Atom tuzilishining modellari. Vodorod atomining bor nazariyasi 1-§. Atom tuzilishining modellari

4.15-§. Pikering seriyasi va vodorodsimon ionlar spektri

Pikering 1897-yilda Puppis yulduzi spektrida Balmer seriyasiga o‘xshash spektral seriyani kashf qildi. Ikkala seriyaning sxematik ko‘rinishi 4.16-rasmda tasvirlangan.

4.16-rasm

Tasvirda ko‘rinishicha, Pikering seriyasi xuddi ikki guruhga ajralgandek, bir chiziq osha joylashgan bir guruh chiziqlar deyarli Balmer seriyasidagi chiziqlarga mos keladi, oraliq chiziqlar esa Balmer seriyasidagiga o‘xshash emas. Ridberg bu seriyani n butun va yarim qiymatlarga ega bo‘lgan Balmer formulasi bilan ifodalanishini ko‘rsatdi.

 R(1/ 2^21/ n^2) (n 2,5; 3; 3,5),

(4.69)

116

butun qiymatlariga Balmer chiziqlariga mos kelgan chiziqlar to‘g‘ri keladi, yarim qiymatlariga esa oraliq chiziqlar to‘g‘ri keladi.

Bu seriyani Yerdagi vodoroddan olishga qanchalik urinsalar ham uni olish imkoni bo‘lmadi. Shuning uchun Pikering seriyasi yulduzlarda qandaydir holatda bo‘lgan vodorodga taalluqlidir deb hisoblandi. Nihoyat, bu seriya laboratoriya sharoitida olindi. Tajriba muvaffaqiyatli o‘tishi uchun vodorodga geliy aralashtirish kerak edi. Bor bu faktlarning chigal majmuasini Pikering seriyasi vodorodga emas, balki ionlashgan geliyga taalluqlidir, degan fikrni aytdi. Haqiqatdan quyidagi ifodaga asosan:

 =	2^2mZ^2e^4	æ	1		-	1		ö
		ç						÷ ,	(4.70)
	h^3c					n^2
		è m^2						ø

 har doim Z ga proporsional va geliy uchun Z=2, u holda ionlashgan geliyning (He⁺) spektral seriyasi:

 = 4R	æ	1	-	1	ö
	ç				÷ ,	(4.71)
				n^2
	He èm2				ø

formulaga mos kelishi kerak. Bu yerda geliy uchun m=4 bo‘lsa, u holda formula quyidagi ko‘rinishga keladi:

 = 4R

æ 1

-

1

ö

(n = 5,6,...) , (4.72)

ç

÷,

4^2

n^2

He è

ø

æ

1

1

ö

 = R

ç

-

÷ ,

2

2

He ç

2

(n / 2)

÷

è

ø

Bu formulani n/2 ni k orqali belgilab, quyidagi ko‘rinishda yozish mumkin:

	æ 1			1	ö
 = R	ç		-		÷ (k = 2,5; 3; 3,5; 4;...) ,
		2^2		k ^2
He è					ø

ko‘rinishga ega bo‘lamiz. Bu esa Pikering seriyasi formulasidir. Vodorod va geliy massalaridagi farq mavjudligi tufayli R_He Ridberg doimiysi R_H dan bir oz farq qilishi kerak. Shu sababli R ning butun qiymatlari uchun ham Pikering seriyasi chiziqlari vodorodning Balmer chiziqlariga nisbatan bir oz siljigan bo‘ladi. Borning bu fikrini Pashen tasdiqladi. Uning ko‘rsatishicha, Pikering seriyasini sof vodorodda hosil qilib bo‘lmaydi. Demak, hyech qanday vodorod bo‘lmagan sof geliyda Pikering seriyasini oson hosil qilish mumkin

117
va bu seriyaning chiziqlari k ning butun qiymatlari uchun Balmer chiziqlariga nisbatan xuddi (4.72) formulada kutilgandek, binafsha tomonga siljigan bo‘ladi. 4.3-jadvalda ionlashgan geliy spektrida Pashen o‘lchagan to‘lqin uzunliklar bilan yonma-yon n ning butun qiymatlariga mos keluvchi, vodorodning Balmer seriyasi to‘lqin uzunliklari keltirilgan.

		4.3-jadval
K	He^+	H
3,0	6560,01	6562,8(H)
3,5	5411,6	–
4,0	4859,3	4861,3(N)
4,5	4561,6	–
5,0	4338,7	4340,5(N)
5,5	4199,9	–
6,0	4100,0	4101,7(N)

He⁺ dan keyingi vodorodsimon ionlar ikki karra ionlashgan litiy Li⁺⁺ (Z=3) va uch karra ionlashgan berilliy Be⁺⁺⁺ (Z=4)lardir. Ularning spektral seriyalari ushbu formulalar orqali aniqlanishi kerak:

 = 9R

æ

1

-

1

ö

ç

÷ ;

n2

Li èm2

ø

 = 16R

æ

1

-

1

ö

ç

÷ ,

n

Be èm2

2 ø

Haqiqatdan ham bu ionlar uchun Layman seriyasining dastlabki hadlarini (m=1) spektrning chetdagi ultrabinafsha qismidan topishga muvaffaq bo‘ldilar.


4.16-§. Vodorod atomining ionlashtirish energiyasi


Ionlashtirish energiyasi. Agar atom tashqaridan energiya qabulqilsa, elektronning energiyasi ortadi va o‘z orbitasidan yuqori bo‘lgan orbitaga o‘tadi. Agar elektronga tashqaridan berilgan energiya yetarlicha katta bo‘lsa, elektron n= bo‘lgan orbitaga o‘tadi, ya’ni atomdan uzilib chiqadi. Natijada atom bir elektronini yo‘qotib ionlashadi, musbat ion hosil bo‘ladi.

118

Demak, asosiy holatda bo‘lgan atomdan elektronni uzib chiqarib atomni ion holiga o‘tkazish uchun zarur bo‘lgan energiya ionlashtirish energiyasi deyiladi.


Z=1 va n=1 bo‘lgan asosiy holatdagi vodorod atomi uchunionlashtirish energiyasi formula orqali aniqlanadi:

	me^4
^Eion ^=	32 202h2 ^=13,6^eV	(4.73)

(4.73) ifoda vodorod atomi uchun ionlashtirish energiyasini nazariy hisoblash formulasidir. Bu formula bilan hisoblangan ionlashtirish energiyasi Ye_ion qiymati, uning tajribada hisoblangan qiymati bilan mos keladi.


4.17-§. Yadro harakatini hisobga olish

Bor nazariyasida yadro massasi cheksiz katta bo‘lib, yadro qo‘zg‘almas, elektron esa uning atrofida aylanadi deb qaraladi. Kvantlash qoidasi:

L  n nh.
Bu formula yadro harakatini hisobga olmasdan chiqarilgan. Haqiqatda esa, elektron va yadro umumiy massa markazi atrofida harakatlanadi (4.17-rasm).

Elektron va yadrodan iborat tizimni ko‘raylik. Rasmda r_e va r_n masofalar elektrondan va yadrodan massa markazigacha bo‘lgan masofalardir. Rasmdan ko‘rish mumkinki,

Uyg‘onish energiyasi. Elektronning asosiy holatdan uyg‘onganholatga 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, (4.74)


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 energiyasidir (birinchi uyg‘ongan holat).

Bog‘lanish energiyasi. Bog‘lanish energiyasi uyg‘ongan holatdabo‘lgan atomdan elektronni uzib chiqarish uchun zarur bo‘lgan energiyadir. Masalan, n=2 bo‘lgan birinchi uyg‘ongan holatdagi atomdan elektronni uzib chiqarish uchun 3,40 eV energiya kerak.

Massa markazi aniqlanishi qoidasiga asosan

Mr_n= mr_e. (4.76)

(4.76) formulada M – yadro massasi, m – elektron massasi. (4.75) va (4.76) formulalarni r_e va r_n larga nisbatan yechilganda:

r = re+ rn.

(4.75)

4.17-rasm

Demak, birinchi uyg‘ongan holat bog‘lanish energiyasi 3,40 eV. Agar atom asosiy holatda bo‘lsa, bu holatdagi bog‘lanish energiyasi ionlashtirish energiyasiga teng bo‘ladi, ya’ni E_ion=E_bog‘=13,6 eV. Agar holat ko‘rsatilmasdan bog‘lanish energiyasi haqida gapirilsa,

bunda E_ion va E_bog‘ lar bir xil bo‘ladi.
Atomning energiya chiqarmaydigan (nurlanmaydigan) holatlari stasionar holatlar deyiladi. Atomning n=1 bo‘lgan eng kichik energiyali holati uning asosiy holati deyiladi. Atom asosiy holatda uzoq vaqt davomida bo‘lishi mumkin. atomning n=2,3,4,... larga tegishli holatlari uning uyg‘ongan holatlari deyiladi. Uyg‘ongan holatlarning har birida atom energiyasi atomning asosiy holati energiyasidan katta bo‘ladi.
119

	æ	M	ö
r	= ç			÷r	(4.77)
e	è	М + m ø
	æ	m	ö
r	= ç			÷r	(4.78)
n	è	М + m ø

Borning postulatiga asosan umumiy massa markaziga nisbatan elektron impulsining to‘liq momenti:

L = Mnrn+ mere= nh,

(4.79)

yadro va elektronning chiziqli tezliklari tegishlicha _n=r_n va _e=r_e ekanligini hisobga olgan holda (4.79) formulani quyidagicha yozish mumkin:

120

L  Mr^2	 mr^2	 nh.	(4.80)
n	e

Bunda  – doiraviy chastota. (4.80) formulaga (4.77) va (4.78) ifodalardan r_e va r_n larning qiymatlari qo‘yilsa, quyidagi tenglik hosil bo‘ladi:

r ^2= nh

(4.81)

(4.81) formulada yadroning harakati hisobga olingan. Bunda  – yadro va elektronning umumiy massa markazi atrofida harakatlanishini hisobga oladigan keltirilgan massa deyiladi va quyidagicha aniqlanadi:

 =		mM		,	(4.82)
	m + M
(4.81) formula yadroning harakati hisobga olinmaydigan
quyidagi
L  mr  nh,					(4.83)
formula kabidir. Haqiqatan ham		r ekanligidan			(4.83)
formulani stasionar holat uchun quyidagicha yozish mumkin:
L = mr ^2			= nh .		(4.84)

Shunday qilib, (4.81) formula (4.84) formula bilan mos keladi. (4.81) formulada faqat elektron massasi keltirilgan massa bilan almashtirilgan. (4.84) formula (4.81) formulaga nisbatan yaqinlashgan formuladir. Buni M>>m va

		 =						mM				» m
						m + M
ekanligidan ko‘rish mumkin. Tizimning potensial																																energiyasi
quyidagicha aniqlanadi:
						U = -									e2						.												(4.85)
Kinetik energiyasi esa:													4				0^r
K =	1	m	2	+	1			M	2			=				2		(mr						2		+ Mr		2		) .		(4.86)
									n
	2	e			2										2								e				n
Ma’lum o‘zgartirishlardan so‘ng										1
							K =					^2r ^2.																				(4.87)
									2
								121

Elektron harakatiga Nyuton qonuni tatbiq qilinganda:

e

2



2

= m^e = m^2r.

(4.88)

4

r ^2

0

r

e

e

Bu formulaga (4.77)dan re ning qiymati qo‘yilganda

1

е2

=

mM



2

r ,

(4.89)

4

0

r 2

m + M

yoki

1

е

2

= 

2

r .

(4.90)

4

0

r ^2

(4.84) formuladan  ni topib, ^2 ifodasini (4.90) formulaga

qo‘yilganda

1

е

2

æ

nh

ö^2

= ç

÷ r.

(4.91)

2

2

4

r

ç

÷

0

èr

ø

(4.91)dan atom stasionar orbitalar o‘lchami aniqlanadi:

rn= r =

40n^2h^2

.

(4.92)

e^2

(4.92) ifoda yadro harakati hisobga olinmagan holda orbita o‘lchamini aniqlash formulasidan faqat m o‘rnida keltirilgan massa  yozilishi bilan farq qiladi. (4.87) va (4.88) formulalardan:

K =	1	2	r	2		1		е^2
					=				.
	2					80		r

Tizimning kinetik va potensial energiyalar yig‘indisiga teng bo‘lgan to‘liq energiyasi esa quyidagicha:
_{E= -} 1 е²_,

8₀r

bu ifodada r=r_n ekanligi hisobga olinsa, tizimning yadro harakati hisobga olingandagi to‘liq energiyasi hosil bo‘ladi:

En= -	е^2
		.	(4.93)
	320^2h^2n^2
	122

Yadro harakati hisobga olinmagan holda esa elektronning to‘liq energiyasi quyidagicha edi:

En= -	mе^4
	32^20^2h^2n^2^.	(4.94)

Elektron energiyasi E_i bo‘lgan holatdan energiyasi E_f (E_i>E_f) bo‘lgan holatga o‘tganda chiqarilgan foton energiyasi chastotasi

 =	с	=	^Еi	- Ef	,
				h

ko‘rinishni oladi. Bu formulaga E_i, E_f larning (4.93) ifodalangan tegishli qiymatlari qo‘yilganda:

	е^4	æ	1		1	ö
 =		ç		-		÷ .	(4.95)
	64^3h^3^2				n2
		ç n^2				÷
	0	è	f		i	ø

 = _^сvah 2h ekanligini hisobga olib, atom chiqaradigan

foton energiyasining to‘lqin uzunligini quyidagicha aniqlash mumkin:

1

е

4

æ

1

1

ö

=

ç

-

÷



64^3h^3^2c

ç

n^2

n^2

÷.

(4.96)

0

è

f

i

ø

U vaqtda yadro harakati hisobga olingan holda Ridberg

doimiyligi formulasi quyidagicha ifodalanadi:

R

=

е^4

,

(4.97)

64

3

3

2

yoki

h 

0 ^c

1

æ

1

1

ö

= R

ç

-

÷

(4.98)



ç n^2

n^2

,



÷

è

f

i

ø

Rning yadro harakati hisobga olinmagan holdagi R ga nisbati

R

=



=

1

<1.

(4.99)

R

m

1+

m

M

123
Yadro harakatini hisobga olgan holda (4.93) va olmagan holda (4.94) formulalar orqali energetik sathlar energiyalari hisoblanishidan ko‘rinadiki, n ning bir xil qiymati uchun hosil qilingan energiya natijalari bir-biridan quyidagicha farq qiladi:
E_n(hisobga olgan holda)>E_n(hisobga olmagan holda).

Yadro harakatini hisobga olganda energiyasi hisoblangan energetik sathlar E_=0 tomonga biroz siljigan bo‘ladi. (4.98) va (4.37) formulalar orqali hisoblangan natijalar to‘lqin uzunlik uchun quyidagilarni beradi:

1	(hisobga olgan holda)<	1	(hisobga olmagan holda).
		

Bundan esa yadro harakati hisobga olinganda foton chiqaradigan to‘lqin uzunligining qiymati yadro harakatini hisobga olmagan hisoblashlar qiymatidan biroz katta bo‘ladi. Yadro harakatini hisobga olgan va olmagan hollarda hisoblangan Ridberg doimiyligi qiymatlari quyidagicha:


R_=109677,58 sm^–1(hisobga olgan holda) R=109737,31 sm^–1(hisobga olmagan holda)

Vodorodning og‘ir izotopi deyteriy ₁²Dbir proton va bir

neytrondan tuzilgan. Neytron massasi proton massasidan juda oz bo‘lsada farq qiladi (m_n=1838m_e, m_p=1836m_e, m_e=9,11∙10^–28g= =9,11∙10^–31kg=0,000511m.a.b). Deyteriyning keltirilgan massasi

D =		m			(4.100)
			m
1+
			2M

ya’ni _D> ( – vodorod atomi keltirilgan massasi, _D – deyteriy atomi keltirilgan massasi). Ridberg doimiyligi keltirilgan massaga proporsional bo‘lganligidan deyteriy uchun Ridberg doimiyligi, vodorod uchun Ridberg doimiyligidan katta bo‘lishligi kelib chiqadi, ya’ni
^R_D^>R


R_DvaR_lar orasidagi ana shu farq amerikalik fizik T.K.Yuri

tomonidan deyteriyning ochilishida muhim o‘rin tutdi. Bu kashfiyot uchun Yuriga 1934-yilda kimyo bo‘yicha Nobel mukofoti berildi.

124

4.18-§. Spektral chiziqlarning izotopik siljishi

Bundan oldingi mavzuda yadro harakatini hisobga olish to‘g‘risida so‘z yuritildi. Yadro harakati hisobga olinganda, umumiy massa markazi atrofida harakatlanayotgan elektron va yadrodan iborat tizimning to‘liq energiyasi E_ va Ridberg doimiyligi R_ tegishlicha (4.93) va (4.97) formulalar bilan ifodalanadi. Yadro harakati cheksiz katta bo‘lib, uning harakati hisobga olinmagan, yadro ko‘zg‘almas deb qaralgan holda elektron energiyasi E (4.94) ifoda va Ridberg doimiyligi – R (4.100) formulalar bilan hisoblanadi. (4.99) formulaga asosan R_, E_ va R, E kattaliklar orasida quyidagi munosabat mavjud:

E= Е	М	; R = R	M z
	М + m		M z+ m

Yadro harakatini hisobga oladigan (4.93) formula va yadro harakatini hisobga olmaydigan (4.94) formulalar orqali atom energetik sathlari energiyalari kvant soni n ning bir xil qiymati uchun hisoblanganda, ya’ni E_ va Ye lar hisoblanadi. Bundan quyidagi natija hosil bo‘ladi:
E_>E
Yadro harakatini hisobga olish bilan hisoblangan energetik sathlar E=0 bo‘lgan tomonga biroz siljigan bo‘ladi. (4.34) va (4.96) formulalarni taqqoslashdan quyidagi xulosaga kelish mumkin:

1/ (yadro harakati hisobga olinganda)<1/ (hisobga olinmaganda).

Bu natijalardan ko‘rinadiki, yadro harakati hisobga olinganda atom chiqaradigan foton energiyasi to‘lqin uzunligi, yadro harakati hisobga olinmaganda hisoblangan to‘lqin uzunligidan kattadir. (4.97) formuladan Ridberg doimiyligi keltiralgan massaga to‘g‘ri proporsional ekanligi ko‘rinadi. Bu esa Z doimiy bo‘lganda yadro massasining o‘zgarishi spektral chiziqlarning siljishiga olib keladi. Bunday siljish izotopik siljish deyiladi. Yadro massasi qancha katta bo‘lsa M_ya/M_ya+m nisbat ham shuncha katta bo‘lishi spektral chiziqlarining qisqa to‘lqinlar tomoniga siljishiga sabab bo‘ladi. Bu xulosa tajribada tasdiqlangan. Bunday bo‘lishni vodorod atomi izotoplarida ko‘rish mumkin.
125

Deyteriy ( ₁²D ), tritiy ( ³₁T ), protiy ( ₁¹H ) vodorod izotoplari

hisoblanadi. Vodorodning og‘ir izotopi deyteriy bir proton va bir neytrondan tuzilgan. Neytron massasi proton massasidan oz miqdorda farq qiladi. U vaqtda deyteriy uchun keltirilgan massa quyidagiga teng bo‘ladi:

D =		m		,
		1+ m /	2M

ya’ni, _D> ( – vodorod uchun keltirilgan massa). Ridberg doimiyligi keltirilgan massaga to‘g‘ri proporsionaldir ((4.97) formula). Demak, deyteriy uchun Ridberg doimiyligi vodorod uchun berilgan Ridberg doimiyligidan bir qancha katta bo‘ladi, ya’ni,


R_D> R_. Ridberg doimiyliklari orasidagi ana shu farq atom

spektral chiziqlarning siljishiga olib keladi. Bunday siljish vodorod atomi izotoplarida kuzatiladi. Izotoplar deb, zaryadi (Ze) bir xil, ammo massa sonlari (A) har xil bo‘lgan yadrolarga aytiladi. Yoki protonlar soni bir xil, neytronlar soni har xil bo‘lgan atomlarga aytiladi. Deyteriy va tritiylar vodorod izotoplari hisoblanadi. Deyteriy atomi yadrosi deytron deyiladi, bu yadro bir proton va bir neytrondan tashkil topgan. Tritiy yadrosi triton deyilib, bir proton va ikki neytrondan iborat. Izotoplarning massalari orasidagi farq, ularning spektrlardagi spektral chiziqlarni bir -biriga nisbatan siljishlariga olib keladi. Spektral chiziqlarning bunday siljishi izotopik siljishdir. Deyteriy va tritiylarning spektral chiziqlari qisqato‘lqinli sohaga siljigan bo‘ladi. Lekin bu siljish unchalik katta emas,

protiy ( ¹₁H ) va deyteriy ( ₁²D )lar uchun Ridberg doimiyligi formulalarini quyidagicha yozish mumkin:

R_D= R(1+ m /М_D)– deyteriy uchun; R_H= R(1- m / M _Н)– vodorod uchun.
U vaqtda spektral chiziqlar siljishini chastotalar siljishi orqali quyidagicha aniqlash mumkin:

æ	m		m	ö		Rm
ç				÷
D = RD - RH = Rç		-		÷	»			.
	M H					2M
è			^M D ø				Н

Ushbu formulada M_D2M_H va m<<M_H (m – elektron massasi).
126

Spektral chiziqlar siljishidan hosil bo‘ladigan chastotalarning bunday farqi  tajribada tasdiqlangan. Deyteriy atomlari oddiy og‘ir suv molekulasi tarkibida ham mavjud, ya’ni og‘ir suv molekulasida vodorod atomlari deyteriy atomlari bilan almashgan bo‘ladi. Og‘ir suvda deyteriyning bir atomi besh yarim ming vodorod atomlariga to‘g‘ri keladi. Shuning uchun deyteriy atomlari chiqaradigan nurlanish chizig‘i intensivligi vodorod atomlari chiqaradigan nurlanish chizig‘i intensivligiga nisbatan juda kuchsiz bo‘ladi. Bu chiziqlarning siljishini bilgan holda izotoplar massasini hisoblash mumkin, nurlanish chiziqlari intensivliklari farqini bilgan holda izotoplar konsentrasiyasini aniqlash mumkin. Elementlar izotop tarkibini tahlil qilishning izotopik siljishga asoslangan bunday usuli amaliyotda keng qo‘llaniladi.


4.19-§. Bor nazariyasining asosiy kamchiliklari

Makrodunyo hodisalarini o‘rganishda yuzaga kelgan klassik fizika mikrodunyo hodisalariga tatbiq qilinishida prinsipial qiyinchiliklarga duch keldi. Mikrodunyo hodisalarini ifodalash uchun klassik fizika qonunlarini tatbiq qilish mumkin emasligini, yangi kvant qonuniyatlar kerakligini tushunishda Bor nazariyasi katta qadam bo‘ldi.

Mikrodunyoda yangi prinsipial tushunchalar va qonunlar talab qilinadi. Bunda birinchi o‘rinda Plank tomonidan ochilgan kvant tushunchasi turishi kerak. Bor nazariyasi muhim natijalarga olib kelgan juda ko‘p tajribalarning qo‘yilishiga olib keldi. Borning ikki postulati tajribada kuzatilgan hodisalarni klassifikasiya va sifatiy tahlil qilishda asos bo‘ldi. Masalan, bu nazariya asosida atom va molekulalar spektroskopiyasidagi juda ko‘p tajriba natijalari klassifikasiya 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

127
bo‘lmadi. Lekin Bor nazariyasi yuzaga kelgan vaqtdan boshlab unda kamchiliklar mavjudligi ma’lum bo‘ldi. Bor nazariyasi ketma-ket klassik ham, ketma-ket kvant nazariyasi ham emas edi. Bu nazariya yarim klassik yarim kvant nazariya edi. Bor nazariyasidagi kamchiliklar uning vodorod atomiga tatbiq qilinishida ko‘rinadi. Bu nazariya ishqoriy metallar spektrining dublet tuzilishini tushuntira olmadi. Bor nazariyasi asosida geliy atomi nazariyasini tuzishga bo‘lgan urinishlar befoyda bo‘ldi. Bu nazariya ko‘p elektronli atomlar kvantlanishini, almashinish kuchlarining mavjudligini, bu bilan molekulalardagi kimyoviy bog‘lanishlarni tushuntira olmadi. Davriy bo‘lmagan harakatlarning kvantlanishi, zarralar difraksiyasi, atom stasionar holatlarda energiya chiqarmasligining sabablari Bor nazariyasi doirasida tushunarli bo‘lmadi. Bundan tashqari, elektronning yadro atrofida aylanma orbitalarda harakatlanishini ham tajribada kuzatish mumkin emas edi. Bor nazariyasi orqali eng oddiy bo‘lgan vodorod atomi spektrida spektral chiziqlar chastotasini hisoblash mumkin bo‘ldi, lekin spektral chiziqlarning intensivligini va qutblanishini aniqlab bo‘lmadi. Intensivlik va qutblanishini aniqlash uchun moslik prinsipidan foydalaniladi. Moslik prinsipi esa, faqat kvant sonlarining katta qiymatida to‘g‘ri bo‘ladi, bunda intensivlik va qutblanishni hisoblashlar klassik fizika qonunlari asosida bajariladi. Bor nazariyasi bu natijalarni kvant sonlarining kichik qiymatlariga ham tatbiq qildi. Lekin bunga hyech qanday asos yo‘q edi. Shunday qilib, spektral chiziqlarning intensivligi va qutblanishi klassik fizika nuqtai nazaridan aniqlandi. U faqat atom stasionar holatlarining mavjudligini yoki elektronlarning stasionar orbitalarining mavjudligini ko‘rsata oldi. Bu esa klassik mexanika nuqtai nazaridan tushunarli emas edi. Klassik elektrodinamika qonunlarini ishlatish to‘g‘ri bo‘lmasada (chunki nurlanish bo‘lmaydi), elektronlarning stasionar holatdagi harakatiga klassik mexanika qonunlari tatbiq qilinadi. 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 nazariyasining o‘zi esa butunligicha takomillashgan va ketma-ket nazariyaning (kvant mexanikasining) paydo bo‘lishidagi oraliq davr hisoblanadi. Bor nazariyasining muvaffaqiyati shundaki, bu nazariya

128

Ridberg doimiyligi va atom o‘lchamini hisoblashlarda Plank doimiyligi h materiyaning barcha turlarini ifodalashda universal fundamental kattalik sifatida muhim ahamiyatga ega ekanligini ko‘rsatdi. Bor modelini qo‘llash ma’lum chegaralarga ega bo‘lsada, bu model energetik holatlar va boshqa ko‘pgina tushunchalarni kiritishda qulay bo‘lgan mexanik modeldir. Bor modeli faqat postulat sifatida qabul qilingan edi. Bor nazariyasidagi kamchiliklar vodorod atomi hodisalarini kvant mexanikasi doirasida tushuntirilishi bilan bartaraf qilindi.