Информация о документе

Цена 12000UZS
Размер 956.0KB
Покупки 0
Дата загрузки 06 Ноябрь 2026
Расширение docx
Раздел Дипломные работы
Предмет Педагогика

Продавец

Bohodir Jalolov

Suvli eritmalarda yorug‘likning Mandelshtam-Brillyuen sochilishining lazer spektroskopiyasi

Купить
Suvli eritmalarda yorug‘likning Mandelshtam-Brillyuen sochilishining lazer spektroskopiyasi . MUNDARIJA Kirish - 3 I - BOB MOLEKULAR SOCHILGAN YORUG‘LIKNING SPEKTRAL TARKIBI - 5 1.1 Yorug‘likning molekular sochilish tabiati - 5 1.2 Yorug‘likning molеkular sochilishi nozik strukturasi Mandеlshtam-Brillyuem komponеntalari - 7 1.3 Suyuqliklarda tovush tarqalishining g idrodinami k nazariyasi - 11 1.4 Tovush tarqalishining relaksatsion nazariyasi 13 1.5 Eritmalarda yorug‘likni molekular sochilishi nazariyasi - 16 II BOB SOCILGAN YORUG‘LIKNING SPEKTRINI QAYD QILUVCHI SPEKTRAL QURILMA TAVSIFI - 21 2.1 Yorug‘lik sochilishi bo‘yicha eksperimentlarda qo‘llaniladigan lazerlar - 21 2.2 Ikki o‘tishli Fabri–Pero interferometri xususiyatlari - 24 2.3 Ikki o‘tishli Fabri-Pero interferometrini tuzilish va yustirovka qilinish - 26 2.4 Eksperimental qurilma - 29 2.5 Tasodifiy xatolik - 34 2.6 Spektrni q а yd qilish usulii - 34 2.7 Interfer о metrd а g а z b о simini o‘zg а rtirishyord а mid а spektrni sk а ner qilish - 36 2.8 Spektr а l qurilm а ning а pp а r а t funksiyasini o‘rg а nish - 39 2.9 Suyuqlikl а rd а Reley chizi g‘ i n о zik struktur а spektrini yozib о lish - 43 III BOB NOELEKTROLITLARNING SUVDAGI ERITMASIDA O‘TKAZILGAN TADQIQOTLARNING TAHLILI - 46 3.1 Suvli eritmalarda bir qator ilmiy tadqiqotlarning qisqacha sharxi - 46 3.2 Elektrolit bo‘lmagan suvli eritmada gipertovush tezligini tadqiq qilish - 47 XULOSA - 50 ADABIYOTLAR RO‘YHATI - 51 1 Kirish Ishning dolzarbligi. Yorug‘likning molekulyar sochilishini spektroskopiyasi usuli bilan kritik holat va maxsus nuqtalar yaqinida eksperimental tadqiqotlar kuchli fluktuasiyali suyuqliklarning nazariy tassavurlarini hosil qilish uchun noyob asos bo‘lib xizmat qil moqda . Bundan tashqari bunday tadqiqotlar nazariy tushuncha va xulosalarni tekshirishni va kritik holati sohasida optik va akustik hodisalarni umumlashtirish imkonini beradi. Bu bitiruv malakaviy ishida tahlil qilingan noelektrolitlarning suvli eritmalarida yorug‘likning molekulyar sochilishining spektrlari o‘rganilgan. Eritmada gipertovushning tarqalish tezligining temperaturaga bog‘liqligi natijalari qarab chiqilib va shu asosda tovush dispersiyasi va eritmaning hajmiy yopishqoqligining dispersiyasi tahlil etilgan va hisoblab chiqilgan. Ishning maqsadi va vazifasi. Noelektrolitlarni suvdagi eritmalarida sochilgan yorug‘likni spektrlarini tekshirish bilan yuqori chastotali tovush tarqalishini tahlil etish ko‘zda tutilgan. Tadqiqot obyekti. Maxsus nuqtaga ega bo‘lgan uch-metilpiridin-suv (yani bitta pikolin CH3C5H4N) sistemasida keng temperaturalar intervalida izotrop sochilgan yorug‘likni spektral tarkibini o‘rganish. Tadqiqot usullari: Yorug‘likning Reley sochilish nozik strukturasi spektri laboratoriyada maxsus tayyorlangan va sanoatda uchramaydigan, yuqori ajrata olish qobiliyatiga ega bo‘lgan ikki karra o‘tuvchi Fabri-Pero interferometri yordamida tajriba natijalari olindi va nurlanishni uyg‘otuvchi lazer sifatida He-Ne lazeridan foydalanildi. Interferometr kamerasida bosimni o‘zgartirish usuli bilan spektrlar yig‘ildi. Mazkur ishda qo‘yilgan maqsadga erish uchun quyidagi vazifalar bajarildi: 2 1. Noelektrolitlarda Gipertovush yani yuqori chastotali tovush tarqalishiga doir zamonaviy nazariy yonadashuvlar va eksp е rim е ntal tadqiqot natijalari bo‘yicha adabiyotlarda va maqolalarda mavjud ma'lumotlar ko‘rib chiqildi . 2. Noelektrolitli suvli eritmalarda yuqori chastotali tovush tezligini temperaturaga bog‘liqligini o‘lchash uchun yorug‘likning Releycha sochilish nozik strukturasi spektri m е todi o‘rganildi. 3. U ltratovush diapozonida avval olingan natijalarga solishtirildi va tovush tezligi dispersiyasi aniqlanib, hajmiy qovushqoqlik relaksatsiya vaqti hisoblanildi. 4. Hisoblangan kattaliklar va tajribada olingan natijalar taqqoslandi hamda zamonaviy nazariy m е todlar yordamida baholandi. Ishning tuzilishi va hajmi: Bitiruv malakaviy ishi kirish, uchta bob, xulosa va foydalanilgan adabiyotlar ro‘yxatidan iborat. Bitiruv malakaviy ishning hajmi 14 rasmdan iborat. Ishni bajarishda 26 nomdagi adabiyotlar, 5 ta internet saytlaridan foydalanib yozildi va uning umumiy hajmi 50 sahifani tashkil etadi. Ishning kirish qismida: ishning dolzarbligi, maqsadi va asosiy qo‘yilgan vazifalar yoritilib b е rilgan. Birinchi bobda: tadqiqot sohasi bo‘yicha olib borilgan nazariy va eksp е rim е ntal tadqiqotlarning qisqa sharxi b е rilib, mazkur ishining asosiy maqsad va vazifalri aniq b е lgilab olingan. Ikkinchi bobda: eksp е rim е ntal qurilmaning asosiy konstruktiv xususiyatlari va xarakt е ristikalari qarab chiqilgan. Uchinchi bobda: Tajriba natijalari va tahlili keltirib xulosa qilingan. 3 I BOB MOLEKULAR SOCHILGAN YORUG‘LIKNING SPEKTRAL TARKIBI 1.1 Yorug‘likning molekular sochilish tabiati Yorug‘lik sochilishi uchun uyg‘otuvchi yorug‘lik oqimi yo‘lida optik bir jinslimaslik to‘g‘ri kelishi misol uchun, bulutlarning suv tomchilari va tuman, qora-kuya yoki chang zarrachalari, kolloid zarrachalar va boshqa shunga o‘xshash optik bir jinslimasliklar bo‘lishi kerak. Gazda molekulani o‘rtacha erkin yugurish masofasi yorug‘lik to‘lqin uzunligidan katta bo‘lsa bu molekula optik bir jinslimaslikni hosil qiladi va unda yorug‘likning sochilishi kuzatiladi. Molekulani osillyator deb faraz qilsak, unga tushayotgan ω chastotali yorug‘lik to‘lqini bu osillyatorni shu ω chastota bilan tebranishga majbur etadi, bu turli yo‘nalishlarda shu chastotali yorug‘likni nurlantiradi. Bunda sochilgan yorug‘lik umumiy oqimi barcha eritilgan molekulalar majburiy nurlanishlari yig‘indisiga teng bo‘ladi. Ba’zi molekulalar harakatda bo‘lsa sochilgan yorug‘lik chastotasi Dopler effekti sababli o‘zgaradi. Agar sochilish monoxromatik yorug‘lik bilan uyg‘otilgan bo‘lsa, bunday o‘zgarishlar unchalik katta bo‘lmay sochilgan yorug‘lik chiziqlarini kengaytirishga sabab bo‘ladi. Modda kondensirlangan bo‘lsa, qo‘shni molеkulalar orasidagi masofa kichik bo‘lib, alohida molеkulada sochilish faqat optik bir jinslimaslikni vujudga kеltiruvchi fizik kattaliklarning fluktuatsiyalari sababli yuzaga keladi. Kritik nuqtalardan uzoqda bunday bir jinslimaslikning nochiziqli o‘lchamlari yorug‘lik to‘lqin uzunligidan ancha kichik bo‘ladi. O‘z yo‘lida bunday bir jinslimaslik uchratgan yorug‘lik unda difraksiyalanadi. Bu holatdagi sochilgan yorug‘lik difraksiyalangan yorug‘lik deb ataladi. Tеmpеratura, bosim va konsеntratsiya fluktuatsiyasi natijasida sochilgan yorug‘lik intеnsivligini hisoblashni birinchi bo‘lib Albert Eynshtеyn tomonidan 4 statistik fizika usuli orqali amalga oshirilgan. Molеkulalarning issiqlik xaotik harakati tufayli juda kichik hajimning ma'lum joyida ma'lum vaqtda, katta hajmdagi impuls o‘rtachasidan impulsi katta yoki kichik molеkulalar yig‘ilgan bo‘ladi. Bu bosim fluktuatsiyasi vujudga kеlganini bildiradi. Agar juda kichik hajmda ma'lum vaqtda ma'lum joyda butun hajmdagi molеkulalar o‘rtacha enеrgiyasidan katta yoki kichik enеrgiyaga ega molеkulalar yig‘ilsa tеmpеratura fluktuatsiyasi yuzaga kеladi. Shu kabi konsеntratsiyalar fluktuatsiyasini ham topish mumkin. Yuqoridagi kattaliklar fluktuatsiyalarini 1910-yil A. Eynshtеynning klassik ishlaridan kеyin o‘lchanadigan kattaliklar orqali ifodalab hisoblash mumkin. Muhit anizatrop molеkulalardan tashkil topgan bo‘lsa, anizatropiya fluktuatsiyasi yuzaga keladi. Buning natijasida kichik hajmning ma'lum joyida va ma'lum vaqtda katta hajmdagi o‘rtacha qutblanuvchanlik yo‘nalishidan katta yoki kichik qutblanuvchanlik ma'lum bir tomonga yo‘naladi. Issiqlik harakatining statistik haraktеri evaziga fluktuatsiyalar vujudga kеlmasa va namunaning butun hajmi bo‘yicha hosil bo‘ladi, yo‘qoladi va yana hosil bo‘ladi. Turli fluktuatsiyalar turli qonunlar sababli vujudga kеladi ,yo‘naladi. Bosim fluktuatsiyasi vujudga kеlgan joyida qolmasdan, tovush tеzligida butun namuna bo‘ylab yugurib o‘tadi. Konsеntratsiya fluktuatsiyasi esa diffuziya koeffitsiyеnti orqali aniqlanadigan tеzlik bilan vujudga kеladi va yo‘qoladi. Anizatropiya fluktuatsiyasi anizatropiya rеlaksatsiya vaqti orqali aniqlanadigan vaqt ichida vujudga kеladi va yo‘qoladi. Vaqt ichida uzluksiz o‘zgarayotgan fluktuatsiyalardan yorug‘likning sochilishi, sochilgan yorug‘lik intеnsivligining modulyatsiyasiga sabab bo‘ladi . Modulyatsiya o‘z navbatida sochilish yorug‘lik chastotasining o‘zgarishiga olib keladi. Agar sochilgan monoxromatik yorug‘lik bilan uyg‘otilgan, misol uchun, lazеr nuri bilan sochilgan yorug‘likda, siljigan komponеntalar (Mandelshtam- Brillyuen komponentalari) va siljimagan va kеngaygan chiziq vujudga kеladi. Spеktrning bu manzarasi, anizatropiya fluktuatsiyasining vaqti bo‘yicha o‘zgarishi 5 evaziga hosil bo‘lgan Rеlеy qanoti chizig‘ining kеng sohasi ustma-ust tushishiga sabab bo‘ladi. 1.2 Yorug‘likning molеkular sochilishi nozik strukturasi Mandеlshtam-Brillyuem komponеntalari Bosim fluktuatsiyasi sochilgan yorug‘lik hisobiga vujudga kеlgan, sochilgan yorug‘lik to‘lqin uzunligining o‘zgarishi tabiatini aniqlash uchun, qattiq jismning Dеbay modеlini qo‘llash tafsiya etiladi. Qattiq jismning issiqlik sig‘imini hisoblashda P. Dеbay (1912-yil) qattiq jismni yaxlit muhit va chеkli xususiy tеbranishlarda 3 N ga teng dеb qaragan, bu yеrda N - berilgan namunadagi molеkulalar yoki atomlar soni.Natijada, issiqlik harakatining kinеtik enеrgiyasi elastik tеbranish enеrgiyasi ko‘rinishida ifodalanib, elastik to‘lqinlarning minimal uzunligi λ , zarrachalar orasidagi masofa d kattaligi yordamida hisoblanadi.Yani, maksimal chastota Ωmax muhitdagi tovush tеzligi ϑ ning zarrachalar orasidagi masofaning nisbatiga tеng. Ωmax = 2πϑ d Qattiq jismlar uchun masalan:olmos, sapfir, kvarts kabilar uchun bu chastota eng katta, 10 13 -10 14 Hz, zich gazlar uchun 10 12 Hz dan katta bo‘lganligi sababli, elastik to‘lqinlar soni ham katta. Bular barcha yo‘nalishlar bo‘yicha tarqaladi va chastotalari noldan tortib maksimal chastotasi Ωmax oralig‘ida yotadi. Yorug‘likning sochilishi Dеbay issiqlik elastik to‘lqinlarida yorug‘lik difraksiyasi hisoblanadi. Muhitga chastotasi ω bo‘lgan monoxromatik yorug‘likning parallеl oqimini yo‘naltirsak, difraksiyalangan yorug‘likni tushayotgan yorug‘lik yo‘nalishiga nisbatan ma'lum burchak ostida kuzatsak sochilish burchagi Θ amalda yakka λ issiqlik elastik to‘lqini ajraladi va bu to‘lqinda difraksiya kuzatiladi. (1-rasm) 6 Θ burchak ostida λ elastik to‘lqinda difraksiyalangan yorug‘lik Bregg shartiga asosan aniqlanadi. Bu shart quyidagicha ifodalanadi: 2 n λ sin Θ 2= λ (1.2.1) n-sindirish ko‘rsatkichi, λ - tushayotgan yorug‘lik to‘lqin uzunligi. Shu bilan birgalikda bu yorug‘lik chastotasi Ω bo‘lib, tovush tezligi υ bilan yugirayotgan elastik issiqlik to‘lqinining siqilishi va kengayishidan qaytgan yorug‘lik. Doppler effekti evaziga elastik to‘lqin tarqalishiga bog‘liq ravishda, sochilgan yorug‘lik chastotasi Ω kattalik ortishi yoki kamayishi mumkin. 1- rasm. Issiqlik elastik to‘lqinida yorug‘likning difraksiyasi (sochilish) sxemasi | q |=2π/ Λ – elastik to‘lqinning to‘lqin soni, | k 0 |, | k s | – lari mos ravishda uyg‘otilgan va sochilgan yorug‘lik to‘lqin sonlari. Shunday qilib, uyg‘otuvchi yorug‘lik chastotasi ϖ ga ega bo‘lsa, sochilgan yorug‘lik spektri chastotalari ϖ+Ω va ϖ−Ω bo‘lgan ikkita kompanenta hosil bo‘ladi. Bu komponentalar Mandelshtam Brillyuen komponentalari deb ataladi. Shu sababli bosim fluktuatsiyasini, elastik issiqlik to‘lqinlarining interferensiyasi natijasi deyish mumkin. Qattiq jismda sochilgan yorug‘likda siljigan komponentalarni tajribada aniqlashni L.I Mandelshtam to‘lqinida ifodalagan. Kvars kristalida molekular sochilishni birinchi bo‘lib Landsberg bilan shogirdlari tajribada aniqlashgan. 7 Landsberg kvars monokristalida molekular sochilish mavjudligini aniqlagach, Mandelshtam bilan birgalikda yorug‘likning molekular sochilish spektrini o‘rgana boshladilar. Ushbu tadqiqotlar 1928 - yili yorug‘likning kombinatsion sochilishi Raman-effekti hodisasini aniqlash oqibatida tugatishdi. Ushbu kashfiyot XX - asrda aniqlangan eng katta optik effektlaridan biri hisoblanadi. Lekin Landsberg , Raman ,Mandelshtam va Krishnanlar boshqa hodisalarni izlashgan bo‘lsada bir payitda yorg‘likning kombinatsion sochilishini kashf etishdi. Dor va Kabani bu hodisani gazlarda izlab topisha olmadi, chunki gazlarda kombinatsion sochilishi yo‘q emas, mavjud lekin yorug‘likning kombinatsion sochilishi intensivligi juda kichik bo‘lganligi sababli uni o‘lchash iloji bo‘lmagan. I.L Mandelshtam va G.S. Landsberg bu hodisani nazariy va amaliy tadqiqot qilishdi va faqat 1930-yili o‘zlarining boshlang‘ich masalasi, kondensirlangan muhitda sochilgan yorug‘lik spektirdagi Doppler siljishini izlashgan. Bu ish Mandelshtam va Landsberg tomonidan Moskvada (MDU da) ularning taklifiga asosan E.F. Gross tomonidan Leningradda yani hozirgi Sankt –Peterburg davlat optika institutida davom ettirildi. 1930-yilda Gross tomonidan kvars monokristali va suvda sochilga yorug‘lik spektrida diskrit siljigan komponentalarni borligini topdi. Konsentratsiya va temperatura fluktuatsiyasi sababli sochilgan yorug‘lik spektrida siljimagan kengaygan chiziqni beradi. Agar sochilgan yorug‘lik lazer yordamida uyg‘otilayotgan bo‘lsa, sochilgan yorug‘lik spektrida siljigan komponentalar Mandelshtam-Brillyuen komponentalari va markaziy komponenta lar kuzatilishi shart buladi. L.I. Mandelshtam, M.A. Leontovich, L. Brillyuen, G.S. Landsberg, A.A. Andronov, , L.D. Landau ,I.E. Tamm va G. Plachek (1922-1934 y.y) tomonlaridan boshlagan bu ish asosida hozirgi vaqtga kelib, sochilgan yorug‘lik spektral tarkibi nazariyasi juda yaxshi rivojlandi. Ushbu hodisa aniqlanmasdan oldin nazariy jihatdan uyg‘otuvchi chastota ω ga nisbatan Mandelshtam-Brillyuen komponentalari Δω siljishini sodda ifoda bilan aniqlash mumkinligi ko‘rsatilgan : 8 2πΔν = Δω =Ω=± 2nϑ cωsin Θ 2 (1.2.2) Yorug‘likning molekular sochilish spektridan (Mandelshtam-Brillyuen komponenta lari va markaziy komponenta) foydalanib, komponentalar orasidagi masofani qarab gipertovush (10 10 Hz)ning moddadagi tezligini va Mandelshtam- Brillyuen komponentalari kengligida tovushning yutilishi koeffitsiyenti α ning ko‘paytmasi orqali aniqlanadi. δω MB =2αϑ Buning nazariya asosida yorug‘likning molekular sochilish spektrini amaliy o‘rganish, moddalar akustik xususiyatlarini aniqlash, xususan, turli fizik holatlarda masalan, fizikaviy o‘tishlarda tovushning tezligi va yutilish koeffitsiyentini aniqlash mumkin. Bu qo‘llanishga asos bo‘lib 1953-1955 - yillarda, serouglerod, benzol, to‘rt xlorid uglerod va ko‘pgina suyuqliklarda aniqlangan tovush tezligi dispersiyasi mavjudligi yordam beradi.Bu usul 1960 y laboratoriyalarida lazer yorug‘lik manbalari qo‘llanila boshlagach foydali bo‘la boshladi.Lazerlarni qo‘llab, turli suyuqlik va eritmalarda tovush va gipertovushning yutilishi o‘rganildi. Katta hajmiy qovushqoqlikka ega muhitlarda tovush tarqalishi relaksatsion nazariyasi tastiqlandi. Benzol uchun α= 4,5 x⋅10 3 sm -1 va hajmiy qovushqoqlik relaksatsiya vaqti τ=3⋅10 −10 s ekanligi aniqlab Mandelshtam va Leontovich tomonidan asoslangan tovush tarqalshi relaksatsion nazariyasining amaliy isboti bo‘ldi. 9 2-rasm Geliy – neon lazeri yorug‘ligi bilan 20 0 c da suyuq benzolda uyg‘otilgan yorug‘likning sochilish spektri. To‘lqin uzunligi λ =6328 A. δω MB - chastota oralig‘i, Mandelshtam-Brillyuen komponenta lari maksimal intensivligi yarim kengligi. δω q - Reley chizig‘ini yoki komponenta maksimal yarim kengligi. Δω siljishi, tovush tezligi va sochilish burchagi orqali aniqlanadi. Yorug‘likning molekular sochilishi spektri chastotasi 10 10 Hz bo‘lgan tovush gipertovushning tezlligini aniqlash mumkinligini ko‘rsatadi. Bu usulda aniqlangan gipertovush tezligi bilan ultratovush (10 6 Hz )oraliqda aniqlangan tezligini taqqoslash, tovush tezlligi dispersiyasi mavjud ekanligini bildiradi. 1.3 Suyuqliklarda tovush tarqalishining g idrodinami k nazariyasi Dastlab gazlarda tovush tarqalish tezligini aniqlash g a to‘xtalamiz . Tovushni ng adiabatik tezligi ya’ni L aplas tezlig formulasi quyidagicha : V= √γp ρ Bunda  = C p / C v – o‘zgarmas bosim va o‘zgarmas hajmda issiqlik sig‘imi nisbati, p va  - bosim va zichlikning muvozatnat qiymatlari . Tarqalish jarayonini adiabatik deb faraz qilib, amalda yaxshi natija beradi. U holda to‘lqinning siqilish i va siyraklashishi qismlari oralig‘ida temperatura tenglashishiga ulgurmay qoladi. Ilk yaqinlashishda V ning qiymati tovush chastotasi va amplitudasiga bog‘liq bo‘lmaydi va ma’lum sharoitlatda bu bog‘lanishlar mavjud bo‘l adi xolos. Bir atomli gaz uchun V ni nazariy aniqlash ham ancha murakkab masaladir shuning uchun bu masala taqriban yechiladi. Gazokinetik nuqtai nazari asosida ikki atomli gaz lar uchun V ni aniqlashda modelli tas avurlardan foydalanish maqsadga muvofiq. V ni nazariy hisoblash masalasi da issiqlik harakatini e’tiborga 10 olishdan tashqari, molekulalarning o‘zaro to‘qnashuvlari x arakteri to‘g‘risida ma’lum faraz qilishni, markaziy ta’sirini, issiqlik harakatida tezlik bo‘yicha taqsimotini, o‘zaro to‘qnashuvlarda molekulalarning aylanishlarini ba hokazolarni hisobga olish kerak . Bu turdagi masala molekular va statistik fizikaga ta’lluqli bo‘lib , bu savollrga ko‘plab adabiyotlardan izoh topi ladi. Suyuqliklar, qattiq jismlar va gazlar o‘rtasida o‘tish holatini ifodalovchi dir. Suyuqliklar holati nazariyasi qattiq jism yoki gazlar nazariyasi kabi darajada chuqur kórib chiqilmagan. Shu sababdan suyuqliklarda tovush tezligini hisoblash real gazlarda tovush tezligin hisolash usullariga nisbatan yuqori darajada a malga oshirilmagan . Suyuqliklarda V ni aniqlash uchun faqat imperik hamda yarimimperik ifodalar ishlab chiqilgan va u zichlik, temperatura kabi makroskopik parametrlar bilan bog‘langan Tovush tezligi molekulalar o‘zaro ta’sirlashuvi hamda muhit tuzilmasi orqali aniqlanadi. Bundan tashqari , V tezlik o‘zgarishi suyuqlik yoki gazning muvozanati haqidagi o‘zgarishlar to‘g‘risida muhim ma’lumotlarni beradi. V o‘zgarishi termodinamik miqdorlarni aniqlashning muhim metodini o‘zida mujassamlaydi – bu  S =1/  V 2 adiabatik va  T =  S izotermik siqiluvchanlik ifodalaridir. Tovush to‘lqinlari tarqalishi bilan uning amplitudasi kamay ib bormaydi. Bu bir qator sab ab lar bilan bog‘liq , masalan, t o‘lqin fronti band qilgan sirtning ortshi bilan to‘lqin energiyasi kamayishi, dissipativ jarayonlar oqibatida to‘lqin energiyasining yutilishi, muhit issiqlik o‘tkazuvchanligi va qovushqoqligi paydo bo‘lishi, bir jinsli bo‘lmagan muhitda sochilish kabilar. Yuguruvchi yassi to‘lqinlar uchun dissipativ jarayonlar tufaylli ular amplitudasini kamayishi yutilish koeffitsiyenti bilan xa rakterlanadi, ya’ni to‘lqin amplitudasi qanday masofada e marta kamayishini ko‘rsatadi : p¿= p0¿⋅e−αx Birlik uzunlikka to‘g‘ri keluvchi amplituda ning nisbiy kamayishi quyidagicha: α= p¿−1⋅dp ¿ dx Bu amplitudaviy fazoviy yutilish koeffitsiyenti . 11 Tovush to‘lqinlari tarqalayotgan muhit ning issiqlik o‘tkazuvchanligi hamda qovushqoqligi hisobga olingan gidrodinamik nazariya , tovush yutilish koeffitsiyenti uchun :α= ω2 2V 03ρ[ 4 3η+η¿+ χ( 1 CV − 1 C P)] (1.3.1) Bu yerda  va  / - siljish va q o vushqoqlik koeffi t s iy entlari ,  – issiqli k o‘tkazuvchanlik koeffitsiyent i,  – tovush sikli k chastota si , V 0 – cheksiz kichik chastotalar uchun tovush tezligi (  →0). Yutilish koeffitsiyenti tovush chastotasi kvadratiga shuningdek    / va  dissipativ koeffi t s iy entlarga proporsionaldir. Ilk ma rotaba ushbu formula Stoks tomonidan  issiqlik o‘tkazuvchanlik hisboga olinmagan holda hosil qilingan. Keyinchalik issiqlik o‘tkazuvchanlikni ta’siri mavjudligi Kirxgof tomonidan aniqlangan. (1 .3.1 ) formula Stoks tomonidan yozilgan bo‘lsada   hajmiy qovush q o q lik roli va qiymati faqat Rele y tomonidan tushuntir ib berildi . O datda Stoks-Kirxgof formulasi   hisobga olinmagan holda   yozilgan formula ham deyiladi: αкл= ω2 2V 03ρ[ 4 3η+ χ( 1 CV − 1 C P)] 1.4 S uyuqliklarda tovush tarqalishi relaksatsion nazariyasi Chastot asi  1 GHz va undan yuqori tovush gipertovushli chastotalar dipazoniga t egishli . Muhitda gipertovushni u yg‘onishi murakkabligi bilan ajaralib turadi va bunday yuqori chastotali t o vushlar muhitda kuchli yutiladi . O‘z navbatida yorug‘lik sochilishining molekular usuli yorug‘likning Reley sochilishi nozik stru k tura si spektri bo‘yicha gipertovush yutilish koeffitsiyentini amplitudaviy va tezliklar bo‘yicha tarqalishlarini o‘rganish imkoniyati paydo bo‘ladi. Yuqorida qayd etilgan elastik to‘lqinlar tarqalishining gidrodinamik nazariyasidan 10 9 Hz tartibdagi gipert ovush suyuqliklarda kuchli so‘nishi kelib 12 chiqadi va shu ning uchun Reley chiqlari nozik strukturasi suyuqliklarda kuzatilmaydi. Reley chiziqlari nozik strukturalarini suyuqlikda mavujdligini Mandelshtam- Leontovich relaksatsion nazariyasi yordamida tushuntiriladi. Ushbu nazariya klassik nazariya oldida turgan qiynchiliklarni yechi b beradi. T ovush tezligi dispersiyasini ya’ni yuqori chastotali tovush tezligining chastotaga bog‘liqligini tushuntirib beradi. Kichik qovushqoqli suyuqliklarda tovush tezligi dispersiyasini ilk bor I.L. Fabelinskiy va uning xodimlari aniqlashga muavfaq bo‘l dilar. Ular ultratovush tezligini Mandelshtam-Brillyuen komponenti gipertovush tezligi o‘zgarishlari bilan qiyislashdi . Aniqlangan dispersiya hajmiy qovushqoqlik relaksatsiyasiga asoslangan. Fabelinskiy hamda Pesin suyuqlikda qovushqoqlikni katta siljishlarda qovushmasligi so‘ngra nozik strukturalarda Reley chiziqlarini qovushqoq muhitlarda va shishalarda órganishdi. Shunda q ovushqoqlik siljishi relaksatsiyasiga asoslangan tovush tezligi dispersiyasi 70% aniqlangan. Tovush tarqalishining Mandelshtam va Leontovich realaksatsion nazariyasi o‘zida umumiy fenomenologik nazariyani jamlaydi . Nazariyaga ko‘ra suyuqlik holatni nafaqat  zichlik va T temperatura orqali balkim suyuqlik holatini xakaterlovchi ba’zi  parametrlar bilan ham x arakterlanadi.  temperatura va zichlik funksiyasi     muvozanat holatida bo ladi. ʻ   o‘zgarish tezligini   farq bo‘yicha vaqt bo‘yicha qatorga yoysak quyidagini olamiz : ˙ξ= 1 τ(ξ−ξ0) (1.4.1)  kattalik vaqt o‘lchoviga ega bo‘lib, u ushbu jarayonning relaksatsiya vaqti de b hisoblanadi.  ning oshishi bilan tizim muvozanatining tiklanish holat i to‘xtaydi. Tasavvur qilaylik, suyuqlik adiabatik davriy siqilishga hamda kengayishga uchrasin, uni x akterlovchi barcha parametrlar e -i  t (  – tovushning siklik chastotasi) kattalikka proporsional ravishda vaqtga bog‘liq deylik . U holda          bu yerda    – o‘zgarmas tashkil etuvchi   , a   - o‘zgaruvchan qism, 13 proporsionalligi e -i t . tahliliy jihatdan  ni         ko‘rinishda yozish imiz mumkin. Hisoblash natijalariga ko‘ra muvozanatning tiklanishning sust jarayoni makroskopik   ikkinchi qovushqoqlikka ekvivalent bo‘ladi : η¿= τρ 1+iωτ (V∞2−V02) (1.4.2) Bu yerda V ∞ va V 0 – tovush tezliklari mos raviashda  →∞ va  →0 chastotalar uchun.  <<1 tengsizlik o‘rinli bo‘lgandagi sust o‘tuvchi jarayonlar uchun esa η0¿= τρ (V∞2−V02) (1.4.3) (1.4.3) ni (1.4.2) ga qo‘yib, hajmiy qovushqoqlik koeffitsiyentining chastotaga bog‘liqligi quyidagi tenglikni olamiz: η¿= η0 ¿ 1+iωτ (1.4.4) Gidrodinamik nazariyaga asosan tovush yutilishining amplitudaviy koeffitsiyenti quyidagi formula orqali aniqlanadi: α= αη+αη¿= ω2 2V 03ρ( 4 3 η+η¿ ) (1.4.5) Bu nda  va   - siljish va hajmiy qovushqoqlik koeffitsiyentlari. (1.4.3)-(1.4.5) ifodalardan: αη¿= ω2τ(V ∞2− V02) 2V 03(1+ω2τ2) (1.4.6) (1.4.6) dan ko‘rinib turibdiki hajmiy qovushqoqlikka asoslangan yutilish qismi, relaksatsiyalanib aniq o‘zgarmas qiymatg a erishishga harakat qiladi . Natijada Reley chiziqlari nozik srukturalari bo‘yicha tajribaviy natijalar va gidrodinamik nazariya xulosalari orasidagi ziddiyatlar bartaraf etildi. (1.4.6) ko‘rinishdagi tovush yutilishi uchun Mandelshtam va Leontovich formulasidan tashqari, tovush tarqalish tezligi uchun quyidagi tenglik olindi: V2= V 02+(V∞2− V02) ω2τ2 1+ω2τ2 (1.4.7) 14 (1.4.7) ifodadan ko‘rinadiki , tovush chastotasi oshishi bilan uning tezligi ham osh ib boradi va V ∞ ga intiladi. Hajmiy qovushqoqlikning  relaksatsiya vaqti relaksatsion nazariyaning ixtiyoriy parametrlaridan biri hisoblanadi . Uni aniqlash ikkita mustaqil metod orqali yechilishi mumkin. Chunki  relaksatsiya vaqti tovush tezligi ifodasi (1.4.7) da va tovush yutilish koeffitsiyenti (1.4.6) ifodalarda qatnashadi. Real suyuqliklarda tovush tarqalishi to‘laligicha relaksatsiya vaqtlari orqali ifodalanishi mumkin. U holda (1.4.6) yoki (1.4.7) ifoda orqali aniqlanuvchi relaksatsiya vaqti o‘rtacha effektiv qiymat deb qaraladi. Tovush tarqalishini Mandelshtam va Leontovich nazariyalari rivojlanishining asosiy sababi, uning fenomenologik x arakterga ega bo‘lishidir. Bu nazariya ultratovush va gipertovushlar sohasida tajribani to‘g‘ri qo‘yilishisha sabab bo‘ldi. Bundan tashqari ushbu nazariya xulosalar asosida qator suyuqliklarda dispersiya tezligini aniqlash imkoni hosil bo‘ldi. 1.5. Eritmalarda yorug‘likni molekular sochilishi nazariyasi Yuqorida aytganimizdek yorug ‘ lik sochilishi uchun yorug‘lik oqimi yo‘lida optik bir jinslimaslik to‘g‘ri kelishi lozim. Agar gazda molekulaning o‘rtacha erkin yugurish masofasi yorug‘lik to‘lqin uzunligidan katta bo‘lsa, u holda molekula optik birjinslimaslikni namoyon qiladi va unda yorug‘likning sochilishi sodir bo‘ladi. Agar molekulani osillyator deb qarasak, unga tushayotgan chastotali yorug‘lik to‘lqini bu osillyatorni shu chastota ( majburiy tebranish ) bilan tebranishga majbur etadi, natijada bu turli yo‘nalishlarda shu chastotali yorug‘likni nurlantiradi. Bu holda sochilgan yorug‘lik umumiy oqimi barcha eritilgan molekulalar majburiy nurlanishlari yig‘indisidan tashkil topgan bo‘ladi. Agar ba’zi molekulalar harakatda bo‘lsa sochilgan yorug‘lik chastotasi Dopler effekti natijasida o‘zgaradi. Agar sochilish monoxromatik yorug‘lik bilan uyg‘otilayotgan bo‘lsa, u holda bunday o‘zgarishlar unchalik katta bo‘lmay sochilgan yorug‘lik chiziqlarini kengaytirishga olib keladi. 15 Agar modda kondensirlangan bo‘lsa, qo‘shni molеkulalar orasidagi masofa kichik bo‘ladi va alohida molеkulada sochilish faqat optik bir jinslimaslikni vujudga kеltiruvchi fizik kattaliklarning fluktuatsiyalarida hosil bo‘ladi. Kritik nuqtalardan uzoqda bunday bir jinslimaslikning nochiziqli o‘lchamlari yorug‘lik to‘lqin uzunligidan ancha kichik bo‘ladi. O‘z yo‘lida bunday bir jinslimaslik uchratgan yorug‘lik unda difraksiyalanadi. Bunday holatda sochilgan yorug‘lik- difraksiyalangan yorug‘likdir. Temperatura, bosim va kontsеntratsiya fluktuatsiyasi natijasida sochilgan yorug‘lik intеnsivligini hisoblashni birinchi marta Albert Eynshtеyn tomonidan statistik fizika usuli bilan bajarilgan. Agar muhit anizatrop molеkulalardan tashkil topgan bo‘lsa, u holda anizatropiya fluktuatsiyasi kuzatiladi. Bu esa kichik hajmning ma'lum joyida va ma'lum vaqtida katta hajmdagi o‘rtacha qutblanuvchanlik yo‘nalishidan katta yoki kichik qutblanuvchanlik ma'lum bir tomonga yo‘naladi. Muhit sochilgan monoxromatik yorug‘lik bilan uyg‘otilsa ya’ni lazеr nuri bilan, sochilgan yorug‘likda siljigan komponеntalar ( Mandelshtam-Brillyuen komponentalari) va siljimagan kеngaygan chiziq hosil bo‘ladi. Spеktrning bu manzarasiga anizatropiya fluktuatsiyasining vaqti bo‘yicha o‘zgarishi evaziga hosil bo‘lgan Rеlеy qanoti chizig‘ining kеng sohasi mos tushadi. Har qanday bir jinsli muhitda yorug‘likni sochilishi, zichlik va temperatura fluktuatsiyasi natijasida vujudga kelgan optik jihatdan bir jinslimaslik natijasida bo‘ladi. Molekulalarning issiqlik harakati zichlik va temperaturaning o‘rtacha qiymatidan chetlashishiga sabab bo‘ladi. Buning natijasida dielektrik kirituvchanlikning ham o‘rtacha qiymatidan chetlashishiga olib keladi [1.2]. Dielektrik kirituvchanlikning termodinamik fluktuatsiyasi natijasida sochilgan yorug‘likni qarab chiqamiz ϑ -hajmdan sochilgan yorug‘likning to‘lqin intensivligi quyidagicha: I= I0 π λ4r2 Δϑ ε − 2V sin ϕ (1.5.1) 16 Bu yerda I 0 va I- tushuvchi va sochilgan yorug‘lik intensivligi. r - sochuvchi jismdan kuzatish nuqtasigacha, jismdan kuzatish nuqtasigacha bo‘lgan radius vektori, ϑ -hajm, V-elementar hajm, n- elementar hajmlar soni, ϕ - tushuvchi elektr maydonini yo‘nalishi bilan sochuvchi hajmdan kuzatish nuqtasigacha bo‘lgan radius vektori yo‘nalishi orasidagi burchak, λ -tushuvchi yorug‘likning to‘lqin uzunligi. Dielektrik singdiruvchanlik fluktuatsiyasi ( Δε ) ni zichlik va temperaturani fluktuatsiyalari orqali quyidagicha yozamiz: Δε = ( ∂ε ∂ p)T Δp +( ∂ε ∂Τ )p Δt (1.5.2) Δε ni kvadratga ko‘taramiz va o‘rtacha qiymatini olamiz va termodinamik ko‘paytmasini o‘rtacha qiymati Δp ⋅ΔΤ _____________ =0 bo‘lganligidan (1.2) ni hisobga olib yozamiz: (1.5.3) (1.5.3) ni (1.5.1) ga qo‘yib I= I0 π2 λ4r2ϑ{( ∂ε ∂p)Τ 2 Δp 2 _________ +( ∂ε ∂Τ )pΔΤ _____ } (1.5.4) Ma’lumki, Δp 2 ________ =kT βΤ p2 ϑ (1.5.5) Δε 2 ________ =( ∂ε ∂p)T 2 Δp 2 ________ +( ∂ε ∂τ)T 2 ΔΤ 2 _______ (1.5.6) Bunda βΤ -izotermik siqiluvchanlik, βp -adiabatik siqiluvchanlik, γ= βΤ β p , Bu issiqlikdan kengayish koeffisyenti. 17 Δε ______ =( ∂ε ∂p)T 2 Δp 2 ________ +( ∂ε ∂τ)p 2 ΔΤ 2 ________ Bu formulalarni hisobga olib, temperaturaning fluktuatsiyasini juda kichik bo‘lganligidan tashlab yuborsak, yorug‘likni sochilish intensivligi quyidagi holga keladi: I= I0 π2 λ4r2υkT βΤ(p ∂ε ∂ p)T sin 2ϕ (1.5.7) Agar (1.5.7) formuladagi sin 2ϕ ni 1+ cos 2θ 2 bilan ózgartirsak, I= I0 π2 λ4r2υkT βΤ(p ∂ε ∂ p)T 2 (1+cos 2θ) (1.5.8) Bunda θ -sochilish burchagi. Suyuqlikda sochilish koeffisienti quyidagicha aniqlanadi: R= I0 I0ϑ (1.5.9) 90 0 sochilish burchagi desak unda (1.8) dan foydalansak sochilish koeffisienti uchun quyidagi ifodaga kelamiz: R= π2 λ4r2υkT βΤ(p∂ε ∂p)T (1.5.10) Eritmada yorug‘lik sochilganda yana yangi ko‘rinishdagi zichlikning tartiblanishining fluktuatsiyasi paydo bo‘ladi va intinsivligi quyidagi ko‘rinishni oladi: I=I zich +I kon (1.5.11) Bu yerda I zich - zichlik va konsentratsiya fluktuatsiyasi toza moddada ham eritmada ham bo‘lishi shart. Toza suyuqlik uchun chiqarilgan formulani katta o‘zgarishsiz eritmalar uchun ham yozishimiz mumkin: I= I0 π2 λ4r2υ Δε 2 _______ V sin 2ϕ (1.5.12). 18 Tenglikda ϕ -tushuvchi to‘lqin elektr vektorining yo‘nalishi bilan sochilgan to‘lqinni tarqalish yo‘nalishining radius vektori orasidagi burchak, ϑ -hajm., V- elementar hajm deyiladi. Agar molekulani izotrop deb qaralsa, ikki komponetalli eritma uchun quyidagicha yozish mumkin: Δε = ∂ε ∂ p Δp + ∂ε ∂x Δx (1.5.13) Yoki fluktuatsiyani bog‘liqmasligini kiritsak, u holda Δε 2 ______ = ( ∂ ε ∂ p) 2 Δp 2 _____ +( ∂ ε ∂ x) 2 Δx 2 ______ (1.5.14) Ifodadagi x- komponetalardan bittasining molyar konsentrasiyasi, x 1 -birinchi komponetaning konsentratsiyasi, x 2 - ikkinchi komponetaning konsentratsiyasi. (1.5.14) ni (1.5.12) ga qo‘yib eritmalar uchun sochilgan yorug‘lik intensivligi ikkita qo‘shuluvchidan-zichlik va konsentratsiya fluktuatsiayalaridan iborat bo‘ladi. Intensivlikdan sochilish koeffisyentiga o‘tsak ikkinchi qo‘shuluvchi uchun quyidagi hosil bóladi: Rkon = Ir 2 I0ϑ = π2 λ4( ∂ ε ∂ x) 2 Δx 2 ______ ϑ sin ϕ (1.5.15) (1.5.14) ifoda tushuvchi yorug‘lik qutblanagan bo‘lgan hol uchun to‘g‘ri bo ladi. ʻ Tabiiy yorug‘lik uchun (1.14) dagi sin 2ϕ ni 1+ cos 2θ 2 bilan almashtiramiz. Unda sochilish burchagi θ= 90 0 bo‘lgan holda Rkon = π2 2 λ4( ∂ ε ∂ x) 2 Δx 2 ______ ϑ (1.5.16). Bunda θ -sochilish burchagi. 19 II BOB. SOCHILGAN YORUG‘LIKNING SPEKTRINI QAYD QILUVCHI SPEKTRAL QURILMA TAVSIFI Ishning bu bo‘limida yorug‘likni ikki karra o‘tkazuvchi Fabri-Pero interferometri bazasida yig‘ilgan yuqori ajrata oladigan eksperimental qurulmani tafsifi keltiriladi. Ikki o‘tishli interferometrda spektrni kuzatishda asosan uni konstruksiyasi va yustirovka qilish usuli keltirib o‘tilgan. Termostatni konustruktiv tavsifida namunani temperaturasini natija olish vaqtida nazorat qilish hamda tozalash usuli va suvli eritmani optik tozalash tartiblari berilgan. 2.1 Yorug‘lik sochilishi bo‘yicha eksperimentlarda qo‘llaniladigan lazerlar Yorug‘lik sochilishi, tadqiqotlarida asosan turli xildagi lazerlar ishlatiladi: 1) He-Ne gaz lazeri 2) Argon ionli gaz lazeri 3) Neodimli alyumoitriy grant qattiq jismli lazer 4) CO 2 gaz lazeri. Jadvalda keng tarqalgan lazerlarning asosiy xarakteristikalari berilgan. Lazer Keng qo‘llaniladigan to‘lqin uzunligi Uzluksiz rejimdagi quvvati Wt Kuchaytirish kengligi G.Hz Geliy-Neon 6328 A 0 0,1 <1 Argon 4880 A 2 ~5 5145 A 2 ~5 Neodim qattlami 1,06 mkm 10 ~7 CO 2 1,06 mkm 300 0,06 Geliy-Neon lazeri quvvati boshqalariga nisbatan kichik bo‘lsada, yorug‘lik sochilishi doir tadqiqotlarda keng qo‘llaniladi. He-Ne lazeri boshqa lazerlarga nisbatan sodda, ishonchli va juda arzon. Spektrni qizil qismida (632,8nm) ishlash 20 samarali fotoelektrik qabul qiluvhcilarini qo‘llash imkonini yaratadi, chunki ko‘pgina sochilish jarayonining effiktivligi ω 4 ga proporsional. Bu ikki ustunliklar, argon ion lazeriga nisbatan yaqqol nomayon bo‘ladi. Bu lazer ancha murakkab ya’ni razryad toki juda katta bo‘lib, geliy – neon lazeridan taxminan bir tartibga quvvatliroq. Yana bu lazer to‘qqizta turli to‘lqin uzunlikdagi yorug‘likni uyg‘otishi mumkin. Bu spektrning zangori – yashil qismida eng quvvatlisidir. Bu nurlarning ixtiyoriy birini lazer rezonatoriga prizma kiritib ajratish mumkin va prizmani burib kerakli to‘lqin uzunligiga moslash mumkin. Lazerning bu xususiyati juda qulay, chunki kuzatilayotgan spektr fluoressensiya yoki sochilishiga bog‘liq yoki bog‘liq emaslligini aniqlash imkoniyatini beradi. Neodimli qattiq jism lazeri yuqori quvvatga ega , katta to‘lqin uzunlikdagi nurni uyg‘otadi. Bu esa ko‘rinuvchi yorug‘lik uchun noshaffof bo‘lgan moddalarda hajmiy sochilishni tadqiqot qilishga imkon beradi. Foto ko‘paytuvchilarning 1mkm to‘lqin uzunligida 500nm dagiga nisbatan sezgirligi ikki marta kam, shuning uchun amaliy ahamiyati kam. Ikkinchi tomandan neodimli alyumoittriyli granat nomli lazerni yasash va islatish argon ionli lazerga nisbatan qulay. Bu lazerda modullashgan asllik rejimini amalga oshirib kilovatt quvvatli shu bilan birga davomiyligi milisekund bo‘lgan impulslarni hosil qilish mumkin. Bu xususiyatlari alyumoittriy grant lazerlarni nochiziqli optikadagi tadqiqotlarda qo‘llash foydaliligini isbotlaydi. CO 2 -lazeri ko‘rsatilgan lazerlar ichida eng quvvatlisi bo‘lsa ham yorug‘lik sochilishiga doir tajribalarda juda kam qo‘llaniladi. Sochilgan yorug‘lik intensivligining chastotaga bog‘liqligi va qabul qiluvchilar sezgirligi 10 mkmda kamayishi bu qurulmani keng qo‘llanilishiga olib kelmaydi. Lekin bu lazer qisqa zonalar ora tirqishga ega yarim o‘tkazgichlarda tashuvchilar harakatchanligini o‘rganishda keng qo‘llaniladi. Ushbu lazer o‘rtacha hosil qilinadigan quvvatni kamaytirish uchun ya’ni namunani isitmaslik va buzmaslik uchun asosan modullashgan asillik rejimida ishlaydi. Hozirgi davrda yuqorida aytilgan lazerlarning turli variantlari sotilmoqda, lekin ko‘pchilik tadqiqotchilar o‘zi yasagan lazerlarni afza ko‘rishadi. 21 Odatda lazer nurlanish chastota bo‘yicha c/2L, bunda L-lazer rezonatoridagi ko‘zgular orasidagi masofa, kattalikka ajralgan bir qator bo‘ylama modalardan tashkil topgan va aktiv muhitda kuchaytirish egri chizig‘i kengligi tartibida chastota oralig‘ini egallaydi. Quydagilarga asoslangan turli bir chastotali lazer sxemalari ishlab chiqilgan. 1) Faqat bitta bo‘ylama moda generatsiyalanishi uchun C/2L>Δϑg gacha rezonator yasaladi. 2) Uzun lazer rezonatorini qisqa optik rezonator bilan shunday tutashtirish kerakki, natijada lazer faqat ikkala rezonatorlar modalariga mos kelgan chastotada generatsiyalangan bo lsin. ʻ 3) Rezonator xususiy chastotasini modulyatsiyalash hamda keyingi lazer nurlanishini demodulyatsiya qilish. Amaliyotda ikkinchi variant ko‘proq qo‘llaniladi, chunki bu holatda quvvati cheklanmagan bo‘ladi. Birinchi usulda esa qisqa rezonatorlarda quvvati cheklangan va birgalikda uchunchi usul kabi murakkab elektron qurulmalar ham talab qilinmaydi. Ba’zi qo‘llanishlarda lazer nurlanishi ~0.1 Hz samarali kengiligi talabga javob bermaydi. Bunday holatlarda teskari aloqali murakkab elektron boshqarish sxemalarni qo‘llash va bironta bo‘ylama moda chastotasining o‘zgarishiga sababchi bo‘ladigan lazer rezonatori konfiguratsiyasi fluktuatsiyasini bartaraf qilish mumkin, lazer nurlanishi samarali spektr chizig‘i kengligi 1000000 Hz dan kichik bo‘ladi. Bunday tajribada mumkin bo‘lgan qurilma funksiyasi kenligi bir modali lazerlarni qo‘llashni taqoza etadi. Spektr tahlili uchun optik spektrometr yoki interferometr qo‘llanilayotgan bo‘lsa, chastotalari 10 Hz dan ancha kichik ⁹ bo‘lgan uyg‘otishlarni o‘rganish uchun bir modali lazer kerak. 2.2 Ikki o‘tishli Fabri–Pero interferometri xususiyatlari 22 Spektral manzaraning kontrasligini oshirishda interferometrdan yorug‘likni o‘tkazish usuli ancha avval ko‘rsatilgan . Ammo bunda keng masshtablarda aniqligi haqiqiy bo‘lmaydi. Ammo bu usul yaqin vaqtlarda rivojlana boshladi. Keng imkoniyatli ko‘p o‘tishli Fabri – Pero interferometrini qo‘llashni umumlashtirib ko‘ramiz. Interferension manzaraning mavjudlilik shartini quyidagi ifoda bilan aniqlaymiz:2m cos ϕ= mλ ( 2.2.1) bunda t , n ,  , m,  - ko‘zgular orasidagi masofa, muhitning sindirish ko‘rsatkichi, yassi to‘lqinning ko‘zguga tushish burchagi, interferensiya tartibi va yorug‘likning to‘lqin uzunligi. Interferometrning aparat funksiyasi Eyri formulasi bilan aniqlanadi. Ba’zi hollarda interferometrning yassi va bir xil ko‘zgulariga parallel monoxramatik yorug‘lik dasatalari tushganda va uning intensivligi birligi sifatida qabul qilinib, quyidagi ko‘rinishda yoziladi: Y (m )= ( T 1+ R ) 2 1 1+( 2 F π ) 2 sin 2πm (2.2.2) Bunda R va T lar mos ravishda interferometer ko‘zgusining yorug‘likni qaytarish va o‘tkazish koeffisiyentlaridir. Ideal yassi ko‘zgular uchun esa quydagi formulani keltiramiz: F = F R= π√R 1− R (2.2.3) Bu formuladagi F kattalik interferension manzaraning o‘tkirligi deb ataladi. (2.2.2) formulada qabul qilingan m=m 0 +  , bunda m 0 – umumiy son,  - tartibning bo‘laklangan qismi,  kam taklif qilingan. Bulardan kelib chiqib (2.2.2) formulani quyidagi ko‘rinishda yozamiz: Y (γ)= ( T 1+ R ) 2 1 1+4 F 2γ2 (2.2.4) 23 (2.2.4) ifodadan,  a apparatning to‘liq yarim kengligidagi  * dispersiya sohasidagi ulushi quydagicha bo‘ladi: δν a Δν ¿= 2γ= F−1 (2.2.5) Bir o‘tishli interferometrda interferension spektrning kontrasligi C , Y max maksimal intensivlikka bog‘liq. Y max maksimal va Y min minimal intensivliklar interferogrammalar aro tartiblangan. Interferometrni yoritish uchun foydalaniladigan monoxramatik yorug‘lik manbayi xususiy kengayish chizig‘ga ega va uning aparat konturining kichik kengayishi mavjud. Bunday holatda C kontrasligini quyidagicha bo‘ladi: C = Y max Y min = ( 1+ R 1− R ) 2 ≈ 1+ 4 π2F 2 (2.2.6) Yassi ko‘zguli Fabri – Pero interferometri uchun F- o‘tkirlik oddiy lekin, R- kattalik qiymati chegaralangan. O‘z navbatida usti yopiq qaytaruvchi ko‘zguning yassi sirti nomukammal tayyorlangan. Agar yassi ko‘zgu  /m gacha aniqlikda tayyorlangan bo‘lsa , eng yuqori o‘tkirlik F S = m /2 bo‘ladi . Ko‘p o‘tishli interferometrlar uchun (2.2.5) va (2.2.6) ifodalar o‘rniga quydagini olamiz: δν a Δν ¿= (21/n− 1)1/2F−1 (2.2.7) C n= C n= ( 1+ R 1− R ) 2n ≈ ( 2 π F ) 2n (2.2.8) (2.2.8 )ifodadan kelib chiqib, agar o‘tishlar sonini oshirsak kontraslik juda kuchli o‘zgaradi. Haqiqatdan ham R =0.95 va n=1 bo‘lsa, C=1000 bo‘ladi, agar n=2 bo‘lganda (R o‘zgarmagan holda) C n =10 6 bo‘ladi. Ya’ni ikki o‘tishli Fabri- Pero interferometri yordamida intensevlikni olti va undan ko‘p tartibda chiziqlarni o‘rganishga imkon yaratadi . 24 2.3. Ikki o‘tishli Fabri-Pero interferometrini tuzilish va yustirovka qilinish a) Uch qirrali prizma Barqaror ishlaydigan ikki o‘tishli Fabri-Pero interferometrini yasash uchun burchakli qaytargichdan foydalanamiz. Boshqacha qilib aytganda uch qirrali prizma o‘ziga tushgan nurni to‘g‘ri 180 0 gradus burchak ostida qaytaradi. Antiparalelga qaytarish aniqligi tayyorlangan uch karrali prizma va yorug‘likning tushish burchagiga bog‘liq bo‘lmaydi. Trilpil prizma bu uch qirrali pirizmadir. Uchta qirralari yuqori qismida bir- biriga 90 0 burchak ostida kesishadi va qolgan uch qismi esa prizmaning osti - asosini tashkil qiladi (3- rasm). Prizmaning asosiga tushuvchi nur uning yon tomonlaridan qaytgandan so‘ng, prizmaga tushayotgan nurga nisbatan parallel ravishda orqaga qaytib chiqadi. Interferometr ko‘zgusidan ketma-ket o‘tayotgan nurlarning optik uzunligi bir xil bo‘lishi lozim . Bundan ko‘rinadiki interferometrning plastinka sirtiga ishlov berib ham shartlarni bajarish imkoniyati bor. Ya’ni amaliy maxsus yustirovka qilish shartlari yordamida foydalanamiz. Biz bunda prizma metal halqaga mahkamlanadi va uning holati osongina o‘zgartiriladi. 3-Rasm. Uch qirrali prizmada nurning o‘tishi 25 4- Rasm. Ikki o‘tishli interferometrda nurning o‘tishi b) Ikki o‘tishli interferometrning tuzilishi. Ikki o‘tishli interferometrning prinsipial tuzilishi 5-rasmda berilgan. Bu sxema biz yaratgan interferension qurilmaning asosini tashkil etadi. Bu asbob yordamida biz yorug‘likning molekular sochilish spektrlarini o‘rganamiz. 5-rasmdan, interferometr korpus barokamera (1) uning yon kameralaridan biri, oynali, kamera derazasi kichik burchak ostida joylashgan (1) interfrometr o‘qiga nisbatan deraza (2) qalinligi 0.01m va diametri 0.08m halqali gardish (Flani) bilan berkitilgan. Kamera derazasi interferometer o‘qiga nisbatan kichik burchak ostida joylashgan (1) buning sababi keraksiz (parazit) qaytishlarini yo‘qotish uchun. Kamera tuzilishini ИТ -28-30 interferometrining standart detali (ko‘zgu, halqa, taglik) ga mo‘ljallab foydalanamiz. Tripil pirizma interferometr o‘qiga nisbatan perpendikular qilib o‘rnatiladi.Prizma temir halqachaga biriktiriladi. Halqa orqali prizmaning holatini yengil o‘zgartirishning iloji bor. 26 5- Rasm. Ikki o‘tishli Fabri-Pero interferometrining tuzilishi. 1 –Interferometr korpusi; 2 – shisha plastinka; 3 – yustirovlovchi vint; 4 – mustahkamlovchi prujina; 5 –silfonlar; 6 – Tripl - prizma; 7 – Metal halqa Tripl – prizmani mahkamlash uchun; 8 – Buruvchi prizma. Interferometrni yustirofka qilishda uning buragichlaridan foydalanamiz (3), purjinalar to‘g‘irlanadi (4). Yustirofka buragichlari kichik rezvali bo‘lib, uning har bir qadami-0.5 mm ga teng. Bu bizga interferometrni juda ham nozik yustirofka qilishga imkon beradi. Interferometrning plastinkasini yustirofka qilinayotgan paytda buragichlar barokamera tashqarisiga chiqariladi. Barokamerani germetizamiyalashda silfonlar orqali amalga oshiriladi. Agar, interferension spektr bosim o‘zgariishi bilan skaner bo‘lar ekan, maxsus qayd etishda yustirofka qilinadigan interfrometr plastinkalari maxkam siqib turuvchi kontirgaykalar bilan maxkam qisib turuvchi yustirovka buragichi bilan maxkamlanadi (4). Ikki o‘tishli interfrometrda yustirofkasi 2 bosqichda o‘tkaziladi. Tripil prizma yechiladi interfrometr yustirofkalanganda ishlash tartibi bir o‘tishli bo‘lib qoladi. So‘ng tripil prizma o‘rnatiladi. Prizmaning joylashuvi o‘zgarishi bilan interfension mazara bir-birini qoplaydi va ikki o‘tishli bo‘lib qoladi. Biz imkoniyatimizga qarab eng yuqori yoritilganlikni olishga harakat qilamiz. Interferopogrammani bir xil tartibda yoritamiz. Keyin interferogrammaning maksimum tomonida mavjud bo‘lgan yorug‘likning kuchsiz gardishini kichraytiramiz. Yustirovkasini optimal sifatli darajada qilishga yaqinlashgan sari interferensiya tartibi maksimum tomonida yorug‘lik gardishini yo‘qola boradi biroq bu maksimumning ravshanligi oshadi. Ikki o‘tishli interfrometrning yustirofka usulida foydalanganimizda, ko‘zgu qaytarish koiffisiyenti R=95% o‘tkirlik tartibi 40 va kontrasligi 4x10 5 bo‘lishiga erishdik. 27 6a-rasm. Bir o‘tishli Fabri-Pero interferometrida olingan spektr 6b-rasm. Ikki o‘tishli Fabri-Pero interferometrida olingan spektr 2.4 Eksperimental qurilma Eksperimental qurulmaning tuzilishi 7- rasmda keltirilgan. (1) yorug‘likni uyg‘otuvchi manba sifatida foydalanilgan Geliy-Neon lazeri LG-38 (to‘lqin uzunligi 6328A 0 , nurlanish quvvati 15mVt ga yaqin). (3) Uzun fokusli linzada lazer nurining fokusi (4) kyuvetada bo‘ladi. Sochilish burchagini pentaprizma (aniqligi ±0.20 ) bilan to‘g‘irlanadi. Yorug‘lik sochilishi yo‘lida Franko -Ritter prizmasi (7) o‘rnatilgan bo‘ladi, sochilgan yorug‘likni keraklicha qutblanishga imkon beradi. Tajribaga qo‘yilgan topshiriqni bajarishda qutblantirgichni yustirovka qilish aniqligi ( ±0.50 ) bo‘ladi. Sochilgan nurlar to‘laligicha ob’ektiv fokusida ya’ni nurlar kesishgan nuqta (6) bo‘ladi. Franka-Ritter prizmasi orqali o‘tayotgan parallel nurlar dastatasidan tashkil topgan va keyin nurlar dastasi Fabri –Pero interfrometriga (8) tushadi. Nurlarni skanirovkada qilish paytida gazning bir tekis oqishi uchun biz ignali yuqori tovushli natekatel (17) dan foydalanamiz. Skandirovkani chiziqli oshirish uchun ballastli hajmdan foydalanamiz. Natekatelga kiruvchi gazlarning bosimi 6-8 atm tashkil etadi. Bu sistema orqali gaz uzatganimizda, nochiziqli skanirofka qilishda interferogrammaning uchlamchi tartiblanishi 0.5% dan oshmaydi. 28 Sochilgan yorug‘lik ikki o‘tishli interferometrdan o‘tgandan so‘ng qayta buruvchi prizmadan o‘tib ma’lum masofadagi kamera obektivining fokal tekisligida to‘planadi. (10) fokus masofasi 0.027m. Kamera ob’ektivining fokal tekisligida diafragma (11) o‘rnatilgan. Diafragma radiusi shunday qatiyatlik bilan joylashganki, bu esa apparat funksiyasini minimal darajada oshirishga imkon yaratadi. Misol uchun: agar qo‘llanilayotgan interferometerning despersiya sohasi 4,17dm, diafragma diametri esa 0,25mm ga erishadi. Agar diafragmani interferinsion manzaraning markaziga joylashtirsak, apparat funksiyasining yarim kengligi minimal darajada bo‘ladi. Diafragmani yusturofka qilishda ikki kichik o‘lchamli burchak orqali bajariladi va bu orqali diafragmalarni aralashtirilib ob’yektivning yassi fokal tekisligiga tik ravishda yo‘naltiriladi.(10) Bizning qurilmamiz foto qubul qilgich sifatida fotoelektrik ko‘paytirgich FEU-79 foydalanilgan. Bu fotonlar sonini sanash rejimida ishlatiladi. FEUning sovitish tizimi sifatida yarim o‘tkazgichli mikromuzlatgich qo‘yilgan bo‘ladi va uning ish rejimi Pelte effekti bo‘yicha ishlaydi. FEU 1soatda - 25gradusgacha soviydi. Bu temperaturagacha soviganda qora impulslar soni o‘sha sezuvchi fotokatodlarda 100-150 imp/s dan 10-15 imp/s gacha kamayib boradi. FEU anodi orqali impulslar emmitterli takrorlagichga kiradi (14). Emmitterli takrorlagich yetarlicha yuqori kirish qarshiligiga va kichik hajmiga ega. Agar kirish qarshiligi kichik bo‘lsa impulsni uzatish zarur bo‘ladi. Keyin signal diskirenametrga kirib undan keyin u bilan bir chiziqda turgan intensimetrga PI4- 1(15) tushadi. Intinsimetr diskirminator impulsini qanday ampilitudada uzatgan bo‘lsa shu tarzda o‘tkazadi. Intensimetrdan chiqqandan so‘ng o‘zgarmas kuchlanish hosil bo‘ladi. Uning kattaligi bir sekundagi impulslar soniga to‘g‘ri proporsional. Bu impulslar potensimetr KSP-4 (o‘zi yozuvchi) (16) ga tushgandan so‘ng signallarni diagragma lentasiga yozib oladi. 29 7-rasm. Sochilgan yorug‘likning spektrini qayd qiluvchi eksperimental qurilmaning blok sxemasi. 1- He-Ne lazeri; 2 – diafragma; 3 – ob’ektiv (120 mm); 4 – tadqiq qilinayotgan suyuqlik uchun idish; 5 – diafragma; 6 – kollimatirli ob’ektiv (210 mm); 7 – qutblantirgich (Franka-Ritter prizmasi); 8 – ikki o‘tishli Fabri-Pero interferometrining barokamerasi; 9 – buruvchi prizma; 10 – Kamerali ob’ektiv (270 mm); 11 – diafragma (0.25 mm); 12 – FEU-79; 13 – FEU blok manbayi; 14 – Emmitterli takrorlagich; 15 – chiziqli intensimetr; 16 –KSP-4 o‘zi yozuvchi qurilma; 17 – yuqori tovushli ignali natekatel; 18 – azot bilan to‘ldirilgan balon. MBK siljishining sistematik xatoligi aniqlanadi va aniqlangan sochilish burchagining noaniqligi bilan bog‘liqligini [1] da ko‘rsatilgan formula bilan topiladi. Bizning qurilmamizning burchak aniqligi xatoligi ( ±2 0 ) bo‘ladi. MBK siljishini 90 0 sochilish burchagida kuzatganimizda xatolik 1% dan oshmaydi. 30 Yozib olingan spektrning xatoligini kamaytirish uchun spektrogrammada 4 martadan ortiq yozib olish kerak. b) Termostatik namuna Bunda diametri 40-20mm va balandligi 60-70mm bo‘lgan slindrik kyuvetdan qóllaymiz. Bu kyuveta uchun maxsus tayyorlangan termostatik g‘ilof kerak. Uning devorlari orasida suyuqlik aylanib turishi lozim (TS-24 tipidagi termostat). Termostat 8-rasmda ko‘rsatilgandek uch qavat (devorlar)dan iboratdir. 1-va2- qavatlar metaldan, 3-qavat issiqlik o‘tkazmaydigan material penoplastdan yasalladi. Birinchi va ikkinchi devorlar orasida haroratni bir xil ushlab turuvchi suyuqlik ( suv ) aylanadi. Kyuvetadagi tadqiq qilinuvchi suyuqlikni (a) va (b) plastinkalar orasiga joylashtirib, qisqichlar bilan (4) qotiriladi. Kerakli balandlik to‘g‘rilovchi buragich vint o‘rnatiladi (9). Qopqoq (7) issiqlik saqlovchi testolitdan yasaladi. Termostat ichidagi xarorat ( temperatura ) tashqaridan oddiy simobli termometr bilan ( 0.1 grads aniqlikda ) iloji bo‘lmasa, Bekman termometridan foydalaniladi. b) Optik obektivlarni tozalash va tayyorlash usuli Har qanday namunamizda ham sochiluvchi muhit maxsus tayyorlanmagan aniqroq qilib aytganimizda sindirish koeffisiyentiga ega bo‘lgan tashqi qo‘shiluvchilar majvud (chang, kolloid zarralar). Hattoki o‘rab turgan muhitning sindirish ko‘rsadgichidan yuqori. Tashqi muhit qo‘shilishi natijasida olinadigan yorug‘lik sochilishining intensivligini aniq hisob–kitob qilganimizda sindirish ko‘rsatgichining statistik fluktuatsiyasidan ko‘proq bo‘ladi. Shu sababli tashqi qo‘shiluvchilardan sochuvchilarni tozalash jiddiy muammolarni keltirib chiqaradi. Bizning ishimizda optik jihatdan toza bo‘lgan ob’ektni tayyorlashda Martin usulidan foydalandik. 31 8-rasm. Slindrik kyuveta uchun termostat sxemasi. 1 va 2 –metal devorlar; 3 – teploizolatsiyalangan materialdan tayyorlangan devor; 4 –qisqich; 5 –taglik(teploizolatsiyalangan material); 6 –shaffof shish plastinka; 7 –qopqoq (teploizolatsiyalangan material); 8 –termometr; 9 – boshqaruvchi vint; а , б –metal plastinkalar. 9-rasm. Optik jihatdan toza bo‘lgan suyuqlikni tayyorlashda ishlatiladigan sistemaning umumiy ko‘rinishi . Martin taklif qilgan usul quyidagicha: V idishda biz sochilishni o‘rganamiz (9- rasm). V idishga A kolba payvandlanadi. A Kolbadan tozalangan va o‘lchangan 32 suyuqlik quviladi (haydaladi) keyin yana V idishga xaydalgan suyuqlik yana A kolbaga qaytarilib quyiladi va bu jarayon uch to‘rt marta takrorlanadi hamda kapilyar qismi kesib olinadi. idish buta oraqli ko‘chiriladi b-kerakli vakumga erishganimizdan so‘ng bu ham uziladi. 2.5 Tasodifiy xatolik Tasodifiy xatolikning manbayi bu spektrlarni ayrim notekis yozilganligidir. Bizning tajribamizda chiziqli dispirsiya interferometr dispirsiyasi 0.625 1/sm qilib foydalanganimizda 0.002sm/mm ga teng bo‘ladi. 0.5mm xatolik MBK kengligi o‘lchov o‘tkazganimizda aniqlanmagan tenglik +-0.001 1/sm ga teng. Bu kattalik MBK kengligiga bog‘liq bu esa 1% dan 10% gacha bo‘ladi . Bu xatolik MBK kengligining haqiqiy aniqlanganidir. Agar zonani kamaytirsak interferometr dispirsiyasi xatoligi kamayadi. Aniqlikni oshirish uchun o‘lchash har seriyada o‘lchanib eng kamida 6 marotaba interfogrammada yozib olinadi Oxirgi natijada barcha spektrogramma o‘lchovlarining qiymati qabul qilingan. 2.6 . Spektrni q а yd qilish usulii Uyg‘ о tuvchi v а s о chilg а n yorug‘lik d а st а l а ri а pertur а sining cheg а r а l а nishi va qutbl а ntiruvchi qurilm а l а rning ishl а tilishi, spektr а l qurilm а о ptik qisml а rid а yorug‘likning q а ytishi v а yutilishi hamda q а yd qiluvchi qurilm а g а tushuvchi yorug‘lik о qimining sezil а rli k а m а yishig а о lib kel а di. H is о bl а shl а rning ko‘rs а tishich а , Reley chizig‘i n о zik struktur а sini o‘rg а nishd а qutbl о vchi qurilm а l а rd а n f о yd а l а nish n а tij а sid а s о chilg а n yorug‘lik intensivligi 10 4 -10 5 m а rt а k а m а yadi. Shuning uchun n о zik struktur а spektrini o‘rg а nishd а q а yd qiluvchi sistem а sezgirligining yuq о ri bo‘lishi muhim а h а miyatg а kasb etadi. Spektrning ko‘zgа ko‘rinuvchi vа yaqin infrаqizil sоhаlаridа nurlаnishni qаyd qilish uchun tаshqi fоtоeffekt аsоsidа ishlоvchi fоtоemissiоn qаbul qilgichlаr keng qo llaniladi. Fоtоemissiоn qаbul qilgichlаrgа fоtоelementlаr (vаkuumli vаʻ gаz to‘ldirilgаn) vа fоtоelektrоn ko‘paytirgich (FEK) lаr kirаdi. Fоtоemissiоn 33 qаbul qilgichlаrning spektrаl хаrаkteristikаlаri fоtоkаtоdning turigа qаrаb topiladi. Uning sezgirligi bir nechа o‘nlаb vа yuzlаb аmper/lyumen gаchа yetаdi. 10-Rasm. FEK (Fotoelektron ko‘paytirgich) K-fotokatod, E 1 …E 5 -dinodlar, A-anod F о t о elektr о n ko‘paytirgich yorug‘lik sezuvchi k а t о d v а bir q а t о r ikkil а mchi emitterl а r (din о dl а r) d а n iborat. Emitterl а r shund а y j о yl а shtiril а diki, k а t о dd а n yorug‘lik о qimi urib chiq а r а yotg а n f о t о elektr о nl а rning k а tt а qismi keyingi emitterg а etib b о rishi ker а k (10 - r а sm). Ikkil а mchi emitterl а rd а yuz а g а kel а dig а n elektr о n emissiyasi (m а yd о n t о m о nid а n tezl а tilg а n elektr о nl а r his о big а emitterd а bo‘l а yotg а n elektr о nl а r emissiyasi) chiqish f о t о t о kining sezil а rli о shishig а sa bab bóladi. FEKd а gi elektr о nl а rni f о kusir о vk а qilish v а tezl а tish h а r bir emitterg а qo‘yilg а n ketm а -ket o‘suvchi musb а t p о tensi а l his о big а а m а lg а о sh а di. FEK sezgirligi 1) А n о d sezgirligi – chiqish t о kining f о t о k а t о dg а tushuvchi yorug‘lik о qimig а bo‘lg а n nisb а ti - FEK kuch а yish k о effisienti v а f о t о k а t о dning integr а l sezgirligi ko‘p а ytm а sig а teng bo‘lib а mper/lyumenl а rd а o‘lch а n а di. 2) F о t о k а t о d sezgirligi - N e =ηN f if о d а d а gi η –kv а nt chiqish k а tt а ligi bil а n h а r а kterl а n а di. N e - f о t о k а t о dd а n N f t а f о t о n his о big а birlik v а qt ichid а urib chiq а ril а yotg а n elektr о nl а r s о nidir. η f о t о k а t о dning yoritilishig а b о g‘liqmas. 3) FEKning kuch а ytirish k о effisienti - k =(ασ) n , σ - ikkil а mchi elektr о n emissiya k о effisienti - urib chiq а rilg а n elektr о nl а rning tushuvchi elektr о nl а r s о nig а nisb а ti, α - keyingi emitterg а etib b о ruvchi emitterl а ng а n elektr о nl а r s о ni. σ k а tt а lik qo‘yilg а n kuchl а nishg а b о g‘liq bo‘l а di v а uni o‘zg а rtirib kuch а yishni keng 34 о r а liqd а b о shq а rish mumkin bo ladi. ʻ k ning qiym а ti 10 7 ÷10 8 d а n о shm а ydi, n- emitterl а r s о ni. 4)Bo‘s а g‘ а sezgirligi - FEK q а yd qil а о l а dig а n eng k а m yorug‘lik о qimi bil а n o‘lch а n а di. Bo‘s а g‘ а sezgirligi o‘lch а n а yotg а n f о t о t о k fluktu а siyasig а b о g‘liq. 5) Q о r о ng‘ulik t о ki – emitterg а kuchl а nish qo‘yilg а n, ammo f о t о k а t о d yoritilm а g а n v а qtd а gi elektr о nl а r term о emissiyasining n а tij а si (FEK elektr о dl а ri о r а sid а gi iz о lyasiyaning muk а mm а l em а sligining n а tij а si). K а t о d term о emissiyasi bil а n а niql а n а dig а n q о r о ng‘ulik t о ki fluktu а siyasi FEK bo‘s а g‘ а viy sezgirligini cheg а r а l о vchi а s о siy f а kt о rdir. Q о r о ng‘ulik t о kini k а m а ytirish uchun f о t о k а t о d temper а tur а sini q а ttiq uglekisl о t а yoki suyuq а z о t temper а tur а sig а ch а s о vutish ker а k. Misol uchun, surm а seziyli k а t о d temper а tur а sini а z о t temper а tur а sig а ch а p а s а ytirs а k, uning term о emissiyasi 10 m ⁴ а rt а k а m а yadi, bu es а FEK bo‘s а g‘ а sezgirligini 100 m а rt а о shishig а olib kel а di. FEKni s о vutish term о emissiya t о ki f о t о t о k k а tt а ligig а teng bo‘lg а nd а gin а m а qs а dg а muv о fiq. А g а rd а FEKning х ususiy sh о vqin d а r а j а si yet а rlich а kichik bo‘ls а , f о t о k а t о dd а n chiqq а n h а r bir f о t о elektr о n din о dl а rd а n ko‘p а yib o‘tish his о big а t о k impuls ber а di. F о t о q а bulqilgichd а gi kuch а yish j а r а yoni st а tistik ха r а kterg а eg а bo‘lishig а q а r а m а sd а n, uning chiqishid а gi sign а l to‘lig‘ich а f о t о elektr о nl а r emissiyasi bil an а niql а n а di. 2.7 Interfer о metrd а g а z b о simini o‘zg а rtirishyord а mid а spektrni sk а ner qilish Spektrni sk а ner qilish spektr s о h а sini а jr а tuvchi di а fr а gm а о rq а li tekshiril а yotg а n spektr а l interv а lning b а rch а s о h а l а rini ketm а -ket o‘tk а zish hamda interfer о metr d о imiysini o‘zg а rtirish о rq а li а m а lg а о shiril а di. Shund а di а fr а gm а о rq а li а jr а tilg а n о r а liqning spektr а l kengligi v а m а ksimum kuz а til а yotg а n burch а k o‘zg а rm а ydi va et а l о n d о imiysi v а to‘lqin uzunligining nisbiy o‘zg а rishi es а his о bg а о lm а s а h а m bo‘l а dig а n d а r а j а d а kichik bo ladi. ʻ 35 Et а l о n d о imiysini o‘zg а rtirishning keng t а rq а lg а n usulil а rid а n biri FPI ko‘zgul а ri о r а lig‘id а gi g а z b о simini o‘zg а rtirishdir. G а z zichligini o‘zg а rtirib interfer о r о metr о ptik q а linligini q а nch а g а o‘zg а rtirish mumkinligini q а r а b chiq а miz. Sindirish ko‘rs а tkichining g а z zichligig а b о g‘liqligi quyidagicha: n-1=2 p  kT=  (2.7.1) N о rm а l sh а r о it uchun esa: n o -1=2  p o  kT=  o (2.7.2) (2.7.1) v а (2.7.2) d а n n-1= (n о -1)P/760 (2.7.3) Interferоmetrgа nоrmаl burchаk оstidа tushаyotgаn nurlаr uchun interferensiya tаrtibi sindirish ko‘rsаtkichi vа interferоmetr qаlinligi bilаn quyidаgichа bоg‘ liq: q =2 nL /  (2.7.4) (2.7.3)v а (2.7.4) ni differensi а ll а s а k: dq=2Ldn/  =2L(n 0 -1)dp/  p 0 n 0 - n о rm а l sh а r о itd а gi g а zning sindirish ko‘rs а tkichi, R – b о sim. Ko‘zgul а r о r а sid а gi h а v о b о simi 1 а tm g а o‘zg а rg а nd а ,  =5.10 -5 sm , n 0 -1=3.10 -4 , t=1 sm bo‘lg а nd а di а fr а gm а о rq а li а jr а til а yotg а n interferensi о n m а ksimuml а r t а rtibi dq=1,17 g а o‘zg а r а di. Yupq а et а l о nl а r uchun sindirish ko‘rs а tkichi k а tt а bo‘lm а g а n g а zl а r (S О 2 , fre о n) ishl а til а di. His о bl а shl а r ko‘rs а t а diki, b о sim 1 а tm g а ch а o‘zg а rg а nd а FPI ko‘zgul а ri q а linligi 0.5 sm v а und а n k а tt а bo‘lishi ker а k. Interfer о metr ko‘zgul а ri о r а sid а gi g а z b о simini o‘zg а rtirish uchun interfer о metrni germetik k а mer а ichig а órnatiladi. K а mer а ni n а s о sg а v а g а z о qimini b о shq а rish imk о nini ber а dig а n ign а li ventil о rq а li g а z s о ling а n b а ll о ng а ul а nadi (11 - r а sm). K а mer а d а gi g а zni о ldind а n f о rv а kuum n а s о s bil а n t о rtib о lib, ung а а tm о sfer а d а n k а pillyar о rq а li h а v о yub о ramiz. Ammo bund а b о simning o‘zg а rish tezligi d о imiy q о lm а ydi v а k а mer а ichid а gi b о sim v а t а shqi b о sim f а rqig а q а r а b o‘zg а radi. G а zni k а pillyar о rq а li yub о rish b о sim d о imiy 36 q о lishig а yordam beradi. Shu h о ld а k а pillyar о rq а li o‘t а dig а n g а z k а pillyarning ikki t о m о nid а gi b о sim f а rqid а n b о g‘liq bo‘lmaydi. M а s а l а n, b а ll о nd а gi g а z b о simi 2,5 а tm bo‘lg а nd а uning qiym а ti 1,5 % а niqlikd а ózgarmas q о l а di. Spektrni sk а ner qilishning b а rch а met о dl а rid а interfer о metr q а linligi bir tekis o‘zg а rg а nd а k а mer а о b’ektivining f о k а l tekisligid а j о yl а shg а n m а rk а ziy di а fr а gm а о rq а li b а rch а interferensi о n t а rtibl а r birm а -bir o‘t а di. Umum а n о lg а nd а , m а s о f а ning  L g а o‘zg а rishi ch а st о t а ning  g а o‘zg а rishig a sabab bo‘ladi:  ={  }  L/L , {  } = c/2L Shund а y qilib, interfer о metrning о ptik q а linligini o‘zg а rtirib et а l о nning erkin spektr а l s о h а si {  } g а m о s kel а dig а n interv а ld а spektri yozib olinadi. Ekrаndа spektrni skаner qilish jаrаyonini kuzаtish uchun spektrаl qurilmаdа suyuqlik sоlingаn kyuvetаni pentаprizmаga almаshtirib FEK blоkini оlib qo‘yamiz. Kаmerа оb’ektivi оrqаli spektrgа qаrаsh mumkin emаs chunki ko‘z uchun хаvfli. Shuning uchun fаqаt ekrаn оrqаli nаzоrаt qilish kerаk. 11-Rasm. Spektrni bosim o‘zgartirish orqali skaner qilish Vаkuum nаsоsni yoqib 1 vаkuum krаnni оchаmiz (11 -rаsm). So‘ng FPI yustirоvkаsini bоsimni keskin o‘zgаrtirib buzmаslik uchun 2 ventilni аstа-sekin оchаmiz vа vаkuummetr оrqаli interferоmetrdа bоsimning kаmаyishini ko‘ramiz. FPI jоylаshgаn bаrоkаmerаning hаvоsini mаksimаl so‘rib оlib 2 ventilni 37 mаxkаmlаymiz vа fоrvаkuum nаsоsni o‘chirib 1 vаkuum krаn yordаmidа vаkuum nаsоs sistemаsigа hаvоni yubоrаmiz. Аzоt to‘ldirilgаn bаllоn ventilini оchib, bаllоndаgi gаz bоsimi 50-150 аtm, skаner qilish sistemаsigа kirishdа 10 аtm, sistemаgа gаz kirishini kuzаtаmiz. Ekrаngа qаrаgаndа mаrkаziy dоg‘dаn interfe chegаrаsidаn chiqib ketgаnini ko‘rish mumkin. Bаrоkаmerаdаgi bоsim аtmоsferа bоsimigа yaqinlаshgаndа bаllоn ventilini mаhkаmlаymiz hamda bаrоkаmerаdаn yanа аzоtni so‘rib оlаmiz. 2.8. Spektrаl qurilmаning аppаrаt funksiyasini o‘rgаnish Yorug‘lik mаnbаining nurlаnishi mоnохrоmаtik bo‘lgаndа hаm spektrаl аsbоb yordаmidа yozib оlinаdigаn spektrаl chiziq ba’zi sаbаblаrgа ko‘rа mа’lum kenglikkа egа bo‘lаdi, bular: 1. Spektrаl chiziqmа’lum kenglikkа egа bo‘lgаn ya’ni cheksiz kichik bo‘lmаgаn spektrаl аsbоb kirish tirqishining geоmetrik tаsviri bo‘ladi. 2. Bu geоmetrik tаsvirlаr аsbоbdаgi difrаksiоn hоdisаlаr tufаyli kengаyishi mumkin. 3. Аsbоb оptik q ismining nu q sоnlаri vа аberrаsiya tufаyli spektrаl chizi q qo‘ shimchа kengа yishi isbotlangan. 4. Qаyd qiluvchi sistemа hаm o‘z nаvbаtidа chiziqni kengаy ishiga olib keladi. Аsbоbning kоnstruksiyasigа bоg‘liq hоldа bu sаbаblаrdаn birоrtаsi hаl qiluvchi rоl o‘ynаshi, bа’ zida ulаrning hаmmаsi nаmоyon bo‘lishi mumkin. Spektrаl аsbоbning аppаrаt funksiyasi (АF) аsbоbni mоnохrоmаtik nurlаnish bilаn yoritgаndа spektrdа intensivlikning tаqsimlаnishini хаrаkterlаydi. Umumiy hоldа spektrаl аsbоbning аppаrаt funksiyasi bir nechа elementаr аppаrаt funksiyalаrining svyortkаsidаn ibоrаt , ulаrning hаr biri spektrdа hаqiqiy energiya tаqsimlаnishidа аsbоb yuzаgа keltirаyotgаn buzilishni хаrаkterlаydi. Ulаrning qаysisi аsоsiy rоl o‘ynаshigа qаrаb аppаrаt funksiya kоntur kengligining bir хil qiymаtidа turli хil fоrmаgа egа bo‘lishi mumkin. M isol uchun : 1- to‘g‘ri burchаkli 1/a  x  a/2 bo‘lgаndа 38 f(x) = { 0  x  a/2 bo‘lgаndа bundа а - tirqish tаsvirining kengligi 2- difrаksiоn 3- G аussf(x)= 2√2 √πa exp [−4(x a)2ln 2] 4- uchburchаk 1/a [1-(  х  2 /a)]  x  a bo‘lg а nd а F(x)={ 0  x  a bo‘lg а nd а 5 - dispersi о n f(x)= (a/2)2 x2+(a/2)2 6 - ekspоnensiаl f(x)=lg 2 2 exp [− 2ln 2 a |x|] O‘z nаvbаtidа chiziq qаysi sаbаbgа ko‘rа kengаyishidаn qаt’iy nаzаr reаl spektrаl chiziq hаqiqiy spektrаl chiziq vа аppаrаt funksiyaning svyortkаsidаn ibоrаt : F(x)= ∫ +∞ −∞ f(x)ϕ(x−x')dx ' (2.8.1) f(x) - а pp а r а t funksiya,  (x-x') - h а qiqiy spektr а l chiziq k о nturi. S pektr а l chiziqning kengligi А F kengligid а n а nch а kichik bo‘ls а , а sb о bning chiqish qismid а gi sign а l А F sh а klig а eg а bo‘l а di. Bu kengligi kichik bo‘lg а n spektr а l chiziq m а s а l а n, g а z l а zeri nurl а nish chizig‘i yord а mid а А F ni а niql а sh imk о nini ber а di. Spektr а l chiziq v а а pp а r а t funksiya kengligi yaqin bo‘lg а nd а n а tij а l о vchi k о ntur v а uning kengligi (2.8.1) f о rmul а yord а mid а hisoblanadi. 39 f(x)= sin 2(πb λ a 2π) πb λ a 2π . Spektr а l chiziqning h а qiqiy kengligini а niql а sh chiziqning keng а yishig а s а b а b bo‘l а dig а n fizik j а r а yonl а rni o‘rg а nishg а yordam ber а di. Uni а niql а sh uchun birinchi n а vb а td а spektr а l а sb о bning а pp а r а t funksiyasi f о rm а sini а niql а sh ker а k. Spektr а l qurilm а ning а pp а r а t funksiyasini yozib о lish uchun d а stl а b b а r о k а mer а h а v о sini so‘rib о lib interferensi о n m а nz а r а m а rk а zid а yorqin d о g‘ bo‘lishig а erishish ker а k. Uni nuqt а g а а yl а ntirib di а fr а gm а , mikr о metrik vintl а r yord а mid а interferensi о n m а nz а r а ning m а rk а zig а j о yl а shtir а miz. Pent а prizm а ni sh а ff о f bo‘lm а g а n suyuqlik to‘ldirilg а n kyuvet а ga а lm а shtir а miz. Lup а yord а mid а esa yorug‘likning di а fr а gm а g а tush а yotg а nligig а ish о nch h о sil qilish ker а k. So‘ngr а kyuvet а о ldig а neytr а l yorug‘lik filtrini maxkamlaymiz. FEK, intensimetr v а yozib о luvchi а sb о b elektr m а nb а ig а ul а n а di. FEK d а sign а l kuz а tilm а s а , filtr s о ni (yoki q а linligi) k а m а ytiril а di, intensimetrning sezgirligi о shiril а di. FEK d а sign а l а niq kuz а tilg а ch, uni b а l а ndlik v а b о shq а tekislikl а r bo‘yich а yustir о vk а qilish kerak. Buning uchun yustir о vk а murv а tl а ri, intensimetr shk а l а l а ri v а turli х il q а linlikd а gi filtrl а rd а n qóllaymiz. M а ksim а l intensivlik kuz а tilishi qurilm а ning ishg а t а yyor ek а nligini isbotlaydi. А pp а r а t funksiya k о nturini yozib о lish uchun b а r о k а mer а d а gi h а v о ni to‘liq so‘rib о lib g а z to‘ldirilg а n b а ll о n ventilini ochishimiz kerak . 3-4 t а rtib а pp а r а t funksiyani yozib о l а miz va b а r о k а mer а d а gi b о sim а tm о sfer а b о simig а tengl а shg а ch, yozib о luvchi qurilm а hamd а FEK bl о kid а gi “v ы s о k о e” tumbleri o‘chiril а di. А z о t to‘ldirilg а n b а ll о n m а hk а ml а n а di v а b а r о k а mer а d а gi о rtiqch а а z о t so‘rib о lin ishi kerak. Spektr а l chiziq f о rm а sini o‘rg а nish uchun d а stl а b interfer о metrning dispersiya s о h а si {  } bil а n а niql а n а dig а n chiziqli dispersiya D={  }/S ni hisoblash ker а k. Natijalar shuni ko‘rs а t а diki, interfer о metrik o‘lch а shl а rd а а pp а r а t k о nturi G а uss yoki F о ygt (G а uss v а L о rens k о nturining svyortk а si) tipid а gi k о ntur bil а n а niql а n а di. А pp а r а t funksiya f о rm а sini o‘rg а nish uchun (2.8.1) tengl а m а ni quyid а gi ko‘rinishd а yoziladi: 40 f(x)= ∫+∞ −∞ f'(x')f''(x− x'')dx 'f ( x ) - bir-biridаn bоg‘lik bo‘lmаgаn sаbаblаr tufаyli yuzаgа kelgаn ikkitа kоntur svyortkаsining nаtijаsi hisoblanadi. Аgаr f ' (x ) vа f '' (x) funksiyalаr Lоrens funksiyalаri bo‘lsа, f(x ) hаm Lоrens funksiyasi bo‘lаdi. L о rens funksiyasi : f(x)= c 1+x2/β12 , kengligi  l =2  1 , s v а  1 – d о imiyl а r. Kengligi 2  1 teng bo‘lg а n dispersi о n funksiyal а r β1= β1'+β1'' chiziqli mun о s а b а t bil а n b о g‘l а ng а n . А g а r integr а l о stid а gi funksiyal а r turli х il kenglikd а gi G а uss funksiyal а ri bo‘ls а , f(x) funksiya h а m G а uss ko‘rinishg а eg а bo‘l а di. G а uss funksiyasi : f(x)=c exp(-x 2 /  2 2 ) , kengligi  g =1/665  2 , s v а  2 – d о imiyl а r. Kengligi 1,665  2 g а teng bo‘lg а n Gauss funksiyal а ri β22= β2'2+ β2''2 munоsаbаtni qаnоаtlаntirаdi. Y u qоridа qаrаb chiqilgаn funksiyalаr F оygt funksiyalаrining хususiy hоli hisоblаnаdi. f ' ( x ) G аuss, f '' ( x ) Lo rens tipidаgi funksiyalаr bo‘lsа, f ’( x ) F оygt хаrаktergа egа bo‘lаdi. Demak , F оygt funksiyasi  1 vа  2 pаrаmetrlаr bilаn аniqlаnаdi vа bu pаrаmetrlаr nisbаtidаn bоg‘liq bo‘lаdi. Аgаr (1) tenglаmаdа f ' ( x ) vа f '' ( x ) fоygt funksiyasi bo‘lsа, f ( x ) hаm fоygt funksiyasi bo‘lаdi. Spektrаl kоntur fоrmаsini аniqlаshdа biz Vаn-der-Хyulst vа Reezinkа metоd laridan foydalandik . 41 12-Rasm. Apparat kontur formasi K о ntur m а ksim а l intensivligi I 0 10 t а teng qisml а rg а bo ‘ lin а di (12- r а sm ) v а intensivlik ikki m а rt а tushg а n j о yd а gi kenglik h deb belgil а n а di . Shund а n keyin intensivlik ( 0.1, 0.2, 0.3, 0.4 ) I o g а teng bo ‘ lg а n s а thl а rd а gi kenglikning ung а nisb а ti , ya ’ ni b 0.1 / h , b 0.2 / h , b 0.3 / h , b 0.4 / h о lin а di . « M а rk а ziy о rdin а t а ulushl а rid а gi о rdin а t а l а r …» gr а f а sid а (0.1-0.4) s а thl а rg а m о s keluvchi ustunl а rni t о p ishi miz lozim . Bu ustunl а rd а n  i / h k а tt а likl а rg а m о s keluvchi qiym а tl а rni topamiz . Bu 4 t а qiym а t jadvalda bitt а q а t о rni t а shkil qil а di . Bu q а t о rd а n  1 / h ,  2 / h ustunl а rd а gi qiym а tni о l а miz v а h ning m а’ lum qiym а tl а rid а n f о yd а l а nib  1 v а  2 ni t о p а miz . Jadvaldagi eng yuq о ri q а t о r G а uss k о nturig а, eng quyid а gi q а t о r Lorens k о nturig а, о r а liq q а t о rl а r es а Foygt k о nturig а mos kel а di . B а rch а his о bl а shl а r sm -1 l а rd а о lib b о rilishi zarur . 2.9 Suyuqlikl а rd а Reley chizi g ‘ i n о zik struktur а spektrini yozib о lish Reley chizig ‘ i n о zik struktur а spektrini ya ’ ni M а ndelsht а mm - Brillyuen s о chilish spektrini yozib о lish uchun to ‘ liq yustir о vk а qiling а n qurilm а g а (7 - r а sm ) tekshiril а dig а n suyuqlik s о ling а n kyuvet а ni (8-9– r а sm ) q ó yamiz . Qutb - l а ntirgichni tushuvchi nur v а s о chilg а n yorug ‘ lik to ‘ lqinid а qutbl а nish vekt о ri s о chilish tekisligig а perpendikulyar j о yl а sh а dig а n qilib joylashtiramiz . Yuq о rid а а ytib o ‘ tilg а n t а rtibd а spektrni yozib о l а miz va spektr triplet ko ‘ rinishid а bo ‘ l а di (13 – r а sm ). MBK ning nisbiy siljishi v а kengligini o ‘ lch а ymiz . Chiziqli dispersiyad а n f о yd а l а nib M а ndelsht а mm – Brillyuen k о mp о nent а l а rining kengligi v а siljishining sm -1 l а rd а if о d а l а ng а n qiym а tl а rini aniqlaymiz . 42 Аppаrаt funksiya pаrаmetrlаri  1 vа  2 ni аniqlаshdа ishlаtilgаn usulidаn, MBK uchun  1 ,  2 ni аniqlаymiz. Nаzаriy hisоblаshlаrgа ko‘rа, gipertоvushning yutilishi tufаyli yuzаgа kelаdigаn kоntur Lоrens fоrmаsigа egа bo‘lаdi. Shuning uchun MBK ning tаjribаdа kuzаtilаyotgаn kоnturining Gаuss tаshkil etuvchisi fаqаt аppаrаt funksiya bilаn аniqlаnаdi. Spektrаl chiziqning hаqiqiy kengligi:  MB =2  1 хаk ,  1 хаk =  1 tаj -  1 аpp Mаndelshtаmm-Brillyuen kоmpоnentаlаri kengligi (  ) vа siljish kаttаligi  dаn fоydаlаnib gipertоvush tаrqаlish tezligi quyidagicha: υ= Δν МБ 2 nν 0 c sin θ /2 (2.9.1) chаstоtаsi vа yutilishning аmplitudа kоeffisienti  =  /  ni hisоblаymiz. MBK аjrаlgаn hоldа kuzаtilаdi va аgаr  MBK  MBK munоsаbаt o‘rinli bo‘lsa,  bo‘lgаndа bаjаrilаdi. Yutilish kоeffisienti аnchа kichik bo‘lgаn hоllаrdа MBK kengligi uyg‘оtuvchi yorug‘lik spektrаl chizig‘i kengligi vа аppаrаt funksiya kengligi bilаn аniqlаnаdi. Ya’ni mаrkаziy kоmpоnentа vа siljigаn kоmpоnentаlаr kengligi teng bo‘lаdi. Lekin gipertоvush sezilаrli yutilish kоeffisientigа egа bo‘lgаni uchun MBK kengligi hаmishа mаrkаziy chiziq kengligidаn kаtta. 13-Rasm. Mandelshtam –Brillyuen sochilishi spektri ko‘rinishi Uyg‘ о tuvchi hamda s о chilg а n yorug‘lik d а st а l а ri а pertur а sining cheg а r а l а ng а nligi MBK kengligini o‘lch а shd а  k а tt а lik bil а n а niql а n а dig а n sistem а tik ха t о likk а о lib kel а di.  - а pertur а burch а gi. M isol uchun , а set о n-suv sistem а si 43 uchun  =134 о d а  =0.2 sm -1 bo‘lg а nd а 2  =0.05 о . Spektrni yozib о lishd а spektr о gr а mm а d а gi shk а l а ning chiziqli bo‘lm а sligi kenglikni o‘lch а shd а gi t а s о difiy ха t о likl а rning m а nb а yidir. Spektr о gr а mm а d а gi ха t о lik 0.05 mm bo‘ls а , kenglikni а niql а shd а gi ха t о 0.001 sm -1 g а teng bo‘ladi. Bu ха t о lik MBK kengligining qiym а tid а n b о g‘liq r а vishd а 1-10 % ni t а shkil qil а di v а interfer о metr dispersiya s о h а sining k а m а yishi bil а n k а m а yib boradi. III BOB NOELEKTROLITLARNING SUVDAGI ERITMASIDA O‘TKAZILGAN TADQIQOTLARNING TAHLILI 3.1 Suvli eritmalarda bir qator ilmiy tadqiqotlarning qisqacha sharxi Turli xil metodlar orqali elektrolit bo‘lmagan suvli eritmalarni intensiv ravishda tadqiq etilganda, bu eritmalarlarning fizik-kimyoviy xususiyatlarini o‘rganish imkonini beradi. Bir qarashda esa ularning tabiatini to‘g‘ridan-to‘g‘ri kuzatganda esa bunday jarayonlar yo‘qdek tuyuladi. Yorug‘likning molekulyar sochilishi spektrlari yordamida suvli eritmalarning strukturalari va molekulalararo o‘zaro ta’sir kuchlari xususiyatlari kabi qimmatli ma’lumotlarni olish imkonini beradi. Hozirgi vaqtda metilperidin va spirtlarning suvdagi eritmalari juda ham ko‘p o‘rganilgan. Yorug‘likning molekulyar sochilishi intensivligining konsentratsiyaga bog‘liqligi o‘rganilganda, spirtning suvdagi eritmasida ikkita maksimum mavjudligi aniqlangan. Ularning birinchi maksimumi noelektrolitning x <0.1 mol qismli (m.q) konsentratsiya intervalida yotsa, konsentratsiyaning ikkinchi maksimumi esa birinchi konsentratsiyaga nisbatan uch marotaba katta bo‘ladi. [ И.А. Чабан, М.Н. Родникова, В.В. Жакова, Биофизика 41(2), 293 (1996 ]. Konsentratsiyaning birinchi maksimumining tabiati shundaki , yorug ‘ likning molekulyar sochilishi integral intensivligi bog ‘ langan bo ‘ lib , klatratga o ‘ xshagan strukturada sochilishi bo ‘ lsa , ikkinchi maksimum esa konsentratsiya fluktuatsiya tufayli sochilishda yuzaga keladi . Metilpiridinning suvdagi eritmalarida , spirtning suvdagi eritmasidan farqli ravishda yorug ‘ likning molekulyar sochilishi integral intensivligining konsentratsiyaga bog ‘ liqligida bitta maksimum bor va u 4 44 metilpiridinning suvdagi eritmasining x = 0.06 0.08 m . q . konsentratsiyasida kuzatiladi . Bu maksimumning tabiati eritmaning maxsus nuqtasi mavjudliligi bilan bog‘langan bo‘lib u temperaturaning t 0 = 70  80 0 C oralig‘ida bo‘ladi. Bizga ma’lum bo‘lgan maxsus nuqtaning tabiati shuni ko‘rsatadiki, agar metilpiridinning suvdagi eritmasiga tuz qo‘shilsa maxsus nuqtada ikkilangan kritik nuqta transformatsiyalashadi (bir holatdan keyingi holatga), keyinchalik tuz konsentratsiyasi oshishi bilan eritmaning yopiq qatlamlanish sohasi paydo bo‘ladi. K.V. Kavalenko, S.B. Krivoxija, I.A. Chaban, L.L.Chaykovlar gvoyakol- glitseren eritmasining yopiq qatlamlanish sohasi yaqinida gipertovush so‘nishi va tezligini tadqiqotlari shuni ko‘rsatdiki, eritma maxsus nuqtasida gipertovushning temperaturaviy koeffisiyenti maxsus nuqta temperaturasining har ikki tomonida ham o‘zgarmay qoladi. L.M. Sabirov, T.M. Utarovalar 3-mettilpiridinning suvdagi eritmasida gipertovushning tarqalisini keng chastota va temperatruralar intervalida tadqiq qildi. Unga ko‘ra eritmaning maxsus nuqtasi kichik temperaturalarda ko‘proq nomoyon bo‘ladi. Xuddi shuningdek, uchlangan butil spirtining suvdagi eritmalarida olib borilgan tadqiqotlarda xam shu jarayonlarni kuzatish mumkin. Shunday qilib, biz olib borgan tadqiqotlardan shunday xulosalar qilish mumkinki, noelektrolitlarning suvdagi eritmasida strukturaviy fazaviy o‘tishlar kuzatiladi va u yorug‘likning molekulyar sochilishi integral intensivligining konsentratsiyaga bog‘liqligida kuzatilgan maksimumlar soniga bog‘liq bo‘lmaydi shuningdek eritmaning maxsus nuqtasining mavjudligiga (yoki yo‘qligi) ham. 3.2 Elektrolit bo‘lmagan suvli eritmada gipertovush tezligini tadqiq qilish Bizning ishimizda 3-metilpiridinning suvdagi eritmasining 0.06 mol qism konsentratsiyasida gipertovushning tarqalish tezligini keng temperaturalar oralig‘ida tadqiq etildi. Tadqiqot yuqori kontrasli ikki o‘tishli Fabri-Pero interferometri bazasida yig‘ilgan, sanoatda uchramaydigan noyob tajribaviy qurilmada o‘tkazildi. 45 Olingan natijalarni Reley chiziqlari n ozik strukturalar i spektrlari yordamida gipertovushning tarqalish tezligini hisoblab chiqdik. Ushbu kattalik Mandelshtam- Brillyuen komponentasining siljish kattaligini aniqlash orqali aniqlanadi:Δν =2nν 0 V csin θ 2 (3.2.1) Bu yerda ν0 – uy g‘ o tuvchi yorug‘lik chastotasi , n – sindirish ko‘rsatkichi , V – Giper tovush tezligi , c – yorug‘lik tezligi , θ - sochilish burchagi . Biz tajribani 135 0 sochilish burchagida kuzatdik. Bu sochilish burchagida gipertovushning chastotasi 6 GHz tashkil qiladi. Olingan natija ya’ni gipertovush tezligining temperaturga bog‘liqligi garafigi 14-rasmda ko‘rsatlgan. Bu grafikda yana shu suyuqlikda ultratovush (15MHz chastotada)diapozonida o‘tkazilgan (prof. Sabirov L.M va boshqalar) tajriba natijalari ham keltirilgan. 14-Rasm. 3-Metilpiridinning suvdagi eritmasining 0.06m.q Gipertovush (6GHz) (■) va Ultratovush (15 MHz) (- - -) tezliklarining temperaturaga bog‘liqlik grafigi. Rasmdan ko‘rinib turibdiki, eritma temperaturasi oshgan sari giper va ultratovush tezliklari monotom ravishda kamayadi. Bu eritmada gipertovushning va ultratovushlar tezliklarining temperaturaviy koeffisiyentlari tahminan bir-biriga teng bo‘ladi. Tadqiq etilayotgan barcha temperaturalarda gipertovushning tezligining qiymati ultratovush tezligining qiymatidan sezilarli darajada farq 46 qilganligi sababli tovushning 15MHz va 6GHz chastotalar diapozonida tovush tezligi dispersiyasi sezilarli darajada bo‘ladi. Olingan eksperimental natijalar orqali tovushning 15MHz va 6GHz chastotalar chastotalar diapozonida tovush tezligi dispersiyasini quyidagi formula yordamida hisobladik. ΔV V = V 1− V 2 V (3.2.2) Bu yerda V 1 - ( f =6 GHz) gipertovushning tezligi, V 2 – ( f =15 MHz) ultratovush tezligi, V =( V 1 + V 2 )/2 – shu chastotalargi tovush tezligining o‘rtacha qiymati. Hisoblashlar shuni ko‘rsatdiki, tovush tezligining dispersiya kattaligi tahminan 3% ga teng bo‘ldi va u eritmaning temperaturasiga bo‘gliq bo‘lmay qoldi. Tovush tezligining bunday temperaturali harakterini suyuqliklarning kichik quvushqoqligi yoki hajmiy qovushqoqlikning relaksatsiyasi bilan bog‘lash mumkin. Bunday holatlarda tovush tezligi dispersiya orqali relaksatsiya vaqti jarayonlarini baholashda Mandelshtam-Leontovichning relaksatsion nazariya formulasidan foydalanamiz. V 2= Ω 2τ2 1+Ω 2τ2(V ∞2− V 0 2)+V 0 2 (3.2.3) Bu yerda Ω  tovush chastotasi,  relaksatsiya vaqti, V 0 va V ∞ lar mos ravishda tezlik qiymatlari. Agar bu formulaga V 0 ga 15 MHz chastotadagi tovush tezligi mos kelsa o‘z navbatida V ∞ - 6 GHz chastotadagi tovush tezligi qiymatini qo‘yib  relaksatsiya vaqtini hisoblaganimizda  =7×10 -11 s ekanligi kelib chiqdi va u eritma temperaturasiga bog‘liq bo‘lmay qoldi. Olib borilgan eksperimental natijalar va hisoblashlar orqali shunday hulosalar qilish mumkin: 3-metilpiridinning suvdagi eritmasining х =0.06 m.q. konsentratsiyasida gipertovush tezligi temperatura oshgan sari monotom kamayadi. Xuddi shundayin ultratovushda bu jarayon takrorlanadi.Eritma temperaturasining barcha intervalida (35÷80 0 S) 15MHz va 6GHz chastotalar diapozonida tovush tezligi dispersiyasi ~3% qiymatni qabul qildi va temperaturaga bog‘liq bo‘lmay 47 qoldi. 3-metilpiridinning suvdagi eritmasida tovush tezligini tadqiq qilish orqali hajmiy qovushqoqlikning relaksatsiya vaqti hisoblandi va uning qiymati  =7×10 -11 s bo‘ldi va bu ham temperaturaga bog‘liq bo‘lmadi. XULOSA 1. Noelektrolitlarning suvdagi eritmalari maxsus nuqtasi atrofida yorug‘likning reley sochilish chiziqlari nozik strukturasi spektrlarini qayd qiluvchi eksperimental qurilma o‘rganilib chiqildi. 2. Noelektrolitning suvdagi eritmalarida MB komponentlari chastotasi Δυ siljishini orqali yuqori chastotali tovushning temperaturaviy qiymatlari aniqlandi. 3. 3-metilpiridinning suvdagi eritmasining х =0.06 m.q. konsentratsiyasida gipertovush tezligi temperatura oshgan sari monotom kamayadi. Bu jarayon tovushning ultra diapozonida ham kuzatildi. 4. Tadqiq etilgan eritma temperaturasining 35÷80 0 S intervalida 15MHz va 6GHz chastotalar diapozonida tovush tezligi dispersiyasi ~3% qiymatni qabul qildi va temperaturaga bog‘liq bo‘lmay qoldi. 5. 3-metilpiridinning suvdagi eritmasida tovush tezligini tadqiq qilish orqali hajmiy qovushqoqlikning relaksatsiya vaqti hisoblandi va uning qiymati  =7×10 -11 s bo‘ldi va bu qiymat temperaturaning biz o‘lchagan qiymatlarida bir hil bo‘ldi. 48 Foydalanilgan adabiyotlar ro‘yxati 1. Фабелинский И.Л. Избранные труды . В 2 т. Под ред. В.Л. Гинзбурга. М.: Физматлит, 2005. 2. Фабелинский И.Л. Молекулярное рассеяние света . М.: Наука, 1965. 3. Фабелинский И.Л. Успехи физических наук . 1994. т.164. №9. с.897. 4. Фабелинский И.Л. Успехи физических наук . 2000. т.170. №1. с.93. 5. Анисимов М.А., Арефьев И.М., Воронель А.В., Воронов В.П., Кияченко Ю.Ф., Фабелинский И.Л. ЖЭТФ . 1971. т.61. №4. с.1526. 6. Анисимов М.А., Воронель А.В., Городецкий Е.Е. ЖЭТФ . 1971. т.60. с.1117. 7. Fixman M. J. Chem. Phys. 1962. v.36. p.310. 8. Berge P., Calmettes P., Laj C., Tournarie M., Volochine B. Phys. Rev. Lett. 1970. v.24. p.1223. 9. Kawasaki K., Tanaka M. Proc. Phys. Soc. (London) . 1967. v.90. p.791. 10. Kawasaki K. Phys. Rev. 1970. v.A1. p.1750. 11. Kadanoff L., Swift J. Phys. Rev. 1968. v.166. p.891. 12. Chu B. Ann. Rev. Phys. Chem. 1970. v.21. p.145. 13. Swift J. Phys. Rev. 1968. v.173 p.257. 14. Гиттерман М.Ш., Городецкий Е.Е. ЖЭТФ . 1969. т.57. с.636. 15. Pusey P.N., Goldburg W.J. Phys. Rev. Lett. 1969. v.23. p.67. 16. Mountain R. Rev. Mod. Phys. 1966. v.38. p.205. 17. Владимирский В.В. ЖЭТФ. 1939. т.9. с.1226. 18. Гинзбург В.Л. Доклады АН. 1942. т.36. с.9. 19. Зайцев Г.И. Акустический журнал . 1994. т.41. №2. с.339. 20. Sabirov L.M., Semenov D.I., Khaidarov Kh.S. Physics of Wave Phenomena . 2010. v.18. №3. p.159 . 21. Кашаева Л.М., Сабиров Л.М., Сидиков Ш., Утарова Т.М., Туракулов Я.Т. Акустический журнал . 1998. т.44. №3. с.369. 49 22. Сабиров Л.М. Спектры молекулярного рассеяния света и распространение гиперзвука в жидкостях и растворах . Дисс. док. физ.- мат. наук. Самарканд. 1984. 23. Хайдаров Х.С. Спектры тонкой структуры рассеяния в окрестности особой точки водных растворов . Дисс. канд. физ.-мат. наук. Самарканд. 2010. 24. Сабиров Л.М., Семенов Д.И., Хайдаров Х.С. Оптика и спектроскопия . 2007. т.102. №6. с.955. 25. Сабиров Л.М., Семенов Д.И., Хайдаров Х.С. Оптика и спектроскопия . 2008. т.105. №3. с.405. 26. Бункин Н.Ф., Горелик В.С., Сабиров Л.М., Семенов Д.И., Хайдаров Х.С. Квантовая электроника . 2010. т.40. №9. с.817. Foydalanilgan internet resurslar ruyxati 1. www.ufn.ru 2. www.quantum-electron.ru 3. www.maik.ru 4. www.lebedev.ru 50

Suvli eritmalarda yorug‘likning Mandelshtam-Brillyuen sochilishining lazer spektroskopiyasi

Купить