Љазаљстан республикасы білім жшне ’ылым министрлігі

. функциясы мына шартты ›ана“аттандырады

l- ш±Ј›ырдыЈ ені.

БйлшектіЈ энергиясыныЈ меншікті мЩндері дискретті болатынын кйрсетуге болады:

(n = 1, 2, 3, . . .). (2.11)

Сонымен, «›абыр“алары» шексіз биік «потенциалды› ш±Ј›ырда“ы» бйлшек энергиясы тек белгілі дискретті мЩндер ›абылдай алады, я“ни энергия квантталады (36.б -сурет.). ЭнергияныЈ кванттал“ан мЩндері - энергия деЈгейлері деп аталынады, ал, n – бйлшектіЈ энергиясыныЈ деЈгейін аны›тайтын бЇтін сан негізгі квантты› сан деп аталады.

Меншікті функцияларды келесі тЇрде йрнектейді:

Бйлшекті ш±Ј›ыр «›абыр“аларынан» Щр тЇрлі ›ашы›ты›та табу ы›тималды“ыныЈ ты“ызды“ын ›арастыр“анда, микробйлшек Їшін квантты› механикада траектория ±“ымыныЈ ретсіз екені бай›алады (9.2 а,б сурет.).

(9.9) йрнегінен кйрші деЈгейлердіЈ энергиялы› ара ›ашы›ты“ын табу“а болады

.(2.13)

®лкен квантты› сандар Їшін (n , кйрші энергия деЈгейлері ты“ыз орналас›ан: n йскен сайын ты“ызды› та арта береді. Б±л жа“дайда іс жЇзінде деЈгейлердіЈ Їздіксіз орналасуы туралы айту“а болады жЩне квантты› процестерді сыйпаттайтын ерекшелік – дискреттілік бірте-бірте жойылады деуге болады. Б±л нЩтиже БордыЈ сЩйкестік принципініЈ дербес жа“дайы болып табылады. Ол принцип бойынша квантты› механиканыЈ заЈдары квантты› сандардыЈ Їлкен мЩндерінде классикалы› механиканыЈ заЈдарына кйшеді ( 1923 ж.). СЩйкестік принципініЈ жалпы тЇрі былай о›ылады: Щрбір жаЈа, жалпылау болатын теория классикалы› физика заЈдарын жо››а шы“армайды, керісінше, олардыЈ ›олдану шегін кйрсетіп, йзіне енгізеді жЩне белгілі жа“дайларда жаЈа теория б±рын“ы теория“а кйшеді.

Айталы› бір йлшемді элементар бйлшек x осініЈ ба“ытымен ені d, биіктігі U-“а теЈ тікб±рышты потенциалды› тос›ауыл“а ›арай ›оз“алсын (сурет). Сонда классикалы› механика заЈы бойынша толы› энергиясы E-ге теЈ бйлшек биіктігі U болатын тос›ауылдыЈ не сол жа“ында, не оЈ жа“ында болады да, тос›ауылдан йте алмайды, себебі бйлшектіЈ Е энергиясы тос›ауылдыЈ U энергиясынан кем. Я“ни, бйлшек энергиясы тос›ауылдыЈ энергиясына теЈ немесе E >U бол“анда “ана, бйлшек потенциалды› тос›ауылдан йте алады. Ал бйлшек энергиясы E >U болса, онда бйлшек тос›ауылдан ша“ылып кейін ›арай ›оз“алады.

Енді бйлшектіЈ осындай ›оз“алыс кЇйін тол›ынды› т±р“ыдан ›арастырайы›. Квантты› механика теориясы бойынша ШредингердіЈ теЈдеуін ›олданып бйлшектіЈ потенциалды› бйгеттен йтуін былайша тЇсіндіруге болады.

Егер бйлшек тос›ауылдыЈ оЈ жЩне сол жа›тарында болса x<0, х> d, онда оныЈ кЇйін сипаттайтын Шредингер теЈдеуініЈ тЇрі мынадай болады E >U.

Ал бйлшектіЈ потенциалды› тос›ауылдыЈ ішінде (0 ) болу кЇйін сипаттайтын Шредингер теЈдеуін мына тЇрде жазу“а болады.

Сййтіп осы екі дифференциалды› теЈдеулердіЈ шешімі суреттегі тос›ауылдыЈ Щр айма“ы Їшін мына тЇрде болады

м±нда“ы ал осініЈ ба“ытымен тарал“ан жазы› тол›ын“а сЩйкес, осы тол›ын“а ›арама-›арсы ба“ытта тарал“ан тол›ын“а сЩйкес келеді.

оншалы›ты ›алыЈ болмаса) нйлге теЈ болмайды жЩне импульсі мен тол›ыныныЈ тЇрі де Бройль тол›ынындай жиілігіне ±›сас.

Сонымен Шредингер теЈдеуініЈ шешімі бйлшектердіЈ

38-сурет 39-сурет

потенциалды› тос›ауылдан йтетіндей нйлге теЈ болмайтын ы›тималдылы“ыныЈ болуын кйрсетеді. Сонда бйлшектердіЈ тос›ауылдан (судыЈ ›±м арасына сіЈуі секілді) йту ы›тималды“ын мына формула ар›ылы кйрсетеміз

м±нда“ы d – тос›ауылдыЈ ені, U – оныЈ биіктігі, E – бйлшектердіЈ толы› энергисы.

Сййтіп, тос›ауыл биік, Щрі ені ›алыЈ, Щрі бйлшектердіЈ массалары ауырлау болса, онда олардыЈ тос›ауылдан йту ы›тималды“ы

аз болады. Олай болса, бйлшектердіЈ тос›ауылдан йту ›±былысы туннелдік эффект деп аталады. Мысалы, ›атты денелер физикасында болатын кйптеген ›±былыс, атап айт›анда йткізгіштердіЈ тЇйіспе жеріндегі электрондардыЈ йтуі, металдыЈ сал›ын кЇйіндегі электрондардыЈ эмиссиялы› ›±былысы, сол сия›ты атомды› жЩне ядролы› физикада болатын -ыдырау ›±былысы, термоядролы› реакциялары туннелдік эффект теориясымен тЇсіндіріледі. Егер потенциалды› тос›ауылдыЈ пішіні Щр тЇрлі болса, онда бйлшектердіЈ одан йту ы›тималды“ы мына формуламен есептеледі. (сурет)

м±нда“ы жЩне - энергиясы U(x) потенциалды› тос›ауылдыЈ ал“аш›ы жЩне соЈ“ы координаттары.

Гармоникалы› осциллятор (латынныЈ тербеліс деген сйзінен алын“ан) деп квазисерпімді кЇштіЈ Щсерінен бір йлшемді ›оз“алыс жасайтын жЇйені айтамыз. М±ндай жЇйе кйптеген классикалы›

есептер мен квантты› теорияныЈ моделі ретінде ›арастырылады. КЩдімгі серіппелі математикалы› жЩне физикалы› маятниктер классикалы› гармоникалы› осциллятордыЈ мысалдары бола алады.

Сонда (механика курсынан белгілі) гармоникалы›

40-сурет

Енді гармоникалы› осцилляторды квантты› механика т±р“ысынан ›арастырайы›. Квантты› осциллятор (*) йрнекті есепке алатын Шредингер теЈдеуінен сипатталады. Олай болса, квантты› осциллятордыЈ стационарлы› кЇйін аны›тайтын Шредингер теЈдеуі мына тЇрде жазылады:

м±нда“ы Е – осциллятордыЈ толы› энергиясы.

Сонымен б±л йрнек квантты› осциллятордыЈ энергиясыныЈ тек дискретті мЩндерініЈ болатынды“ын кйрсетеді, я“ни квантталынады.

Егер атом“а сырт›ы магнит йрісі Щсер етсе, онда импульс моментініЈ сол йріс ба“ытына тЇсірілген проекциясы –ге еселес болады, я“ни

м±нда“ы -магниттік квантты› сан деп аталады жЩне оныЈ сан мЩндері мынадай болады

Сонымен –діЈ небЩрі (2l+1) мЩндері болады. Осы магниттік квантты› санныЈ болуына байланысты атомныЈ сырт›ы магнит йрісіндегі энергия деЈгейлері бірнеше ›осымша деЈгейлерге жіктеледі.

Міне осындай ›±былысты бірінші рет 1896 ж. голланд физигі П. Зееман (1865-1945) бай›а“ан болатын, сонды›тан б±л ›±былыс Зееман эффектісі деп аталады. Ал негізгі энергетикалы› деЈгейлердіЈ сырт›ы электр йрісінде ›осымша деЈгейлерге жіктелуін неміс физигі И. Штарк (1874-1957) тЩжірибе жЇзінде аш›анды›тан Штарк эффектісі делінеді.

Сййтіп электронныЈ атом ішіндегі ›оз“алыс кЇйі - квантты› сандарымен сипатталады. ЭлектронныЈ кЇйлері Щдетте т.б. Щріптерімен белгіленеді, б±лар ›осымша квантты› санныЈ мЩндеріне сЩйкес келеді. Енді атом ішіндегі электронныЈ кЇйін мына кестеден аны› кйруге болады.

Бас квантты› сан

Орбиталы› квантты› сан

Негізгі деЈгейлерКLMN

љосымша деЈгейлер1s2p3d4f

Электрондар саны281832
1-кесте

Квантты› механиканыЈ Щдістерін пайдаланып атом спектрінде бай›алатын спектрлік сызы›тардыЈ интенсивтігін есептеп табу“а болады. Есептей келгенде интенсивті сезілетін сызы›тар ›осымша квантты› сан йзгергенде , ал магниттік квантты› сан йзгермейтіндігі аны›талады. Сййтіп б±л шарттар былай жазылады

Сонды›тан осы жЩне квантты› сандарын с±рыптау ережелері деп атайды.

Ze (сутегі атомы Їшін Z = 1) заряды бар ядроныЈ электронмен Щсерлесудегі потенциалды› энергия былай жазылады:

м±нда r- электрон мен ядроныЈ ара ›ашы›ты“ы U(r) - r азай“ан сайын (ядро“а жа›ында“ан сайын) шексіз азаяды.

(19.1) йрнегін ескерсек, ШредингердіЈ стационарлы› теЈдеуі келесі тЇрде жазылады:

(2.15)

m – электронныЈ массасы, Е – электронныЈ атомда“ы толы› энергиясы.

Электрон ›оз“алатын йріс орталы› – симметриялы бол“анды›тан, (3.11) теЈдеуін шешкенде сфералы› координаттар жЇйесін r, ›олдану керек.

а) Энергия. Сфералы› координаттар жЇйесінде жазыл“ан (19.2) теЈдеудіЈ келесі жа“дайларда керекті (я“ни бірмЩнді, шекті жЩне Їздіксіз) шешімдері бар: 1) энергияныЈ Е кез келген оЈ мЩндерінде; 2) энергияныЈ дискретті теріс мЩндерінде:

(n = 1, 2, 3, …), (2.16)

ЕЈ тйменгі минимальды› энергия деЈгейі - негізгі кЇй, ал, ›ал“андары ( n = 2,3, …) – ›оз“ан кЇйлер. ЭнергияныЈ теріс мЩндерінде электронныЈ ›оз“алысы байлан“ан ›оз“алыс – ол гиперболалы› «потенциалды› ш±Ј›ырдыЈ» ішінде орналас›ан. Негізгі квантты› сан n йскен сайын энергия деЈгейлері жиірек орналасады да, n = Е бол“анда, электрон еркін ›оз“алады, Їздіксіз спектрдіЈ б±л облысы иондал“ан атом“а сЩйкес келеді. Сутегі атомыныЈ ионизациялану энергиясы мына“ан теЈ:

(19.3) йрнегі сутегі атомыныЈ энергиясы Їшін алын“ан БордыЈ формуласымен бірдей. Біра›, Бор ол формуланы алу Їшін йзініЈ постулаттарын кіргізуге мЩжбЇр болды, екінші жа“ынан, квантты› механикада“ы энергияныЈ дискретті мЩндері осы теорияныЈ негізгі теЈдеуі – Шредингер теЈдеуініЈ шешімдерінен шы“ады.

n = 1,2,3, …

Шредингер теЈдеуін шешкенде электронныЈ импульс моментініЈ (механикалы› орбиталы› момент) квантталатыны, я“ни оныЈ мЩндері кез келген сан бола алмайтынды“ы, ол тек дискретті мЩндерді ›абылдайтынды“ы кйрініп т±р:

(2.17)

м±нда l – орбиталы› квантты› сан, ол n берілгенде келесі бЇтін сандарды ›абылдайды:

l = 0,1, …, (n – 1),

я“ни, барлы“ы n мЩндер, орбиталы› квантты› сан атомда“ы электронныЈ импульс моментін аны›тайды.

Сонымен бірге Шредингер теЈдеуініЈ шешімі бойынша электронныЈ импульс моментініЈ векторыныЈ кеЈістіктегі ба“ыты да кез келген мЩнге ие бола алмайды, ол магнит йрісініЈ ба“ытына байланысты. Егер сырт›ы магнит йрісініЈ ба“ыты z осімен ба“ыттас болса, импульс моментініЈ осы ба“ыт›а проекциясы -›а еселі болып квантталады:

м±нда - магниттік квантты› сан, ол l саны берілгенде келесі мЩндерге ие болады

я“ни , оныЈ барлы“ы 2l + 1 мЩндері бар. Сонымен, магниттік квантты› сан электронныЈ импульс моментініЈ берілген ба“ыт›а проекциясын аны›тайды, электронныЈ импульс моментініЈ векторы кеЈістікте 2l + 1 ба“ыт›а ие бола алады. Берілген n санына сЩйкес келетін Щр тЇрлі кЇйлердіЈ саны былай аны›талады:

(2.20)

Электронды атомныЈ Щр бйлімінде табу ы›тималды“ы Щр тЇрлі. Электрон йзініЈ ›оз“алысында электронды› б±лт ›±рап, атомныЈ кйлемі бойынша Щр тЇрлі ты“ызды›пен «Їлестірілген» сия›ты, ол ты“ызды› атомда“ы электронныЈ Щрбір нЇктеде орналасу ы›тималды“ын сыйпаттайды. n жЩне l квантты› сандары кеЈістіктегі электронды› б±лттыЈ мйлшері мен формасын сыйпаттайды.

Атомды› физикада спектроскопия саласында“ы сия›ты квантты› сан l = 0 сыйпатталатын электронныЈ кЇйі s- кЇй деп аталады, l = 1 – p- кЇй, l = 2 – d- кЇй, l = 3 – f- кЇй жЩне бас›алар. Негізгі квантты› сан орбиталы› квантты› санныЈ шартты белгісініЈ алдында ›ойылады. Мысалы, n = 2 жЩне l = 0 , 1 электронды› кЇйлер 2s жЩне 2p символдарымен белгіленеді.

в) Спектр. n, l, и квантты› сандары Бор теориясында алын“ан сутегі атомыныЈ шы“ару жЩне ж±ту спектрлерін толы“ыра› суреттейді.

Іріктеу ережелері жЩне электрон спині.

Квантты› механикада іріктеу ережесі енгізіледі , ол сЩуле шы“ару жЩне ж±ту“а байланысты атомда“ы электрондардыЈ ауысу мЇмкіндігін шектейді: 1) орбиталы› квантты› саныныЈ йзгеруі келесі шартты ›ана“аттандырады

2) магниттік квантты› санныЈ йзгеруі мына шартпен шектеледі:

Спектрлік сызы›тардыЈ нЩзік ›±рылысын жЩне одан да бас›а атомды› физикада“ы ›иыншылы›тарды тЇсіндіру Їшін, американды› физиктер Д. Уленбек пен С. Гаудсмит электронныЈ меншікті жойылмайтын механикалы› импульс моменті - спин бар деген жорамал айтты, біра› ол электронныЈ кеЈістіктегі ›оз“алысына байланысты емес.

ЭлектронныЈ спині (бас›а да микробйлшектерге тЩн) – квантты› шама , оныЈ классикалы› аналогы жо› ; б±л электронныЈ заряды, массасы сия›ты оныЈ бйліп алмайтын ішкі ›асиеті.

Егер электронныЈ меншікті механикалы› импульс моменті (спин) бар десек, онда о“ан меншікті магнит моменті сЩйкес келеді.СпинніЈ квантталу заЈы

м±нда s – спиндік квантты› сан.

Орбиталы› импульс моменті сия›ты, спинніЈ проекциясы да квантталады, ал вектор соныЈ ар›асында 2s + 1 ба“ыт›а ие бола алады. Штерн мен Герлах тЩжірибесінде тек ›ана екі ба“ыт бай›ал“ан, сонды›тан 2s + 1 = 2, одан s = Ѕ екені кйрініп т±р. СпинніЈ сырт›ы магнит йрісініЈ ба“ытына проекциясы квантты› шама бол“анды›тан о“ан (10.5) формуласын ›олдану керек:

(2.24)

- магниттік квантты› сан; ол екі мЩн “ана ›абылдай алады: .

Сонымен, электронды (кез келген микробйлшекті) ›осымша ішкі еркіндік дЩрежесімен сыйпаттау керек екендігін жасал“ан тЩжірибелер кйрсетті. Сонды›тан атомда“ы электронныЈ кЇйін толы› сыйпаттау Їшін негізгі, орбиталы› жЩне магниттік квантты› сандармен ›атар магниттік спиндік квантты› сан берілуі керек.

Егер квантты› – механикалы› жЇйе бірдей микробйлшектерден, мысалы, электрондардан т±рса, онда олардыЈ бЩрініЈ физикалы› ›асиеттері бірдей – массалары, электрлік зарядтары, спиндері жЩне бас›а квантты› сандары. М±ндай бйлшектерді теЈбе-теЈ бйлшектер деп атайды. Квантты› механикада жаЈа фундаментальды› принцип - теЈбе-теЈ бйлшектер ажыратылмаушылы“ы принципі енгізіледі, ол принцип бойынша тЩжірибе кезінде теЈбе-теЈ бйлшектерді ажырату мЇмкін емес. Б±л принципті математикалы› формуламен келесі тЇрде йрнектеуге болады:

м±нда бірінші жЩне екінші бйлшектіЈ кеЈістіктік жЩне спиндік координаттарыныЈ жиыны. (11.1) йрнегінен екі жа“дай шы“уы мЇмкін:

Егер бйлшектердіЈ орнын ауыстыр“анда тол›ынды› функция таЈбасын йзгертпесе, оны симметриялы дейді де, таЈбасын йзгертсе – антисимметриялы деп атайды. Тол›ынды› функцияныЈ таЈбасыныЈ йзгеруі кЇй йзгеруімен байланысты емес.

Тол›ынды› функцияныЈ симметриялы немесе антисимметриялы болуы бйлшектердіЈ спиндеріне байланысты екені аны›тал“ан. Барлы› элементарлы› бйлшектер жЩне олардан ›±рал“ан жЇйелер (атомдар, молекулалар) симметрияныЈ тЇріне байланысты екі клас›а бйлінеді. Жарты санды спиндері бар бйлшектер (мысалы, электрондар, протондар, нейтрондар) антисимметриялы тол›ынды› функциямен суреттеледі жЩне Ферми- Дирак статистикасына ба“ынады; Б±л бйлшектер фермиондар деп аталады. Спиндері нйл немесе бЇтін санды бйлшектер (мысалы мезондар, фотондар) симметриялы тол›ынды› функциялармен суреттеледі жЩне Бозе – Эйнштейн статистикасына ба“ынады; олар - бозондар деп аталады. Та› санды фермиондардан т±ратын кЇрделі бйлшектер (мысалы, атомныЈ ядролары) – фермиондар (жалпы спин – жарты санды), ал ж±п санды фермиондар – бозондар (жалпы спин – бЇтін сан).

ТЩжірибе нЩтижелерін ›орытып, швейцария физигі В. Паули (1925 ж.) принцип ашты, ол принцип бойынша таби“атта кездесетін фермиондар жЇйесі тек ›ана антисимметриялы тол›ынды› функциялармен суреттелетін кЇйлерде “ана бола алады. Бас›аша айт›анда, бірдей фермиондардан т±ратын жЇйедегі кез келген екеуі бір уа›ытта бір кЇйде бола алмайды. Бір кЇйде болатын бір типтес бозондардыЈ саны шектелмейді.

Бір атомда тйрт квантты› сандары n, l, бірдей бір “ана электрон болуы мЇмкін, я“ни

Z (n, l, (2.26)

Сонымен, Паули принципі бойынша бір атомда екі электрон болса, екеуініЈ еЈ болмаса бір квантты› саны бйлек болады. Берілген квантты› санмен аны›тал“ан кЇйлердегі электрондардыЈ максималды› саны мына“ан теЈ

(2.27)

Атомдарда“ы электрондар кЇйлерініЈ толуы Паули принципіне негізделген, ол Д.И. МенделеевтіЈ элементтердіЈ периодты› жЇйесін (1989) – бЇгінгі химияныЈ, атомды› жЩне ядролы› физиканыЈ негізі - таби“аттыЈ фундаментальды› заЈын тЇсіндіруге мЇмкіндік берді.

Квантты› статистикада кйптеген бйлшектерден т±ратын жЇйелер зат бйлшектерініЈ корпускулалы›-тол›ынды› екі жа›тылы› жЩне теЈбе-теЈ бйлшектер ажыратылмау принципі негізіндегі квантты› механика заЈдарымен зерттеледі. СоЈ“ы принцип бойынша бірдей бйлшектердіЈ барлы“ын (мысалы, металда“ы электрондар) бірінен-бірі ажыратылмайды.

Квантты› статистикада ›аралатын мЩселеніЈ бірі-бйлшектердіЈ фазалы› кеЈістіктіЈ ±яшы›тары бойынша Їлестірілуі (коорди­наттар мен импульстердіЈ алты йлшемдік кеЈістігі), ол кеЈістіктіЈ элементі мына“ан теЈ , екіншіден жЇйеніЈ макрокЇйлерін сыйпаттайтын физикалы› шамалардыЈ орташа мЩндерін табу. ГейзенбергтіЈ аны›талма“анды› ›атынасын ескергенде, фазалы› кеЈістіктегі бйлшектіЈ кЇйіне нЇкте емес, фазалы› кйлемніЈ ±яшы“ы - h³ сЩйкес келеді, h – Планк т±ра›тысы.

ΔГ_i кйлеміндегі ΔN_i бйлшектер Δg_i кЇйлерініЈ арасында E_i энергиясымен ЩртЇрлі жа“даймен Їлестірілуі мЇмкін. Онда ΔГ_i кйлеміндегі энергиясы E_i ден E_i + ΔE_i дейінгі квантты› кЇйлер саны былай аны›талады

. (2.28)

Кез келген функцияныЈ орташа мЩні жЇйеніЈ берілген кЇйініЈ ы›тималды“ын да табу“а болатын Їлестірілу функ­циясымен аны›талады.

Квантты› механикада бйлшектердіЈ екі тЇрін ажыратады: спиндері бЇтін санды немесе нйл (бірлік йлшемі )-бозондар, олар Паули принципіне ба“ынбайды жЩне Бозе-Эйнштейн Їлестірілуімен сипатталады (мысалы, кейбір ядролар, фотондар, фонондар) жЩне спиндері жарты сан болып келетін (электрондар, протондар, ней­трондар жЩне бас›алар). Фермиондар Ферми-ДирактыЈ квантты› статистикасымен сипатталады жЩне Паули принципіне ба“ынады. Бозе-ЭйнштейніЈ Їлестірілу функциясы f_Б берілген энергиясы бар кЇйлерде бозондардыЈ орташа “орналасуын” немесе олардыЈ бір кЇйдегі орташа санын береді:

БозондардыЈ энергия бойынша Їлестірілуі ГиббстіЈ каноникалы› Їлестірілуінен алынады, егер жЇйедегі энергия E жЩне бйлшектер саны N са›талса:

м±нда k – Больцман т±ра›тысы, Т – термодинамикалы› температура, μ – химиялы› потенциал, ол изобарлы›-изотермдік шарттар орындал“анда жЇйедегі бйлшектер саныныЈ бірге йсуіне кететін ж±мыс›а теЈ. μ≤0, олай болмаса берілген кЇйдегі бозондар саны теріс мЩнді болар еді, оныЈ еш›андай ма“ынасы жо›.

4.1. Кристалдарда“ы энергиялы› зоналар

4.2. Металдарда“ы зоналар

4.3. Жартылай йткізгіштердегі зоналар

Зонды› теория бойынша, ›атты денелердегі периодты› электр йрісі электрондардыЈ энергиялы› кЇйлерін кЩдімгідей йзгертеді. О›шаулан“ан атом“а тЩн энергиялы› деЈгей орнына N Щсерлескен атомы бар кристалда шамамен 10^-23 эВ интервалмен бйлінген N деЈгейлі энергиялы› зоналар пайда болады. М±ндай р±›сатты энергиялы› зоналар тыйым салын“ан зоналармен бйлінген (12.1сур.).

47-сурет. 48-сурет

48-суретте деЈгейлердіЈ бйлшектенуі атомдардыЈ ара ›ашы›ты“ыныЈ r функциясы ретінде кйрсетілген. Валенттік электрондардыЈ жЩне жо“ар“ы электрондар орналаспа“ан деЈгейлері кЩдімгідей бйлшектенеді. r₁ типтес ›ашы›ты›та зоналар арасында тыйым салын“ан зона бар, r₂ типтес ›ашы›ты›та кйрші зоналар бірін-бірі жабатыны бай›алады.

Энергиялы› зоналар ар›ылы таби“атта металдар, жартылай йткізгіштер жЩне диэлектриктер болатынын тЇсіндіруге мЇмкіндік туды. АтомныЈ негізгі кЇйінде валенттік электрондар деЈгейінен пайда бол“ан зона - валентік зона деп аталады. Б±л зонаныЈ толу дЩрежесі бойынша Їш жа“дай болуы мЇмкін: а) зона электрондармен толы› толтырылма“ан. Б±л кристалл - металл.

49-сурет.

Кйрші р±›сатты зоналар бірін-бірі жап›анда тура сондай жа“дай болады. в) валенттік зона толы› толтырыл“ан жЩне жа›ында“ы р±›сатты› зонадан (йткізгіштік зона) шамалы енді тыйым салын“ан зонамен ΔЕ (эВ –тыЈ оннан бір бйлігіндей) бйлінген. М±ндай кристалл - жартылай йткізгіш. б) егер ΔЕ Їлкен болса ( бірнеше эВ-тай), ондай кристалл диэлектрик болады.

›олданылатын жартылай йткізгіштер Si жЩне Ge. Жартылай 50-сурет

йткізгіштер меншікті жЩне ›оспалы болып бйлінеді.

Меншікті жартылай йткізгіштер химиялы› ›асиеттері бойынша таза болады. Оларда Т = 0 К бол“анда ва-

ленттік зонаныЈ (ВЗ) деЈгейлерініЈ барлы“ы электрондармен толтырыл“ан жЩне йткізгіштік зонада электрондар болмайды (51-сурет). Электрлік йріс электрондарды валенттік зонадан йткізгіштік зона“а (иЗ) ауыстыра алмайды, сонды›тан, меншікті жартылай йткізгіштер Т = 0 К бол“анда, олар - диэлектриктер. Т > 0 К бол“анда, жылулы› генерация нЩтижесінде кейбір электрондар ВЗ-ныЈ жо“ар“ы деЈгейінен иЗ-ныЈ тйменгі деЈгейіне ауысады. ВЗ- да бос орындар пайда болуыныЈ ар›асында, оларды кетік деп аталатын ВЗ-да“ы оЈ зарядтал“ан квазибйлшек ретінде ›арастыру“а болады.

ЭлектрондардыЈ ВЗ мен иЗ-ныЈ деЈгейлері бойынша орналасуы Ферми-Дирак Їлестірілуіне ба“ынады (51-сурет). Меншікті жартылай йткізгіштер Їшін Ферми деЈгейініЈ мЩні мына“ан теЈ:

Меншікті жартылай йткізгіштердіЈ электрйткізгіштігініЈ температура“а байланыстылы“ы келесі заЈмен йрнектеледі

љоспалы йткізгіштік электронды› (немесе n-типтес) жЩне кемтіктік (р-типтес) болып бйлінеді

Температура жо“арыла“анда ›оспалы› тасушылар концентрациясы лезде ›аны“ады, я“ни, ›оспалы йткізгіштік тйменгі температураларда Т басыЈ›ы болады да, температура йскен сайын меншікті йткізгіштіктіЈ Їлесі кйбейе береді. Сонымен, жо“ар“ы температураларда Т жартылай йткізгіштердіЈ йткізгіштігі аралас болып келеді.

Жартылай йткізгіштердіЈ фотойткізгіштігі-жартылай йткізгіштердіЈ электр йткізгіштігініЈ электромагниттік сЩуле Щсерінен арту ›±былысы негізгі заттыЈ, сондай-а› онда“ы ›оспалардыЈ ›асиеттерімен байланысты. Бірінші жа“дайда фотон энергиясы р±›сат етілмеген зона еніне теЈ немесе Їлкен болса , онда электрондар валенттік зонадан йткізгіштік зона“а ауыстырылып ›осымша электрондар (йткізгіштік зонада) жЩне кемтіктер (валенттік зонада) пайда болады. НЩтижесінде электрондар мен кемтіктер ту“ыз“ан меншікті фотойткізгіштік пайда болады.

Егер жартылай йткізгіште ›оспа болса, онда фотойткізгіштік бол“анда да пайда бола алады; донорлы ›оспалы жартылай йткізгіш Їшін фотон энергиясы ал акцептрлі ›оспалы жартылай йткізгіш Їшін .
Сонымен меншікті жартылай йткізгіш Їшін, ›оспалы жартылай йткізгіштер Їшін. М±нда“ы –›оспалы атомдардыЈ активация энергиясы.

Люминесценция – берілген температурада жылулы› сЩуле шы“ару“а ›осымша тепе-теЈдіксіз жЩне ±за›ты“ы жары›тыЈ тербеліс периодынан Їлкен сЩуле шы“ару. Жары› тербелісініЈ периоды шамамен , ал люминесценттік жары›тыЈ ±за›ты“ы .

љозу тЩсілі бойынша: фотолюминесценция (жары› Щсерінен), ренгенлюминесценция (ренген сЩулесініЈ Щсерінен), электролюминесценция (электр йрісініЈ Щсерінен), радиолюминесценция (ядролылы› сЩуле - –сЩуле, нейтрон, протон Щсеріне), хемилюминесценция (химиялы› тЇрлену кезінде), триболюминесценция (кейбір криталдарды, мысалды ›антты Їйкегенде немесе ша››анда). Жар›ырау ±за›ты“ы бойынша флуоросценцияны ( ) жЩне фосфоросценцияны – ›оздырушы Щсер то›та“ан соЈ біз жар›ырауды ажыратады.

Шекаралы› ›абатта электрондар мен кемтіктер рекомбинацияланады, n-типті жартылай йткізгіштегі электрондардыЈ кему есесін ток кйзініЈ теріс полюсімен ›осыл“ан сымнан келетін электрондар толтырады, ал кемтіктердіЈ азаю есесі электрондардыЈ р-типті жартылай йткізгіштен ток кйзініЈ оЈ полюсіне кетумен толады.

Олай болса, тізбек т±йы› бол“ан жа“дайда осы айтыл“ан процесс Їздіксіз жЇреді, сонды›тан тізбекте Їздіксіз ток болып т±рады. Б±л ток тура ток деп, ал оны шы“аратын кернейді тура кернеу деп атайды.

КернеудіЈ полюстерін йзгерткенде, я“ни жартылай йткізгіштерге кернеуді кері ба“ытпен тЇсіре жартылай йткізгіштердіЈ шекаралы› ›абатынан йтетін токтыЈ шамасы кенет йзгереді.

Біз жо“арыда екі жартылай йткізгіштердіЈ шекарасында“ы ›абатта-жаппалы ›абаттыЈ р-n ауысуыныЈ пайда болатынын айт›ан болатынбыз. Олай болса, осы р-n ауысуында біржа›ты йткізгіштік ›асиеті бар жартылай йткізгіш диод деп аталады. ДиодтардыЈ Щр тЇрлі типтері бар. СоныЈ бірі германийлі диод.

Германийлі диодты германий атомдарына мышьяк, сурьма сия›ты ›оспа атомдарын араластыру ал›ылы алады. Ал б±л ›оспалар оныЈ n-типті йткізгіштігін жа›сартады. Сонымен ›атар германий пластинасыныЈ бір жа“ына кішкентай индий кесегін бал›ытып ±статады, ол р-типті йткізгіштігін арттырады. Сййтіп германий пластинасында йткізгіштігі Щр тЇрлі, екі айма› пайда болады. Олар диффузияныЈ нЩтижесінде бір-біріне тікелей жанасып т±рады да, (р-n) ауысуын ту“ызады.

Жартылай йткізгіш диодтар айналмалы токтарды тЇзеті Їшін йте кеЈ ›олданылады.

Зат ішіндегі электрондардыЈ жары› Щсерінен байланыс›ан кЇйден еркін кЇйге кйшу ›±былысы фотоэффект деп аталады.

Енді осы ›±былыс›а негізделген кейбір процестерді ›арастырайы›. СоныЈ бірі вентильді фотоэффект деп аталады. М±нда жары›тан“ан заттан босап шы››ан электрондар шекаралы› ж±›а жаппалы ›абаттан йтіп, жары›танба“ан заттыЈ ішіне кіреді. Б±л ›±былыс “ылым мен техникада фотоэлементтер жасау“а ›олданылады.
5. Атомды› ядролар ›±рылысы. Ядролы› кЇштер. Ядро модельдері.

5.1. ЯдроныЈ негізгі ›асиеттері мен ›±рылысы.

5.2. Изотоп. Изотоп жЩне изобара

5.3. Ядро йлшемі.

5.4. Ядро спині.

5.5. ЯдроныЈ байланыс энергиясы.

АтомныЈ орталы› бйлігі -ядрода іс жЇзінде атомныЈ барлы› делік массасы жЩне оныЈ оЈ электрлік заряды шо“ырлан“ан. Бір протоны бар сутегі атомыныЈ ядросынан бас›а ядролардыЈ барлы“ы нуклондардан – протон мен нейтрондардан (Иваненко-Гейзенберг моделі) т±рады.

Ядро заряды Ze-ге теЈ, м±нда е –протон зарядыныЈ шамасы, Z – зарядты› сан, ол МенделеевтіЈ периодты› жЇйесіндегі химилы› элементтіЈ реттік нймірі (атомды› нймір). љазіргі уа›ытта Z-тіЈ мЩні 1-ден (сутегі) 118-ге дейінгі (юнуноктий) ядролар белгілі.

Ядрода“ы нуклондар санын A = N + Z массалы› сан дейді, м±нда N –нейтрондар саны. Z- тері бірдей, біра› Щрбас›а массалы› саны А бар ядролар, изотоптар деп аталады; А-лары бірдей, біра› Z-тері Щрбас›а ядролар - изобралар; Нейтрон сандары N бірдей ядролар- изотондар; б±дан бас›а A жЩне Z сандары бірдей радиоактивті ядролар- изомерлер бар, олардыЈ жартылай ыдырау периодтары ЩртЇрлі.

љазіргі уа›ытта 300-ге жуы› орны›ты жЩне 2000-нан астам химиялы› элементтердіЈ радиоактивті изотоптары бар.

Ядроларды белгілеу Їшін келесі _ZX^A немесе ^A _ZX, символдар ›олданылады, мысалы, ₁Н¹.

Ядрода“ы нуклондар-фермиондар. ЯдроныЈ спині – ядроныЈ меншікті импульсыныЈ моменті , м±нда“ы I – ішкі (толы›) спиндік квантты› сан. ЯдроныЈ спині нуклондардыЈ санымен аны›талады.

НуклондардыЈ меншікті магниттік моменттері бар, олар ядроныЈ меншікті моментін аны›тайды, йлшем бірлігі ядролы› магнетон , m_p –протонныЈ массасы.

ЯдроныЈ байланыс энергиясы - нуклондарды бйлуге кететін (кинетикалы› энергиясыз) ж±мыс. Ол еркін нуклондардыЈ энергиясы мен олардыЈ ядрода“ы энергияларыныЈ айырмасына теЈ.

(5.1)

м±нда“ы Δm – массаныЈ а›ауы, ол нуклондардыЈ ядро ›±ра“анда“ы энергияларыныЈ азаюын сыйпаттайды, с – электродинамикалы› т±ра›ты.

m_p, m_n –протонныЈ жЩне нейтронныЈ массалары, М_Я –ядроныЈ массасы. Массалар массаныЈ атомды› йлшем бірлігімен йлшенуі мЇмкін.

Кей кезде ядроныЈ жЩне протонныЈ массаларын атомныЈ массасымен М_а жЩне сутегі атомыныЈ массасымен m_H алмастырады, онда

(5.3)

меншікті байланыс энергиясыныЈ массалы› сан“а А тЩуелділігі кйрсетілген. Массалы› сандары 50≤А≥ 60 (Cr-Zn) аралы›та“ы нуклондардыЈ байланыстары кЇшті екені кйрініп т±р. Олар Їшін Е_св = 8,7 МэВ/нуклон. ЕЈ ауыр таби“атты› ядро Їшін Е_св = 7,5 МэВ/нуклон.

М±ндай тЩуелділік ауыр ядролардыЈ бйлінуініЈ жЩне жеЈіл ядролардыЈ ›осылуыныЈ (синтез) энергиялы› мЇмкіндігін кйрсетеді.

53-сурет

Атомды› ядроларда ерекше ядролы› тарту кЇштері Щсер етеді, олар гравитациялы› жЩне электромагниттік кЇштерден бйлекше келеді, олардан Щлде›айда асып тЇседі. Б±лар кЇшті йзара Щрекеттесетін кЇштер класына жатады.

Ядролы› кЇштердіЈ негізгі ›асиеттері:

1. Ядролы› кЇштер аз ›ашы›ты›та Щсер етеді. ОлардыЈ Щсерлік радиусы шамамен 1ферми (10^-15 м ).

2. Олар заряд›а тЩуелді емес, я“ни екі протонныЈ, екі нейтронныЈ немесе протон мен нейтронныЈ Щсерлесу кЇштері бірдей.

3. Ол кЇштердіЈ ›аны“у ›асиеттері бар, я“ни, Щрбір нуклон саны шектеулі бас›а нуклондармен “ана Щсерлеседі.

4. Ядролы› кЇштер Щсерлесетін нуклондардыЈ спиндерініЈ ба“ыттарына тЩуелді.

Мысалы, протон мен нейтроннан т±ратын ₁Н² изотопы олардыЈ спиндері параллель бол“анда “ана дейтрон ядросын ›±райды.

5.Ядролы› кЇштер орталы› кЇштер емес, я“ни нуклондардыЈ центрлерін ›осатын сызы›тар бойынша Щсерлеспейді.

Ядролы› кЇштердіЈ алмасулы› сыйпаттамалары бар. БЇгінгі кйз›арастар бойынша нуклондар йзара виртуал π-мезондармен- ядролы› йріс кванттарымен алмасады. М±ндай гипотезаны бірінші рет 1935 ж. жапон физигі Х.Юкава айтты, ол 1947 ж. Оккиалини мен Поуэлл тЩжірибелерімен дЩлелденді.

Виртуал процестер нЩтижесінде нуклон виртуал π-мезондардыЈ ядролы› йріс б±лтымен ›оршал“ан сия›ты:

Нуклондар арасында“ы алмасулы› Щсерлесуді виртуал процестермен суреттеуге болады: ; ;

КЇшті йзара ЩрекеттіЈ йте кЇрделілігіне байланысты осы уа›ыт›а дейін атомды› ядроныЈ ›алыптас›ан теориясы жо›. Кйптеген ядро модельдерініЈ ішіндегі екеуіне “ана то›таламыз: тамшылы жЩне ›абы›шалар модельдері.

Бор мен ФренкельдіЈ (1936) тамшылы моделі ядрода“ы нуклондар мен с±йы› тамшысында“ы молекулалардыЈ арасында“ы ±›састы››а негізделген – аз ›ашы›ты›та Щсерлесу, ›аны“у ›асиеті, т±ра›ты ты“ызды›, кйлемніЈ бйлшектердіЈ санына пропорционалды“ы. Б±л модель ядроныЈ байланыс энергиясыныЈ формуласын алу“а мЇмкіндік берді жЩне ядролардыЈ бйліну реакциясын тЇсіндіре алды. Біра› ол си›ырлы санды (2,8,20,28,50,82,126) нуклондары бар ядролардыЈ аса орны›тылы“ын тЇсіндіре алмады.

Мария Гепперт-Майер жЩне бас›алардыЈ (1949) ›абы›шалар моделінде нуклондар дискретті энергиялы› деЈгейлерде Паули принципі бойынша орналасады. ДеЈгейлерден ›абы›шалар жасалады, оларда саны аны›тал“ан нуклондар “ана орналаса алады. љабы›шалары толы› толтырыл“ан ядролар аса орны›ты болады. Сонымен ›атар, осы модель ядролардыЈ спиндерініЈ жЩне магниттік моменттерініЈ бар болатынын, ядролардыЈ ›асиеттері периодты тЇрде йзгеретінін тЇсіндірді.

1. 
   Радиоактивті сЩуле шы“ару жЩне олардыЈ тЇрлері. Радиоактивті ыдырау заЈы.
   

Бета-сЩулесі- шапшаЈ электрондар а“ыны, оныЈ α-бйлшегімен салыстыр“анда иондаушы ›абілеттілігі шамалы (~ 2 дЩреже), біра› йткіш ›абілеттілігі α-бйлшегінен басыЈ›ы келеді.

Гамма-сЩулесі – ›ыс›а тол›ынды электромагниттік сЩуле, тол›ын ±зынды›тары λ< 10^-10 м, негізінде, бйлшектер а“ыны (γ-кванттар немесе фотондар), электр жЩне магнит йрістерінде ауыт›ымайды жЩне иондаушы ›абілеттілігі нашарлау, біра› йткіш ›абілеттілігі йте жо“ары (›алыЈды“ы 5 см ›ор“асыннан йтіп кетеді).

Радиоактивті ыдырау теориясы ядролар бір-бірінен тЩуелсіз радиоактивті тЇрленеді деген болжам“а негізделген. Онда аз уа›ыт мйлшерінде dt ыдырайтын ядролар саны dN, бар ядролар санына N жЩне уа›ыт›а dt пропорционал: ,

λ – берілген радиоактивті зат›а тЩн т±ра›ты, радиоактивті ыдырау т±ра›тысы деп аталады.

Интегралда“аннан кейін радиоактивті ыдырау заЈын аламыз , N₀ – ыдырама“ан ядролардыЈ бастап›ы саны, N – t уа›ыт моментіндегі ыдырама“ан ядролар саны. (14.2) заЈын былай тЇсінуге болады: ыдырама“ан ядролар саны уа›ыт бойынша экспоненталы› заЈмен азаяды.

t уа›ыт ішінде ыдыра“ан ядролар саны келесі йрнектен табылады

(5.4)

Бастап›ы ядролар саны екі есе азаятын уа›ытты жартылай ыдырау периоды Т деп атайды, оны келесі шарттан табу“а болады ,

осыдан . (5.5)

Радиоактивті ядроныЈ орташа ймір сЇру τ уа›ыты λ жЩне Т шамаларымен байланысты:

Сонымен, орташа ймір сЇру τ уа›ыты радиоактивті ыдырау т±ра›тысына кері шама.

береді.
6.Ядролы› реакциялар. ЯдроныЈ бйліну реакциясы. Термоядролы› реакция.

Ядролы› реакция деп атомды› ядроныЈ элементарлы› бйлшектермен немесе бас›а ядролармен кЇшті йзара Щрекеттескендегі, ядроныЈ немесе ядролардыЈ тЇрлену процесін айтады. Символды› тЇрде ядролы› реакция былай жазылады

X+ a→ Y+b немесе X(a,b)Y,

Х жЩне Y – бастап›ы жЩне соЈ“ы ядролар, a жЩне b – со“ыс›ан жЩне шы“арыл“ан бйлшектер.

Бйлініп шы››ан энергияны реакция энергиясы деп атайды:

м±нда“ы 1-ші массалардыЈ ›осындысы бастап›ы ядро мен бйлшек Їшін, ал 2-шісі – реакция нЩтижесінде пайда бол“ан ядро мен бйлшек кейінгі Їшін. Егер (m1+m2)>(m3+m4) болса, энергия бйлініп шы“ады, б±л-экзотермиялы› реакция, ›арсы жа“дайда – энергия ж±тылады да, ол эндотермиялы› реакция деп аталады.

м±нда“ы N – бір йлшем кйлемде n ядролары бар заттыЈ кйлденеЈ ›имасыныЈ бір йлшем ауданына 1 с ішінде тЇскен бйлшектер саны, dN –›алыЈды“ы dx ›абатта“ы реакция“а ›атыс›ан сондай бйлшектердіЈ саны. σ - ›имасы бйлшектердіЈ зат›а тЇскенде реакция болу ы›тималды“ын сыйпаттайды жЩне барн йлшем бірлігімен йлшенеді, 1барн=10^-28м².

1936 ж. Н. Бор шапшаЈ емес бйлшектердіЈ ›атысуымен болатын реакциялардыЈ екі этап бойынша йтетінін айтты. Х-ядроныЈ а- бйлшегін ›арма“ан кезде, ›±рама (немесе компаунд-) ядро пайда болады, ол екінші этапта:

.

Кейбір реакциялар аралы› ядросыз йтуі мЇмкін, оларды тура ядролы› Щрекеттесу деп атайды.

Ядролы› реакцияларда нейтронныЈ Щсерімен болатын ауыр ядролардыЈ бйліну реакциялары ерекше орын алады, бйліну кезінде екі-Їш екінші ретті нейтрондар жЩне массалары жа›ындау жары›ша›тар пайда болады. НейтрондардыЈ кйпшілігі шамамен айт›анда лезде шы“арылады (t < 10^-14 c, оларды лездік нейтрондар дейді), ал шамалы бйлігі (жуы›пен ал“анда 0,7%), 0,05 с- тан 60 с –›а дейінгі уа›ыт ішінде шы“арылады, олар кешігуші нейтрондар деп аталады. Б±л реакцияларда 1,1 МэВ/нуклон энергия шы“ады. Бйліну кезіндегі екінші ретті нейтрондар жаЈа бйлінулердіЈ себебі болып, тізбекті бйліну реакциясыныЈ іске асуына мЇмкіндік туады. СоЈ“ы реакция нейтрондардыЈ кйбею коэффициентімен k сыйпатталады, тізбекті реакция дамуы Їшін ол бірден кйп болуы керек.

Тізбекті реакциялар бас›арылатын жЩне бас›арылмайтын реакциялар болып бйлінеді. ОлардыЈ біріншісі атомды› реакторларда, екіншісі- сынды› маса“а жеткенде-жарылыстарда ›олданылады.

Атомды› ядролардыЈ синтез реакциясына тЩн нЩрсе, м±нда бір нуклон Їшін шы“арылатын энергия, ауыр ядролар бйлінетін реакцияларда шы“атын энергиядан Щлде›айда кйп. Мысалы, ₉₂U²³⁸ ядросы бйлінгенде, шамамен 200 МэВ, немесе 0,84 МэВ/нуклон энергия шы“арылады, ал, дейтерий мен тритий синтезінде, ол шама жуы›тап ал“анда - 3,5 МэВ/нуклон.

ЖеЈіл ядролардыЈ ауыр ядролар“а айнал“анда йте жо“ары температурада (Т > 10⁷ К) йтетін синтез реакциясын термоядролы› реакциялар деп аталады. Бас›арылатын термоядролы› синтез адамзат›а іс жЇзінде таусылмайтын энергия кйзіне жетуге мЇмкіндік ашады.

немесе

Тізбекті реакция жЇзеге аса алатын белсенді зонаныЈ (кеЈістіктіЈ) еЈ аз йлшемі сынды› йлшемдер деп аталады. Сынды› йлшемді жЇйедегі бйлінетін заттыЈ еЈ аз массасы сынды› масса деп аталады.

Бас›арылатын тізбекті реакция жЇзеге асатын жЩне сЇйемелденетін ›±рыл“ы ядролы› реактор деп аталады.

Жылулы› нейтрондармен ж±мыс істейтін ядролы› реактордыЈ белсенді зонасында жылу бйлетін элемент, баяулат›ыш болады. Баяулат›ыш нейтрондар жылдамды“ын жылулы› жылдамды››ы дейін кемітеді. Жылу бйлетін элементтер бйлінетін материалдан жасалын“ан блок болып табылады. Олар герметикалы› ›абы›ша“а салынады, нейтрондарды Щлсіз ж±тады. Жылу бйлгіш элементтер ядролар бйлінген кезде бйлініп шы“атын энергия есебінен ›ызады. Сонды›тан оларды сал›ындату Їшін жылу тасы“ыш а“ысына орналастырады. Белсенді зона ша“ылдыр“ышпен ›оршалады. Ол нейтрондардыЈ жо“алып кетуін азайтады. Тізбекті реакция нейтрондарды кЇшті ж±татын материалдардан (B, Cd) жасал“ан стерженьдермен бас›арылады.

Атом ядроларыныЈ синтез реакциясында бір нуклон“а келетін бйлінген энергия ауыр ядроларды бйлу реакциясында“ыдан едЩуір Їлкен (3,5 МэВ/нуклон/ 0,84 МэВ/нуклон). Синтез реакция температурада йтеді. Сонды›тан атом ядроларыныЈ синтез реакциясын термоядролы› реакция деп те атайды.

П. Дирак релятивистік тол›ынды› теЈдеу негізінде позитронныЈ болатынды“ын болжады. К. Андерсон оны “арышты› сЩуледен бай›ады. Электрон мен позитрон бйлшек пен антибйлшектіЈ жал“ыз ж±бы емес. Релятивистік квантты› теория бойынша Щрбір элементар бйлшектіЈ антибйлшегі болады (зарядты› тЇйіндестік принципі). ТЩжірибе фотон мен - мезоннан бас›а Щрбір бйлшекке антибйлшек сЩйкес келетіндігін кйрсетеді.

Дирак теориясы бойынша бйлшек пен антибйлшек со›ты“ыс›анда олар йзара аннигиляцияланады. НЩтижесінде бас›а элементар бйлшектер немесе фотон пайда болады. Мысалы:


7. љарапайым бйлшектер теориясы.
Лептондар, адрондар. Кварктер.. Б±лар бЇгінгі кЇнгі физиканыЈ жЩне астрофизиканыЈ негізгі мЩселелері туралы ±“ым.

изара Щрекеттесу тЇрлері жЩне элементар бйлшектер кластары.

Элементар бйлшектерді бЇгінгі кЇнгі физика дамуыныЈ деЈгейі бойынша олардыЈ ішкі ›±рылысы бас›а бйлшектерден т±рады деп ›арау“а болмайтын микробйлшектер.

Элементар бйлшектердіЈ йзара ЩрекеттесуініЈ 4 тЇрі белгілі: кЇшті йзара, электромагниттік, Щлсіз йзара, гравитациялы› Щрекеттесулер. 30.1-кестеде йзара Щрекеттесуге тЩн т±ра›тылардыЈ шамалары жЩне берілген йзара Щрекеттесудегі ыдыра“ан бйлшектердіЈ орташа ймір сЇру уа›ыты келтірілген.