Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası"
Download 18.1 Mb. Pdf ko'rish
|
- Bu sahifa navigatsiya:
- Ё66. De-Broyl hipotezinin doğru olduğunu sübut edən təcrübələr
- Шякил 66.2.
- Шякил Шякил
|
Cədvəl 65.1. mə rində elektronlar v
Dalğa uzunluğu (Å) Dalğa uzunluğu (Å) Sürət-
ləndirici Elek-
Pro- Sürət-
ləndiri-ci Elek-
Pro- (V) tronlar
tonlar potensial (V) tronlar
tonlar 10 9 10 8 10 7 10 6 10 5 10 4
1,2 ⋅10 -5 1, 1 0,86
2, 0 2,9 1, 2 4,0 2 ⋅10
-4 ,2 ⋅10 -3 ⋅10
-3 1,2
⋅10 -2 0,12 7,3
⋅10 -6 7 ⋅10 -5 ,9 ⋅10 -4 ⋅10 -4 9,0
⋅10 -4 2,9 ⋅10 -3
10 3 400 200 50
10
0,39 9,0 ⋅10
0,61 0,86
1,7 3,9
-3 4 ⋅10 -2 ,0 ⋅10 -2 ⋅10 -2 0,9
⋅10 -1
Beləlikl
-Broy ının
u üçün arıda alın ərir ki, 100-10000 otensialla qi
əndirilm elektronlar və protonların, otaq temperaturunda helium atomların olekullarının, istilik neytronlarının və igər "yavaş" hərəkət edən yüngül hissəciklərin de-Broyl dalğasının uzunluğu yumşaq ren
kimi, de-Broyl dalğala ğu tərtibindədir. Ona görə də rentgen şüalarının difrak ə imkan verən təcrübi metodlar maddə hissəciklərinin də dalğa xassələrini dqiq etmək üçün yararlıdır. Doğrudan da, təcr
ə, de l dalğas
uzunluğ yux
mış düsturlar göst V p r fər
ilə sürətl drogen m
iş ın, hi
d tgen şüalarının dalğa uzunluğu ilə eyni tərtibdədir. Ona görə də belə hissəciklərin difraksiyasını rentgen şüaları üçün tətbiq olunan metodlara oxşar olan metodlarla müşahidə etməyə cəhd göstərmək lazımdır. Lakin de-Broyl hipotezi o dövr üçün elə fantastik idi ki, nisbətən uzun müddət onu təcrübədə yoxlamağa heç kəs cəhd göstərmədi.
Ё66. De-Broyl hipotezinin doğru olduğunu sübut edən təcrübələr rının uzunluğu rentgen şüalarının dalğa uzunlu siyasını müşahidə etməy tə übələrlə müəyyən edildi ki, elektronlar, protonlar və hətta atomlar dəstəsi də işıq və ya rentgen şüaları kimi interferensiya və difraksiya mənzərəsi yaradırlar. Aşağıda belə təcrübi metodlar haqqında qısa məlumat verilir. Ramzauer-Taunsend effekti. 1921-ci ildə Ramzauer enerjisi 1 eV-a yaxın olan elektronların arqon atomlarından elastik səpilməsini tədqiq etmişdi. Eyni zamanda Taunsend də buna oxşar tədqiqatlar aparırdı. Onlar öz təcrübələrində elastik səpilmənin effektiv kəsiyinin (ЁЁ42,43) elektronun enerjisindən asılılığını təyin edirdilər. Bu tədqiqatlar nəticəsində Ramzauer-Taunsend effekti adlanan hadisə müşahidə edildi. Elektronun enerjisi bir neçə 10 eV-dan başlayaraq azaldıqda, nəzəriyyənin qabaqcadan söylədiyi kimi, arqondan elektronun elastik səpilməsinin effektiv kəsiyi artır. Enerjinin 16 eV qiymətində effektiv kəsik maksimuma çatır və enerjinin sonrakı azalması zamanı isə azalır. Elektronun enerjisinin 1 eV-a yaxın qiymətində effektiv kəsik sıfra yaxın olur və sonra yenidən artmağa başlayır. Arqon atomlarından elektronların elastik səpilməsinin effektiv kəsiyinin elektronun enerjisindən asılılığı 66.1 şəklində verilmişdir. Elektronun enerjisi artdıqca onun elastiki səpilməsinin effektiv kəsiyinin artması və həm də səpilmənin demək olar ki, yox olması klassik təsəvvürlər baxımından başa düşülmür. Çünki elektronun enerjisinin müəyyən bir qiymətində arqon atomları elektron üçün elə bil
372
Шякил ki, şəffaf olur, yəni arqon qazının içindən səpilməyə məruz qalmadan keçirlər. Müəyyən edildi ki, effektiv kəsiyin özünü belə təəccüblü aparması yalnız arqon üçün deyil, həm də bütün təsirsiz qazlar üçün xarakterikdir. Ramzauer-Taunsend effekti kəşf olunduqdan sonra bir neçə il ərzində onun qənaətbəxş izahını verə bilmədilər. Sonralar isə aydın oldu ki, bu effekt elektronların dalğa xassəsinə malik olmasının nəticəsidir. Elektronların və digər mikrohissəciklərin dalğ
ti bu növ ilk i faktlardan şağıdakı kimidir. Təsirsiz qaz li, elektronun atom ilə qar
bu ktiv kəsik sıfra yaxındır. Sonralar l dalğasının uzunlu
amzauer-Taunsend effekti nəinki ətcə qənaətbəxş izah oluna bilir. şək
a xassəsinə malik olması haqqında de-Broyl hipo təcrübi faktlar vardır. Lakin Ramzauer-Taunsend effek biridir. Ramzauer-Taunsend effektinin ümumi izahı a atomlarının quruluşunun özünəməxsus xüsusiyyətləri sayəsində bu atomlarda nüvənin sahəsi elektronların sahəsi tərəfindən çox yaxşı ekranlanır. Bunun nəticəsində təsirsiz qaz atomunun sahəsi məsafədən asılı olaraq kəskin şəkildə azalır. Demə tezini təsdiq edən çoxlu sayda in təcrüb şılıqlı təsiri nisbətən kəskin hüdudlanmış sferanın daxilində baş verir. Fərz edək ki, elektron dalğa xassəsinə malikdir, yəni müəyyən mənada o, özünü dalğa kimi aparır. Aydındır ki, elektronun dalğa uzunluğu təsirsiz qaz atomunun diametri tərtibində olarsa, difraksiya hadisəsi müşahidə olunmalıdır. Əgər qeyri-şəffaf sferanı dalğa uzunluğu sferanın diametri tərtibində olan işıq şüaları ilə işıqlandırsaq, sferanın arxasında kölgə əvəzinə işıqlı ləkə alınar (şəkil 66.2). Bu hadisə optikada çoxdan məlumdur. Ramzauer-Taunsend effektində də buna bənzər hadisə baş verir. Əgər elektronun enerjisinin müəyyən qiymətində elektronun dalğa uzunluğu təsirsiz qaz atomunun diametri tərtibindədirsə, elektron atomu aşıb keçir və praktik olaraq səpilmə baş vermir, yəni elektron elə hərəkət edir ki, guya atom onun üçün tamamilə şəffafdır. Bu isə o deməkdir ki, belə halda elektronun səpilməsi üçün effe hissəciklərin dalğa xassələrini xarakterizə edən de-Broy düsturuna əsasən aparılan hesablamalar göstərdi ki, R yuxarıda şərh olunduğu kimi keyfiyyətcə, həm də kəmiyy Beləliklə, Ramzauer-Taunsend effekti ondan ibarətdir ki, çox yavaş elektronların bəzi qazlara nüfuz etməsi anomal şəkildə artır. Başqa sözlə, qazdan keçən elektronlar dəstəsinin sürəti azaldıqca bu dəstə üçün atomun tam effektiv kəsiyi anomal şəkildə kiçik olur. Bu hadisə təsirsiz qazlar, məsələn, arqon, kripton, ksenon və s. üçün xüsusilə aydın Шякил 66.2. ğu üçün (65.3) ildə nəzərə çarpır. Klassik təsəvvür baxımından, elektronların sürəti artdıqca atomun effektiv kəsiyi monoton surətdə kiçilməlidir. Təcrübələr isə, əksinə, göstərir ki, arqon, kripton, ksenon üçün atomun effektiv kəsiyi sürətləndirici gərginliyin ∼1 V qiymətində minimuma malik olur. Sürətləndirici gərginliyin qiyməti artdıqca effektiv kəsik minimumdan hər iki tərəfə kəskin artır və ksenon üçün ∼6 V, kripton üçün ∼11 V və arqon üçün
∼16 V qiymətində maksimum olur. Bunu isə atomun daxilindəki elektrik sahəsindən
373 keçərkən de-Broyl dalğalarının interferensiya zəifləməsi və ya güclənməsi ilə izah etmək olar. Kobud desək, belə sahənin təsiri, atomun daxilində sındırma əmsalı kəsilməz olaraq nöqtədən nöqtəyə dəyişən bircinsli olmayan mühitin təsirinə oxşayır. Devisson-Cermer təcrübələri. Ё65-də göstərildiyi kimi de-Broyl dalğalarının uzunluğu "yumşaq" rentgen şüalarının dalğa uzunluğu ilə eyni tərtiblidir. Ona görə də mikrohissəciklərin interferensiyasını və difraksiyasını müşahidə etmək məqsədilə rentgen şüaları üçün istifadə olunan metodlardan, yəni kristal qəfəslərindən difraksiya və inte
inin səpilmə bucağından asılı olaraq dəy
qızdırıldıqdan sonra (şəkil 66.3b) elektronların səp Bu diaqramlarda radius-vektorlar boyunca, uyğun intensivliyi ilə düz m düz xətt parçalar Səpilmə əyrilərində müşahidə olunan maksim olunan de-Broyl dalğ rferensiya hadisələrindən istifadə edilməlidir. Kristallardan əks olunarkən elektronların interferensiyası əslində de-Broyl hipotezi meydana çıxmamışdan qabaq müşahidə olunmuş, lakin başa düşülməmişdi. 1921-1923- cü illərdə Devisson və Kensman nazik metal folqalardan elektronların səpilməsinə dair təcrübələr apararaq, səpilən dəstənin intensivliy işdiyini müşahidə etdilər. Səpilmə əyrisində alınmış maksimumların vəziyyəti və qiyməti elektronların sürətindən asılı idi. Təcrübələrin birində elektronların nikel təbəqədən səpilməsi öyrənilərkən şüşə qurğu partlamış və nikel təbəqəsi oksidləşmişdi. Həmin lövhəni vakuumda və hidrogen atmosferində uzun müddət qızdırdıqdan sonra yenidən kristallaşma nəticəsində bu lövhədə müəyyən miqdar iri kristallar yaranmışdı. Sonra elektronların səpilməsinə dair təcrübəni həmin lövhə ilə təkrar etdikdə səpilmə əyrisi kəskin dəyişmişdir: maksimumların sayı kəskin artmış, maksimumların özü isə daha aydın nəzərə çarpan olmuşdu. 66.3 şəklində nikel təbəqə qızdırılana qədər (şəkil 66.3a) və ilməsinin polyar diaqramı verilmişdir. istiqamətlərdə elektronların səpilmə ı qeyd olunmuşdur. umların və minimumların yaranması səbəbi uzun müddət anlaşılmaz qaldı. Yalnız de-Broyl hipotezindən sonra başa düşüldü ki, həmin maksimumlar və minimumlar nikel təbəqəsini qızdırarkən yenidən kristallaşma nəticəsində yaranan iri kristalların uyğun atom müstəvilərindən əks Шякил 66.3. ütənasib olan alarının interferensiyası ilə əlaqədar olaraq meydana çıxır. Bu mühüm nəticə 1927-ci ildə Devisson və Cermer təcrübələri ilə təsdiq olundu. Bu təcrübələrdə elektronların difraksiyası kəşf olundu və mikrohissəciklər üçün bu hadisənin sistemli şəkildə öyrənilməsinin əsası qoyuldu.
374
Devisson və Cermer öz təcrübələrində de-Broyl dalğalarının difraksiyası üçün rentgen şüalarına tətbiq edilmiş məlum Breqq üsulundan (Ё36) istifadə etmişlər. Eyni sürətli paralel elektronlar dəstəsi A "elektron topundan" çıxaraq nikel monokristalının üzərinə düşür (şəkil 66.4). Səpilən elektronlar qalvanometrə birləşdirilmiş C kollektoru tərəfindən tutulur. Bu kollektoru eyni bir müstəvi (şəkil müstəvisi) üzərində daim fırladaraq düşən dəstənin istiqamətinə nəzərən istənilən bucaq altında yerləşdirmək olar. Müxtəlif istiqamətlərdə səpilən elektron dəstələrinin intensivliyini qalvanometrin göstərişinə əsasən müəyyən etmək olar. Elektronların səpilmə intensivliyi üçün bu üsulla alınmış tipik polyar diaqram 66.5 şəklində göstərilmişdir. Bu polyar diaqramı qurmaq üçün müxtəlif istiqamətlərdə çəkilmiş radius-vektorlar üzərində uzunluğu uyğun bucaq altında səpilmə (əksolunma) intensivliyi ilə mütənasib olan düz xətt parçaları götürülür. Nikel monokristalı ilə aparılan təcrübə zamanı bu polyar diaqramda kəskin selektiv maksimum müşahidə olunur və belə maksimumun olması göstərir ki, elektronlar optik qanuna uyğun olaraq əks olunurlar: yəni, düşmə bucağı qayıtma bucağına bərabərdir. Xaotik yerləşmiş çoxlu sayda kristalcıqlardan ibarət olan polikristal nikel təbəqəsi ilə həmin təcrübəni təkrar etdikdə heç bir selektivlik, yəni elektronların əks olunması üçün heç bir üstün istiqamət müşahidə olunmur.
Devisson və Cermer təcrübələrində de-Broyl hipotezinin doğruluğu nəinki keyfiyyətcə, həm də kəmiyyətcə yoxlanıldı. Məlumdur ki, rentgen şüalarının kristallardan əks olunması interferensiya xarakterlidir (Ё36). Kristalda bir-birinə paralel olan müxtəlif atom müstəvilərinin hər birindən elə bil ki, güzgüdə əks olunmuş kimi əks olunan rentgen şüaları çıxır və onlar arasında interferensiya baş verir. Bu, monoxromatik işığın nazik təbəqədən interferensiya əks olunmasına oxşayır. Bildiyimiz kimi, rentgen şüalarının kristaldan əks olunması yalnız (36.4) Breqq-Vulf şərti ödəndikdə baş verir: 2dsin θ =m λ . (36.4) düsturundan istifadə edərək interferensiyanı iki üsulla müşahidə etmək olar. Birincisi, kristal üzərinə müəyyən λ dalğa uzunluğuna malik şüalar göndərmək və kristalı fırladaraq görmək olar ki, şüaların əks olunması Breqq-Vulf şərtində m=1,2,3,… qiymətlərinə uyğun olan yalnız müəyyən θ 1
θ 2 , θ 3 ,… bucaqları üçün baş verir. Bu qayda ilə birinci, ikinci və s. tərtib spektrlər alınır. İkincisi, θ sürüşmə bucağını sabit saxlayaraq, dalğa uzunluğunqu kəsilməz dəyişmək olar. Bu halda əks olunma yalnız θ λ sin 2 1 d m m ⋅ =
(66.1) 375
şərtini ödəyən λ 1 , λ 2 = λ 1 /2, λ 3 = λ 1 /3,… dalğa uzunluqları üçün baş verəcəkdir. Qeyd edək ki, rentgen şüaları üçün birinci, elektronlar üçün isə ikinci üsuldan istifadə olunur. Çünki elektronlar dəstəsi adətən müəyyən sürətə, yəni λ =h/m υ dalğa uzunluğuna malik olur ki, sürətləndirici u potensialını dəyişərək bu sürəti (yəni, λ dalğa uzunluğunu) dəyişmək vakuumda kristalı fırlatmaqdan daha sadədir. (65.17) və (55.1) düsturlarını birləşdirərək θ sin
2 1 2267 , 1
m u ⋅ = və ya
θ sin
2 2267
, 1
m u ⋅ =
(66.2) yaza bilərik. Burada m – (36.4) Breqq-Vulf düsturuna daxil olan tam ədəddir və onu elektronun kütləsi ilə qarışdırmaq lazım deyil, u – voltla, d isə nanometrlə (nm) ölçülür. Beləliklə, təcrübə qurğusunun 66.4 şəklində təsvir olunmuş vəziyyətində sürətləndirici u potensialını tədricən dəyişsək və hər dəfə kollektorda cərəyan şiddətini (yəni, əks olunmanın intensivliyini) ölçsək və absis oxunda u kəmiyyətini, ordinat oxunda isə əks olunmanın intensivliyini qeyd edərək qrafik qursaq, onda aralarındakı məsafə 1,2267/2dsin θ olmaqla bir-birindən eyni məsafədə yerləşən bir sıra kəskin maksimumları olan əyri alarıq. Devisson və Cermerin təcrübələrində nikel monokristalından istifadə etdikdə θ =80
0 , d=0,203 nm qiymətlərində alınmış belə qrafik 66.6 şəklində verilmişdir. (66.2) düsturuna əsasən tapılmış maksimumların vəziyyəti isə şəkildə şaquli oxlarla göstərilmişdir. Hesablamaya görə maksimumlar arasındakı məsafə sabit olub, 3,06-ya bərabər olmalı idi. Lakin təcrübi əyri ilə müqayisə göstərir ki, m-in yalnız böyük qiymətləri üçün (m=6,7,8) maksimumların nəzəri və təcrübi vəziyyətləri üst-üstə düşür. m-in kiçik qiymətlərində isə uyğunsuzluq müşahidə olunur və özü də m kiçik olduqca bu uyğunsuzluq böyük olur. Bu uyğunsuzluğun sistemli olub, qanunauyğun xarakter daşıması göstərir ki, hesablama zamanı hansısa bir amil nəzərə alınmamışdır. Bu amil isə de-Broyl dalğaları üçün sınma əmsalıdır. Doğrudan da, (36.4) Breqq-Vulf düsturunun çıxarılışı zamanı rentgen şüaları üçün sınma əmsalı 1-ə bərabər, kristaldan kənarda və kristalın daxilində dalğa uzunluğunun isə eyni olduğu hesab edilir. Bu, yalnız çox kiçik uzunluğa malik olan dalğalar üçün özünü doğruldur. Rentgen şüaları oblastında daha böyük dalğa uzunluqlarını dəqiq təyin edərkən rentgen şüalarının sınma əmsalını hökmən nəzərə almaq və bu mənada düzəliş edilmiş (36.7) Breqq-Vulf düsturundan istifadə edilməlidir: 2ndcos α
=m λ . Bu, eynilə de-Broyl dalğalarına da aiddir. Hesablanmış və təcrübədə tapılmış əksolunma maksimumlarının bir-birinə uyğun gəlməməsi bu mülahizənin doğruluğunu keyfiyyətcə isbat edir. Doğrudan da, (66.1) düsturuna əsasən m kiçildikcə θ -nın verilmiş qiymətində λ dalğa uzunluğu artır və sınma Шякил
376 amilinin nəzərə alınması zəruri olur. m-in kiçik qiymətlərində səpilmə üçün nəzəri və təcrübi maksimumların vəziyyətləri arasında 66.6 şəklində göstərilən uyğunsuzluğun səbəbini Bete izah etmişdir. O, göstərmişdir ki, elektronlar üçün de-Broyl dalğaları kristala daxil olarkən sınma baş verir və özü də bu sınma əmsalı vakuumdakından böyük olur. Doğrudan da, metalın kristal qəfəsinin müsbət yüklü ionları və onlar arasında hərəkət edən elektronlar fəzada üst-üstə düşmürlər, yəni kobud desək, kristalda müsbət və mənfi yüklərin mərkəzləri bir-birinə nəzərən sürüşmüş olur. Ona görə də metal daxilində potensialı nöqtədən nöqtəyə periodik dəyişən elektrik sahəsi mövcuddur. Bu potensialı kobud yaxınlaşmada sabit u 0 potensialı ilə əvəz etmək olar. Belə ki, bu u 0 potensialı metal daxilindəki elektrik sahəsinin həqiqi potensialının fəza üzrə orta qiymətinə bərabərdir. Bu cür tapılmış u 0 orta potensial metalın daxili potensialı adlanır. Əgər kristalın xaricindəki fəzada potensial sıfra bərabər qəbul edilsə, onda elektronların metal daxilində qala bilməsi üçün u 0 kəmiyyəti müsbət olmalıdır. Doğrudan da, bu halda metal daxilində elektronun potensial enerjisi mənfi işarəli olacaq, yəni elə bil ki, elektron sabit u 0 dərinliyinə malik olan potensial çuxurda yerləşmiş olacaqdır. Bu çuxurun divarlarından keçərkən potensial xaricdə sıfır qiymətindən daxildəki u 0 sabit qiymətinə qədər sıçrayışla dəyişəcəkdir. De-Broyl dalğası vakuumdan metala keçdikdə sınma əmsalının böyüməsini də məhz metalda daxili potensialın mövcud olması ilə izah etmək olar. Doğrudan da, xaricdən metalın üzərinə düşən elektron u sürətləndirici potensialını keçmişdirsə, onun sürəti
~ 1 υ olar.
Metalın daxilində isə bu elektronun sürəti 0 2 ~ u u + υ qiymətinə qədər artmış olur. Ona görə də metala daxil olarkən elektronun trayektoriyası və de-Broyl dalğası sınmaya məruz qalır. Bu proses üçün metalın nisbi sındırma əmsalı
0 1 2 21 1 + = = υ υ
(66.3) olar. Doğrudan da, hər bir dalğa nəzəriyyəsində sınma əmsalı dalğanın faza sürəti υ
ilə tərs mütənasibdir: f n υ 1 ~ . Onda (65.9) və (65.8) düsturlarına əsasən 2 1
c n f υ υ = və
1 2 1 2 21 υ υ = = n n n alırıq. Burada sadəlik naminə indeksləri yazmayaraq n ≡n 21 işarə edəcəyik və bu n kəmiyyətini mütləq sındırma əmsalı ilə qarışıq salmaq lazım deyil.
Elektronlar üçün de-Broyl dalğalarının sınmasını da nəzərə almaqla (36.7) Breqq- Vulf şərtini 2
α
=
λ
(66.4)
kimi yazmaq lazımdır. Burada α
sınma bucağı, (66.1)-də isə θ – sürüşmə bucağıdır. Ona görə də (66.3) sınma qanununu n s = α θ sin
cos
(66.5) kimi yazmaq və buradan θ α α 2 2 2 cos
1 sin
1 cos
− = − = n n s s olduğunu tapmaq olar. Onda (66.4) Breeq-Vulf şərti aşağıdakı şəklə düşür:
377 λ θ
n d = − 2 2 cos 2 . (66.6) Yuxarıdakı mülahizələrin doğruluğu hesablamalarla təsdiq olunur. Təcrübədə θ
bucağının fiksə olunmuş qiymətində müxtəlif tərtibli (m=3,4,5) maksimumların alınmasına uyğun gələn u sürətləndirici potensialı ölçülür. Sonra isə (65.17) düsturuna əsasən bu maksimumlara uyğun gələn de-Broyl dalğalarının uzunluğu hesablanır və (66.6) düsturuna əsasən n sındırma əmsalı, (66.3) düsturuna görə isə metalın daxili potensialı u 0 tapılır. Müəyyən edilmişdir ki, təcrübi ölçmələrin xətası hüdudunda u 0
verilmiş metal üçün sabit kəmiyyət olub, maksimumun (əksolunmanın) m tərtibindən, yəni u-dan və θ sürüşmə bucağının qiymətindən asılı deyildir. Əgər yuxarıda verilən izahat doğrudursa, bu, belə də olmalıdır, yəni u 0 yalnız metalın növündən asılı olmalıdır. Məsələn, nikel üçün u 0 ≈15 V olur. Digər metallar üçün də daxili potensial həmin tərtibdə olur. 66.1 cədvəlində bəzi metallar üçün u 0 daxili potensialının yuxarıda göstərilən qayda ilə təcrübədən tapılmış qiymətləri verilmişdir. Bu cədvəldən görünür ki, həmin qiymətlər kifayət qədər sabitdir. Qeyd etmək lazımdır ki, 66.1 cədvəlində u 0 üçün verilmiş qiymətlər metalların nəzəriyyəsinə əsasən hesablanmış qiymətlərə də uyğun gəlir. Nəhayət, qeyd edək ki, bir sıra hadisələri izah etmək üçün metalın həqiqi daxili potensialının onun fəza üzrə orta qiyməti ilə əvəz edilməsi qənaətbəxş deyildir. Nəzərə almaq lazımdır ki, metalın həqiqi daxili potensialı fəzada periodik olaraq dəyişir. Buna əsaslanaraq 1928-ci ildə Bete de-Broyl dalğalarının interferensiyasının həm də dinamik nəzəriyyəsini qurmuşdur.
Download 18.1 Mb. Do'stlaringiz bilan baham: 
|