Vodorod atomi va uning spektridagi qonuniyatlarni o‘rganish - Химия - Дипломные работы

Информация о документе

Цена	9000UZS
Размер	1.4MB
Покупки	0
Дата загрузки	29 Сентябрь 2019
Расширение	doc
Раздел	Дипломные работы
Предмет	Химия

Vodorod atomi va uning spektridagi qonuniyatlarni o‘rganish

Купить

Vodorod atomi va uning spektridagi qonuniyatlarni o‘rganish

Mundarija I. Bob. Vodorod atomi va uning tuzilishi ………………………………… .... . 1.1. Markaziy simmetrik maydonda vodorod atomi………………………....... 1.2. Bor postulatlari. Atom tuzilishining Bor nazariyasi ……….......................... 1.3. Vodorod atomi uchun Shredenger tenglamasi ……………………………. II.Bob. Vodorod atomi spektridagi qonuniyatlar ………………………… ... 2.1. Balmer seriyasi va Balmerning umumlashgan formulasi………………........... 2.2. Ritsning kombinatsion prinsipi va spektral termlar…………………................ 2.3. Vodorod bombasi va undan energetik maqsadlarda foydalanish ……… .......... . Xulosa ................................................................................................................... Adabiyotlar ……………………………………………………………………..

Kirish Vodorod atomi Mendeleyev davriy sistemasidagi birinchi element bo‘lib, tuzilishi jihatdan eng sodda atom hisoblanadi. Vodorod tabiatda juda keng tarqalgan bo‘lib, har kuni iste’mol qiladigan suvimizning asosiy tarkibini vodorod atomi tashkil etadi. Vodorod atomining kvant tabiatini o‘rganishda Shredenger tenglamasidan foydalanamiz. XX asrga kelib Nils Bor vodorod atomi uchun modelni taklif etdi. Modelni tushuntirishda postulotlardan foydalandi. Keyinchalik Bor nazariyasi yaratildi, bu nazariya tuzilishi jihatidan ham klassik ham kvant tushunchalaridan foydalanilgan. Bitiruv malakaviy ishining dolzarbligi: Vodorod atomi va uning nurlanish, yutilish spektridagi qonuniyatlarni tushuntiradigan Balmerning umumlashgan formulasi haqida ilmiy ma’lumotlar olish imkonini beradi. Shu sababli m

ma’lumotlardan foydalangan holda nazariy jihatdan tahlil qilib o‘rgandik. Ushbu malakaviy bitiruv ishidan Atom fizikasi, Atom yadrosi va elementar zarralar fizikasi fanlarini o’qitishda, BMI va MD lari tayyorlashda foydalanish mumkin. Prezidentimiz Sh.M.Mirziyoyev [1]. Tadqiqotning ilmiy yangiligi: Vodorod bombasi va undan energetik maqsadlarda foydalanish haqida batafsil ma’lumot olindi. Bitiruv malakaviy ishini tuzilishi: Kirish, ikki bob, xulosa va foydalanilgan adabiyotlarni, .... ta rasmni o‘z ichiga olgan. ...- sahifada bayon etilgan.

I. Bob. Vodorod atomi va uning tuzilishi 1.1. Markaziy simmetrik maydonda vodorod atomi Vodorod (Hydrogenium), H— Mendeleyev davriy sistemasi ning birinchi guruhiga mansub kimyoviy element; atom massasi 1,00797. Odatdagi sharoitda rangsiz, hidsiz gaz boʻlib, taʼmi yoʻq. Metallarga kislotalar taʼsir ettirilganida yonuvchi gaz ajralishi XVI va XVII asr kimyogarlarining asarlarida koʻp eslatib oʻtiladi. 1766 yilda ingliz kimyogari Kavendish ajralayotgan gazni yigʻib tekshirib, "alangalanuvchi havo" deb atadi va ana shu gaz flogiston boʻlsa kerak, deb oʻyladi. 1783 yilda Lavuaze suvni analiz va sintez qilish yoʻli bilan uning tarkibi murakkab ekanini isbot etdi. 1787 yilda esa "alangalanuvchi gaz"ni yangi element deb taʼrifladi va unga hozirgi hydrogene (yun. hydro—suv va gen

boʻladi. Juda beqaror izotopi 4 H ham olingan. Vodorod atomi boshqa elementlarinikiga nisbatan oddiy boʻlib, yadro va bitta elektrondan iborat. Elektronning yadro bilan bogʻlanish energiyasi (ionizatsiya potensiali) 13,595 eV ga teng. Vodorod maʼlum moddalar ichida eng yengili boʻlib (havodan 14,5 baravar yengil), zichligi 0,0899 g/l (normal sharoitda 0° va 1 atm). Vodorod — 252,6° da qaynaydi (suyuqlanadi) va — 259,1° da suyuqlanadi (qotadi). Barcha gazlar ichida vodorod eng koʻp issiq oʻtkazuvchandir. Vodorod suvda kam eriydi (20° va 1 atmda 0,0182 ml/g), lekin metallar (Ni, Pt, Pd va b.) da, ayniqsa palladiyda yaxshi eriydi. Oddiy sharoitda molekula holidagi vodorod faol emas, bunday holda faqat metallmaslar bilan (ftor, nur taʼsirida xlor bilan ham) birika oladi. Qizitilganda koʻpgina

Tashqi elektron qobig‘ida bitta elektron (valent elektron) harakat lanayotgan atom bir elektronli atom deyiladi. Bir elektronli atomlar ga vodorod va vodorodsimon atomlar kiradi. Vodorod atomi eng oddiy atom tizimi bo‘lib, u proton va elektrondan tuzilgan. Yadro maydonida bitta elektron harakatlanadi. Proton va elektron orasida elektr tortishish kuchi ta’sir qiladi. Proton massasi elektron massasidan bir necha marta m p =1836 m e kattadir, shuning uchun protonni (yadroni) deyarli tinch holatda deb qabul qilish mumkin. Klassik tasavvurlarga asosan vodorod atomi tuzilishi 1.1-rasmda ko‘rsatilgan. Yadro to‘g‘ri burchakli koordinata tizimi boshida joylashgan. Elektron yadro atrofida r o‘lchamli orbita bo‘ylab Kulon tortishish kuchi ta’sirida harakatlanadi. Elektronning potensial energiyasi : 2

1.1-rasm . Klassik tasavvurlarga asosan vodorod atomi tuzilishi To‘g‘ri burchakli uch o‘lchamli koordinatalar tizimida Gamilton operatori quyidagicha ko‘rinishda yoziladi: 2 2 2 2 2 2 2ˆ . 2 H U m x y z               (1.3) Masalaning simmetrik bo‘lganligidan sferik koordinatalar tizimi dan foydalaniladi. Bunday sistema 1 .1-rasmda keltirilgan. Rasmda radius vektor – r , qutb burchagi –  , azimut burchagi –  sferik koordinatalar hisoblanadi. Dekart koordinatalar x,y,z va sferik koordinatalar r,  ,  orasida quyidagicha bog‘lanish mavjud :            cos sin sin cos sin r z r y r x (1.4) ( 1 .4) da keltirilgan formulalar orqali dekart koordinatalar tizimidan sferik koordinatalar tizimiga o‘tamiz. Gamilton operatorini sferik koordinatalar tizimida yozib, ma’l

2 2 2 2 2 2 2 2 2 0 1 1 sin 2 sin 1 , sin 4 r m r r r r е E r r                                                      ( 1 .5) Endi to‘lqin funksiyasi r,  va  ga bog‘liq bo‘ladi. ( , , )r      ( 1 .6) Hosil qilingan ( 1 .5) tenglamaning yechimi uchta koordinata funksiyasi ko‘paytmasi ko‘rinishida bo‘ladi. ( , , ) ( ) ( ) ( )r R r         (1.7) (1.7) ifodani (1.5) formuladagi Shredinger tenglamasiga qo‘yamiz va 2 mr 2 / ћ 2 ga ko‘paytiramiz, u vaqtda: 2 2 2 2 2 2 2 0 sin sin sin 2 0, 4 d dR R d R d d r dr dr d d d mr е E R r                                       (1.8) (1.8) tenglamani  = R   ga bo‘lsak, hadlari r ga bog‘liq va  ,  larga bog‘liq bo‘lmagan ifoda hosil bo‘ladi. Bu

(1.11) ning har bir qismini doimiy kattalikka tenglashtiramiz. Hosil bo‘lgan tenglamalarning istalgan yechimi ℓ ning parametr ko‘rinishi dagi tegishli qiymatiga ega bo‘ladi. Bo‘linma doimiyligini 2m bilan belgilaymiz. Tenglamaning har ikki qismini 2m ga tenglashtirib va kerakli matematik amallarni bajargandan so‘ng quyidagi ikkita tenglama hosil bo‘ladi: )1(sin sin 1 sin 2 2              dd d dm (1.12) 0 2 2 2       m d d (1.13) Shunday qilib, vodorod atomining ideallashtirilgan modeli uchun Shredingerning sferik koordinatalar tizimidagi to‘lqin tenglamasi uchta (1 .9), (1.12) va (1.13 ) tenglamalarga ajratiladi. Tenglamalar ning har biri faqat bitta koordinataga bog‘liq. Bu tenglamalarni ko‘rib chiqaylik. 1. Azimutal tenglama . (1.13) ifodada keltirilgan azimuta

m ℓ = 0,  1,  2,  3,… (1.14a) “–” ishora qarama-qarshi tomonga aylanishini bildiradi, m ℓ ning bu qiymatlarining kvadrati (1.14) dagi turli xususiy funksiyalarga tegishli bo‘lgan xususiy qiymatlardir. O‘z navbatida bu qiymatlar azimutal tenglamaning mumkin bo‘lgan yechimlaridir. Doimiy kattalik m ℓ vodorod atomini xarakterlaydigan kvant sonidir. m ℓ – orbital magnit kvant soni deyiladi. 2. Qutb koordinatalaridagi tenglama . (1.12) tenglama qutb teng lamasi bo‘lib, qutb burchagining dastlabki holatiga nisbatan o‘zgar ganidagi de-Broyl to‘lqin funksiyasini ifodalaydi. Bu tenglamaning yechimi Lejandrning bog‘langan polinomlari kabi bo‘ladi va quyidagicha ifodalanadi: )(cos lm ( 1 .15) Bu polinomlar cos  va m ℓ , ℓ doimiyliklarga bog‘liq bo‘ladi. m ℓ musbat va manfiy butun sonlarni hamd

ajral sa , u holda turlanish (“aynish”) yo‘qoladi, hosil bo‘lgan holat lar turlanmagan (“aynimagan”) deyiladi. 3. Radial tenglama . ( 1 .9) to‘lqin tenglamasi radial tenglama bo‘lib, protondan uzoqlik masofasi r ga bog‘liq ravishda de-Broyl to‘lqin funksiyasini ifodalaydi. Bu tenglamaning yechimi Lejandr polinomi L n,e ( r ) ko‘rinishda bo‘lib, quyidagicha ifodalanadi:, ,( ) ( ) nr n nR r е r L r     ( 1 .16) Bunda n – noldan farqli bo‘lgan istalgan butun musbat son, ℓ – orbital kvant son, n – esa bosh kvant son deyiladi. Lejandr polinomi xossasiga asosan ( 1 .16) yechim to‘g‘ri bo‘lishi uchun n > ℓ +1 bo‘lishi kerak. Bunday shartdan n ning qabul qilishi mumkin bo‘lgan son qiymatlari kelib chiqadi. Shunday qilib, uch ( 1 .9), ( 1 .12) va ( 1 .13 ) tenglamalardan vodorod atomi uchun bi

xususiy funksiyalarida yechilsa, u vaqtda bu yechimlarning har biri o‘zgaruv chi amplituda bilan xarakterlanishini ko‘rish mumkin. Koordinata boshi atrofidagi fazo tugunli sirtlar bilan bo‘limlarga ajratiladi. Bunda har bir ikki qo‘shni bo‘limlarda tebranish amplitudasi faza bo‘yicha qarama-qarshi bo‘ladi. Tugunli sirtlar soni n –1 ga teng. Agar energiyaning xususiy qiymatlari kvant sonlarining aniq biror to‘plami uchun hisoblansa, hisoblangan qiymatlar faqat bosh kvant son n ga bog‘liqligini ko‘rish mumkin. Bu esa qaralayotgan soddalashtirilgan model uchun tizim aynishining ifodasidir. Masalani kvant mexanikasi asosida yechishda energiyaning diskret xususiy qiymatlarini hosil qilish uchun orbita radiusining har bir qiymatida elektronning to‘liq energiyasi E , uning potensial energiyasi U

energetik sathlar zichlashishi tasvir langan. Elektronning to‘liq energiyasi noldan katta bo‘lganda, ya’ni E >0 da erkin harakat qiladi, bunda energetik sathlar kvantlanmaydi. Erkin elektron energiyasi diskret bo‘lmagan tutash spektrni hosil qiladi. 1 .2-rasm . Kulon potensial chuqurligi va chuqurlikda bog‘langan elektronlar tizimiga tegishli bo‘lgan energetik sathlar Shunday qilib, vodorod atomi uchun Shredinger tenglamasining yechimi uchta kvant son n , ℓ , m ℓ larga bog‘liq bo‘lib, quyidagicha ifodalanadi:, , , ( ) ( ) ( ) ( ). m n m n m r R r           (1.19) Ionlashtirish energiyasi. Agar atom tashqaridan energiya qabul qilsa, elektronning energiyasi ortadi va o‘z orbitasidan yuqori bo‘lgan orbitaga o‘tadi. Agar elektronga tashqaridan berilgan energiya yetarlicha katta bo‘l

eV me Eion 6, 13 32 2 20 2 4      ifoda vodorod atomi uchun ionlashtirish energiyasini nazariy hisoblash formulasidir. Bu formula bilan hisoblangan ionlashtirish energiyasi E ion qiymati, uning tajribada hisoblangan qiymati bilan mos keladi. Uyg‘onish energiyasi. Elektronning asosiy holatdan uyg‘ongan holatga o‘tkazish uchun atomga berilishi zarur bo‘lgan energiya uyg‘onish energiyasi ( E uyg‘ ) deyiladi. Masalan, vodorod atomi uchun uyg‘onish energiyasi E uyg‘ = E bog‘ – E ion n =2 bo‘lgan birinchi uyg‘ongan holat uchun E uyg‘ = –3,40 eV – (–13,6 eV ) = 10,2 eV Bu energiya qiymati n =2 bo‘lan holatga tegishli uyg‘onish energiya sidir (birinchi uyg‘ongan holat). Bog‘lanish energiyasi . Bog‘lanish energiyasi uyg‘ongan holatda bo‘lgan atomdan elektronni uzib chiqarish uchun zarur bo‘lga

1.2. Bor postulatlari. Atom tuzilishining Bor nazariyasi Klassik fizika qonunlari o‘z mohiyatiga ko‘ra, uzluksiz jarayon larni ifodalashga qodirdir. Kimyoviy elementlar atomlari nurlanish spektridagi spektral chiziqlar - ning xarakteri atom ichidagi jarayonlar uzlukli ekanligini ko‘rsatadi. Buni birinchi bo‘lib Nils Bor tushundi va klassik fizika qonunlarini atom ichkarisidagi jarayonlarga tatbiq qilib bo‘lmasligini ko‘rsatdi. Rezerfordning atom tuzilishi planetar modeli to‘g‘ri hisoblansa da, lekin atomning energiya nurlashi jarayonini, atomlarning turg‘un ligini tushuntirishda qiyinchiliklarga duch keldi. 1913-yilda Rezer fordning atom tuzilishi modeli Nils Bor tomonidan mukammallashti rildi va bu qiyinchiliklar bartaraf qilindi. N. Bor Rezerford tajribalarida kuzatilgan, lekin klassik f

shartni qanoatlantiradigan statsionar orbitalargina mavjud bo‘ladi. Bunday orbitalar ijozat etilgan statsionar orbitalar deyiladi. Atomdagi statsionar orbitalar kvantlangan bo‘lib, diskret energetik sathlarni hosil qiladi. 3. Elektron energiyasi E i bo‘lgan orbitadan energiyasi E f bo‘lgan ( E i > E f ) orbitaga o‘tganda atom energiya chiqaradi. Chiqarilgan energiya har ikki orbita energiyalari farqiga teng bo‘ladi, ya’ni:f i E E h    (1 .21 ) Bu formuladan: h Е Е f i   (1.22) (1.21) formulada E i – birinchi orbita energiyasi, E f – ikkinchi orbita energiyasi,  – chiqarilgan energiya chastotasi. (1.21) munosabat atom energiya yutganda ham o‘rinli bo‘ladi. E f > E i bo‘lganda energiya yutiladi. Bunda atomga tushgan foton energiyasi atomni pastgi energetik holatdan yuqorigi energetik

yoki34 34 10 05,1 14,3 2 10 62,6        J ∙ s Demak, atomda elektronlar ixtiyoriy qiymatdagi energiyaga ega bo‘lmasdan, balki energiyaning aniq qiy matlarigagina ega bo‘ ladi, bu energiyalar qiymatlari diskret spektrni hosil qiladi. Yuqorida keltirilgan postulatlar asosida vodorod atomining birinchi muvaffaqiyatli modeli tuzildi. Bu modelda hisoblashlar doiraviy orbitalar uchun bajariladi. 1.3-rasm. Elektronlarning energetik sathlardagi harakati Bor modeli atom statsionar holatda nima uchun energiya nurla masligini tushuntira olmaydi. Bundan tashqari, elektron yadro atrofi da doiraviy orbita bo‘ylab harakatlanishini tajribada ko‘rsatish mum kin emas. Shuning uchun Bor modelining tadbig‘ida ma’lum chek lashlar mavjud. Keyinchalik spektroskopiyada qilinayotgan yangi kashfiyotlarga Bo

Bor modelini keyingi o‘n yilda Zommerfeld, Vilson va boshqalar to‘ldirdilar, aniqliklar kiritdilar. Atomda diskret energetik sathlarning mavjudligi 1914-yilda Frank va Gers tomoni dan simob atomlari bilan o‘tkazilgan tajribada tasdiqlandi. Stasionar holatlar energiyasi kvantlash qoidasi bilan aniqlanadi. Agar elektronlarning doiraviy orbitalari qarab chiqilsa, Borning ikkinchi postulatiga asosan, atomda elektronning impuls momenti Plank doimiyligiga karrali bo‘lgan shartni qanoatlantiradigan orbita largina mavjud bo‘la oladi, ya’ni,...).3,2,1 ( ,    n n r m L   (1.23) Bunda n – butun son bo‘lib, kvant soni deyiladi. (1.23) formula elektronning impuls momenti – L kvantlanganligini, uning faqat 1 ħ ,2 ħ ,3 ħ ,... bo‘lgan diskret qiymatlarnigina qabul qilishi mumkin ligini ko‘rsatadi. Bu

Elektron yadro atrofida aylanma orbitada harakatlanadi deb hisoblanadi. U holda yadro elektr maydonidagi elektronga ta’sir etadigan Kulon tortishish kuchi markazga intilma kuchga teng bo‘ladi, ya’ni r m r Ze 2 0 2 4    (1.25) (1.25) dan m  2 qiymatini topib, (1.24) ifodaga qo‘yilganda, elektron ning to‘liq energiyasi quyidagicha ifodalanadi: r Ze Е 0 2 8   (1.26) (1.25) ifodaning har ikkala tomonlarini mr 3 ga ko‘paytirib, quyida gini hosil qilamiz: 2 2 2 0 2 4 r m mr Ze    (1.27) Bu formulada o‘ng tomondagi ifoda impuls momenti kvadratidir. Shuning uchun (1.27) ni quyidagicha yozish mumkin: 0 2 2 2 4 mr Ze n   (1.28) (1.26) va (1.28) tenglamalarining tegishli o‘ng va chap tomonlarini ko‘paytirib, zaryadi + Ze bo‘lgan yadro atrofida doiraviy orbita bo‘ylab harakat qilayotg

n  da energetik sathlar o‘zining E  =0 bo‘lgan chegaraviy qiymatiga tomon zichlashadi. Atomning n =1 bo‘lgan eng kichik energiyali holati uning asosiy holati deyiladi. Atom asosiy holatda uzoq vaqt bo‘lishi mumkin. Atomning n =2,3,4,... bo‘lgan holatlari ( n >1) uning uyg‘ongan holatlari deyiladi. Bu holatlarning har birida atomning energiyasi uning asosiy holati energiyasidan katta bo‘ladi. (1.29) formuladagi manfiy ishora atom tizimining bog‘langanligini va energiyaning kvantlanganligini ko‘rsatadi. (1.29) formulaga elektron massasi va zaryadi son qiymatlarini ( m =9,11∙10 –31 kg , e =1,6∙10 –19 Kl ) qo‘yib hisoblanganda:,...3,2,1 , /6. 13 2   n eV n Еn (1.29a) formula hosil bo‘ladi. (1.29a) formula orqali n ning turli qiymatlariga to‘g‘ri keladigan energiya hisoblanganda energiyan

f i E E h   (1.30) energiya uchun yozilgan (1.29) formulaga asosan (1.30) formulani quyidagi ko‘rinishda yozish mumkin:           2 2 2 202 42 1 1 32 i f f i n n me Z E E h     (1.31) n i va n f lar yuqori E i va pastki E f energetik sathlarga tegishli bo‘lgan kvant sonlardir. (1.31) formula vodorod atomining spektrini tahlil qilish asosida hosil qilingan. (1.31) formuladan atom chiqaradigan energiya chastotasini hisoblash formulasini hosil qilish mumkin, ya’ni:          2 2 2 02 42 1 1 32 i f n n h me Z с     Bunda 2 h  ; 2h va   c  ekanligi hisobga olinganda, atom chiqaradigan foton energiyasining to‘lqin uzunligini aniqlash mumkin bo‘lgan formula hosil bo‘ladi, ya’ni         2 2 3 203 42 1 1 64 1 i f n n с me Z     (1.32) Bu form

qo‘yib hisoblanganda, R ning nazariy hisoblangan qiymati hosil bo‘ladi: R =109737 sm –1 . R ning bu qiymati tajribada spektroskopik usul bilan aniqlangan qiyma tiga juda yaqindir. Bu esa vodorod atomi energetik sathlari energiyasini aniqlash uchun Bor tomonidan ishlab chiqilgan (1.29) formulaning to‘g‘riligini tasdiqlaydi. Bor nazariyasi atomda bo‘lishi mumkin bo‘lgan statsionar orbitalarning radiusini hisoblashga imkon beradi. (1.28) formuladan statsionar orbita o‘lchami aniqlanadi. ,...3,2,1 , 4 2 2 2 0     n n m e h r r n  (1.36) Atomdagi birinchi statsionar orbita o‘lchami aniqlanganda n =1 deb olinadi (atomning asosiy h olati). U vaqtda: 53.0 4 2 2 0 1   m e h r  Å r = r B = 0,53 Å bunda r B – Bor orbitasi radiusi deyiladi. Bu natija gazlar kinetik nazariyasi beradigan qiyma

sifatiy tahlil qilishda asos bo‘ldi. Masalan, bu nazariya asosida atom va molekulalar spektroskopiyasidagi juda ko‘p tajriba natijalari klassifi katsiya qilindi va umumlashtirildi. Lekin ularni to‘liq tushunish uchun Borning ikki postulati yetarli emas edi. Ularga kvantlash qoidalarini ham kiritish talab qilindi. Kvantlash qoidasi yordamida atom energetik sathlari energiyalari hisoblanishi mumkin. Bor bir elektronli atomlarda – eng oddiy vodorod atomida elektronlarning doiraviy orbitallarini kvantlash qoidasini taklif qildi. Keyinchalik Zommerfeld Borning kvantlash qoidasini elektron harakatining elliptik orbitasi uchun umumlashtirdi. Lekin kvantlash qoidasini ko‘p elektronli atomlarga, hatto geliy atomiga qo‘llab bo‘lmadi. Lekin Bor nazariyasi yuzaga kelgan vaqtdan boshlab unda kamchilikl

elektronlarning statsionar orbitalarining mavjudligini ko‘rsata oldi. Bu esa klassik mexanika nuqtai nazaridan tushunarli emas edi. Klassik elektro dinamika qonunlarini ishlatish to‘g‘ri bo‘lmasada (chunki nurlanish bo‘lmaydi), elektronlarning statsionar holatdagi harakatiga klassik mexanika qonunlari tatbiq qilindi. Lekin G.Bregg hazil tariqasida shunday deydi: dushanba, chorshanba, juma kunlari Bor nazariyasiga klassik fizika qonunlarini, seshanba, payshanba, shanba kunlari kvant fizika qonuniyatlarini qo‘llash kerak. Borning ikki postulati tajribada tasdiqlangan, shuning uchun ular to‘g‘ri deb hisoblanadi. Bor nazariyasi kvant mexanikasining paydo bo‘lishidagi oraliq davr hisoblanadi. Bor nazariyasining muvaffaqiyati shundaki, bu nazariya Ridberg doimiyligi va atom o‘lchamini hisoblashl

1.3. Vodorod atomi uchun Shredenger tenglamasi Kvant mexanikasida mikrozarraning holati to‘lqin funksiyasi bilan ifodalanadi. To‘lqin funksiyasi  harfi bilan belgilanadi va “psi-funksiya” deb o‘qiladi. Kvant mexanikasida mikrozarraning holatini klassik mexanikadagi kabi oldindan aniq aytib bo‘lmaydi. Kvant mexanikasida mikrozarraning u yoki bu holatining ehtimolligi aniqlanishi mumkin. Shuning uchun to‘lqin funksiya deyilganda, koordinata va vaqtga bog‘liq bo‘lgan shunday matematik ifoda  ( x , y , z , t ) tushunilishi kerakki, uning yordamida berilgan vaqtda mikrozarralarning fazodagi taqsimotini (joyini) aniqlash mumkin bo‘lsin. To‘lqin funksiyasi – elektr va magnit maydonlari tushunchalari kabi fizik tushunchadir. Maks Born to‘lqin funksiyasiga quyidagicha ta’rif beradi: to‘lqin funks

Xususiy qiymatlarning spektri uzluksiz bo‘lganda,   2 dan olingan integral cheksizlikka aylanadi, shuning uchun xususiy qiymatlar uzluksiz bo‘lganda boshqa normalash shartidan foydalaniladi. Noaniqlik munosabatlaridan ko‘rinadiki, klassik fizikada ishlati ladigan deterministik prinsiplar kvant mexanikasida to‘g‘ri bo‘lmay di, chunki zarraning turgan joyi va tezligini bir vaqtda absolyut aniqlikda o‘lchab bo‘lmaydi. Demak, kvant mexanikasida zarraning trayektoriyasi to‘g‘risida gapirib bo‘lmaydi. Kvant mexanikasida faqat fazoning berilgan nuqtasida berilgan vaqtda zarraning topilish ehtimoliyatining zichligi  *  ni aniqlash mumkin bo‘ladi. Ehtimoliyatning o‘zi esa  *  dV ko‘rinishda ifodalanadi. Umuman,  funksiya fizikaviy jarayonlarni ifodalashda foyda laniladigan qulay instrument

(1.41) formulada  – psi funksiya, k – to‘lqin soni  P k , r – radius vektor,  – doiraviy chastota, t – vaqt, 1 i – kompleks son. Lekin zarra turli kuch maydonlarida ham harakatlanishi mumkin. Bunda uning harakati murakkabroq to‘lqin funksiyasi bilan ifodalanadi. Mikrozarralarning harakatini uning to‘lqin xususiyatini hisobga olgan holda ifodalaydigan to‘lqin tenglama 1926-yilda Ervin Shredinger tomonidan taklif etildi . Shredinger tenglamasi faraz sifatida qabul qilingan, uning to‘g‘riligi bu tenglamadan kelib chiqa digan xulosalarning tajriba natijalariga mos kelishi bilan tasdiqlanadi. Shredinger tenglamasi kvant mexanikasining asosiy tenglamasi bo‘lib, norelyativistik kvant mexanikasi uchun, ya’ni yorug‘likning vakuumdagi tezligidan kichik (  << c ) bo‘lgan tezliklar uchun to‘g‘r

b unda P 2 /2 m – zarraning klassik fizikadagi kinetik energiyasi, P – zarraning impulsi. Zarra erkin bo‘lgani uchun E va P kattaliklar doimiy va U – potensial energiya nolga teng deb qaraladi.  funksiya o‘z ma’nosiga ko‘ra, quyidagi shartlarni qanoatlantirishi zarur: 1.  funksiya chekli bo‘lishi kerak, chunki zarraning fazoda topilish ehtimoliyati birdan katta bo‘la olmaydi. 2.  funksiya bir qiymatli bo‘lishi kerak, chunki zarrani fazoning biror nuqtasida qayd qilish ehtimoliyatining qiymati bir nechta bo‘lishi mumkin emas. 3.  funksiya uzluksiz bo‘lishi kerak, chunki zarraning topilish ehtimoliyati saqrash yo‘li bilan o‘zgara olmaydi. Yechimi yuqorida keltirilgan shartlarni qanoatlantiradigan  funksiya uchun differensial tenglamani yechishda P – impulsni doimiy hisoblab, (1.40) form

    E i t    (1.42) E – zarraning kinetik energiyasi (1.40a) formulada U =0 bo‘lganda, E – kinetik energiyaga teng bo‘ladi). (1.42) tenglama erkin fazoda zarraning doimiy kinetik energiya bilan qilayotgan harakatini ifodalaydi. (1.41)ni (1.42) tenglamaga hadma had bo‘lib va norelyativistik mexanikada kinetik energiya E = P 2 /2 m ekanligi hisobga olinganda, quyidagi bir jinsli tenglama hosil bo‘ladi:   2 2 2      m t i   (1.43) (1.43) tenglamaga biror aniq harakatni ajratib ko‘rsatadigan xususiy kattaliklar kirmaydi. Shuning uchun (1.43) tenglama zarraning erkin fazodagi istalgan harakatlari uchun to‘g‘ri bo‘ladi. (1.43) tenglama zarraning potensial kuch maydoni bo‘lmagandagi ( U =0) Shredinger tenglamasidir. (1.43) tenglamani zarraning potensial kuch maydoni ta’sirida

aniqlansa, vaqtning keyingi barcha qiymatlarida h am  – funksiya butun fazoda bir qiymatda aniqlanishi kelib chiqadi.  – to‘lqin funksiyasi haqiqatda kuzatiladigan namunalar bilan ehtimollik munosabatlari orqali bog‘liqdir. Bu munosabatlar holatlarning superpozisiya prinsipi bilan ifodalanadi. Superpozitsiya prinsipining bajarilishi uchun Shredinger tenglamasi  – funksiyaga nisbatan chiziqli va bir jinsli bo‘lishi kerak. Superpozitsiya prinsipi matematik shaklda ikkita mulohazada ko‘rinadi. Birinchidan, agar  1 va  2 funksiyalar Shredinger tenglamasining yechimlari bo‘lsa, ularning doimiy a 1 va a 2 koeffisentlarga (umuman olganda, kompleks) ega bo‘lgan har qanday chiziqli kombinasiyasi a 1  1 + a 2  2 ham shu tenglamaning yechimi bo‘ladi. Ikkinchidan, agar  1 va  2 to‘lqin funksi

Haqiqatdan ham ehtimoliyat zichligi  =  *  (1.45) holatda vaqt o‘tishi bilan doimiy qoladi: ) ( ) ( ) ( ) ( * * r r e r e r ti ti           bu kattalik esa vaqtga bog‘liq bo‘lmaydi. Statsionar holatda  ( r ) – funksiyani aniqlash uchun (1.45) ifodani (1.44) tenglamaga qo‘yamiz:           )( 2 2 2 r U m   (1.46) ħ  – kattalik statsionar holatda zarraning to‘liq energiyasi E ni ifodalaydi. Shunday qilib, statsionar holatda to‘liq energiya uchun quyidagi tenglama hosil bo‘ladi (to‘liq energiya deyilganda, statsionar holatdagi tizim energiyasi tushuniladi): ) ( ) ( ) ( 2 2 2 r E r r U m            (1.47) (1.47) tenglamaga vaqt kirmaydi. (1.47) tenglama statsionar holatlar uchun Shredinger tenglamasi deyiladi. Vaqt o‘tishi bilan zarraning holati o‘zgar

holatlarda energiyaning tanlangan (kvantlangan) qiymatlaridir. Jumladan, vodorod atomi uchun hosil qilinadigan bunday energiya qiymatlari vodorod atomi uchun Bor nazariyasi asosida hisoblangan energiya qiymatlariga mos keladi. (1.47) tenglama superpozitsiya prinsipini hisobga olgan holda Bor chastotasi qoidasiga olib keladi. Bundan ko‘rinadiki, har bir fizik jarayon qandaydir aniq fizik kattaliklarning vaqtga bog‘liq o‘zgarishi bilan xarakterlanadi. Lekin statsionar holatlarda barcha aniq fizik kattaliklar doimiy qoladi. Shuning uchun real fizik hodisalar holatini ifodalaydigan to‘lqin funksiyasi nostatsionar bo‘lishi kerak. Kvant mexanikasining prinsipial masala larini hal qilishda Shredinger tenglamasi operatorlar orqali ifoda lanadi. (1.47) ifodada keltirilgan Shredingerning statsionar

  E H ˆ ˆ (1.51) Bu tenglamaning ma’nosi quyidagicha:  funksiyaga ta’sir qiluvchi operator Hˆ ,  funksiyaga ta’sir etuvchi Eˆ operatorga teng, ya’ni Hˆ va Eˆ lar oddiy skalyar ko‘paytuvchilar emas. To‘lqin funksiyasi  ning vaqt bo‘yicha o‘zgarishi Shredinger tenglamasi (1.51) bilan ifodalanadi. (1.43) va (1.44) tenglamalar nostatsionar holatlar uchun Shredingerning vaqtga bog‘liq bo‘lgan umumiy tenglamasidir. Agar Shredingerning umumiy tenglamasi kuch maydoni ta’sir qilmagan erkin zarra harakatini ifodalasa, to‘liq energiya E istalgan qiymatlarni oladi. Bu holda (1.51) tenglamada  ( x,y,z,t ) to‘lqin funksiya koordinatalar va vaqtning funksiyasi bo‘ladi. To‘liq ener giya olishi mumkin bo‘lgan qiymatlar  ( x,y,z,t ) to‘lqin funksiyasi ning mumkin bo‘lgan cheksiz ko‘p sondagi yechiml

o‘tganida sodir bo‘ladi. Jismlar qizdirilganda energiya yutgan atomlar uyg‘ongan holatga o‘tadi. Uyg‘ongan holatda atomlar (10 –8  10 –7 ) sekund yashaydi, so‘ng yutgan energiyasini nurlanish sifatida chiqarib asosiy holatda o‘tadi. Atomlar diskret qiymatdagi energiyani chiqaradi yoki yutadi. Atom chiqargan yoki yutgan diskret energiyalari to‘plami spektrni hosil qiladi. Spektrdagi har bir spektral chiziq jism chiqargan yoki yutgan aniq bir diskret energiya qiymatiga to‘g‘ri keladi. Spektrlarning turi (ko‘rinishi) nurlanayotgan jismning qanday holatda ekanligiga bog‘liq. Qattiq jismlar nurlanishida tutash spektrlar hosil bo‘ladi. Molekulalar nurlanishida yo‘l-yo‘l spektrlar, atomlar nurlanishida chiziqli spektrlar hosil bo‘ladi. 2.1-rasm. Vodorod atomi spektri Spektrda ko‘p sondagi chiziq

atomi spektrida kuzatildi. Bu qonuniyatlarni aniqlashda birinchi bo‘lib, shvetsariyalik fizik Balmer 1885-yilda vodorod spektrining ko‘zga ko‘rinadigan sohasidagi spektral chiziqlar holatini aniqlaydigan empirik for mulani ishlab chiqdi. Vodorod atomi chiqarish spektrining ko‘zga ko‘ri nadigan sohasi (Balmer seriyasi) 2.2-rasmda, yutilish spektri esa 2.3-rasmlarda keltirilgan. Chiziqli spektrlar uchun olingan empirik natijalar tahlil qilib ko‘rilganda, spektrdagi alohida chiziqlar ma’lum guruhlarga birlashishi aniqlandi. Bu guruhlar seriyalar deyiladi. 2.2-rasm. Vodorod atomi chiqarish spektrining ko‘zga ko‘ri nadigan sohasi- Balmer seriyasi 2.3-rasm. Vodorod atomi yutilish spektri Balmer 1885-yilda vodorod spektrining ko‘rinadigan sohasida H , H  , H  , H  lar bilan belgilanadigan to‘

bunda n atomdagi elektron orbitalar (energetik sathlar) tartib raqamini bildiradi. B esa 3645,6∙10 –8 sm =3645,6 Å ga teng bo‘lgan empirik doimiy. (2.1) formulaga asosan hisob langan to‘lqin uzunliklar, Balmer o‘lchagan natija larga deyarli mos keladi (1.1-jadval). 2 .1-jadval Chiziq Balmer formulasi bo‘yicha hisoblangan ( Å ) O‘lchashlar bo‘yicha ( Å ) Farqi ( Å ) H α 6562,08 6562,10 +0,02 H β 4860,80 4860,74 –0,06 H γ 4340,00 4340,10 +0,10 H δ 4101,30 4101,20 –0,10 Bu chiziqlar uchun hisoblangan va kuzatilgan to‘lqin uzunliklarning mos kelishida farq mavjudligi aniqlandi. Bu esa o‘sha vaqtdagi bu chiziqlarni o‘lchash noaniqligi bilan bog‘liq bo‘lib chiqdi. (2.1) formulani chastotani hisoblash formulasi ko‘rinishida yozish mumkin. U vaqtda spektrning ko‘rinadigan sohasidagi spektral chizi

,...)3,2 ( , 1 1 1 2 2        n n R  (2.2) Bu seriyaga Layman seriyasi deyiladi. Bunda  – elektronning n =2,3,4,… uyg‘ongan holatlardan n =1 bo‘lgan asosiy holatga o‘tishida atom nurlaydigan energiya chastotasidir. Spektrning infraqizil sohasida 1908-yilda Pashen tomonidan quyidagi seriya topildi: ,...)5,4 ( , 1 3 1 2 2        n n R  (2.3) Bu seriya Pashen seriyasi deyiladi. Keyinchalik vodorod spektrining infraqizil sohasida yana boshqa seriyalar aniqlandi. Breket seriyasi : ,...)6,5(,1 4 1 2 2       n nR  (2.4) Pfund seriyasi : ,...)7,6 ( , 1 5 1 22        n n R  (2.5) (2.4) va (2.5) formulalardan vodorod atomi spektridagi barcha seriyalarni quyidagi umumiy formula : 2 2 1 1 , ( 1, 2, 3, ...; 1) R m n m m n            (2.6) orqali ifod

bo‘ladi, ya’ni 56713, 121 3 4   НR  nm . Bu to‘lqin uzunlikka tegishli bo‘lgan spektral chiziq vodorodning rezonans chizig‘i deyiladi. Eng katta chastota n =  bo‘lganda, bu chastota seriya chegarasi deyiladi. Balmer seriyasida seriya chegarasi 1 69, 27419 4     sm RH  yoki 3648 4   НR  Å Vodorod atomi spektri to‘g‘risida yuqorida bayon qilingan tushunchalarning yakuni sifatida 2.2-jadvalni keltirish mumkin.

2.2-jadval Vodorod atomi spektral seriyalari Seriya nomlari Spektr sohalari Seriya formulalari Seriya chegarasi ( n =  ) Layman seriyasi Ult rabinafsha,...4,3,2 , 1 1 1 1 2 2        n n R  911,27 Å Balmer seriyasi Ko‘rinadigan ,...5,4,3 , 1 2 1 1 2 2        n n R  3645,6 Å Pashen seriyasi Infraqizil ,...6,5,4 , 1 3 1 1 2 2        n n R  8201,4 Å Breket seriyasi Infraqizil ,...7,6,5 , 1 4 1 1 2 2        n n R  14580 Å Pfund seriyasi Infraqizil ,...8,7,6 , 1 5 1 1 2 2        n n R  22782 Å Seriya chegarasiga yaqinlashganda spektral chiziqlar zichlashadi, ular orasidagi to‘lqin uzunliklari farqi assimptotik ravishda nolga intiladi, spektral chiziqlar intensivligi ham nolga intiladi. Seriya chegarasidan tashqarida spektr uzilmaydi , balki tuta

Bunday qonuniyat faqat vodorod atomi spektridagina emas, balki boshqa elementlar spektrida ham kuzatiladi. Bunda ham seriya chegarasi mavjud bo‘lib, chegaradan tashqarida tutash spektr hosil bo‘ladi. Spektral chiziqlarning joylashishini sxematik ko‘rinishda qaralsa va ularning inten sivligini chiziqlar ko‘rini shida tasvirlansa, spektral chiziqlar intensivligining nolga intilishini ko‘rish mumkin (2.4-rasm).

2.2. Ritsning kombinatsion prinsipi va spektral termlar Spektroskopiyaning asosiy qonuni 1908-yilda Rits tomonidan empirik yo‘l bilan aniqlangan kombinatsion prinsip hisoblanadi. (2.6) formulaga quyidagicha belgilashlar kiritish mumkin:2 2 ) ( , ) ( n R n T m R m T   (2.7) Bunday belgilashlar kiritib (2.6) formulani quyidagi ko‘rinishda yozish mumkin: ) ( ) ( n T m T    (2.8) T ( m ), T ( n ) lar spektral termlar deb ataladi. (2.8) formulaga asosan nurlanayotgan barcha chastotalar spektral termlar kombinasiyasi ko‘rinishida aniqlanadi. Bu qoida Ritsning kombinatsion prinsipi deyiladi.Vodorod atomi uchun barcha termlar tizimi bitta formuladan hisoblanadi: ,...)2,1 ( , ) ( 2   n n R n T (2.9) (2.9) dan muayyan atom uchun termlar tizimini bilgan holda, istalgan spektral chiziqning chas

v 2 – v 1 = T 2 – T 3 va h.k. Masalan, Layman seriyasida n =2; 3 bo‘lgandagi spektral chiziq lar chastotalari tegishlicha  1 =82258,31 va  2 =97491,36 ekanligi ma’lum bo‘lsa, u vaqtda  2 –  1 =97491,36–82258,31=15233,05 bo‘ladi. Bu son Balmer seriyasidagi n =3 bo‘lgandagi spektral chiziq ning chastotasiga mos keladi, ya’ni  =15233,216. Kombinatsion prinsip empirik yo‘l bilan kashf qilingan bo‘lib, spektrlardagi qonuniyatlarga o‘xshab u ham qandaydir g‘alati son bo‘lib tuyulgan. Buning ma’nosi Borning kvant postulatlari ta’rif langandan keyin ochildi. Bor birinchi bo‘lib kombinatsion prinsip atomlar ichidagi harakatlarini boshqaradigan o‘ziga xos kvant qonunlar ekanligini ko‘rsatdi. Shunday qilib, har bir termga muayyan statsionar energetik holat to‘g‘ri keladi, har bir chiqarilgan cha

doimiysi orqali berilgan ifodasi kiritilsa, atomlar energiyasini ham shu doimiy orqali ifodalash mumkin:2n Rhc En  bu yerda h va c – universal doimiylardir, n – butun son va R – Rid berg doimiysi. Spektroskopiyada spektral termlar va energetik sathlarni gorizon tal chiziqlar bilan, ular orasidagi elektron o‘tishlarni esa strelkalar bilan ko‘rsatish qabul qilingan. Yuqori energetik sathlardan pastki energetik sathlarga yo‘naltirilgan strelkalar atomning energiya chiqa rishidagi spektral chiziqlariga tegishli bo‘ladi; teskari yo‘nalishdagi strelkalar esa atomning energiyani yutishidagi spektral chiziqlarga tegishli bo‘ladi. 2.5-rasmda vodorod atomi energetik sathlarining diagrammasi keltirilgan. 2.5-rasm. V odorod atomi energetik sathlarining diagrammasi

Rasmda energetik sathlar tartibi kvant soni n bilan ko‘rsatilgan. n =  bo‘lgandagi sath energiyasi nol energiya deb olingan. n =1 dan n =  gacha bo‘lgan barcha sathlar kvantlangan bo‘lib, diskret ener giya qiymatiga ega bo‘ladi. Bu holatlar bog‘langan holatlar bo‘ladi. Energiya faqat diskret qiymatlarga ega bo‘lgandagina yadro va elektronlar bog‘langan tizim – atomni hosil qiladi. n =  dan yuqori dagi sathlar energiyasi uzluksiz bo‘ladi. Bunda elektronlar yadrodan mumkin qadar uzoqlashgan va bog‘lanmagan bo‘ladi. Bu vaqtda yadro va elektron juftini shartli ravishdagina atom deyish mumkin. Umuman, atom deganda, bog‘langan tizimlar tushuniladi. Shunday bo‘lishligini Bor o‘z postulatlarida tushuntirdi. n ning ortishi va n =  ga yaqinlashishi bilan energetik sathlar bir-biriga yaqinlasha b

kichik energiyali holati uning asosiy holati deyiladi va atom bu holatda uzoq vaqt davomida bo‘lishi mumkin. Atomning asosiy holatidan yuqori n =2,3,4,... bo‘lgan diskret energetik holatlarga o‘tishi atomning uyg‘onishi bo‘ladi. Demak, atomning n =2,3,4 bo‘lgandagi holatlari uning uyg‘ongan holatlari bo‘ladi. Uyg‘ongan holatlarning har biridagi energiyasi, uning asosiy holatidagi energiyasidan katta bo‘ladi. n =2 bo‘lgan holat atomning birinchi uyg‘ongan holati, n =3 esa ikkinchi uyg‘ongan holati bo‘ladi va hokazo. 2.5-rasmdagi vodorod atomi energetik sathlari diagrammasida gorizantal to‘g‘ri chiziqlarda vodorod atomi energiyasining mumkin bo‘lgan qiymatlari qo‘yilgan. Rasmdan ko‘rinadiki, n =1 dan n =  gacha bo‘lgan barcha holatlar bog‘langan holatlardir, chunki manfiy energiyaga egadirl

2.3. Vodorod bombasi va undan energetik maqsadlarda foydalanish Atom va vodorod bombalari yadro qurollariga kiradi, biroq ularning ishlash prinsiplari bir-biridan farq qiladi. Yadro (atom) bombasida portlash chog‘ida energiya plutoniy yoki uran-235 og‘ir yadrolarining bo‘linishi oqibatida energiya ajraladi. Keyinroq ular yengilroq yadrolarga aylanadi. Vodorodli jarayonda esa energiya ajralishi vodorod yadrolari termoyadroviy sintezi hisobiga yuz beradi. Yadro quroli — shikastlash vositasi yadro zaryadidan iborat boʻlgan qurol. Yadro reaksiyasi natijasida vujudga keladigan portlash (atom yadrosining zarrachalarga boʻlinishi), zarrachalar sintezi yoki ikkala jarayonning bir vaqtda sodir boʻlishi vaqtida ajralib chiqadigan ichki energiyadan foydalanishga asoslangan yadro bombasi, uni nishon

zaryadlari strategik jahatdan ham qoʻllanilishi mumkin. Yirik strategik nishonlarni shikastlantirish uchun moʻljallangan yadroning jangovar qismlari 1—5 mln. t (hatto 40—50 mln. t gacha) trotil ekvivalentiga ega boʻlishi mumkin. Strategik yadro qurollarini eltuvchilar uzoqqa uchuvchi raketalar, qitʼalararo ballistik raketalar, samolyotsnaryadlar va strategik bombardimonchi samolyotlardir. Qudratli yadro zaryadlarini nishonga eltishda Yerning sunʼiy yoʻldoshlaridan foydalanish rejasi ham bor. Yadro quroli 20-asrda yadro fizikasining taraqqiy etishi munosabati bilan 40-y.lar boshida paydo boʻldi. Birinchi portlash 1945 yil 16 iyulda Alamogodro poligonida (AQSH) amalga oshirildi. 1945 yil avgust oyida esa har birining quvvati 20 kt boʻlgan 2 atom bombasi Yaponiyaning Xirosima (6 avgust) va Na

Yadro bombasida energiya ajralishi bomba ichidagi moddalar (uran izotoplari yoki plutoniy) zaryadi detonatsiyasidan so‘ng boshlanadi. Detonatsiyadan so‘ng izotoplar parchalanadi va neytronlarni egallay boshlaydi. Zanjirli jarayon kechadi — atom ortidan atom. Barcha atomlar parchalangandan so‘ng yadro reaksiyasi boshlanadi. Zaryad massasi tang ko‘rsatkichga yetganidan so‘ng ulkan miqdordagi energiya ajralishi yuz beradi va bu portlashni keltirib chiqaradi. 2.7-rasm. Vodorod bombasida energiya ajralishining boshqacha jarayoni sodir bo‘ladi. Dastlab og‘ir yadrolar litiy deyteridini geliy va tritiyga parchalanishi yuz beradi. Keyin geliy va tritiy negizida termoyadroviy sintez ishga tushadi. Bu jangovar zaryad ichining bir lahzalik qizishiga va kuchli portlashga olib keladi.

Termoyadroviy bomba kuchi atom bombasi kuchidan yuz ming marta oshiq bo‘lishi mumkin. Atom bombasi portlash kuchi kilotonnalarda (1 kilotonna = 1 000 t v trotil ekvivalentida) hisoblanadi. Termoyadroviy bomba kuchini o‘lchash birligi — megatonna yoki trotil ekvivalentida 1 000 000 t v.

Xulosa Men bitiruv malakaviy ishimda mikroolamning asosiy zarrasi atom tuzilishini tushuntirish uchun eng oddiy atom vodorod atomi to‘liq o‘rganildi. Markaziy simmetrik maydonda vodorod atomi, Kulon potensial chuqurligi va chuqurlikda bog‘langan elektronlar tizimiga tegishli bo‘lgan energetik sathlar va uni tushuntiradigan formulalar o‘rganildi . Vodorod atomining asosiy holatda bo‘lgan atomdan elektronni uzib chiqarib atomni ion holiga o‘tkazish uchun zarur bo‘lgan energiya ionlash tirish energiyasi va elektronning asosiy holatdan uyg‘ongan holatga o‘tkazish uchun atomga berilishi zarur bo‘lgan energiya uyg‘onish energiyasi, asosiy holatda bo‘lgan atomdan elektronni uzib chiqarib atomni ion holiga o‘tkazish uchun zarur bo‘lgan energiya ionlash tirish energiyasi o‘rganildi. Atom uzoq vaqt

Spektroskopiyaning asosiy qonuni 1908-yilda Rits tomonidan empirik yo‘l bilan aniqlangan kombinatsion prinsipi va spektral termlar o’rganildi. Yadro (atom) bombasida portlash chog‘ida energiya plutoniy yoki uran-235 og‘ir yadrolarining bo‘linishi oqibatida energiya ajraladi. Keyinroq ular yengilroq yadrolarga aylanadi. Vodorodli jarayonda esa energiya ajralishi vodorod yadrolari termoyadroviy sintezi hisobiga yuz berishi o’rganildi. Vodorod bombasidan tinchlik maqsadida energetik sohadan foydalanish usullari o‘rganildi.

Foydalanilgan adabiyotlar 1. 2. Ahmedova G., Mamatqulov O.B., Xolboyev I. Atom fizikasi. O’quv qo’llanma. T.: Istiqlol, 2013. -416 b. 3. Шпольский Э.В. Атомная физика , т .1,2. М .: Наука, 1974 4. Матвеев А.Н. Атомная физика , М. : Высшая школа, 1989. 5. Гольдин Л.Л. и др. Введения в квантовую физику, М. : Наука, 1988. 6. Сивухин Д.В. К урс общей физики , т.1, ч.2, М . : Наука, 1986, 1989 г. 7. Ишханов Б.С. Субатомная физика. Изд-во МГУ. 2000 г . - c . 341 8. Ф e рми Э. Ядерная физика. Из-во, Ин.Лит.М. 1991 г . - c . 211 9. А zimov S. А ., Abdujamilov A. Elementar zarralar fizikasi. T.: O‘qituvchi. 1986y. –b. 1 70 10. Сивухин Д.В. Курс общей физики. Том-5. Атомная и ядерная физика. М.: физматлит.2002 г . - c . 311 11. Бони Ф. Введение в физику ядра, адронов и элементарных частиц. М.-Мир.19

16. Michael F. L’Annunziata. Handbook of Radioactivity Analysis. 2003. ISBN 0- 12-436603-1 .p.78 17. H. F. Beyer, V. P. Shevelko. Introduction to the Physics of Highly Charged Ions. — CRC Press, 2003. — ISBN 0-75-030481-2 .p.34 18. Gregory R. Choppin, Jan-Olov Liljenzin, Jan Rydberg. Radiochemistry and Nuclear Chemistry. — Elsevier, 2001. — ISBN 0-75-067463-6 . 19. J. Dalton. A New System of Chemical Philosophy, Part 1. — London and Manchester: S. Russell, 1808.p.23 20. Wolfgang Demtröder. Atoms, Molecules and Photons: An Introduction to Atomic- Molecular- and Quantum Physics. — 1st ed. — Springer, 2002. — ISBN 3-540-20631-0 .p.123 21. Richard Feynman. Six Easy Pieces. — The Penguin Group, 1995. — ISBN 978- 0-140-27666-4 . p.234 22. https://ru.wikipedia

Купить

Похожие документы
17-guruh elementlari galogenlar
Oltinchi guruh p-elementlari
Bufer eritmalar, bufer eritmalarda pHni aniqlash, tuzlar gidrolizi, tuz effekti
3-guruh d-elementlari
Argos test javoblari