз:
ehν/kT ≈ 1+ hν/ кТ
ehν/kT -1 ≈ hν/ кТ
Соңғы өрнекті Планк формуласына қойып, табатынымыз:
r ν,T ≈ 2π hν3/C2 * 1/( hν/ кТ)= KT
Бұл өрнек жоғарыда келтірілген Рэлей-Джинс формуласы. Стефан-Больцман мен Виннің заңдары да Планк формуласының салдары болып табылады.
Планктың формуласынан Стефан-Больцман заңын қорытып шығаруды қарастырайық (3) және (15) сәйкес
Rэ = dν = /C2 * (1/ ehν/kT -1 )dν
Жаңа өлшемі жоқ айнымалы шама (x) алайық, ол x= hν/ кТ болсын, ал және dx= hdν/kT ; dν= kTdx/h екендігін ескерсек, онда
Rэ =(2π k4 /C2 h3 ) * T4 * ∫∞0 x3dx/ex-1 = σ T4 (16)
мұндағы
σ = (2π k4 /C2 h3 ) ∫∞0 x3dx/ex-1 = 2π5k4 /15C2h3 (17)
себебі ∫∞0 x3dx/ex-1 = π4 /15
(16) Стефан –Больцман заңының өрнегі. (17)-ға h,c және К шамаларының сан мәндерін қойғанда σ –нің сан мәні шығады, ол тәжрибелік мәнмен жақсы үйлеседі.
Планктың формуласынан жылулық жарық заңдарындағы басқа да тұрақтылардың мәнін есептеп шығаруға болады. Сондықтан Планктың формуласы жылулық жарық шығарудың негізгі заңы деп саналады.Қызған денелер температурасын абсолют қара денелердің сәуле шығару заңдарына негіздеп өлшеу әдістері оптикалық пирометрия әдістері деп аталады. Бұл әдістерді қолданып өте жоғары температураларды да өлшеуге болады.
Поляризацияланған жарықтың медицинада қолданылуы.
Радиоактивтілік . Радиоактивтіліктің ыдырау заңы. Гамма - сәулелері (γ- сәулелер) заряды жоқ, толқын ұзындығы өте аз (γ<10-10м) электромагниттік толқындар. γ- сәулелер – тыныштық массасы жоқ, нейтрал сәулелер. Оның өтімділік қабілеті α- және β- сәулелеріне қарағанда өте жоғары, ал ауаны иондау қабілеті өте аз. γ- сәулелерінің спектрі сызықтық спектр болады. Шығарылатын сәулелеріне байланысты радиоактивтілікті α – ыдырау, β- ыдырау және γ- ыдырау деп атайды.
Орнықсыз ядролардың белгілі бір уақыт аралығында орнықты күйге көшіп үлгеретін шамасын көрсететін заңдылықты радиоактивтік ыдырау заңы деп атайды.Орнықсыз ядролардың ыдырауы статистикалық заңға бағынады. Әрбір жеке радиоактивті ядролар бір біріне байланыссыз ыдырайтындықтан, өте аз dt уақыт аралығында ыдыраған dN ядролар саны, t уақыт кезеңіндегі ыдырамаған ядролар саны N-ге және осы dt уақыт аралығына пропорционал болады.
dN = -λ N dt (8)
мұндағы λ -әрбір радиоактивті затқа тиесілі тұрақты, ол уақыт бірлігінде ядролардың қандай үлесі ыдырағанын көрсетеді, басқаша айтқанда 1 секундтағы ядроның ыдырау ықтималдығын сипаттайды. (8) теңдеудегі айнымалыларды бөліп интегралдаймыз, сонда dN/N= -λ dt
∫NN0dN/N=-λ ∫t0 dt
ln N/N0= -λ t
Осыдан
N=N0e-λt (9)
Мұндағы N0 – бастапқы уақыт кезеңіндегі (t=0 болғандағы) ядролар саны,
N-t уақыт кезеңіндегі ыдырамаған ядролар саны. Осы (9) өрнек радиоактивтіктің ыдырау заңы деп аталады, одан ыдырамаған ядролар саны уақытқа байланысты экспоненциалдық заңмен өзгеретінің көреміз. Ядролардың алғашқы санының жартысы ыдырап үлгеретін уақытты жартылай ыдырау периоды Т деп атайды. (9) өрнектегі уақыттың t орнына жартылай ыдырау периодын (T) қойсақ, мына теңдеу шығады.
N=N0/2=N0e –λT ; =e–λT
Бұдан ln2= λ T ;
T=Ln2/ λ=0,693/λ (10)
Бізге белгілі радиоактивтік ядролардың жартылай ыдырау периоды 3*10-7с-тен 5*1015 жыл аралығында болады.
Егер ядролардың әрқайсының өмір сүру уақыты t-ға тең болса онда барлық бастапқы N0 ядролардың өмір сүру уақытының қосындысы өрнегінен аңықталады. Осы өрнекті t-нің мүмкін болатын мәндері бойынша (яғни, 0 ден ∞ дейін) интегралдап және оны N0 –ға бөлу арқылы радиоактивті ядроның орташа өмір сүру уақытын аңықтаймыз.
=1/N0Ntdt=1/N0N0te-λtdt=λ∫∞0 te-λt=1/λ
Сонымен, радиоактивті ядроның орташа өмір сүру уақыты (τ) ыдырау тұрақтысының (λ) кері шамасына тең. Радиоактивті препарат уақыт бірлігі ішіндегі ыдыраған ядролардың санына тең болатын, а активтілігімен сипатталады.
a= │dN/dt│=λN=λN0e-λt=a0e-λt

Резерфорд тәжірибесі.Атом Құрылысы Ағылшын физигі Э.Резерфорд (1911ж) атомның ядролық моделін ұсынды. Резерфордша атомның барлық оң заряды өте кішкене көлемге шоғырланған, ол атомның ядросы болып табылады, ал электрондар ядроны айнала қозғалып жүреді.Заттың құрылысы жайындағы ілім дами келе атом ядросының өзі де күрделі екендігі тағайындалды. Ядро Р протон мен N нейтрон деп аталатын элементар бөлшектерден тұрады. Бұл бөлшектер нуклондар деп аталады. Протон мен нейтронның спиндері бірдей (S=1/2) .
Протон орнықты элементар бөлшек, оның заряды электронның зарядына
(е=1,6*10-19Кл) тең, таңбасы оң; ал массасы электронның массасынан 1836 есе артық. Нейтрон электр заряды жоқ бөлшек, массасы протон массасынан сәл-пәл артық. Ядродағы протондардың саны, элементтің Менделеев кестесіндегі атомдық нөміріне тең. Олай болса, бейтарап атомның электрондарының саны да элементтің номері Z-ке тең болады.
Ядро құрамына енген протондар мен нейтрондар санының қосындысы массалық сан деп аталып, А әрпімен белгіленеді, сонда:
А=Z+N
Мұндағы N- нейтрондар саны, Z – протондар саны
Ядроны белгілеу үшін АZX – символы пайдаланылады, мұндағы X осы элементтің химиялық таңбасы. Мысалы: 42He, 147N, 105B
Атом ядроларының массалары массаның атомдық бірліктерімен (м.а.б.) өлшенеді: 1м.а.б = 1,66056*10-27кг. Бүтін санға дейін дөнгелектенген ядроның массасы массалық санға тең болады. Z-терінің саны бірдей, А-сы әртүрлі ядролар изотоптар, ал А-сы бірдей Z-терінің саны әртүрлі ядролар изобаралар деп аталады. Мысалы сутегінің (z=1) үш изотопы бар, олар: 11Н-протий (Z=1,N=0), 21H- дейтерий (Z=1,N=1), 31Н- тритий (Z=1,N=2).
Протий мен дейтерий тұрақты, тритий радиоактивті, 104Ве, 105В, 106С- ядролары изобаралар деп аталады
Ядроны тек жуықтап қана шар деп қарауға болады. Ядроның радиусы келесі эмпирикалық формуламен анықталады
R=R0A1/3 (1)
Мұндағы R0 =(1,31,7)10-15м . (1) өрнектен, ядроның көлемі ядродағы нуклондардың санына пропорционал. Сондықтан, барлық ядролар үшін, ядро затының тығыздығы жуықтап алғанда бірдей
(≈ 1017 кг/м3).
Ядроның байланыс энергиясы ядроның орнықтылығын түсіндіруге, қандай процестер кезінде ядролық энергия бөлініп шығатының айқындауға мүмкіндік береді. Нуклондарды ядро ішінде ядролық және табиғаты әлі күнге дейін белгісіз қуатты күштер мықтап ұстап тұрады. Нуклондарды ядродан бөліп алу үшін, зор жұмыс істелуі керек, Яғни ядроға энергия беру керек.
Ядроның байланыс энергиясы дегеніміз- ядроны түгелімен жеке нуклондарға ыдырату үшін қажет энергия. Энергияның сақталу заңының негізінде жеке нуклондардан ядро түзілгенде бөлініп шығатын энергияны байланыс энергиясы деп айтуға болады Ядроның массасын масс-спектрометрлердің көмегімен дәл өлшеуге болады. Тәжрибе нәтижелері барлық ядролардың тыныштық массалары ядроны құрайтын протондар мен нейтрондардың тыныштық массаларының қосындысынан кем болатынын көрсетті:
mя < zmp+ Nmn
Мұның себебі нуклондар массасының біраз бөлігі олар ядроға біріккен кезде байланысуға жұмсалады. Сонымен нуклондардан ядро пайда болғанда массаның кемуі мына өрнек түрінде беріледі .
∆m = [ zmp +(A-z) mn - mя ] (2)
мұндағы ∆m ядро массасының ақауы деп аталады. Масса ақауы ядроның байланыс энергиясының өлшемі болады . Эйнштейннің Е=mc2 қатынасын ескеріп, ∆m масса ақауы мен Еб байланыс энергиясының арасындағы қатысты мынадай теңдеу түрінде беруге болады
Еб =∆m c2= [ zmp +(A-z) mn - mя ] c2 (3)
Аңықтама кестелерінде ядролардың массасы емес, атомдардың массалары беріледі, сондықтан (3) өрнегіндегі протон массасы mp –ны сутегі атомының массасы m H- пен, ядро массасы mя-ны атом массасы ma-мен алмастырып жазған ыңғайлы, одан тепе-теңдік өзгермейді:
Еб = [ zmН +(A-z) mn – mа] c2 (4)
Сонымен, ядроның байланыс энергиясы массалар ақауын жарықтың вакуумдағы жылдамдығының квадратына көбейткенге тең болады.Енді 1 м.а.б-не сәйкес келетін энергияны табайық:
1 м.а.б. с2 =1,66056*10-27кг(3*108м/с)2 = 1,49*10-10Дж =931,478 Мэв
Ядролық физикада, меншікті байланыс энергиясы деген ұғым енгізіледі. Меншікті байланыс энергиясы деп, ядроның бір нуклонына сәйкес келетін байланыс энергиясын айтады:
Ем.б= Еб/А =∆m c2/А (5)
Рентген спектрлері оның медецинада қолданылуы.
Серіппелі маятник-ң гармоника-қ тербелісі-ң дифференциалдық тең-і.
Серіппе-ң еркін өшпейтін және өшпейтін гармоникалық тербелістерінің диферен-қ тең-і.
Сутегі атомы-ң спектрлік сериялары. Сутегі атомының спектрін көптеген жылдар бойы зерттеген швейцария физигі Н. Бальмер 1885ж сутегі атомының сол кезде белгілі спектрлік сызықтарын спектрдің көрінетін аймағында есептеуге келесі өрнек ұсынды:
Бальмер сериясы: (n=3,4,5…) /2.2./
Мұндағы: R/ =1,10∙107 м-1-Ридберг тұрақтысы
Толқынның жиілігі ν= c/λ болғандықтан, /2.1./ өрнегі жиілік арқылы былай жазылады:
(n=3,4,5…) /2.3./
Мұндағы R=R/ · c=3,29 ·1015 c-1 –Ридберг тұрақтысы.
/2.1./ және /2.2./ өрнектермен есептелінетін спектрлік сызықтар топтарын Бальмер сериясы деп атайды. n- мәні үлкейген сайын серияның сызықтары біріне бірі жақындай түседі, n=∞ мәні жиілігі үлкен жақтан серияның шекарасын анықтайды. ХХ ғасырдың басында сутегі атомының спектрінде бірнеше сериялар ашылған.
Спектрдің ультракүлгін аймағында Лайман сериясы:
(n=2,3,4,5…).
Спектрдің инфрақызыл аймағында:
Пашен сериясы (n=4,5,6…)
Брэкет сериясы (n=5,6,7…)
Пфунд сериясы (n=6,7,8…)
Хэмфри сериясы (n=7,8,9…)
Жоғарыда келтірілген сутегі атомы спектрінің серияларын бір өрнекпен жазуға болады.
Бальмердің жалпы өрнегі: ; /2.3./
Мұндағы әр серияны анықтайтын тұрақты сан, m=1,2,3,4,5,6,… сол серияға сәйкес n-бүтін сандар n=m+1 басталып, осы серияның бөлек сызықтарын анықтайды.
Жоғарыда келтірілген сутегі атомының спектрлік сериялары өрнектерінің түрі,
n және m –нің бүтін сандарының қайталануы, Ридберг тұрақтысының универсалдығы. Бұл өрнектер тәжірибеде дәлелденсе де, терең физикалық мағынасы бар екенін классикалық физика дәлелдей алмады.
Сыртқы фотоэф-т үшін Эйнштейн теңдеуі.

Бұл теңдеу фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясының түскен жарықтың жиілігіне тәуелділігін түсіндіреді (2-заң). Фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы нольге тең болатын жарықтың шектік жиілігі :
   (немесе    )
Фотоэффекттің қызыл шегарасы болып табылады (3-заң).
Эйнштейн теңдеуінің басқаша түрде жазылуы:

Табиғи поляризацияланған жарық. Жарық толқындары электромагниттік толқындардың бір түрі болып табылады да, олардың өрісін электр өрісі векторы мен магнит өрісі векторы арқылы сипаттауға болады. Бұл векторылар өзара және толқын таралатын бағытқа перпендикуляр болатындығын бұрыннан білеміз. Осындай жарық толқыны өрісінің векторлары үздіксіз өзгеріп тербелісте болады. Сондықтан, мұндай векторлар кейде жарық векторлары деп аталады. Жарық толқындары заттың атомдары мен молекулаларында жүріп жатқан кейбір процестер нәтижесінде пайда болады. Ал жарық көзі құрамында сансыз көп атомдар бар. Осы атомдардың шығаратын жарық толқындарының электр векторларының бағыттары әр түрлі болып ылғи да өзгеріп отырады. Сөйтіп, жарық толқынының электр өрісі векторының кеңістікте осылайша барлық бағытта таралатын жарық табиғи жарық деп аталады. (2- сурет, а ). Табиғи жарық толқындарының кез келген бағыттағы интенсивтігі бірдей болады.
Ал кейбір жағдайларда жарық толқыны тек белгілі бір бағытта ғана тербелуі де мүмкін. Осындай жарық поляризацияланған жарық деп аталады. (2 –сурет, в ).
Егер жарық векторының тербелістері бір ғана жазықтықта болса, онда бұл жарық жазық поляризацияланған жарық болады.
Поляризацияланған жарықты арнайы поляроид деп аталатын поляризациялық қабықшасы арқылы алады. Осындай поляроидтың түріне целлуоид қабықшасының бетіне біркелкі бағытта күкірт қышқылына малынған иодты хинин кристалдарын жағып, одан табиғи жарық сәулесі өткізілсе, онда қабықшаның артқы бетінде тұрған экраннан поляризацияланған сәулені байқаймыз. Сәулелердің таралу бағытына нормаль поляроид қойылған да, одан өткен жарық сәулелері толық поляризацияланады. Онан кейін жарық сәулелері II поляроид арқылы өтіп экранға түседі. Осындағы I поляроид - поляризатор, ал II поляроид - анализатор деп аталады.
шағылған сәуленің толық поляризациялану кезіндегі түсу бұрышы i толық поляризациялану бұрышы деп аталады. Ағылшын физигі Д.Брюстер (1781-1863) көптеген эксперименттердің нәтижесінен 1811ж. мынандай қорытынды жасады, яғни жарықтың поляризациялану бұрышының тангенсі жарық шағылатын ортаның сыну көрсеткішіне тең болады:
(19)
Осы формула Брюстер заңы деп аталады да, кез келген заттардың сыну көрсеткіштерін анықтау үшін пайдаланады. Сөйтіп шағылған сәуле әр уақытта өзінің түсу жазықтығында поляризацияланады.
Ал сынған сәулеге келетін болсақ, олардың шағылған сәуле сияқты толық поляризацияланбай тек шала поляризациялануы үшін оның таралу жолына бірнеше қабат (мысал 9-10) шыны пластинкалар қою қажет, себебі әрбір шыны пластинкадан жарық сәулесі сынып өткен сайын оның поляризациялануы күшейе түседі де, сыну бұрышы толық поляризациялану бұрышына тең болғанда жарық толық поляризацияланады. Сөйтіп осындай шыны пластинкаы қабаттар Столетов табаны деп аталады. Осындай табанды шағылған және сынған сәулелердің поляризациясын зерттеу үшін қолданады.
Тербелістің кинеметикасы. Енді қозғалыстағы нүктенің кинематикасын қарастырайық. А нүк-тесі радиусы R шеңбер бойымен тұрақты бұрыштық жылдам-дықпен сағат тіліне қарсы бағытта бірқалыпты қозғалсын (1-сурет).

Егер алғашқы t=0 уақыт мезетінде оның орны -ге сәйкес келсе, онда нүкте t уақыттан кейін шеңбер бойымен қозғала отырып бұрышына бұрылады. нүктесінің X және Y осьтеріндегі проекцияларын М және N арқылы белгілейік. нүктесі шеңбер бойымен қозғалғандықтан М, N нүктелері X, Y осьтері бойынша периодты түрде қайталанып орын ауыстырады. Сөйтіп, М, N нүктелері О нүктесінің маңыңда.X, Y осьтері бойымен тербелмелі қозғалыс жасайды. Олай болса, М және N нүктелерінің уақытқа байланысты ауытқуы (1) формулалар бойынша анықталады, яғни 1-суретте көрсетілгендей, бұл формулаларды мына түрде жазуға болады:

Егер t=0 мезетте тербелістегі нүкте өзінің тепе-теңдік қалпында болмаса, онда оның алғашқы фазасы туралы сөз болады. Сонда соңғы теңдеулер (1) формулаға ұқсас болып шығады.
Сонымен, егер нүкте шеңбер бойымен бірқалыпты айналмалы қозғалатын болса, онда оның диаметрге түсірілген проекциялары сол диаметр бойымен гармоникалық тербелмелі қозғалыс жасайды. Бұл айтылған пікір гармоникалық тербелмелі қозғалыстың кинематикалық анықтамасын сипаттайды.
Тербелістегі нүктенің тепе-теңдік қалпынан ең үлкен ауытқуын оның амплитудасы (А) деп атайды. Ал тербеліс периодына кері шама тербеліс периодының жиілігі делінеді. Бұл шама бірлік уақыт ішіндегі тербеліс санын көрсетеді. Егер нүкте шеңберді толық бір айналып шықса, онда , олай болса бұрыштық жылдамдық мына түрде жазылады:
,
өйткені тең. Сонымен (1) формуладағы А–тербелістегі нүктенің амплитудасы, – оның фазасы. Ал – тербелістің алғашқы фазасы
Толқын интерференциясы. Осы кезге дейін біз толқындардың қозғалысын оқып-үйренгенде бір ғана толқынды қарастырдық. Алайда суға бір мезгілде бірнеше тас лақтырылса, оның бетінде бірнеше толқындар таралады. Немеcе бір бөлмеде бірнеше адам сөйлегенде дыбыс толқындары бір-бірімен қабаттасады. Толқындар бір-бірімен кездескенде олар әрқайсысының әрі қарай таралуына кедергі келтірмейді. Бұл қасиет тек толқындық қозғалысқа ғана тән және қандай толқын екеніне де (су бетіндегі толқын ба, дыбыс толқыны ма, электромагниттік толқындар ма, жарык толқыны ма) байланысты емес. Бірақ толқындар кездескен жерлерде олардың қабаттасуы байқалады. Осы толқындардың жолында кездесетін ортаның әрбір бөлшегі екі толқынның тербелмелі қозғалысына ілеседі. Ал енді әр бөлшектің қозғалысы осы тербелістердің қосындысын береді.
Демек, толқындардың қабаттасуы дегеніміз — олардың тербелістері өтетін ортаның әрбір нүктесінде осы толқындардың қосылуы. Ортаның кез келген бөлігінің қорытынды ығысуы жеке-жеке бөлшектердің ығысуларының қосындысына тең. Бұл ығысулар басқа толқындар жоқ кезде, таралып келе жатқан толқындардың әрбіреуі жүріп өткенде де пайда болады. Демек, толқын таралатын ортаның әрбір бөлшегіне бірнеше күштер әрекет етеді. Ал олардың қорытқы әрекеті жеке күштердің векторлық қосындысына тең (4.3-сурет).

Екі немесе бірнеше толқындардыц қабаттасуы кезінде кеңістіктің әр түрлі нүктелеріндегі қорытқы тербелістер амплитудаларының таралуы (максимум мен минимумдары кезекпен орналасқан) уақыт өтуінің өзгермей тұрақты қалатын құбылысты интерференция деп атайды.Кеңістікте интерференциялық сурет алу үшін қабаттасатын толқындардыц жиіліктері мен тербеліс фазалары бірдей болуы қажет. Мұндай толқындар когеренттік толқындар деп аталады. Когерентті толқындар бірдей жиілікпен тербелетін, ығысу фазалары тұрақты қалатын когерентті толқын көздерінен алынады.Толқындар интерференциясының қалай пайда болатынын анықтайық. Ол үшін М1 және М2 екі толқын көзінен бір бағытта шығатын екі толқынның таралуын қарастырайық (4.4-еурет). Кеңістіктің қайсыбір N нүктесінде М1 N және 2 N тербелістері бір-біріне қабаттасқанда не болатынын анықтайық. Бірінші толқынның тербеліс тендеуі
болады, мұндағы
бірінші толқын тербелісінің фазасы. Екінші толқынның теңдеуі:
мұндағы — екінші толқын тербелісінің фазасы. Олардың қабаттасуы нәтижесінде басқа амплитудадағы гармоникалық тербеліс аламыз. Сонымен қатар егер тербелістердің фазаларының айырымы болса, онда N нүктесінде қорытқы тербелістің күшеюі байқалады, яғни ол максимум нүктесі болады. Ал фазалар айырымы болса, онда қорытқы тербеліс әлсірейді, яғни минимум нүктесін аламыз. (4.5) және (4.1) формулаларын пайдаланып, фазалар айырымын есептейік:

шамасы толқындардың жол айырымы деп аталады. Сөйтіп, (4.7) және (4.9) формулаларын ескере отырып, интерференция кезіндегі максимум және минимум шарттарын аламыз: немесе
бұл максимум шарты.
Толық энергиясы. қозғалыстағы дененің  кинетикалық энергиясымен тыныштықтағы  энергиясының  қосындысы.
Тізбектегі ядролық реакциялар. Атом ядролары элементар бөлшектермен немесе бір бірімен өзара әсерлесуі кезінде болатын өзгерістер ядролық реакциялар деп аталады. Реакцияға түсетін бөлшектердің өзара әсерлесуі, олар 10-15 қашықтыққа жақындағанда ғана ядролық күштердің әсерінен болады. Ядролық реакцияны алғаш рет 1919 ж Э.Резерфорд жүзеге асырды. Ол азот атомының ядросын радиоактивті элемент шығаратын α- бөлшектерімен атқылау нәтижесінде оттек изотопы мен протонды мына реакция бойынша алады:
147N+ 42He→ 178O+ 11P (14)
Бұл реакцияның теңдеуі қысқаша былай жазылады:
147N (α, p) 178O (15)
Кез келген ядролық реакцияларда зарядтар және массалық сандардың сақталу заңдары орындалады. Ядролар мен бөлшектердің реакцияға қатысқаннан кейінгі энергиясы реакцияға қатысқанға дейінгіден көп болса, онда энергия бөлінеді (экзотермиялық реакция). Кері жағдайда реакция кезінде энергия жұтылады (эндотермиялық реакция) 1932 ж ғалымдар Кокрофт және Уолтон үдетілген бөлшектердің көмегімен жасанды ядролық реакцияны жүзеге асырды. Олар протонды 0,8 Мэв энергияға дейін үдетіп барып, ядролық реакцияны бақылады. Литийді екі α бөлшегіне ыдырату мүмкіндігі табылды.
73Li+ 11H→ 42He+ 42He (16)
Ағылшын ғалымы Д.Чэдвиг 1932 жылы тәжрибелердің көмегімен нейтронды ашты. Нейтрон алынған ең бірінші ядролық реакция :
94Be+ 42He→ 126C+ 10n (17)
Элементтерді нейтрондармен атқылау арқылы жасанды- радиоактивті изотоптар алуға болады.
147N+10n → 146C+11H (18)
Келесі ыдырау: 146C→147N+-10е+00νе (19)
Мұндағы 00νе - электрондық антинейтрино. Организмнің қалдықтарындағы радиокөміртегінің 146C (Т1/2=5000 жыл) концентрациясын өлшеп (ағашта, сүйекте және т.б.), оның өмір сүруінің біткен уақытын аңықтауға болады.
Уран ядроларының бөлінетіндігін (1938 жылы) неміс ғалымдары О.Ган мен Ф.Штрассман ашқан. Уранды нейтрондармен атқылағанда, мынадай ядролық реакция жүреді:
23592U+ 10n→ 13954Xe+ 95 38Sr+210n (20)
Уранның бір ядросы бөлінген кезде 200 Мэв-тей энергия және бірнеше нейтрон босап шығатыны аңықталды. Активациялық энергиясы 1 Мэв жылдам нейтрондар негізінен 23892U, 23290 Th, 23991Pa элементтерінің ядросын бөле алады. Ал жылулық нейтрондар арқылы 23592U, 23392PU, 23090 Th изотоптарының ядроларын бөлуге болады. Атом ядросының бөліну процесі ядроның тамшы моделінің негізінде түсіндіріледі. Совет физигі Г.Н.Флеров пен К.А.Петржак 1940 жылы уран ядросының (спонтанды) бөлінетіндігін ашты. 23592U, 23994Pu және 23392U ядроларының бөлінуі кезінде олардың 2-3 нейтрондар шығаруы тізбекті реакцияны жүргізуге мүмкіндік береді. Тізбекті ядролық реакция деп оны тудыратын бөлшектер осы реакцияның өнімі ретінде пайда болатын реакцияны айтады. Бөліну процесінде ядродан ұшып шыққан нейтрондардың кез келгені көрші ядроны бөлуі мүмкін, одан да келесі бөлінуді туғыза алатын нейтрондар бөлінеді. Осылай бөлінетін ядролар саны тез өседі де, тізбекті реакция пайда болады
Фотондар. Фотонның массасы, энергиясы және импульсі. Жарық энергиясының кванты фотон деп те аталады. Сонда жарық дегеніміз фотондар ағыны болады. Фотонның энергиясы (έ) жарық тербеліс жиілігіне (ν-ге ) пропорционал:
(3)
мұндағы h-Планк тұрақтысы.
Эйнштейнше фотоэффект құбылысы кезінде әрбір электрон жеке бір фотонның әсерінен бөлініп шығады. Сондықтан бөлініп шыққан фотоэлектрондардың саны жарық интенсивтігіне пропорционал болуы керек (фотоэффектің 3 заңы). Фотонның электронмен соқтығысы кезіндегі энергия алмасуы өте тез өтеді, демек фотоэффект лезде болатын құбылыс.
Әрбір электрон тек бір фотон энергиясын жұтады. Ол жұтылған фотон энергиясы электронды металдан бөліп шығару (А) жұмысын істеуге жұмсалады және фотоэлектронның кинетикалық энергиясына айналады. Энергияның сақталу заңы бойынша:
hν = A+mύ2max / 2 (4)
мұндағы m- электронның массасы, ύ- оның метал бетінен бөлініп шыққандағы жылдамдығы.Осы (3) өрнек сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі деп аталады. Осы теңдеуге сүйеніп, тәжрибеден мәлім сыртқы фотоэффект заңдарын толық түсіндіруге болады. Эйнштейн теңдеуі бойынша фотоэлектрондардың максимал кинетикалық энергиясы мынаған тең болады
mύ2 / 2 = hν – A (5)
демек, фотоэлектронның максимал кинетикалық энергиясы түскен жарықтың жиілігі жоғарылағанда сызықты түрде артады да, жарықтың интенсивтігіне (фотондардың санына) тәуелді болмайды, себебі А-да, ν-да жарықтың интенсивтігіне тәуелді емес (фотоэффекттің 1 заңы).
Егер түскен жарық кванты энергиясы (hν) фотоэлектронның металдан шығу жұмысына тең (hν0=A) болса, онда электронның максимал кинетикалық энергиясы mύ2max / 2 = 0 болады, бұл жағдайда фотоэффект құбылысы байқалмайды.Тербеліс жиілігі ν0-ден кем жарық фотоэффекті қоздыра алмайды. Фотоэффекті байқау үшін hν0 ≥ A болуы қажет, ендеше жарықтың ν0 = A / h тербеліс жиілігі фотоэффектінің қызыл шегіне дәл келеді.
Фотоэффекттің қызыл шегі тек электродтың материалымен ғана анықталады және де жарық интенсивтігіне тәуелсіз болады (фотоэффектің 2-заңы).
Жарық ағыны энергиясының тығыздығы (жарық интенсивтігі) фотон ағыны тығыздығына, яғни ағынның көлденең қимасының бірлік ауданынан уақыт бірлігі ішінде өтетін фотон санына тура пропорционал. Уақыт бірлігінде жұлынып шығарылған электрондар саны фотон ағыны тығыздығына тура пропорционал. Осыдан металдан уақыт бірлігінде ұшып шығатын электрондар саны жарық интенсивтігіне тура пропорционал екендігі келіп шығады (фотоэффектің 3-заңы).
Фотоэффектің лезде басталуы да жарықтың затпен әсерлесуінің кванттық табиғатының дәлелі болып табылады. Фотон электронмен соқтығысқанда электронға барлық энергиясын береді, ал энергия алмасуы өте тез өтеді.
Эйнштейннің жарық дискретті үлестер түрінде шығарылып және жұтылуымен қатар, дискретті бөлшектер (фотондар) түрінде тарайды деген жорамалы 1924 ж. неміс физигі В. Боте тәжірибесінде тікелей расталды. Фотондардың бар екендігі тәжірибеде дәлелденді (абсолют қара дененің сәуле шығаруы, фотоэффект). Аталған құбылыстарды түсіндіргенде фотонның тек бір сипаттамасы - оның εф=hv энергиясы пайдаланды. Энергиядан басқа фотонның массасы және импульсы да болады.
Салыстырмалық теориясына сәйкес энергия әрқашан массамен мынадай байланыста болады ε=mc2. Фотон энергиясы hv болғандықтан, оның массасы былай анықталады (6)
Фотонның тыныштық массасы болмайды, демек m0=0; ол тыныштықта өмір сүрмейді. Фотонның импульсы мен εф энергиясы салыстырмалық теориясының жалпы формуласына сәйкес мына қатынаспен байланысқан:
(7)
Фотон үшін , сонда
(8)
Фотон электромагниттік толқынның тарау бағытында қозғалады. Фотонның импульсы жарық сәулесімен бағыттас болады. Фотонның заряды және магнит моменті болмайды. Фотонның бөлігі болмайды, тек бүтін фотон болады. Егер фотондардың импульсы болса, онда жарық денеге түскенде оған қысым көрсетуі керек.
Жарықтың бетке нормаль бойымен түскендегі қысымы мынаған тең болады: (9)
Мұнда - жарықтың интенсивтігі
- жарықтың шағылу коэффициенті
- жарықтың вакуумдағы жылдамдығы
Егер дене түскен жарықты толық жұтатын болса, онда болады да, жарық қысымы мынаған тең болады: ;
Егер денеге түскен жарық түгел шағылатын болса, онда болады да, жарық қысымы былай өрнектеледі:
Фотоэфект-ң заңдары. (1)Столетов заңы: түскен жарықтың жиілігінің бекітілген (тұрақты) мәнінде бірлік уақыт ішінде фотокатодтан шыққан фотоәлектрондар саны жарық интенсивтілігіне пропорционал (қанығу фототок күші катодтың әнергетикалық жарықталуына пропорционал).
(2)Фотоәлектрондардың бастапқы максимал жылдамдықтары түскен жарықтың интенсивтілігіне тәуелді емес, тек жарықтың жиілігімен анықталады.
(3)Әр зат үшін фотоәффекттің қызыл шегарасы бар – одан төмен мәнде фотоәффект мүмкін болмайтын жарық жиілігінің минимал мәні (заттың химиялық құрылымына және зат бетінің күйіне байланысты).
Фотоәффект механизмін түсіндіру үшін Әйнштейн өз жорамалын ұсынды. Әйнштейн жорамалы бойынша жиілігі жарық тек бөлек кванттар ретінде шығарылып қоймай, сонымен қатар кеңістікте таралып, затпен бөлек порциялар (кванттар) ретінде жұтылады. Кванттардың әнергиялары:

Вакуумда с жарық жылдамдығымен таралатын жарық кванттары фотондар деп аталады.
Түскен фотонның әнергиясы әлектронның металдан шығу үшін істелінетін шығу жұмысына А және ұшып шыққан фотоәлектронға кинетикалық әнергия беру үшін жұмсалады.
Фотоэф-ң қолд-ы.
Фотоэф-ң қызыл шегі.
Фотоэффект. деп түскен жарық әсерінен заттан электрондардың бөлініп шығу құбылысын айтады. Фотоэффекттің үш түрін бөліп қарастырады: ішкі, вентильді және сыртқы.Шалаөткізгіштер немесе диэлектриктердің ішінде байланыстағы электрондардың жарық әсерінен сыртқа шықпай бос электрондарға айналу құбылысы  ішкі фотоэфффект деп аталады. Осының нәтижесінде ток тасымалдаушылардың концентрациясы өсіп, фотоөткізгіштік пайда болады. Фотоөткізгіштік деп шалаөткізгіштер немесе диэлектриктерге жарық түскенде электрөткізгіштігінің артуы айтылады. Екі түрлі шалаөткізгіштердің немесе шалаөткізгіш пен металл беттері түйіскен жерге (сыртқы электр өрісі жоқ болған жағдайда) жарық түскенде электр қозғауыш күшінің (фото ЭҚК) пайда болуы вентильдік фотоэффект(ішкі фотоэффектің бір түрі) құбылысы деп аталады. Вентильдік фотоэффект күн энергиясын тікелей электр энергиясына түрлендіру үшін күн батареяларында қолданылады. Жарық әсерінен заттан электрондардың босап шығуы сыртқы фотоэффект (фотоэлектрондық эммисия) құбылысы деп аталады.
Франк-Герц тәж-і. Франк және Герцтің әдістері атомдағы стационарлық жағдайлардың бар болуын тәжірибе түрінде дәлелдеді.
К катодпен эмиттірленген электрондар катод пен  C1 тордың арасындағы үдетілген айырымының  әсерінен 1-ші аймақта айдалады. 2-ші аймақта электрондар сынап буы арқылы өтеді және А анодына жетеді. Сынап атомының бірінші қозған күйінің энергиясы 4.86 эВ. Үдетілген  потенциалды  осы шамаға дейін өсірсе, электрондардың атомдармен соқтығысуы  серпімсіз болады. Электрон өткізгіш негізгі күйден бірінші қозған күйге дейін қыздырылып (энергияның сынап атомдарымен жұтылуы), кинетикалық энергияны атомдарға береді – қондырғыдағы ток тез төмендейді. -ді ары қарай жоғарылатса, ток көрсеткіші энергияда да байқалады,  электрондар 2, 3, ... серпімсіз соқтығысулардан өткенде, = 4,86 эВ. Сондықтан, шынымен де атомда стационарлық күй бар (Бордың бірінші постулатының дәлелдемесі).
Сынаптың қозған атомдары, негізгі күйге өте отырып, жарық квантын шағылыстырады, толқын ұзындығы нм (Бордың екінші постулатының дәлелдемесі).
Х- осімен бағыттас еріксіз бөлшек-ң қозғалысы үшін Шредингер-ң стационар тең-і
Химиялық элементтер-ң периодтық жүйесі. . 1869 ж Д.И. Менделеев элементтердің реттік санына тәуелді, физикалық және химиялық қасиеттерінің өзгеруінің периодты кестесін ашты. Бірақ периодты кестесінің кейбір торлары бос қалып, жаңа химиялық элементтерінің физикалық және хисмиялық қасиеттері күні бұрын айтылып, кейіннен сол элементтер ашылды (галлий, скандий, германий). Элементтің реттік Z санын физикалық мағынасы Резерфордтың ядролық моделінен анықталды. Z атом ядросындағы оң зарядталған протондар санын және атом қабықшасындағы электрондар санын анықтайды, алдыңғы элементтен келесіге ауысқанда олардың саны 1-ге көбейеді. Элементтердің химиялық және бірқатар физикалық қасиеттерін атомдардың валенттік электрондарына тәуелді болады. Элементтердің қасиеттерінің периодты қайталануы әртүрлі бөлшектердің атомдарында электрондардың Паули принципі бойыеһнша периодты орналасуына байланысты болады. Менделеевтің периодты кестесінің теориясы келесі ережелерге сүйенеді. 1) химиялық элементтің реттік саны сол элементтің атомындағы жалпы электрондар санына тең болады. 2) атомдағы электрондардың күйі кванттық сандар n, l,m, ms жиынтығымен анықталады. Электрондардың атомның энергетикалық деңгейлеріне бөлініп таралуы потенциалдық энергияның минимум принципіне бағынады. Электрондардың саны өскен сайын әр келесі электрон энергиясы ең аз күйде орналасуы керек. 3) атомдағы энергетикалық күйлердің электрондармен толуы Паули принципімен сәйкес болуы керек. Бас кванттық сан n бірдей күйлер жиынтығына орналасқан электрондар атомда n электрондар қабатын құрады, оны араб цифрларымен және латын алфавитінің әрптерінің белгілейді. n 1, 2, 3, 4, 5, 6. K L M N O P. n қабаттағы электрондардың максимал саны Z=2n2. Әр электрондық қабаттағы электрондар орбиталдық кванттық сан l-мен анықталатын қабықшаларға бөлініп таралады. Орбиталдық кванттық сан l қабықшадағы электрондардың максимал саны Z=2(2l+1). Атомдағы электронның күйін атомдық физикада екі кванттық сан мәндерін көрсететін nl символымен белгілейді. n, l кванттық сандары бірдей күйлерде орналасқан электрондарды эквивалентті деп атайды. Эквиваленттік электрондардың санын nl символында дәрежелік мәнімен белгіленеді nlz. Электрондар nl кванттық сандарының мәндері белгілі күйде болса, электрондардың кескін үйлесімі конфигурация берілген деп саналады. О-оттегі атомының негізгі күйінің кескін үйлесімі 1s2, 2s2, 2p4: n=1, l=0 күйде 2 электрон, n=2, l=0 күйде 2 электрон, n =2, l=1 күйде 4 электрон. Паули принципі бойынша құрылған идеал Менделеев кестесінен реал кестенің айырмашылығы бар. Оның себебі келесіде: электронға ядроның өрісімен қатар қалған электрондардың өрістері әсер етеді. Электрондардың өзара әсерлесуінен, n бас кванттық санның үлкен мәндерінде, n-нің мәні үлкен, l-дің мәні кіші күйдің энергиясы, n-нің мәні кіші, l-дің мәні үлкен күйдің энергиясынан аз болады, сондықтан энергия бойынша ол күй қолайлы болып, алдымен электрондармен толады.
Шредингер теңдеулерін сутегі типтес атомдарға қолд. Сутегі атомының негізгі күйі үшін Шредингер теңдеуі келесі түрде жазылады:
/3.1./
Бұл теңдеудің шешімін келесі түрде іздейміз:
/3.2./
Мұндағы а0-ұзындықтың өлшем бірлігі
с- тұрақты, ықтималдықты мөлшерлеу шартынан анықталады
дифференциялдарын алып /3.1./ қойып, қысқартып, келесі теңдеуді жазамыз:
Келесі екі шарт орындалғанда r-дің кез-келген мәні соңғы теңдеуді қанағаттандырады.
/3.2./
/3.2./
Соңғы шарттан: /3.3./
Бұл теңдеу сутегі атомының бірінші Бор орбитасының радиусына сәйкес келеді:

Сутегі атомының негізгі күйдегі энергиясы: /3.4./
Сутегі атомының негізгі күйінде электронның ядродан r -дан (r+dr) –ға дейінгі қашықтықта табылу ықтималдығы:
dω= /ψ/2dv=/ψ/2 4πr2dr
Бұл теңдеуге толқындық функция мәнін қойып есептесек
dω= 4πr2dr /3.5./
Шредингердің стационар теңдеуі.

Ішкі фотоэф-т құб. Кристалдарға немесе жартылай өткізгіштерге жарық түскенде жарық жұтылады да олардың құрамындағы кейбір электрондар сыртқа ұшып шықпағанымен, босанып (зоналар теориясын еске түсіреміз) толы зоналардан өткізгіштік зоналарға ауысып қозғалады да, олардың электр өткізгіштігін күшейтеді (кедергісі кемиді). Мұндай ішкі фотоэффектің мысалы жарықтандырылған кезде селеннің кедергісінің өзгерісі болып табылады. Жарық әсерінен кедергісі кемитін жартылай өткізгіштер фотокедергілер деп аталады. Фотокедергілердің сезгіштігі сыртқы фотоэффектке негізделген фотоэлементтерден жүздеген және мыңдаған есе жоғары болады.
Электромагниттік тербелістер, Тербелмелі
контур және оның периоды.
Элементар бөлшектер. Олардың сипаттам-
алары.
Энштейн теңдеуі.
Юнг әдісі. Айталық, екі нүктелік толқын көздері S жарық көзінен жорамал саңлау арқылы пайда болған. Бұлардың ара қашықтығы d болсын (3-сурет). L – қашықтағы экранның бетінде жарық және қарақоныр жолақтар, яғни интерференциялық бейне байқалады. Демек, когерент жарық сәулесінің жолына екі саңлау бар кедергі қойсақ, екі саңлауға түскен жарық көздері қайтадан когерент жарық сәулелерін шығарып тұрғанға ұқсайды да, Р нүктесінде кездескенде олар бірін-бірі күшейтеді немесе әлсіретеді. Бұл жағдай екі толқынның сол нүктеге дейін қанша жол жүріп келгеніне, яғни екі толқынның жол айырмасына тәуелді. Екі толқынның жол айырмасын табу
3 - сурет


үшін 3-суретті пайдаланамыз.
Осыдан, - ны мах, немесе min шарттарын пайдаланып Р нүктесіндегі интерференция бейнесін анықтаймыз.
Ядро құрылысы. Ағылшын физигі Э.Резерфорд (1911ж) атомның ядролық моделін ұсынды. Резерфордша атомның барлық оң заряды өте кішкене көлемге шоғырланған, ол атомның ядросы болып табылады, ал электрондар ядроны айнала қозғалып жүреді.Заттың құрылысы жайындағы ілім дами келе атом ядросының өзі де күрделі екендігі тағайындалды. Ядро Р протон мен N нейтрон деп аталатын элементар бөлшектерден тұрады. Бұл бөлшектер нуклондар деп аталады. Протон мен нейтронның спиндері бірдей (S=1/2) .
Протон орнықты элементар бөлшек, оның заряды электронның зарядына
(е=1,6*10-19Кл) тең, таңбасы оң; ал массасы электронның массасынан 1836 есе артық. Нейтрон электр заряды жоқ бөлшек, массасы протон массасынан сәл-пәл артық. Ядродағы протондардың саны, элементтің Менделеев кестесіндегі атомдық нөміріне тең. Олай болса, бейтарап атомның электрондарының саны да элементтің номері Z-ке тең болады.
Ядро құрамына енген протондар мен нейтрондар санының қосындысы массалық сан деп аталып, А әрпімен белгіленеді, сонда:
А=Z+N
Мұндағы N- нейтрондар саны, Z – протондар саны
Ядроны белгілеу үшін АZX – символы пайдаланылады, мұндағы X осы элементтің химиялық таңбасы. Мысалы: 42He, 147N, 105B
Атом ядроларының массалары массаның атомдық бірліктерімен (м.а.б.) өлшенеді: 1м.а.б = 1,66056*10-27кг. Бүтін санға дейін дөнгелектенген ядроның массасы массалық санға тең болады. Z-терінің саны бірдей, А-сы әртүрлі ядролар изотоптар, ал А-сы бірдей Z-терінің саны әртүрлі ядролар изобаралар деп аталады. Мысалы сутегінің (z=1) үш изотопы бар, олар: 11Н-протий (Z=1,N=0), 21H- дейтерий (Z=1,N=1), 31Н- тритий (Z=1,N=2).
Протий мен дейтерий тұрақты, тритий радиоактивті, 104Ве, 105В, 106С- ядролары изобаралар деп аталады
Ядроны тек жуықтап қана шар деп қарауға болады. Ядроның радиусы келесі эмпирикалық формуламен анықталады
R=R0A1/3 (1)
Мұндағы R0 =(1,31,7)10-15м . (1) өрнектен, ядроның көлемі ядродағы нуклондардың санына пропорционал. Сондықтан, барлық ядролар үшін, ядро затының тығыздығы жуықтап алғанда бірдей
(≈ 1017 кг/м3).
Ядроның байланыс энергиясы ядроның орнықтылығын түсіндіруге, қандай процестер кезінде ядролық энергия бөлініп шығатының айқындауға мүмкіндік береді. Нуклондарды ядро ішінде ядролық және табиғаты әлі күнге дейін белгісіз қуатты күштер мықтап ұстап тұрады. Нуклондарды ядродан бөліп алу үшін, зор жұмыс істелуі керек, Яғни ядроға энергия беру керек.
Ядроның байланыс энергиясы дегеніміз- ядроны түгелімен жеке нуклондарға ыдырату үшін қажет энергия. Энергияның сақталу заңының негізінде жеке нуклондардан ядро түзілгенде бөлініп шығатын энергияны байланыс энергиясы деп айтуға болады
Ядролық күштер. Ядролық күштердің қасиеттері жөнінде бағалы деректер энергиясы әр түрлі протондар, нейтрондар менпротондардың шашырауын, сондай-ақ дейтрон мен күрделі ядролардың қасиеттерін зерттеу кезінде алынған.Ядролардың өздігінен түрленуі – α, β-бөлшектері мен γ-сәулесін шығаратын табиғи және жасанды радиоактивтілік, сондай-ақ ауыр ядролардың өздігінен бөліну. Ядролық физиканың бұл саласының маңызды бөлігі ядролардан шығатын әр түрлі сәулелерді зерттеу болып есептеледі. Ядролық реакциялар – ядролардың бір-бірімен және элементар бөлшектермен әсерлесуі нәтижесінде түрленуі. Ядролық түрленулердің ішінде энергетикалық мақсат үшін баяу және шапшаң нейтрондар арқылы жүретін реакцияларды (мысалы, ауыр ядролардың бөлінуі), сондай-ақ теориялық және практикалық мақсат үшін жеңіл ядролардың арасындағы реакцияларды зерттеудің зор маңызы бар. Реакциялардың соңғы түрі термоядролық реакцияларды жасанды жолмен жүзеге асыруға мүмкіндік береді.  HYPERLINK "http://kk.wikipedia.org/wiki/%D0%90%D1%82%D0%BE%D0%BC" \o "Атом" Атомдық нөмірі (Z) 92-ден артық (Z > 92) болатын табиғатта кездеспейтін элементтерді синтездеу үшін көп зарядты иондарды (мысалы, азот және алюминий иондары, т.б.) зерттеудің ерекше маңызы бар. Элементар бөлшектер. Ядролық физиканың бұл саласында нейтрино, антинейтрино, электрон, позитрон, әр түрлі мезондар, нуклондар,антинуклондар, гиперондар мен антигиперондар тәрізді элементар бөлшектердің қасиеттері, олардың пайда болуы мен бір-біріне түрлену процестері зерттеледі. Сондай-ақ бұл салада жоғары энергия физикасының мәселелерін зерттеудің де маңызы ерекше күшті болады.
Ядроның байланыс энергиясы. . Ядроның – байланыс энергиясы деп оны құрамдас нуклондарға бөлу үшін қажетті энергияның ең аз мөлшерін айтады. Энергияның сақталу заңына сәйкес нуклондардан ядро түзілгенде ядроның байланыс энергиясына тең энергия бөлініп шығуы тиіс. Ядроның байланыс энергиясы еркін протондар мен нейтрондардың толық энергиясы мен ядроның толық энергиясының айырымына тең: мұндағы масса ақауы деп аталады. Ядроның байланыс энергиясының ядродағы нуклондар санына қатынасымен анықталатын шаманы ядроның меншікті байланыс энергиясы деп атайды: Ядроның меншікті байланыс энергиясы барлық ядролар үшін бірдей емес.
α,β-,β+ - ыдырауларының табиғаты.

Приложенные файлы

  • docx 17415203
    Размер файла: 1 MB Загрузок: 1

Добавить комментарий