Физикалық практикум

145 
 
 
18.4.5  Алынған  мәліметтерден  жұтылу  қисығын  кәдімгі 
)
(n
f
z
 және  жартылай 
логарифмдік 
)
(
lg
n
f
z
 масштабта сызыңыз. 
18.4.6 Екі  сызбадан да  толық  жұтылу қалыңдығын фон деңгейіне экстраполляциялау 
әдісімен анықтаңыз. Ол үшін 
)
(n
f
z
 сызбасының соңын қайта сызыңыз (18.3 – сурет) 
18.4.7.Толық  жұтылу  қалыңдығын  тұрғызылған  графиктен  (18.3  сурет)  анықтау.  А 
мен  Б  (фондық  санау  жылдамдығының  қателіктер  коридорына  кірер  алдындағы  соңғы  екі 
нүкте) нүктелері арқылы жүргізілген түзудің 
Ф
Z
Z
Z
Ф
 түзулерімен қиылысу нүктелерінен 
R қалыңдығы мен 
R
 қателікті анықтау. 
18.4.8  Екінші 
)
(
ln
n
f
z
 (18.4  –  сурет)  сызбасының  ортаңғы  сызықтық  бөлігін  фон 
сызығына экстраполляциялап, R–ды табыңыз. Екі нәтижені салыстырыңыз. 
18.4.9  Электрондардың  жүрімінің  алынған  мәндерін  талқылаңыз.  Анық  бір  мәнді 
таңдағаннан  кейін  1)  санағыштың  терезесінің  5  мг/см
2
  қалыңдығын;  2)  көзді  жабатын 
қабықшаның  1  мг/см
2
  қалыңдығын;  3)  Көзбен  санаған  арасындағы  ауаның  қалыңдығын 
(
3
/
293
,
1
м
кг
aya
) ескеру керек. 
18.4.10  Табылған  қалыңдықтың  R  мәнінен  (18.11)-(  18.15)  формулаларының 
әрқайсысынан 
max
)
(
e
T
 есептеп,  олардың  әрқайсысы  үшін  берілген  энергия  мәндерімен 
салыстырып, энергаяның ақиқат мәнін анықтау. 
 
18.3-сурет 

146 
 
 
18.4-сурет. 
 
18.4.6. Энергияны анықтаудың 
max
)
(
e
T
 қатесін анықтау үшін қалыңдықтың мәндеріне 
сәйкес энергияны, 
max
)
(
e
T
 ақиқат мәнін беретін формуланы пайдаланып анықтау. 
 
18.5. Өздік дайыдалу сұрақтары 
18.5.1.  Еркін  нейтрон  үшін  (18.4)  реакцияның  өтетінін,  ал  еркін  протон  үшін  (18.5) 
пен (18.6) реакциялар өтпейтінін көрсетіңіз. 
18.5.2. Неге 
He
4
2
 ядросында нейтрон (18.1) арнасымен ыдырамайды? 
18.5.3. Неге альфа-ыдырау спектрі дискретті, ал бета-ыдыраудыкі тұтас? 
18.5.4. Электронның затта жұтылуының негізгі физикалық процестерін сипаттаңыз. 
18.5.5 
-спектрден 
-ыдырау үшін нейтриноның спектірін сызыңыз. 
18.5.6 Электрондық қарпу үшін нейтриноның спектрі қандай? Сызыңыз. 
18.5.7. 
Радиоактивті  ядролар  шығаратын  бета-нұрлардың  әртүрлі  энергия 
шығындарының үлестерін, сындық энергия ұғымын талдаңыз. 
 
18.6. Әдебиет 
18.6.1.Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика. Т.1. М.:Энергоатомиздат, 1985. 
18.6.2. Кадыров Н. Ядролық физика негіздері. Алматы: Қазақ университеті, 2000. 
 
 

147 
 
№19 ЖҰМЫС 
Гамма нұрдың энергиясын оның затта жұтылуынан анықтау 
 
19.1. Жұмыстың мақсаты: 
19.1.1.  Гамма  ыдыраудың  негізгі  ерекшіліктерін  зерттеу.  Жартылай  жұтылу 
қалыңдығынан  (жұтылу  сызығының  көлбеулігінен)  радиоактивті  изотоптың  гамма 
кванттарының энергиясын анықгау. 
 
19.2. Негізгі теориялық қағидалар 
Гамма-нұр  дегеніміз  ядро  қозған  күйден  төменірек  күйге  өздігінен  көшкенде 
шығаратын  электромагниттік  нұр,  яғни,  өзінің  физикалық  тегі  бойынша  ол  ядролық  текті, 
энергиясы  шамамен  10  КэВ  пен  5  МэВ  (
м
м
13
10
10
*
2
10
)  арасында  жататын  қысқа 
толқынды электромагниттік нұр. 
Энергиясы 
*
E
 қозған  күйдегі 
)
,
(
*
Z
A
X
 ядроның  энергиясы  төменірек 
E
 күйдегі 
)
,
(
Z
A
X
 ядроға көшуі 
)
,
(
)
,
(
*
Z
A
X
Z
A
X
 
кезінде энергия мен импульстің сақталу заңы орындалады. 
Массалар (инерция) центрі жүйесінде ол былайша жазылады: 
.
.
.
.
0
я
т
я
т
P
P
T
E
E


 
                          
(19.1) 
Мұнда 
E
E
E
*
, 
.
. я
т
T
 мен 
.
. я
т
Р
-сәйкес  ядроның,  тебілу  энергиясы  мен  импульсы, 
(19.1)  бойынша  бағдарлау  ядроның  қозу  энергиясының  қомақты  бөлігін  -квант  әкететінін 
көрсетеді. Гамма кванттардың спектрінің дискретті болатыны да анық. 
Гамма  кванттардың  әртүрлі,  импульс  моменті  мен  жұптылық  бойынша  сұрыптау 
ережелерімен анықталатын, импульс моменттерімен шығулары мүмкін. 
Импульс  моменттері  L=1,2,3,...  болатын  нұрлар,  сәйкес,  диполдық,  квадруполдық, 
октуполдық  және  т.б.  аталады,  және  олардың  пайда  болу  себептеріне  қарай  электрлік 
(Е1,Е2,ЕЗ,..)  және  магниттік  (М1,  М2,  МЗ,...)  болып  бөлінеді.  Егер  гамма  нұр  нұрланатын 
ядрода  зарядтың  қайта  таралуынан  туса,  онда  электрлік  мультиполдер  дейді,  ал  егер  ол 
спиндік  және  орбиталық  магнит  моменттерінің  қайта  таралуынан  туса  -  магниттік 
мультиполдер  дейді.  L=0  нұрлануға  бұрыштық  моменттің  кванттық  механикалық 
теориясына сәйкес тыиым салынған. Себебі фотонның спині бірге, массасы нөлге тең. 
Электромагниттік 
теория 
(
Y
R
 үшін) 
мультиполдердің 
шығуының 
ықтималдылығын жобалауға мүмкіндік береді: 

148 
 
       
)
1
(
2
2
1
1
L
маг
L
эл
R
W
R
W
 
                      (19.2) 
Мұнда:  R-ядроның  радиусы, 
-шығарылатын  нұрдың  толқын  ұзындығы. 
1
/
R
 
болғандықтан,  ядроның  екі  деңгейінің  арасындағы  радиациялық,  көшулерде  L-дің  ең  кіші 
мәніне сәйкес келетін электрлік және магаиттік мультиполдер басым болатыны анық, немесе 
L  артқан  сайын 
-ауысудың  ықтималдылығы  төмендейді.  L-дің  мүмкін  мәндерінің 
жиынтығын  импульс  моменті  мен  жұптылық  бойынша  сұрыптау  ережелері  анықтайды. 
Импульс бойынша сұрыптау ережелеріне сәйкес гамма-квант алып кететін импульс моменті 
L  мен  ядроның  бастапқы  L
b
  және  ақырғы  күйлеріндегі 
a
L
 импульс  моменттері  арасында 
мынадай қатынас болады; 
b
a
b
a
L
L
L
L
L
 
Жұптылық бойынша сұрыптау ережесінен электрлік көшу үшін 
L
a
b
P
P
)
1
(
 
магниттік көшу үшін 
1
)
1
(
L
a
b
P
P
 
мұнда: 
b
P
 мен 
a
P
 ядроның бастапқы және ақырғы күйлерінің жұптылықтары. 
Спин  мен  жұптылық  бойынша  сұрыптау  ережелерімен  бірге  гамма  -  ауысулар 
изотоптық  спин  бойынша  сұрыптау  ережелерін  де  қанағаттандыруға  тиіс,  Бұл  ережелердің 
түрі гамма-нұрдың кезкелген мултиполі үшін мынадай: 
0
,
1
,
0
з
b
a
T
T
T
T
 
Мұнда 
b
T
 мен 
a
T
 -  сәйкес  ядроның  бастапқы  және  ақырғы  күйлерінің  изотоптық  спиндері, 
T
 мен 
з
T
 -  толық  изотоптық  спин  мен  оның  проекциясының  ауысу  кезіндегі  өзгерісі. 
0
з
T
 мен 
0
T
 электрлік  заряд  пен  толық  изотоптық  спиннің  сақталатындығын,  ал 
1
T
 изотоптық  спиннің  сақталу  заңының  электромагниттік  әсерлесулер  кезінде 
бұзылатындығын көрсетеді. 
19.2.2.  Гамма-нұрдың  затпен  әсерлесуінің  негізгі  түрлері:  фотоэффект,  комптон 
эффект және электрон-позитрондық қосақтар туғызу. Осы процесстердің салдарынан заттың 
өте кішкене dx қалыңдығын өткен гамма- нұрдың қарқыны 
Idx
dI
-қа кемиді. 
 
                        (19.7.) 
Мұнда 
-жалпы  жұту  коэффициенті.  Оны  жоғарыда  аталған  әсерлесулерді  ескеріп, 
Ioc
r
ф
-деп жазуға болады. (19.7)-ні интегралдасақ, белгілі 
x
e
I
I
0
 
 
                                        
(19.8) 

149 
 
жұтылу  заңы  шығады.  Мұндағы 
0
I
-жұтқышсыз  қарқыны, 
I
 -  қалыңдығы 
x
 жұтқыштан 
өткен гамма - нұрдың қарқыны. 
Өткен  гамма-нұрдың  қарқыны  екі  есе  кемитін  жұтқыштың  қалыңдығын  жартылай 
жұту калыңдығы 
2
/
1
x
 деп атайды. 
Егер  жұту 
)
(м
x
 қалыңдығын  жұтқыштың 
)
(r
d
-беттік  тығыздығымен  алмастырсақ 
және 
px
d
 екенін ескерсек 
d
e
I
I
0
 
шығады.  Мұндағы 
/
 массалық  жұту  коэффициенті  деп  аталады.  Ол  жұтқыштың 
материалы мен гамма нұрдың энергиясына тәуелді. 
Фотоэффект,  комптон  эффект  және  электрон-пoзитрондық  қосақтар  тууының 
физикалық  негіздері  мен 
кос
к
ф
,
,
 шамаларының  гамма  -  нұрдың  энергиясына 
тәуелділіктері (19.6.1.) мен (19.6.2.)-де келтірілген. 
 
19.3. Жұмысты орындау әдістемесі 
19.3.1. Құрал-саймандар: 
а) сцинтилляциялық детектор 
б) қайта санағыш прибор ПСО-5 
в) жоғары кернеулі қоректендіру көзі ИВН-2,5 
г) гамма-нұр көзі 
д) коллимерлеуші қондырғы 
е) мыс және қорғасын жұтқыштар жиынтығы  
 
19.4. Жұмысты орындау тәртібі 
19.4.1.  20  минут  бойы  (5  минуттан  4  рет)  фондық  импульстар  санын  өлшеңдер. 
Фонның орташа санау жылдамдығын 
ф
Z
 анықтаңыз. 
19.4.2.  Сынаманың  жұтқыш  жоқ  кездегі  импульстерінің 
0
N
 санын  2%  кем  емес 
дәлдікпен өлшеңіз. 
19.4.3.  Сынаманың  қорғасын  жұтқыштың  әртүрлі  қабаттарынан  (қалыңдығы  0,1  см 
қалқаларды  бір-бірлеп  қосып  отырып),  өткен  импульстарының  санын  ретімен,  2%-дан  кем 
емес дәлдікті қамтамасыз етіп, өлшеңдер. Өлшеу нәтижелерін 19.1. кестеге тіркеңіз 

150 
 
 
 
Кесте 19.1. (Қорғасын жұтқышпен өлшеу) 
№  Жұтқыштың 
қалындығы, 
х, (см) 
Өлшеу 
уақыты, 
t 
Импульстер 
саны, n 
Санау 
жылдамдығы, 
t
n
Z
 
Фонсыз санау 
жылдамдығы, 
Z=Z–Z
Ф
 
0
ln
Z
Z
 
1 
0,0 
 
 
 
 
 
2 
0,1 
 
 
 
 
 
3 
0,2 
 
 
 
 
 
…  … 
 
 
 
 
 
 
19.4.4.  19.4.3.-тегі  тәжірибені  мыс  жұтқыш  үшін  қайталаңыз.  Нәтижелерін  19.2.-
кестеге жинақтаңыз. 
 
Кесте 19.2. (Мыс жұтқышпен өлшеу) 
№  Жұтқыштың 
қалындығы, 
х, (см) 
Өлшеу 
уақыты, 
t 
Импульстер 
саны, n 
Санау 
жылдамдығы, 
t
n
Z
 
Фонсыз санау 
жылдамдығы, 
Z=Z–Z
Ф
 
0
ln
Z
Z
 
1 
0,0 
 
 
 
 
 
2 
0,1 
 
 
 
 
 
3 
0,2 
 
 
 
 
 
…  … 
 
 
 
 
 
 
19.4.4. 19.4.3.-тегі тәжірибені мыс жұтқыш үшін 
19.4.5. Кестелер бойынша қажет есептеулерді жүргізіңдер. 
19.4.6. Берілген радиоактивті сынаманың гамма-нұрының энергиясын анықтаңыз. 
I
 мен 
0
I
 санау  жылдамдықтарына  (
Z
 пен 
0
Z
)  пропорционал  болатындықтан,  (19.8) 
тәуелділігін 
x
Z
Z
)
/
ln(
0
 түрінде жазуға болады. Мұнда, 
0
Z
-сынамадан жұтқыш жоқ кезде, 
Z
-қалыңдығы 
X
 жұткыштан өткеннен кейінгі саналған импульстер саны. 

151 
 
)
/
ln(
0
Z
Z
-дің 
X
-қа тәуелділігін сызып, одан 
 жұтылу коэффициентін анықтаңдар. 
Табылған жұтылу коэффициентін   тығыздыққа (
см
г
см
г
Cи
Pв
3
3
/
9
,
8
,
/
3
,
11
) бөліп, 
массалық 
/
 жұтылу коэффициентін анықтаңдар. 
 
 
 
19.1-сурет. Массалық жұту коэффициентінің гамма-кванттардың энергиясына тәуелділігі 
Массалық жұту коэффициентінің гамма-кванттардың энергиясына тәуелділігін (19.1-
сурет) пайдаланып, берілген сынаманың гамма-нұрының энергиясын анықтаңдар. 
 
19.5. Өздік бақылау сұрақтары 
19.5.1.  Сұрыпталу  ережесіне  сүйеніп,  ядро  қозған  7/2
+
  күйден  5/2
-
  күйге  өткенде 
қандай мультиполдер шығатынын анықтаңыз. Қай ауысудың ықтималдылығы ең жоғары? 
19.5.2.  Электрон-позитрондық  қосақтың  ядро  өрісінде  тууының  табалдырықтық 
энергиясы 
2
0
2
c
m
,  ал  электронның  өрісінде  тууының  табалдырығы 
2
0
4
c
m
,  болатынын 
дәлелдеңіз. 
19.5.3.  Фотоэффект,  комптон  эффект,  электрон-позитрондық  қосақтың  тууы 
процестерін түсіндіріңіз. 
 
19.5.4. 
Сo
60
 ядросының ыдырау сүлбесінен ядролардың изомерлік күйлерін, 
- және 
-  ыдырау  ықтималдықтарын,  олардың  спектірін  және  т.б.  кванттық  механикалық 
сипаттамаларын талдаңыз. 
 
19.5.5.  Анықтамалық  мәліметтерді  қолданып 
-нұрдың  затпен  әсерлесуінің  үш 
механизмінің  әрқайсысы  басым  болатын  -кванттардың  энергия  аймақтарының  шектерін 
пайымдаңыз. 

152 
 
 
19.6. Әдебиет 
19.6.1. 
Мухин  К.Н.  Экспериментальная  ядерная  физика:  1  және  2  т. 
М.:Энергоатомиздат, 1983. 
19.6.2. Широков Ю.М., Юдин К.П. Ядерная физика. Учебное пособие. М.: Наука, 1980. 
19.6.3. Кадыров Н. Ядролық физика негіздері. Алматы: Қазақ университеті, 2000. 
                  
 
№20 ЗЕРТХАНАЛЫҚ ЖҰМЫС 
КОМПТОН ЭФФЕКТІСІ 
Мазмұны 
20.1. Бөлім. Құбылыс физикасы 
20.2.  Бөлім.  Комптон  эффектісі  оқу  зертханалық  кешені  (КЭ  ОЗК).  Негізгі  зертханалық 
қондырғы. 
20.3. Бөлім. Оқу Зертханалық Кешені. Комптон эффектісі (КЭ ОЗК) 
20.4. Құрылғы бөлігі 
20.5. Компьютерлік-бағдарламалық бөлім 
20.6. Эксперимент 
20.7. Тапсырма 
20.8. Әдебиеттер 
 
                                              
20.1. Бөлім. Құбылыс физикасы 
Комптон  эффектісі  электромагниттік  сәулеленудің  корпускулярлы  табиғатын 
анықтайтын,  нәтижесінде  оның  корпускулярлы-толқынды  екіжақтылық  қабілетін 
дәлелдейтін 
классикалық 
эксперименттердің 
қатарына 
жатады. 
Классикалық 
электродинамика  Максвеллдің  зерттеу  жұмыстарынан  соң  электромагниттік  сәлеленудің  
толқындық  табиғатын  түсіндірген  сияқты  еді.  Дифракция  мен  жарық  интерференциясына 
жүргізілген көптеген тәжірибелер осыны растаған еді. Алайда, рентген сәулелерінің ашылуы 
мен  оның  төңірегіндегі  зерттеу  жұмыстарының  алға  басуы  нәтижесінде  тіптен  жаңаша 
жағдай  қалыптасты:  үлкен  жиіліктегі  жарықтар  (рентген,
-квант,  т.б.)  бөлшектердің 
(корпускула) айқын көрсетілген қасиеттеріне ие.  

153 
 
1922-1923  ж  американ  ғалымы  А.Комптон  рентген  сәулелерінің    шашырауын  жеңіл 
элементтер  арқылы  зерттей  отырып,шашыраған  сәулелерде  бастапқы  ұзындықтағы   
0  
сәулеленуімен      қатар,  үлкен   толқын  ұзындықтарының  бар  екенін  анықтады. 
=
-
0   
айырымы  тек  шашыраған рентген сәулелерінің бағыты мен шашырауға ұшыраған бастапқы 
шың араларындағы шашырау бұрышына   байланысты. 
Электромагниттік  толқынның  затпен  әрекеттесулерінің  классикалық  электродинамикалық  
процестеріне  сүйене  отырып,  электронның  толқындағы  қозғалысын  зерттеу  қажет.  Егер 
электрон  бастапқыда  еркін  әрі  тыныш  күйде  болса,  кейін  ол  бастапқы  күйінен  ауытқып, 
электрлік зарядталған бөлшек ретінде өзі электромагниттік сәуле шығара бастайды. Егер осы 
электрлік  диполь  орнында  қалған  болса,  онда  ол  толқынды  түскен  толқынмен  бірдей 
жиілікте  тарататын  еді.  Алайда,  жарықтық  қысым  оны  еркін  электрон  жылдамдығымен 
қозғалуға  мәжбүрлейді.  Бұндай  жағдайда  сыртқы  сәулелену  қозғалған  электронды  қуып 
жетеді,  соған  қатысты  шашырап  жатқан  толқын  үлкен  толқын  ұзындығына  ие  болады. 
Доплерлік ығысу есебі бұл  жағдай үшін 
 
= -
0
=
)
cos
1
(
2
0
mc
E
                                                                                              
(20.1)
      
 
формуласына келеді, мұндағы Е-түскен жарықтан алынған энергия, m-электронның массасы, 
с-жарық  жылдамдығы, 
-  бастапқы  жарық  шоғының  бағытына  қатысты  бақылаушы 
орналасқан бұрыш. 
Бұдан  байқайтынымыз,  бұл  формула  Комптон  тәжірибесі  кезіндегі  бақыанатын,   
бұрышынан тәуелділікті құрайды.  
Алайда  берілген  бұрыш 
 үшін 
  тұрақты  шама  болып  табылатын, 
шамасына қарағанда ол уақыт өткен  сайын  тұрақты өсуі 
керек, себебі бөлшек энергия алады; сонымен қатар ол түскен толқынның қарқындылығына 
тәуелді  болуы  қажет,  себебі  қысым  күші  оған  тәуелді  болады,  сәйкесінше  электрон 
жылдамдығы да. 
Көрсетілген 
қайшылықтарды 
Комптон 
шешті, 
ол 
әсерлесу 
моделінде 
электромагниттік  сәулеленуді  (берілген  жағдайда  қатты  рентгендік  сәулелену)    импульсі 
және  энергиясы  төмендегідей  болатын  бөлшектер  ағыны  ретінде  (фотон  немесе  квант 
сәулелену) қарастырды.  
0
0
k
c
p


                                                                                                       
(20.2)  
мұндағы, k
0
-толқындық вектор, 
0
-түскен сәуле жиілігі 
Е
0,
=ħ
 0
 
                                                                    (20.3) 
 

154 
 
 
20.1-сурет. Фотонның еркін электронда шашырау схемасы. 
 
Кейін  екі  шар-фотон  мен  еркін  электронның,  соның  ішінде  электронның  бастапқы 
жылдамдығы  0-ге  тең  болғандағы  серпімділік  есебі  шешілді.    Соқтығысқанға  дейінгі 
электронның  энергиясы    m
0
c
2
-қа  тең,  m
0
-тыныштық  күйдегі  электронның  массасы,ал  оның 
импульсі  0-ге  тең.  Соқтығысқаннан  кейін  (1-сурет)  электронның  имульсі  өзгереді,  р=m
0
 
(релятивистік емес жағдай), ал оның толық энергиясы (кинетикалық энергия мен тыныштық 
күйдегі энергияның  қосындысы) 
2
0
2
2
c
m
p
c
 болады. 
Импульс пен энергияның сақталу заңынан : 
  
2
0
2
2
2
0
0
c
m
p
c
c
m


                                              (20.4) 
k
p
k


0
                                                                          (20.5) 
мұндағы 
-сәулелену жиілігі, 
k -сәулеленудің толқындық векторы.  
Алынған теңдеулерге қарапайым түрлендірулер жасау арқылы  
= -
0
= (1-cos )                                                                       (20.6)  
мұндағы, 
0
 
  -  фотонның  соқтығысқанға  дейінгі  және  соқтығысқаннан  кейінгі  толқын 
ұзындығы, ал тұрақты түрдегісі 
  
=
0243
,
0
2
0
c
m

Å                                                                    (20.7)  
электронның комптондық толқын ұзындығы деп аталады.  
Шашырау  басқа  бөлшекте  мысалы,  протонда  болса,  онда  (20.7)  формуладағы 
электронның массасын протон массасына өзгерту керек.  

155 
 
(20.6)  формула  эксперимент  нәтижелерімен  тура  сәйкес  келіп,  «комптондық  ығысу» 
(шашыраудан  кейінгі  рентгендік  квант  толқын  ұзындықтарының  өзгеруі)  деп  аталды,  ал 
құбылыстың өзі- Комптон эффектісі деп аталды. 
Енді  Комптонның  өзі  жасаған  экспериментке  тоқталсақ.  Тәжірибенің  сызбасы  20.2- 
суретте  көрсетілген.  Рентгендік  түтіктің  монохроматтық  жиіліктегі  сәулеленуі 
коллимациялық    саңылау  арқылы  заттары  жеңіл  элементтерден  тұратын  шашыратқышқа 
қарай бағытталады. Жеңіл элемент ретінде көбіне графит алынады.  
Шашыраған  сәуле  дифракция  жүріп  жатқан  кристаллдан  және  дифракцияланған 
рентгендік  кванттарды  белгілейтін  ионизациялық  камерадан  тұратын  рентгендік 
спектрографқа келіп түседі.Дифракция бұрышы  бойынша, жоғарылағанда өзгеріп отыратын 
толқын ұзындығы анықталған болатын. 
                                        
 
                                                 20.2-сурет. Комптон тәжірибесінің схемасы 
Шашыраған  сәуленің  спектрін  зерттеу  шашырау  бұрышының  әр  түрлілігіне 
байланысты  2  шың  байқалатынын  көрсетті.  Біріншісі, 
0 
толқын  ұзындығымен 
(ығыстырылмаған  компонента),  басқасы,  (20.6)  формуладағы 
0 
қарағанда  үлкенірек   
толқын  ұзындығына  сәйкес.    Ығыстырылған  компонента   әлсіз  байланысқан  электронның 
(көміртегі тәрізді, сыртқы  қабатында әлсіз байланысқан электрондары бар жеңіл элементтер) 
алдын-ала  ажырату  нәтижесінде  пайда  болатын  еркін  электронға  шашырауға  және  онда 
рентгендік  кванттардың  серпімді  шашырауына  сәйкес  келеді.  Ал  ығыстырылмаған 
компонента  барлық  атомда  шашырай  алады,  сонымен  қатар  рентгендік  кванттан  барлық 
атомға  берілген  импульстың  аздығы  сонша,  тіпті  бастапқы  квант  энергиясы  өзгеріссіз 
қалады( толқын ұзындығы 
0
) 
 

жүктеу/скачать 3,87 Mb.

Достарыңызбен бөлісу: