Fizika, onun təbiət və texniki elmlərlə əlaqəsi

Polyarlaşma müstəvisinin fırlanması  
 
Müstəvi  
polyarlaşmış işıq bəzi maddələrdən keçdikdə polyarlaşma müstəvisinin 
fırlanması baş verir. Bu cür maddələr optik aktiv maddələr adlanır.  
“Carpazlaşdırılmış” polyarizator (P) və analizator (A)  (aa

pp) mənbədən 
gözə işıq buraxmır. Əgər onlar arasına optik aktiv 
maddə (k) qoyulsa, görmə sahəsinin işıqlanması 
baş verir. Əgər analizator hər hansı 

 bucağı qədər 
döndərilsə işıq yenidən sönər. Deməli maddədən 
çıxdıqda işıq müstəvi polyarlaşmış qalır, lakin onun işıq vektorunun rəqs müstəvisi 

 bucağı qədər dönmüş olur:  
d



    (1)  

- fırlanma sabiti, d – təbəqənin qalınlığıdır. Ən böyük optik aktivliyə 
maye kristallar malikdir: 

=18000 dər/mm. Əgər optik aktiv maddə məhlulda isə, 
onda  
cd
]
[



  (2)  
olur. 

 - dm-lərlə, c – məhlulun konsentrasiyası (q/sm
3
) istifadə olunur. 
]
[

 - xüsusi fırlanma adlanır. 

 - ın dalğa uzunluğundan asılılığı fırlanma 
dispersiyası adlanır və hər bir maddə üçün bu asılılıq məxsusidir. Maddələrin optik 
aktivliyi onları təşkil edən molekulların quruluşundakı assimetriyası ilə bağlıdır. 
Məsələn biopolimerlərin optik aktivliyi onun molekullarının spiralvarı strukturu ilə 
əlaqələndirilir.   
 
 
 
 
Polyarimetriya, Saxarimetriya 

İşıq optik aktiv mühitdən keçdikdə onu polyarlaşma müstəvisinin 
fırlanmasının ölçülməsinə əsaslanmış tədqiqat metodu polyarimetriya adlanır. 
İstifadə olunan cihazlar isə polyarimetr adlanır. Sxemi aşağıda verilir.  
Analizatorun dönmə bucağına görə 

 bucağı tapılır. 

 tapıldıqdan sonra 
]
[

 qiym’ti xüsusi cədvəldən götürülür və (2) – yə görə c hesablanır. Bütün 
təkərlər – güclü fırladığı maddələrdir. Buna görə polyarimetriya tibdə istifadə 
olunur. Şəkər məhlulunu tədqiq etmək üçün istifadə olunan cihaz saxarimetr 
adlanır.  
 
 
 
 
 
 
Bioloji toxumaların polyarlaşmış işıqda tədqiqi  
 
Şəffaf bioloji obyektləri adi mikroskopda müşahidə etməklə müxtəlif 
quruluşları ayırd etmək çətindir. Buna görə də xüsusi metodika,  o cümlədən 
polyarlaşma mikroskopu metodu tətbiq edilir.  
Bir sıra toxumalar (əzələ, sümük, sinir) optik anizotropiyaya malik 
olduqlarından bioloji obyektlərin mikroskopu ilə tədqiqi mümkündür. 
“Çarpazlaşmış” polyarizator və analizator  halında o liflər görünəcəkdir ki, onların 
anizotropiyası polyarlaşmış işığı dəyişdirir.  
Polyarlaşmış işığı sümük toxumalarında meydana çıxan mexaniki 
gərginlikləri model şəraitdə qiymətləndirməyə imkan verir. Hər metod 
fotoelastiklik xassəsinə əsaslanmışdır. Fotoelastiklik dedikdə başlanğıcda izotrop 
olan bərk cisimlərdə mexaniki gərginlik  nəticəsində optik anizotropiyanın 
yaranması başa düşülür.  
Şəffaf izotrop maddə, məsələn   pleqsiqlasdan sümüyün  müstəvi modeli 
hazırlanır. Çarpazlaşmış polyaroidlərdə bu maddə görünmür belə ki, müşahidə 
sahəsi qaranlıqdır. Gərginlik tətbiq etməklə pleksiqlasın anizotropiyasını törədirlər 
və bu zaman zolaq və ləkələrdən ibarət xarakterik mənzərə yaranır. Hər mənzərəyə 
həmçinin həmin mənzərənin gərginliyini artırıb, azalması zamanı dəyişilməsinə 
görə modeldə, o cümlədən sümükdə yaranan gərginliklər barədə nəticə çıxarmaq 
olar.  
 
 
29.İşığın maddələrlə qarşılıqlı təsiri 
İşığın dispersiyası 
  
 Maddənin  şüasındırma  əmsalının  qiyməti  bu  maddənin  özündən  başqa, 
ondan  keçən  işığın  dalğa  uzunluğundan  da  asılıdır.  Bu  hadisə  işığın  dispersiyası 
adlanır.  Verilən  hər  bir  maddə  üçün  sındırma  əmsalı  dalğa  uzunluğunun 
funksiyasıdır. n=f(λ)       (1) 
 
Bu funksiyanı Koşi açmışdır. Koşiyə görə  

 
Iki  λ
1
  və  λ
2 
dalğa  uzunluqlarına  sındırma  əmsallarının  n
1
və  n
2
  qiymətləri  uyğun 
olarsa, λ
1
 –dən λ
2
-yə qədər olan hissədə orta dispersiya                      və ya         
                                     olar.                                                      
 Hələ İ. Nyuton təcrübədə müəyyən etmişdi ki, (1672) ağ işığın nazik dəstəsi 
üçbucaqlı şüşə prizmadan keçəndə bu işığın müxtəlif monoxromatik 
komponentləri müxtəlif dərəcədə sınır və ona görə də prizmanın arxasına 
qoyulmuş ekranda rəngli spektr alınır: dalğa uzunluğu kiçik olan, məsələn, 
bənövşəyi işıq daha çox sınır. (şəkil 1.) 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
İşığın maddədə yayılma sürəti bu maddənin şüasındırma əmsalı ilə tərs 
mütənasib olduğundan, dispersiya hadisəsi göstərir ki, dalğa uzunluğu kiçik olan, 
Məsələn, qırmızı işıq maddədə daha böyük 
sürətlə yayılır.  
Təcrübə göstərir ki, maddənin şüasındırma 
əmsalı işığın dalğa uzunluğundan qeyri xətti 
asılılıqdadır.(şəkil 2) Bu o deməkdir ki, 
şüasındırma əmsalının dalğa uzunluğunun eyni 
intervalına uyğun dəyişməsi bənövşəyi işıq üçün 
daha böyükdür, nəinki qırmızı işıq üçün:
)
(
0


n
bən
....
    
).
(
0


n
qız   
Deməli, müxtəlif maddələr 
üçün 
0


n
nisbətləri bir – birindən fərqlənir. Ona görə də işığın dispersiyası bu 
nisbətlə xarakterizə edilir. Həmin nisbətlə ölçülən kəmiyyət maddənin dispersiyası 
adlanır:        
                                 
.
0

d
dn
D 
              (1)  
Burada 
0

- işığın vakuumdakı dalğa uzunluğudur.  
Dispersiyanın normal və anomal ( qeyri – normal) halları olur. İşığın dalğa 
uzunluğu kiçildikcə maddənin şüasındırma əmsalı böyüyərsə dispersiya normal, 
əks halda anomal ( qeyri – normal) hesab olunur. Göründüyü kimi normal 
dispersiya halında D – nin qiyməti mənfi, anomal dispersiya halında isə müsbət 
olur. Normal dispersiyaya nisbətən, anomal dispersiya halında maddə onun üzərinə 
düşən işığı daha çox udur. Dispersiyanın normal və anomal halları həm maddədən 
 
prizma 
q 
n 
y s 
m
g 
b 
Şəkil 1 
n 
1
n

2
n

 
1

 
2

0

2

>
1

 
Şəkil 2 

və həm də işığın vakuumdakı dalğa uzunluğundan asılıdır. Təcrübə göstərir ki, 
bütün maddələr üçün spektrin istər görünən və istərsə də görünməyən oblastlarında 
anomal dispersiya halları mövcuddur. Bəzi maddələrin spektrində bu cür hallar çox 
dar zolaq və ya xətt şəklində olur və spektrin bir neçə yerində müşahidə edilir.  
Maddənin sındırma əmsalı işığın bu maddədə yayılma sürətindən asılı 
olduğundan, dispersiya hadisəsinin işığın müxtəlif maddələrdə yayılma sürətinin 
onun rəqs tezliyindən ( dalğa uzunluğundan) asılı olması ilə izah etmək olar.  
 
 
                      İşığın dispersiyasının elektron nəzəriyyəsi
.   
Təcrübə göstərir ki, vakuumda işığın yayılma istiqaməti dəyişmir: dispersiya 
hadisəsi yalnız maddi mühitdə baş verir. Ona görə də bu hadisə işıqla maddə 
zərrəciklərinin ( atomların, molekulların və.s) qarşılıqlı təsirlərinin nəticəsi hesab 
edilə bilər. İşığın dispersiyası haqqında müasir nəzəriyyə kvant mexanikasının 
müddəalarına əsaslansa da, maddə quruluşunun ideallaşdırılmış sadə modeli 
əsasında dispersiyanın klassik nəzəriyyəsini yaratmaq mümkündür. Maddənin ən 
sadə halı qazdır. Çünki qaz molekulları kimi seyrək halda olan zərrəciklərin bir – 
birinə qarşılıqlı təsirlərini nəzərə almamaq da olar. Bu cəhət işığın mühitə təsirini, 
onun ayrı – ayrı zərrəciklərə təsiri ilə əvəz etməyə imkan verir. Buna görə də 
əvvəlcə işıq dalğasının təcrid edilmiş atoma təsirini nəzərdən keçirək. 
  
Atomun daxili elektronlarının məxsusi tezliyi işıq rəqslərinin tezliyindən çox 
böyük olduğundan, işıq həmin elektronları rəqsə gətirə bilmir. (Atomun daxili 
elektronlarının məxsusi tezliyi işıq rəqslərinin tezliyindən çox böyük olduğundan, 
işıq fotonunun enerjisi həmin elektronları rəqsə gətirməyə kifayət etmir. Daxili 
elektronları yalnız tezlikləri və deməli, enerjiləri yüksək olduqlarından, rentgen 
fotonları rəqsə gətirə bilir.)  İşığın dispersiyasına səbəb öz atomları ilə kvazistatik 
rabitədə olan valent elektronlarının işığın elektrik sahəsi ilə qarşılıqlı təsiridir. Ona 
görə də bu elektronlar optik elektronlar adlanır. Əvvəlcə bircins mühitdə işığın 
necə yayıldığına baxaq. 
Maddədən işıq keçdikdə optik elektronlardan hər biri işığın elektrik 
sahəsinin təsiri ilə yerini dəyişərək molekula dipol momenti qazandırır və 
məcburedici 
t
eE
F

cos
0

qüvvəsinin təsiri ilə rəqs edir. (Təbii dipol momentinə 
malik olan molekulun kütləsi elektrona nəzərən çox – çox böyük olur. Ona görə də 
belə dipol işığın elektrik sahəsinin sürətli dəyişməsini izləyə bilmədiyindən, onun 
ikinci dalğaların şüalanmasında payı olmur). Burada 
0
E
- sahə intensivliyinin 
amplitud qiyməti, 

- işıq rəqslərinin tezliyi, 
e
isə elektronun yüküdür. Atom 
miqyasında və mühitin seyrək olduğu şəraitdə onun müqavimət qüvvəsini (r) sıfır 
hesab etmək olar. Bunu nəzərə almaqla optik elektronun məcburi rəqsinin: 
                                            
t
x
x

cos
0

      (2) 
qanunu ilə icra edildiyini görərik. Bu o deməkdir ki, elektronun məcburi rəqsi 
harmonik rəqsdir. Məcburi rəqsin amplitudu və başlanğıc fazası üçün
2
2
2
2
2
0
4
)
(







f
A
           (3)  

(6.40) düsturunda 
0
(
0


r

olduğundan) şərtini və 
0
E
m
e
f 
əvəzləməsini nəzərə 
aldıqda həmin düsturu optik elektronun məcburi rəqsinin amplitudına da aid etmək 
olar: 
                       
                            
2
0
2
0
0
1






m
eE
x
            (4)  
Burada 
m
k

0

elektronun məxsusi tezliyi, 
m
isə onun kütləsidir. Mənfi işarəsi 
elektronun yerdəyişməsinin işığın elektrik sahəsinin intensivlik vektorunun əksinə 
yönəlməsi ilə əlaqədardır. Verilən mühit ( maddə) üçün bu düsturun sağ tərəfindəki 
kəmiyyətlər maddənin bütün optik elektronları üçün eyni və sabit kəmiyyətlər 
olduğundan, həmin maddənin bütün optik elektronlarının məcburi rəqslərinin 
amplitudları da bir – birinə bərabər sabit kəmiyyət olacaqdır.  
  
Optik elektronlar maddədən keçən işığın rəqs tezliyinə uyğun məcburi rəqs 
etdiklərindən, həmin rəqslərin tezlikləri və amplitudları ilkin işığın verilən tezliyi 
üçün sabit qalan kəmiyyətlər olacaqdır.  
Optik elektronlar maddədən keçən işığın rəqs tezliyinə uyğun məcburi rəqs 
etdiklərindən, həmin rəqslərin tezlikləri və amplitudları ilkin işığın verilən tezliyi 
üçün sabit qalan kəmiyyətlər olacaqdır. Aydındır ki, bu rəqslər atomdan dalğa 
şəkilində şüalanacaqdır. Düşən işığın elektrik sahəsinin təsiri ilə elektronların 
şüalandırdıqları bu dalğalar ikinci dalğalar adlanır.  
  
 Müxtəlif optik elektronların rəqsləri fəzanın çox müxtəlif istiqamətlərində 
icra edildiklərindən, onların şüalandırdıqları dalğalar da nəinki düz istiqamətdə, 
eləcə də bu istiqamətlə müxtəlif bucaqlar təşkil edən yan istiqamətlərdə də 
yayılırlar.  
Bircins mühitdə yan istiqamətlərə yayılan dalğalardan hər biri üçün onunla 
əks fəzada olan ikinci bir dalğada mövcud olur. İkinci dalğaların tezlikləri və 
amplitudları eyni olduğundan belə əks fazalı dalğalar görüşdükləri nöqtələrdə bir – 
birini söndürəcək və ona görə də yalnız düz istiqamətdə yayılan işığın intensivliyi 
sıfırdan fərqli qalacaqdır. Bu səbəbdən bircins mühitdə işıq öz istiqamətini və 
intensivliyini dəyişmədən yayılır. 
Tutaq ki, işıq iki maddə sərhəddində onların birindən keçib, digərinin səthinə 
düşür. Müxtəlif maddələrin molekullarındakı ( atomlarındakı) optik elektronların 
məxsusi rəqs tezlikləri bir – birindən fərqli olduqlarından (2) və (4) düsturlarına 
əsasən onların məcburi rəqsləri də müxtəlif olacaqdır. Buna görə də işıq ikinci 
mühitə keçdikdə elə bu mühitləri ayıran səthdəcə öz istiqamətini dəyişəcəkdir. Bu 
istiqaməti tapmaq üçün ikinci mühiti vakuum hesab edib, birinci mühitin mütləq 
şüasındırma əmsalını (n) təyin edək. əvvəlcə (2) düsturuna əsasən işığın təsiri ilə 
molekulun qazandığı dipol momentinin ifadəsini yazaq: 
                                    
2
0
2
0
2
0





E
m
e
ex
p
e
      
Onda polyarlaşma vektoru ( maddənin vahid həcmindəki dipol momentlərinin 
cəmi) üçün aşağıdakı ifadəni yaza bilərik: 

                                  
0
2
0
2
0
2
/
E
m
n
e
p






                         (5)  
Burada 
0
n
- maddənin vahid həcmindəki dipollarının sayıdır. Bu ifadəni 
polyarlaşma vektorunun yekun sahənin intensivliyindən asılılığı üçün 
E
p
e


)
1
(
0




 ifadəsi bərabərliyi ilə müqayisə etsək, mühitin dielektrik nüfuzluğu 
üçün aşağıdakı düsturu alarıq: 
                                      
2
0
2
0
0
2
)
/(
1







m
n
e
               (6)  
Şəffaf cisimlərin əksəriyyəti üçün 


2
n
bərabərliyi ödənildiyindən sonuncu 
ifadədən maddənin şüasındırma əmsalı üçün: 
                                
2
2
0
0
0
2
2
1
1







m
n
e
n
 və ya  
                                 
                                             
0
0
1
1
E
P
n




                (7)  
düsturunu alarıq. 
n
- nin (7) düsturu ilə hesablanan və eləcə də bir çox maddələr üçün təcrübədən 
alınan qiymətlərinin işığın rəqs tezliyindən asılılığını ifadə edən əyrilər xaraktercə 
bir – birinə yaxındır. Udma oblastındakı anomal dispersiya hallarından başqa qalan 
hallarda 

artdıqca 
n
də artır. Udma oblastındakı anomal dispersiya halında və 
eləcə də bəzi maddələr üçün (7) düsturunun ödənilməsinə səbəb, həmin düsturun 
seyrək maddələrə (qazlara, maddə buxarlarına) aid olmasıdır. Molekulları sıx olan 
maddələrdə xarici elektrik sahəsindən başqa bu sahənin təsirilə polyarlaşan 
molekulların daxili sahəsi də olur. Bu əlavə sahəni də nəzərə aldıqda molekulları 
seyrək olmayan maddənin şüasındırma əmsalı üçün aşağıdakı düsturu almaq olar: 
                                
2
2
0
0
0
2
2
2
1
3
2
1








m
n
e
n
n
               (8)  
Bu düsturu ilk dəfə bir - birindən xəbərsiz və eyni vaxtda H.A. Lorens və L.V. 
Lorens tərəfindən işığın elektromaqnit nəzəriyyəsi əsasında alınmışdır.  
Seyrək qazlar üçün 
n
vahidə yaxın olduğundan 
3
2
2


n
hesab etmək olar. 
Onda (8) düsturu(7) düsturuna çevriləcək.  
Verilən maddə və şıq üçün 
0
0
,
,
,
,



m
e
sabit kəmiyyətlər və 
0
n
maddənin 

 
sıxlığı ilə mütənasib olduğundan Lorens – Lorens düsturunu aşağıdakı şəkildə də 
yazmaq olar: 
                                  
.
1
2
1
2
2
r
const
n
n






            (9)  
r
- maddənin xüsusi refraksiyası adlanır. Lorens – Lorens düsturuna görə xüsusi 
refraksiya maddənin sıxlığından asılı deyildir. Doğrudan da havanın təzyiqi normal 
qiymətdən 200 dəfə böyük olduqda belə onun xüsusi refraksiyası 10
-3
 rəqəminə 
qədər dəqiqliklə sabit qalır. Maddə hətta qaz halından maye halına keçdikdə də 
r
demək olar ki, dəyişmir. Məsələn, oksigen qaz halından maye halına keçəndə onun 
sıxlığının 800 dəfə, su buxarı maye halına keçdikdə isə sıxlığın 1200 dəfə 
artmasına baxmayaraq refraksiya 2 – 3% xəta ilə sabit qalır. 

 
                                        
                                             İşığın udulması 
 
İşıq dalğasının maddə ilə qarşılıqlı təsiri nəticəsində bu maddədəki optik 
elektronlar müəyyən enerji qazanır. Həmin enerjinin bir hissəsi ikinci dalğaların 
şüalanmasına, digər hissəsi isə atomların xaotik rəqsi hərəkətlərinin güclənməsinə 
və deməli, maddənin qızmasına sərf edilir. Beləliklə, maddədən işıq keçərkən onun 
enerjisinin bir hissəsi bu maddə tərəfindən udulur. Bunun nəticəsində maddədən 
keçən işığın intensivliyi azalır. Aydındır ki, maddəni qalınlığı 
dl
olan təbəqəsində 
intensivliyin dəyişməsi təbəqənin qalınlığı və 
işığın bu təbəqədə udulmazdan əvvəlki 
intensivliyi ilə mütənasib olmalıdır:  (şəkil 3) 
                              
xJdl
dJ


               (10)  
Burada 
x
 - udma əmsalı adlanır. Mənfi 
işarəsinin yazılmasına səbəb odur ki, İşığın 
maddə daxilində qət etdiyi məsafə artdıqca onun 
intensivliyi azalır və ona görə də 
dJ
kiçilir.  
Yuxarıdakı bərabərliyi inteqrallamaqla işığın 
intensivliyinin maddənin 
l
 qalınlığından 
asılılığı üçün Buqer qanunu (1729) adlanan aşağıdakı düsturu alarıq: 
                                               
e
e
J
J




0
1
                           (11) 
Udma əmsalı işığın dalğa uzunluğundan (tezliyindən) asılıdır. Bu kəmiyyət 
işığın intensivliyindən və uducu təbəqənin qalınlığından asılı deyildir. Udma 
əmsalının dalğa uzunluğundan asılılığı seçmə xarakteri daşıyır: udulma dalğa 
uzunluğunun yalnız müəyyən qiymətlərində baş verir. Udulma, həmçinin 
maddənin fiziki halından da asılıdır. Atom və ya molekullar arasında qarşılıqlı təsir 
qüvvələrinin zəif olduğu maddələrdə, məsələn, kiçik təzyiqli qazlarda və ya metal 
buxarlarında udulma elektronların yalnız rezonans tezliklərinə yaxın tezliklərdə 
müşahidə edilir. Qalan tezliklərdə 
0

x
 olur.  
Çoxatomlu qazlarda işığın udulması spektrin infraqırmızı oblastında 
müşahidə edilir. Bu, udulmanın molekullardakı atomların rəqsi hərəkətləri ilə 
əlaqədar olduğunu göstərir. 
Maye və bərk cisimlərdə udulma, tezliyin çox geniş intervalında müşahidə 
edilir. (şəkil 4)  
 
 
 
 
 
 
 
 
 
α 
0
6 A

 
5895,
9
 
5889,
9
 
3302,
9
 
2853,
0
 
3302,
9
 
2852,
8
 
Şəkil 4 
Şəkil 3 
dl
J
0
J
l
 

 
Qazların təzyiqi artdıqca onlarda da udulma spektri genişlənir və təzyiqin 
müəyyən qiymətinə mayelərin udulma spektrinə yaxınlaşır. Bu fakt göstərir ki, 
udulma spektrinin genişlənməsinə səbəb atomların qarşılıqlı təsiridir: daha yaxın 
məsafələrdə atomların qarşılıqlı təsirləri güclənir və ona görə də udulma spektri də 
genişlənir. 
Şəffaf cisimlərdə udulma zolaqları spektrin infraqırmızı və ya ultrabənövşəyi 
oblastlarına, rəngli cisimlərdə isə görünən oblasta düşür. Buna görə də göy, yaşıl 
və bənövşəyi dalğaları yaxşı, qırmızı və narıncı dalğaları isə pis udan cisim qırmızı 
rəngdə görünür. 
Metalın üzərinə işıq düşdükdə işıq enerjisinin bir hissəsi sərbəst elektronlar 
tərəfindən udulduğundan, bu elektronlar metal daxilində dəyişən cərəyan yaradır. 
Həmin cərəyan bir növ işıq enerjisinin Coul – Lens istiliyinə çevrildiyindən 
metallar işıq üçün tamamilə qeyri – şəffafdır. Hesablamalar göstərir ki, metal 
təbəqəsinin hər millimetrində işığın intensivliyi min dəfələrlə azalır: 
1
3
10



mm
x
met
   
    
 
31. Истилик шцаланмасы. Стефан-Босман вя Вин ганунлары.  
Планк дцстуру 
 
Жисимляри  гыздырдыгда  ишыгланыр  вчя  буна  истилик  шцаланмасы  дейилир.  Истилик 
шцаланмасы  максимумларынын  вязиййяти  температурдан  асылы  олан  кясилмяз 
спектрлярля 
характеризя 
олунур. 
Чох 
йцксяк 
температурларда 
гыса 
електромагнит  дальалары  (эюрцнян  вя  ултрабянювшяйи),  ашаьы  температурларда  
ися узун (инфрагырмызы) дальалар цстцнлцк тяшкил едир. 
Истилик шцаланмасы йеэаня таразлыглы шцаланмадыр. 
Истилик  шцаланмасы  кямиййятжя  жисмин  енерэетик  ишыгланмасынын  спектрал 
сыхлыьы  иля  характеризя  олунур.  Жисмин  ващид  сятщинин  ващид  тезлик  интервалына 
дцшян шцаланмасынын эцжц: 
dv
,
,
dv
v
v
T
v
W
d
R



 
бурада, 
dv
v
v
W
d


,
 
- ващид заманда бурахылан електромагнит шцаланмасынын 
енеръисидир. 


T
v
R
,
- ин ващиди Ж/м
2
-дир.  
Йухарыдакы ифадяни дальа узунлуьунун функсийасы кими дя вермяк олар: 


d
R
dv
R
W
d
T
T
v
dv
v
v
,
,
,




 

Беля ки, 
,
v
c


онда 
c
v
c
dv
d
2
2






 
Беляликля,  
c
R
R
T
T
v
2
,
,



  
 
 
 
 
(1) 
(1) дцстуру иля  
T
v
R
,
-дян 
T
R
,

-я вя яксиня кечмяк олар. 
Енерэетик  ишыгланманын  спектрал  сыхлыьыны  билмякля  интеграл  енерэетик 
ишыгланманы (жисмин енерэетик ишыгланмасыны) бцтцн тезликляря эюря щесабламаг 
олар: 



0
,
dv
R
R
T
v
T
   
 
 
 
 
(2) 
Жисмин юз цзяриня дцшян шцаланманы удма габилиййяти 
dv
v
v,
,
,
dW




dv
v
v
T
v
W
d
A
 олар. 
Спектрал  удма  габилиййяти  юзчцсцз  кямиййятдир. 
T
v
R
,
  вя 
T
v
A
,
  жисимлярин 
тябиятиндян,  онларын  термодинамик  температурларындан  асылы  олдуглары  цчцн 
мцхтялиф тезликли шцаланмалар цчцн мцхтялифдирляр. 
Жисим  истянилян  температурда  юз  цзяриня  дцшян  ихтийари  тезликли 
шцаланманы  там  удмаг  габилиййятиня  малик  оларса,  беля  жисмямцтляг  гара 
жисим  дейилир.  Онда  мцтляг  гара  жисим  цчцн 


1
,

ч
T
v
A
.  Тябиятдя  мцтляг  гара 
жисим  йохдур,  лакин  она  йахын  олан  жисимляр  вардыр.  Мцтляг  гара  жисмин 
енерэетик ишыгланмасы йалныз температурдан асылыдыр. 
 
 
 
 
 
 
Шяк. 1. 
о