Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası"
Download 18.1 Mb. Pdf ko'rish
|
|
Шякил 62.1. Шякил 62.2. 62.1 şəklində göstərilən monoxromatik olmayan dalğa xüsusi maraq kəsb edir. Burada fərz olunur ki, əvvəlcə amplitud sıfra bərabərdir, sonra t 1 zaman anında amplitud a 1 -ə bərabər qiymət alır, t 1 zaman anından t 2 zaman anına qədər sabit qalır və sonra yenidən sıfra bərabər olur. Aydındır ki, hər bir real dalğa ən yaxşı halda bu misala uyğun gəlir. Çünki heç bir real dalğa sonsuz uzun müddət davam etmir və müəyyən zaman anlarında başlayır və sona yetir. Deməli, belə dalğa ciddi monoxromatik hesab oluna bilməz, çünki onun amplitudu zamanın funksiyasıdır. t 2 –t 1 zaman intervalı dalğanın T perioduna nisbətən böyük olduqca, yəni mənbəyin işlədiyi müddət ərzində buraxılan verilmiş periodlu dalğaların sayı çox olduqca onun şüalanması daha da monoxromatik hesab oluna bilər. Ümumiyyətlə isə, zamandan asılı olaraq amplitudun dəyişməsi ləng baş verdikcə, dalğa daha çox monoxromatik olur.
Dəyişən amplituda malik sinusoidal dalğanın bir neçə monoxromatik dalğanın toplusuna ekvivalent olduğunu göstərən aşağıdakı misala baxaq. Fərz edək ki, u=acos(2 π
−kx)
(62.1) ifadəsi ilə təsvir olunan dalğa vardır və burada a – zamandan asılı olaraq aşağıdakı qanunla dəyişir: a=A(1+cos2 π
(62.2) Bu, o deməkdir ki,a kəmiyyəti həmin qanunla dəyişərək mümkün olan bütün qiymətləri almaqla bir saniyə ərzində m dəfə 2A-ya bərabər və m dəfə də sıfra bərabər qiymət alır.
341
Bu zaman A – müəyyən sabit kəmiyyətdir. Beləliklə, biz tapırıq ki, u=A(1+cos2 π
π
−kx)= =Acos(2 π
−kx)+Acos2 π
π
−x)= =Acos(2 π
−kx)+0,5Acos[2 π (n+m)t-kx ]+ +0,5Acos [2 π
]. (62.3) Beləliklə, (62.1) dalğası amplitudları A, A/2 və A/2, tezlikləri isə, uyğun olaraq, n,
deyildir, yəni bu üç monoxromatik dalğanın cəmlənməsi nəticəsində (62.1) qeyri- monoxromatik dalğası alınır. Dalğa üçün (60.24) eksponensial ifadəsindən istifadə edərək bu hesablamanı sadələşdirmək də olar. Doğrudan da ( ) [ ] ( ) ( ) ( ) [ ] ( [ ] ) ( ) [ ] { } ( ) [ ] { }
2 exp
2
2 exp 2 2 exp 2 exp 2 exp
2 1 2 exp 2 1 1 2 exp kx t m n i A kx t m n i A kx nt i A kx nt i mt i mt i A kx nt i a u − − + − + + + − = − ⎥⎦ ⎤ − + ⎢⎣ ⎡ + + = − = π π π π π π π (62.4) ifadəsindən görünür ki, (62.1) dalğası tezlikləri n, n+m və n-m, amplitudları isə A, A/2 və A/2 olan üç dənə monoxromatik dalğanın toplusundan ibarətdir. Yuxarıda göstərilən misalda məsələnin riyazi həlli çox sadədir. Lakin amplitud zamandan asılı olaraq daha mürəkkəb periodik və ya qeyri-periodik qanunla dəyişdikdə hadisənin fiziki mahiyyəti olduğu kimi qalır və baxılan qeyri-monoxromatik dalğanı toplanaraq əmələ gətirən ayrı-ayrı monoxromatik dalğaların tapılması xeyli mürəkkəb olur və ümumiyyətlə desək, Furye teoreminin tətbiqi tələb olunur. Yuxarıda araşdırılan misal aydın şəkildə göstərir ki, amplitudun zamana görə dəyişməsi dalğanın monoxromatikliyinin pozulması və yeni tezliklərin meydana çıxması deməkdir. Amplitudun zamana görə dəyişməsi intensivliyin variasiyası deməkdir və modulyasiya adlanır. Təkcə amplitudu deyil, həm də fazanı modulyasiya etmək olar. Fazanın modulyasiyası da monoxromatikliyin pozulması deməkdir. Yuxarıda göstərilən misalda amplitudun modulyasiyası sadə sinusoidal qanunla baş verir. Real hadisələrdə isə modulyasiya adətən daha mürəkkəb şəkildə baş verir və ümumiyyətlə, requlyar olmur (xaotik modulyasiya). Məsələn, istənilən işıq mənbəyində bu mənbəyi təşkil edən ayrı-ayrı atomların şüalanması həm amplitud, həm də faza üzrə requlyar olmur, yəni xaotik modulyasiyaya uğramış olur. Modulyasiyanın bizim baxdığımız misaldakı qanunla baş verməsi onu göstərir ki, tezliyi n olan monoxromatik dalğa tezlikləri n, n+m və n-m olan uyğun amplitudlu üç dənə monoxromatik dalğaya çevrilir. Dalğanın intensivliyinə bu cür təsir göstərilməsi, yəni monoxromatik dalğanın tezliyinin parçalanması ilə müşayiət olunan modulyasiya bir çox optik hadisələrdə böyük rol oynayır. Qeyd edək ki, optik təcrübələrdə buna bənzər təsirin bilavasitə müşahidə olunması çətindir. Çünki optik dalğaların tezliyi çox böyükdür (n~10 4 hs). Ona görə də intensivliyin bir saniyədə külli miqdar dəfə baş verən dəyişmələri 342
tələb olunur ki, tezliyin hiss olunan dəyişməsini almaq mümkün olsun, yəni n+m və n-m tezlikləri n-dən hiss olunacaq dərəcədə fərqlənə bilsin. Belə yüksək tezlikli modulyasiyanı həyata keçirmək texniki cəhətdən çox çətin olduğundan, optikada buna bənzər hadisələri müşahidə etmək asan deyildir. Lakin buna baxmayaraq belə hadisələr həm bir sıra süni təcrübələrdə, həm də bəzi təbii proseslərdə baş verir. Akustikada çox da böyük olmayan tezliklərdən istifadə olunduğu üçün həmin hadisəni asanlıqla həyata keçirmək olur. Tezliyi 100 hs olan kamerton götürərək tezlikləri 98, 100 və 102 hs olan üç dənə dalğanın cəminə bərabər olan mürəkkəb dalğa almaq üçün onun səsinin gücünü göstərilən qanun üzrə saniyədə iki dəfə modulyasiya etmək kifayətdir. Aşağıda təsvir olunan sadə təcrübədə buna inanmaq olar. Biri digərinin qarşısında qoyulmaqla tezlikləri 100 və 98 hs (və ya 102 hs) olan iki kamerton götürək. Onlar unisona (ahəngə, uyğunluğa) köklənməmişdir və ona görə də bir kamertonun yaratdığı dalğalar digərində rezonans yaratmır. Lakin əgər birinci kamertonu səsləndirərək onun rezonans qutusunun ağzını örtən arakəsməni kamertonlar arasına saniyədə iki dəfə daxil etsək və götürsək, yəni kamertonun səsini iki dəfə modulyasiya etsək, onda modullaşdırılmış dalğa tezlikləri 100, 98 və 102 hs olan üç dənə dalğanın toplusuna təqribən ekvivalent olacaq və ikinci kamerton bu dalğalardan birinə hay verərək səslənəcəkdir. Belə təcrübə heç bir çətinlik olmadan aparılır. Dəyişən cərəyanın modulyasiyası üçün də buna bənzər təcrübə qoymaq olar. Bu zaman tezliyi qeyd etmək üçün dilləri olan tezlik ölçəndən istifadə etmək əlverişlidir. Sabit amplituda malik olan sinusoidal cərəyan tezlikölçənə təsir etdikdə bu cərəyanın tezliyinə (adətən ν =50 hs) uyğun gələn dilcik vibrasiya edir. Əgər cərəyan bir saniyədə periodik olaraq Ω dəfə kəsilsə, yəni cərəyan şiddəti Ω tezliyinə uyğun sinusoidal qanunla modullaşdırılırsa, ν tezliyinə uyğun dilcikdən başqa, ν + Ω və ν - Ω tezliklərinə uyğun gələn dilciklər də vibrasiya edəcəklər. Qeyd edək ki, biz a amplitudu koordinatdan asılı olmayan müstəvi dalğa misalında monoxromatik dalğa anlayışını daxil etdik. Lakin bu məhdudiyyət mühüm rol oynamır. Belə ki, yalnız zamandan asılı olmayan ixtiyari a=f(x,y,z) amplituduna malik olan dalğa monoxromatikdir. Məsələn, mənbədən uzaqlaşdıqca amplitudu kiçilən (60.27) sferik dalğası monoxromatik dalğadır. Yuxarıda deyilənlərdən aydın olur ki, təbiətdə ideal monoxromatik dalğa heç vaxt rast gəlinmir. Doğrudan da, monoxromatik dalğa ciddi periodik prosesdir və bunun üçün də o, fəza və zaman üzrə sonsuz olmalıdır. Həqiqətdə isə real işıq siqnalları həmişə fəzada məhdud olur və məhdud zaman müddətləri ərzində buraxılır və məhz buna görə də ciddi monoxromatik olmurlar. Bunu nəzərə alaraq, yuxarıda qeyd edildiyi kimi, hər bir real müstəvi dalğaya ciddi harmonik müstəvi dalğaların superpozisiyasının nəticəsi kimi baxmaq olar. Bu superpozisiya zamanı həmin dalğalar interferensiya nəticəsində fəzanın bir hissəsində bir-birini gücləndirir, digər hissəsində isə bir-birini zəiflədir. Bir qədər əvvəl mürəkkəb dalğanın ayrı-ayrı monoxromatik dalğalara ayrılması üsulları haqqında məlumat verdik. İndi isə bunun əksi olan prosesi, yəni monoxromatik dalğaların superpozisiyası nəticəsində mürəkkəb dalğaların alınmasını nəzərdən keçirək. Misal olaraq əvvəlcə iki müstəvi monoxromatik dalğanın superpozisiyasına baxaq. Fərz edək ki, bu dalğalar x oxu boyunca yayılır və onların ω 0 və ω tezlikləri, həm də k 0 =2 π / λ 0 və k=2 π /
dalğa ədədləri bir-birindən çox az fərqlənir: ω 0 – ω = ∆ ω →0, k 0 –k= ∆k→0. Həmin dalğaların amplitudları eyni olsun. Beləliklə, u 1 =acos( ω 0
0
2 =acos( ω t–kx) dalğalarını toplayaraq, yəni onların superpozisiyası nəticəsində, aşağıdakı mürəkkəb
343
dalğanı alırıq: ( ) ( ) . 2 2 cos 2 2 cos 2 cos
cos 0 0 0 0 0 0 2 1 ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ + − + ⋅ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − − − = = − + − = + = x k k t x k k t a kx t a x k t a u u u ω ω ω ω ω ω
Burada ω 0 və ω , k 0 və k kəmiyyətlərinin bir-birindən çox az fərqlənməsini nəzərə alsaq, təqribi olaraq aşağıdakı ifadəni yaza bilərik: ( . cos 2 2 cos 2 0 0 x k t x k t a u − ⋅ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ∆ − ∆ = ω ω ) (62.5) Alınmış bu nəticəni aşağıdakı kimi şərh etmək olar. (62.5) ifadəsində ikinci vuruq, yəni cos( ω 0
0 x) tezliyi ω 0 , dalğa ədədi isə k 0 olan dalğanı təsvir edir. Bu ifadədə birinci vuruq, yəni ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ∆ − ∆ x k t a 2 2 cos 2 ω isə yavaş ( ∆ ω →0, ∆k→0), lakin periodik dəyişən amplitudu təyin edir. Başqa sözlə, (62.5) ifadəsi ilə təsvir olunan dalğaya ω 0
k 0 dalğa ədədinə malik olan, lakin amplitudu modullaşmış dalğa kimi baxa bilərik. Yada salaq ki, (62.5) düsturu ilə verilən dalğa artıq monoxromatik dalğa deyildir. Çünki, yuxarıda qeyd etdiyimiz kimi, monoxromatik dalğa bütün (- ∞, +∞) intervalında eyni bir amplituda və eyni bir tezliyə malik olmalıdır. (62.5) dalğası isə periodik dəyişən amplituda malikdir və uyğun spektral cihaz bu dalğada bir deyil, iki dənə ω 0 və ω tezliyi aşkar edəcəkdir. 62.4 şəklində müəyyən zaman anı üçün bir-birindən az fərqlənən λ 0
λ dalğa
uzunluğuna malik iki monoxromatik dalğa və onların superpozisiyasından yaranan dalğa göstərilmişdir. Göründüyü kimi, bu mürəkkəb dalğa kosinus qanunu ilə dəyişən amplitudlara malik bir neçə qrupa bölünür. Məlumdur ki, müəyyən fazanın yerdəyişmə sürətinə dalğanın faza sürəti deyilir (Ё60). Faza sürəti anlayışı əslində monoxromatik dalğa və ya dispersiya olmayan mühitdə yayılan dalğa üçün tətbiq edilməlidir. (60.7), (60.2a), (60.9) və (60.10) düsturlarına əsasən (62.5) dalğasının faza sürətini ω 0 t–k 0
0 0
= −
dx k ω ifadələrindən Шякил 62.4. 0 0 0 0 0 0 2 λ ν λ π ω ω υ = = = = k dt dx ф
(62.6) kimi yaza bilərik. İndi isə dalğanın müəyyən amplitudunun yerdəyişmə sürətini tapaq. Aydındır ki, sürət bütövlükdə müəyyən qrupun yerdəyişmə sürətinə bərabər olacaqdır və məhz buna görə də dalğanın qrup sürəti adlanır. Qrup sürətini tapmaq üçün, faza sürətində olduğu kimi (Ё60), amplitudun sabitliyi şərtindən istifadə edilməlidir.
344
const x k t = ∆ − ∆ 2 2 ω . (62.7) Buradan
t k x ∆ ∆ = ω və ya k dt dx ∆ ∆ = ω alınır. ∆k→0 şərtində bu ifadənin limitinə qrup sürəti deyilir: dk d qr ω υ = . .
(62.8) Beləliklə, faza və qrup sürəti müxtəlif düsturlarla təyin olunur. Bu sürətlər arasında münasibəti müəyyən etmək üçün dalğaların müxtəlif mühitlərdə yayılması şərtlərini nəzərdən keçirmək lazımdır. Lakin bunun üçün biz indicə alınmış nəticələri əvvəlcə çoxlu sayda dalğaların toplanması (superpozisiyası) üçün ümumiləşdirməliyik. Göstərməliyik ki, müstəvi dalğaların superpozisiyası nəticəsində elə dalğa almaq olar ki, bu dalğanın amplitudu fəzanın yalnız çox kiçik bir hissəsində sıfırdan fərqli, qalan oblastda isə sıfra bərabər olsun. Əvvəldə olduğu kimi, sadəlik naminə, yalnız bir fəza koordinatından (məsələn, x-dən) və zamandan asılı olan müstəvi dalğalara baxacağıq. Fəzada məhdud uzunluğa malik olan dalğa almaq üçün iki müstəvi dalğanın toplanması artıq kifayət deyildir. Lakin belə dalğanı k dalğa ədədi müəyyən 2 ⋅∆k intervalı daxilində kəsilməz dəyişən dalğaların toplanması nəticəsində almaq olar. Bu intervalın ölçüsünü sonra müəyyən edəcəyik. 2 ⋅∆k intervaləında müəyyən orta k 0 nöqtəsi götürək və göstərək ki, k-nın kəsilməz dəyişməsi nəticəsində artıq cəm deyil, ( ) ∫ ∆ + ∆ − − = k k k k dx kx t k a u 0 0 cos ) ( ω
(62.9) inteqralı şəklində göstərilən superpozisiya nəticəsində, müəyyən şərtlər ödəndikdə, fəzada məhdud müstəvi dalğa, və ya adətən deyildiyi kimi, dalğa paketi almaq mümkündür. Burada toplanan monoxromatik dalğaların a(k) amplitudlarının bütün ±∆k intervalında sabit və a(k 0 )-a bərabər olduğu hesab edilir. ω tezliyinin k-dan asılılığı isə baxılan dalğaların təbiətinə uyğun dispersiya qanunu (Ё61) ilə verilir. Lakin bu qanunun necə olmasından asılı olmayaraq, kiçik ∆k intervalı üçün ω (k) funksiyasını aşağıdakı üstlü sıra şəklində göstərmək olar: ( ) ... 2 1 ) ( ) ( ) ( 0 0 2 2 2 0 0 0 + ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ − + ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − + = = = k k k k dk d k k dk d k k k k ω ω ω ω (62.10) k-k 0 intervalını o qədər kiçik hesab edək ki, (62.10) ifadəsində üçüncü həddən başlayaraq bütün hədləri atmaq, yəni ω (k) üçün aşağıdakı xətti ifadəni yazmaq mümkün olsun: 0 ) ( ) ( ) ( 0 0 k k dk d k k k k = ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − + = ω ω ω . (62.11) Bu şərt daxilində (62.9) inteqralını hesablayaq. Bu məqsədlə ω (k)-nın (62.11) ifadəsini (62.9)-də yazaq:
345 ( )
kx t dk d k k t k a u k k k k k k ∫ ∆ + ∆ − = ⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ − ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − + = 0 0 0 0 0 cos ) ( ω ω . (62.12) (62.12) inteqralı asanlıqla hesablanır və biz inteqralın sərhədlərini nəzərə aldıqdan, surət və məxrəci ∆k-ya vurduqdan sonra aşağıdakı nəticəni alırıq: (
k t x t dk d k x t dk d k k k a u k k k k 0 0 0 cos
sin ) ( 2 0 0 − ⋅ ⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ − ⋅ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ⋅ ∆ ⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ − ⋅ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ∆ ⋅ ∆ = = = ω ω ω ) (62.13) Bu nəticəni də biz (62.5) düsturuna oxşar olaraq şərh edə bilərik. Belə ki, (62.13) ifadəsində cos( ω 0
0 x) vuruğu mürəkkəb dalğanın fazası ilə əlaqədardır və onun qarşısındakı vuruq isə dəyişən (modullaşmış) amplitudu təsvir edir. Burada ϕ ω
⎥ ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎢ ⎣ ⎡ − ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ∆ =
t dk d k k k 0 ilə işarə etsək görərik ki, amplitudun dəyişməsi xarakteri ϕ ϕ sin vuruğu ilə təyin olunur. ϕ ϕ
funksiyasının xarakteri isə aşağıdakı kimidir: onun baş maksimumu ϕ =0 olduqda alınır, yəni 1 sin
lim 0 = → ϕ ϕ ϕ ; ϕ = ± π , ±2 π , ±3 π ,… qiymətlərində isə 0 sin = ϕ ϕ olur. ϕ -nin tg
ϕ = ϕ şərtini ödəyən ϕ =1,430 π =4,49; 2,459 π =7,73; 3,47 π =10,90
və s. aralıq qiymətlərində isə ϕ ϕ sin funksiyası əlavə maksimumlara da malik olur. Deməli, ϕ dəyişdikcə ϕ ϕ sin funksiyası bir sıra maksimum və minimum qiymətlər alır. Lakin bu maksimumlar ϕ =0 qiymətinə uyğun olan baş maksimuma nisbətən kiçik olur və
ϕ -nin qiyməti artdıqca onlar sürətlə kiçilir. Beləliklə, superpozisiya nəticəsində praktik olaraq bir qrup alınır ki, onun da amplitudu fəzanın məhdud bir oblastında sıfırdan fərqli olur və bu oblastda ϕ ϕ
funksiyası kimi dəyişir. 62.5 şəklində belə qrupun ani vəziyyəti, yəni müəyyən zaman anında onun forması təsvir edilmişdir.
Download 18.1 Mb. Do'stlaringiz bilan baham: 
|