Bərk ciSİMLƏRİN İSTİLİk tutumu

Şəkil 3. Qaz turbinli atom stansiyasının prinsipal sxemi

Qaz kompressor (2) basitəsilə reaktora (1) vurulur və buraya verilmiş temperatura qədər qızdırılaraq qaz turbininə (3) verilir. İşlənmiş qaz soyuducuda (4) soyudulur və yenidən kompressora (2) daxil olur.

Bütün atom energetik qurğularının əsas xüsusiyyətlərindən biri budur ki, verilmiş reaktorun istilik gücünü çox böyük hədlərdə dəyişmək olur.
Reaktorun maksimal istilik gücü istilikayrıcı element örtüyünün yol verilən temperaturu ilə təyin olunur. Bu temperatur isə soyuma intensivliyindən asılı olur. Alüminium və maqnezium ərintilərindən ibarət örtüklər üçün yol verilən temperatur 400…450°C, paslanmayan örtüklər üçün isə bu temperatur 600°C -ə qədər olur. Bəzən daha maksimal temperatur (800 …1000°C-ə qədər) intervalında işləyə biləcək örtüklü reaktorlar buraxılır.
İstilik gücünü məhdudlaşdıran faktorlardan biri də nüvə yanacağının faza çevril­mə­si ilə əlaqədar olan temperatur həddidir. Məs., metal halında olan uranda t = 600°C–də α fazasından β fazasına keçid başlanır. Uran 2-oksid (UO₂) üçün temperaturun göstərilən həddi onun ərimə (2760°) tem-peraturuna bərabər olur. İstifadə olunan istilikdaşıyıcıların, istilikayırıcı ör­tüklərin və tətbiq olunan qurğuların sxemlərinin müxtəlifliyinə gorə atom elektrik stansiyalarının termodinamik tsiklləri də müxtəlif olur.
Atom elektrik stansiyasının f.i.ə. – ları

Atom elektrik stansiyasının f.i.ə.–ları aşağıdakı kimi tapılır:

Burada Q_i – reaktorun istilik gücü;
η_bg – buxar generatorunun f.i.ə.;
η_t – tsiklin termiki f.i.ə.;
η_n.i – turbinin daxili nisbi f.i.ə.;
η_m.g – turbinin mexaniki f.i.ə. ilə generatorun f.i.ə. hsilidir;
∆N_xm–stansiyanın xüsusi məqsədlər üçün istifadə olunan elek­trik enerjisi.

VAVİLOV VƏ ÇERENKOV ŞÜALANMASI
Dalğa təsəvvürlərinə əsaslanaraq mexanikada Max, optikada isə P. A. Çerenkov və S. İ. Vavilov tərəfindən kəşf edilmiş maraqlı bir effekti izah etmək olar. Əvvəlcə mexanikada həmin effektə baxaq. Yerlə bağlı və havaya nisbətən sükunətdə olan hesablama sistemində periodik olaraq impulslar şəklində dalğa buraxan akustik şüalandırıcı götürək. Əgər şüalandırıcı havaya nisbətən sükunətdədirsə, onda ardıcıl buraxılmış impulsların dalğa cəbhələri konsentrik sferalar şəklində olacaqdır. Belə ki, t=– 1,–2,–3 və s. əvvəlki zaman anlarında buraxılmış impulsların dalğa cəbhələri t=0 zaman anında, sxematik olaraq, şəkldə göstərilmiş kimi olacaqdır.

İndi fərz edək ki, şüalandırıcı, impulsların c yayılma sürətindən kiçik olan  sürətilə, məsələn, sağa doğru hərəkət edir. Bu halda t=0 anında, yəni şüalandırıcı sıfır nöqtəsinə gəldikdə impulsların dalğa cəbhələrinin vəziyyəti şəkildə göstərilmişdir. Göründüyü kimi, impulsların dalğa cəbhələri bir-birinin daxilində yerləşmiş, kəsişməyən və konsentrik sferalar sistemindən ibarətdir. Aydınlıq üçün qeyd edək ki, şəkildə



şüalandırıcının sürətinin , impulsun c yayılma sürətinin yarısına bərabər olduğu hal (=c/2) təsvir edilmişdir. Üfqi ox üzərindəki rəqəmlər şüalandırıcının ani vəziyyətlərini göstərir. Havaya nisbətən sükunətdə olan A müşahidəçisi B müşahidəçisinə nisbətən vahid zamanda daha çox sayda impulslar qəbul edəcəkdir ki, bu da Dopler effektinin yaranması deməkdir.
İndi fərz edək ki, şüalandırıcı sağa doğru c sürətilə hərəkət edir. Bu halda ardıcıl impulslara uyğun dalğa cəbhələri kəsişəcək və həm də, kəsişən dalğaların interferensiyası baş verəcəkdir. Bu hal sxematik olaraq şəkildə =2c halı üçün göstərilmişdir.

Sadə qurma yolu ilə məlum olur ki, dalğa cəbhələrinin ümumi qurşayanı təpəsi mənbəyin olduğu nöqtətə yerləşən konus əmələ gətirir. Bu, Max konusu adlanır. Max konusunun təpə bucağının yarısı, şəkildən göründüyü kimi, düsturu ilə təyin olunur.
Hərəkət edən mənbə (şüalandırıcı) implus şəklində deyil, kəsilməz olaraq dalğalar buraxdıqda eyni mənzərə alınır.
Qeyd edək ki, konusu (daha doğrusu suyun müstəvi səthi vasitəsilə konusun kəsiyini) sakit suyun səthində yayılan eninə dalğaların çoxda böyük olmayan sürətində böyük teploxodun hərəkəti zamanı müşahidə etmək olar. Bundan başqa tirciyi vannada suyun səthinə perpendikulyar olaraq hərəkət etdirməklə şəkillərdəki təsviri asanlıqla müşahidə etmək olar. Güllə və ya mərminin havadakı hərəkəti də belə sıxlaşma dalğası ilə müşahidə olunur ki, məhz həmin dalğa xarakterik fit və ya vıyıltının yaranmasına səbəb olur. Bütün bu hallarda dalğanın yaranması, yəni bərabərsürətli hərəkət edən cismin şüalanması (dalğa buraxması) mexanizmi eynidir.
Klassik elektrodinamika təsəvvürlərinə əsasən məlumdur ki, elektromaqnit dalğalarının şüalanması elektronların və ya ümumiyyətlə yüklü zərrəciklərin təcillə, yəni dəyişən sürətlə hərəkəti zamanı baş verir. Lakin bu zaman gizli şəkildə nəzərdə tutulur ki, elektromaqnit dalğası buraxan yüklü zərrəciyin hərəkət sürəti işığın vakuumdakı sürətindən böyük ola bilməz. Çünki, nisbilik nəzəriyyəsinə görə sükunət kütləsinə malik olan zərrəcik nəinki işığın vakuumdakı sürətindən böyük, hətta bu sürətə bərabər olan sürətlə də hərəkət edə bilməz. Deməli, bərabərsürətli hərəkət edən yüklü zərrəcik elektromaqnit dalğası şüalandırmamalıdır. Lakin digər tərəfdən, yuxarıda göstərdiyimiz kimi, mexaniki sistemlər üçün cismin mühitdə hərəkət sürəti bu mühitdə elastiki dalğaların yayılma sürətindən böyük olduqda və özü də cisim təcilsiz, yəni bərabərsürətli hərəkət etdikdə xüsusi növ dalğa yaranır.
Müəyyən edilmişdir ki, mühitdə təcilsiz hərəkət edən yüklü zərrəciyin, xüsusi halda elektronun hərəkət sürəti həmin mühitdə işığın yayılma sürətindən böyük olduqda bu yüklü zərrəcik elektromaqnit dalğası şüalandırır. Burada xüsusi qeyd etmək lazımdır ki, işığın vakuumda yayılma sürəti (c=310⁸ m/s) deyil, məhz verilmiş mühitdə yayılma sürəti nəzərdə tutulur. Mütləq sındırma əmsalı n olan mühitdə işığın sürəti isə məlum olduğu kimi, c/nc olur. Çünki normal dispersiya oblastında n1 olur. Deməli, mühitdə yüklü zərrəciyin hərəkət sürəti bu mühitdə işığın yayılma sürətindən böyük ola bilər və nisbilik nəzəriyyəsinin qoyduğu məhdudiyyət aradan qalxır. Burada işığın faza sürəti, yəni eyni fazalı səthin hərəkət sürəti nəzərdə tutulur.
Mühitdə işığın yayılma sürətindən böyük sürətlə təcilsiz hərəkət edən elektronların elektromaqnit dalğası şüalandırmasını S.İ.Vavilovun rəhbərliyi altında işləyən
Çerenkov ilk dəfə 1934-cü ildə kəşf etmişdir. Məhz buna görə də həmin şüalanma Vavilov-Çerenkov şüalanması (və ya effekti) adlanır. Çerenkov radioaktiv element olan radiumun –şüalarının təsiri nəticəsində məhlulların işıqlanmasını tədqiq edirdi. Radioaktiv şüaların təsiri ilə mayelərin görünən işıqlanması Çerenkovun təcrübələrindən hələ 25 il əvvəl Mariya Küri tərəfindən müşahidə olunmuşdu. Lakin M. Küri bu işıqlanmanı adi lüminessensiyaya aid etmişdi. Bundan başqa fransız fiziki Mallenin 1926- 1929-cu illərdə bu sahədə apardığı və Çerenkova məlum olmayan tədqiqat işlərində də həmin işıqlanmanın düzgün izahı verilmişdi.
Radiumun -şüalarının təsiri altında məhlulların işıqlanmasını tədqiq edərək Çerenkov göstərdi ki, məhlulun lümenessensiyası ilə yanaşı həlledicinin özünün də zəif işıqlanması müşahidə olunur. Məlum oldu ki, ümumiyyətlə bütün təmiz mayelər, məsələn su, benzol və s. üçün belə işıqlanma müşahidə olunur. Bütün bu ilkin tədqiqatların ən mühüm nəticəsi həmin zəif işıqlanmanın lüminessensiya olmadığını isbat etməkdən ibarət oldu. Bu, ona görə çox mühüm hesab olunur ki, bir çox təmiz mayelər, məsələn su, ultrabənövşəyi şüaların təsiri altında zəif göy işıqlanma verir ki, bu da özünün bütün xassələrinə görə lüminessensiyaya aid edilməlidir. Radiumun -şüalarının təsiri nəticəsində yaranan və Çerenkovun tədqiq etdiyi zəif işıqlanmanın bir sıra xassələri isə onu lüminessensiyadan kəskin şəkildə fərqləndirir. Bu xüsusi xassələri isə Çerenkov işıqlanmanın zəif olması ilə əlaqədar olaraq böyük çətinliklə həyata keçirilə bilən təcrübələrlə müəyyən etdi. Bu xassə aşağıdakılardır:
Məhlulların lüminessensiyası həmin məhlulda kiçik konsentrasiya ilə olan aşqarlar (kalium yod, anilin və s.) tərəfindən "söndürüldüyü" halda, –şüaların təsiri altında təmiz mayelərin işıqlanması belə sönməyə məruz qalmır;
Lüminessensiya işığı müəyyən polyarizasiyaya malikdir və həmin aşqarların olması və sadəcə qızdırmaq sayəsində bu polyarizasiya zəiflədiyi halda, Çerenkov şüalanmasının polyarizasiyasına bu amillər təsir etmir;
Sonlu davametmə (10^-7–10^-8 s.) müddəti ilə xarakterizə olunan lüminessensiyadan fərqli olaraq Vavilov-Çerenkov şüalanması "ani"dir;
Vavilovun düzgün olaraq fərz etdiyi kimi, şüalanma heç də elektromaqnit təbiətinə malik -şüalar tərəfindən deyil, bu -şüaların mühitdə yaratdığı böyük sürətli elektronlar tərəfindən yaranır. Belə ki, sonralar həmin xüsusi xassələrə malik olan şüalanma radioaktiv maddələrin -şüalar şəklində buraxdığı böyük sürətli elektronlar seli vasitəsilə də alınmış oldu;
Sonrakı təcrübələr göstərdi ki, Vavilov-Çerenkov şüalanması müəyyən istiqamətdə baş verir, yəni o, -şüaların istiqaməti ilə müəyyən bucaq əmələ gətirməklə yalnız irəliyə buraxılır. Lüminessensiya zamanı isə işıq bütün istiqamətlərdə bərabər şüalanır.
Məhz bu sonuncu xassə Vavilov-Çerenkov şüalanmasının mühitdə işığın sürətindən böyük sürətlə təcilsiz hərəkət edən elektron tərəfindən baş verdiyinə əsaslanan düzgün izahını vermək üçün əsas rol oynadı. Vavilov-Çerenkov şüalanmasının klassik nəzəriyyəsi 1937-ci ildə İ. Y. Tamm və İ. M. Frank tərəfindən, kvant nəzəriyyəsi isə 1940-cı ildə V. L. Qinzburq tərəfindən enerji və impulsun saxlanması qanunlarına əsasən yaradılmışdır. Çerenkov, Tamm və Frank bu sahədə elmi nailiyyətə görə 1958-ci ildə Nobel mükafatına layiq görülmüşdür.



Elektron mühitdə böyük sürətlə hərəkət edərkən elektromaqnit dalğasının şüalanmasını keyfiyyətcə aşağıdakı kimi izah etmək olar. Sadəlik naminə fərz edək ki, elektron sərt mühitdə, məsələn şüşədə, hərəkət edir. Mühitin molekullarının kürə şəklində olduğunu fərz edək. Əgər elektron bu mühitdə, məsələn. AB düz xətti boyunca hərəkət edirsə, onda elektron bu düz xətt üzərindəki hər hansı P nöqtəsində olduqda onun ətrafında mühit polyarlaşacaqdır. Belə ki, molekullar elə deformasiya olunacaq ki, onların müsbət yüklü hissəsi hərəkət edən elektron tərəfdə, mənfi yüklü hissəsi isə əks tərəfdə yerləşsin. Başqa sözlə, molekullar özlərini P nöqtəsinə nisbətən müəyyən qayda ilə yönəlmiş elementar dipollar kimi aparacaqdır. Elektron öz trayektoriyası üzrə P nöqtəsindən digər P nöqtəsinə keçdikdə P nöqtəsində polyarlaşma itir ki, bu da qısa müddətli elektromaqnit impulsunun şüalanmasına səbəb olur. Bu zaman PP oxuna nəzərən polyarlaşmanın tam simmetriyasına əsasən aydındır ki, P nöqtəsindən böyük məsafələrdə sahə, və deməli, şüalanma mövcud olmayacaqdır.
Yuxarıdakı mülahizələr zamanı nəzərə almaq lazımdır ki, polyarlaşmanın itməsi bir an içində deyil, müəyyən zaman müddəti (relaksasiya müddəti) ərzində baş verir. Əgər elektronun sürəti işığın mühitdəki sürətinə yaxındırsa, onda mühitin polyarlaşmasının simmetriyası pozulacaqdır Belə ki, elektronun əvvəlcə olduğu oblastda polyarlaşma itməyə macal tapmamış P nöqtəsi olan oblastda polyarlaşma artıq baş vermiş olur. Simmetriyanın pozulması isə o deməkdir ki, elektronun yolu boyunca hər bir nöqtədə ani elektromaqnit impulsu yaranır və bu da öz növbəsində böyük məsafələrdə sahə yaradır. Lakin bu kompensə olunmamış ani impulslardan fəzada yayılan dalğanın əmələ gəlməsi üçün elektronun trayektoriyasının müxtəlif nöqtələrində yaranan impulslar arasında müəyyən koherentlik şərti ödənməlidir.
İndi isə fərz edək ki, elektron (və ya hər hansı yüklü zərrəcik) bircinsli mühitdə sabit v sürəti ilə hərəkət edir. Hərəkət edən elektronun sahəsi mühiti təşkil edən atom və molekulları həyəcanlandırır və onlar elektromaqnit dalğaları şüalandıran mənbələr olurlar. Elektronun təcilsiz hərəkəti zamanı bu dalğalar koherentdirlər və öz aralarında interferensiya edə bilirlər. Elektronun v surəti işığın mühitdəki _faza= faza sürətindən böyük olduqda müxtəlif zaman anlarında (yəni, trayektoriyanın müxtəlif nöqtələrində) elektronun buraxdığı dalğalar, müəyyən şərtlər ödənildikdə müşahidə nöqtəsinə eyni vaxtda gələ bilər. Doğrudan da fərz edək ki, elektron t₁ zaman anında A, t₂ zaman anında isə B nöqtəsindən keçmişdir.

AB məsafəsini elektron t₂ – t₁ = zaman müddəti ərzində keçmişdir. D müşahidə nöqtəsinə A və B nöqtələrindən dalğalar, uyğun olaraq, t₁+ _faza və t₂+ _faza zaman anlarında gəlmiş olar. Bu zamanların fərqi

olar. Əgər D nöqtəsi kifayət qədər uzaqdadırsa, onda AD–BDAC=ABcos yaza bilərik. Onda əvəzinə

alırıq. Şərtə görə _faza olduğundan aydındır ki, t=0 olması, yəni A və B nöqtələrindən dalğaların D nöqtəsinə eyni vaxtda çatması üçün

şərti ödənməlidir. Burada =/c işarə edilmiş və n=c/_faza mühitin mütləq sındırma əmsalıdır. Şərti ödəndikdə, AB düz xətt parçasının uzunluğundan asılı olmayaraq, bütün dalğalar D nöqtəsinə eyni vaxtda gələcək və bu halda interferensiya zamanı onlar bir-birini gücləndirəcəkdir. Qalan bütün hallarda elektronun yolunu elə parçalara bölmək olar ki, bu parçaların hər birinin kənar nöqtələrindən D nöqtəsinə gələn dalğaların yollar fərqi -ya bərabər olsun. Belə parçaların bütün nöqtələrindən gələn dalğalar interferensiya nəticəsində bir-birini söndürəcək. Deməli, mühitin elektronun hərəkət yolunda yerləşən bütün nöqtələrindən gələn dalğalar da bir-birini söndürəcək. Beləliklə, elektron (daha dəqiq desək, elektronun hərəkət etdiyi mühit) istənilən istiqamətdə deyil, şərti ilə təyin olunan istiqamətdə elektromaqnit dalğası şüalandıracaqdır.
Bir daha qeyd edək ki, nəzəriyyənin əsas nəticəsi olan ifadəsindən göründüyü kimi, şüalanma yalnız n1, yəni _faza=c/n şərti ödəndikdə baş verə bilər. n=1 şərti isə şüalanmanın baş verə biləcəyi astana enerjisini təyin edir ki, bu enerji də mühitin n mütləq sındırma əmsalından asılıdır.
Sonralar müəyyən edildi ki, protonların, mezonların və digər yüklü zərrəciklərin böyük sürətli hərəkəti zamanı da mühitin işıqlanması baş verir.
Yuxarıdakı mülahizələrdən aydın olur ki, düsturuna işığın mühitdə yalnız _faza faza sürəti daxil olmalıdır. Çünki rəqslərin fazası və onunla birlikdə interferensiya zamanı dalğaların bir-birini gücləndirməsi şərti məhz faza sürəti ilə təyin olunur. düsturundan görünür ki, n()1/ şərtini ödəyən  tezlikli dalğaların şüalanması qeyri- mümkündür. Ona görə də işığın dispersiyası nəticəsində şərtinin ödənmədiyi qısa dalğalar üçün Vavilov-Çerenkov şüalanmasının spektri qırılır. Məsələn, xüsusi halda rentgen şüaları üçün n1 olduğundan, rentgen dalğalarının Vavilov-Çerenkov şüalanması baş verə bilməz.
Əgər elektronun mühitdə hərəkəti sırf təcilsizdirsə, onda şüalanma yalnız şərti ilə təyin olunan konusun səthi üzrə baş verərdi. Lakin hərəkətin dəyişən sürətli olması sayəsində bu səthin yayılması baş verir. Lakin hətta belə yayılmanın olmasına baxmayaraq şüalanmanın istiqamətlənmiş olması onu göstərir ki, mühitin elektron tərəfindən həyəcanlandırılan atom və molekullarının elektronun bütün hərəkət yolu boyunca olmasa da, hər halda bu yolun işıq dalğasının uzunluğu tərtibində olan həssəsində şüalanması koherentdir. Deməli, baxılan hadisə mühitin atomar quruluşundan praktik olaraq asılı deyil və makroskopik elektromaqnit nəzəriyyəsi çərçivəsində öyrənilə bilər. Tamm və Frank məsələyə məhz bu cür yanaşmışlar. Onlar müəyyən etmişlər ki, elektronun  sürətinin işıq rəqslərinin T()=2/ periodu ərzində dəyişməsi işığın mühitdəki _faza() faza sürətinə nisbətən çox kiçik olduqda, yəni

şərti ödəndikdə mayelərdə və bərk cisimlərdə Vavilov-Çerenkov şüalanmasına elektronun enerji itgisi hər santimetr yolda bir neçə min elektron-volt tərtibində olur ki, bu da digər səbəblər üzündən enerji itgiləri ilə müqayisədə nəzərə alınmayacaq dərəcədə azdır.
Aydındır ki, elektronun şüalanması onun tormozlanmasına səbəb olur. Elektronun təcillə hərəkəti özlüyündə şüalanmaya gətirir. Lakin yuxarıda deyilənlərdən görünür ki, bu şüalanmanın Vavilov-Çerenkov şüalanmasını müəyyən edən interferensiya ilə heç bir əlaqəsi yoxdur. Belə ki, əgər elektrona onu tormozlayan bütün qüvvələri tarazlaşdıran qüvvə tətbiq edilsə, elektronun təcili olmaz, lakin Vavilov-Çerenkov şüalanması yenə də baş verər. Mühitdə işığın faza sürətindən böyük sürətlə təcilsiz (bərabərsürətli) hərəkət edən elektronun elektromaqnit dalğası şüalandırmasını məhz belə başa düşmək lazımdır.
Aydındır ki, şərtə əsasən, Vavilov-Çerenkov şüalanması təpə bucağı 2 olan konusun səthi üzrə baş verməlidir və ona görə də bu şüalanmanı qeydə alan fotolövhədə konusun bu fotolövhə ilə kəsiyi, yəni dairəvi həlqə alınmalıdır. Təcrübələr zamanı bu həlqə kəskin xətt kimi deyil, müəyyən sonlu enə malik həlqə kimi alınır. Buna səbəb odur ki, müxtəlif uzunluğa malik dalğalar üçünn sınma əmsalının qiyməti müxtəlif olduğundan, konusun səthi üzrə yayılan işıq dəstəsi mühitin öz daxilində spektral parçalanmaya (dispersiya) məruz qalır. Ona görə də həlqənin daxili hissəsi qırmızı, kənar hissəsi isə bənövşəyi rəngdə olmalıdır. Təcrübələr zamanı alınmış rəngli fotoşəkillər də bunu sübut edir.
İndi isə işığın foton nəzəriyyəsinə əsasən Vavilov-Çerenkov şüalanmasının izahına baxaq. Fərz edək ki, işıq mənbəyi mütləq sındırma əmsalı n() olan izotrop mühitdə hərəkət edir. Bu halda işığın buraxılması zamanı enerji və impulsun saxlanması qanunlarını, eynilə mənbəyin vakuumda hərəkəti üçün olduğu kimi, həmin işarələri saxlamaqla, düsturları ilə yazmaq olar. Aydındır ki, biz baxılan mühitin sükunətdə olduğu hesablama sistemindən istifadə edirik. Qeyd edək ki, yalnız saxlanma qanunları vasitəsilə işığın buraxılması və ya buraxılmaması məsələsini həll etmək olmaz. Bu məqsədlə daha mükəmməl elektrodinamika tənliklərindən istifadə etmək lazımdır. Lakin saxlanma qanunları ödənmirsə, şüalanma qeyri-mümkündür. Beləliklə, saxlanma qanunları hadisənin mexanizmini açmır, onların ödənməsi şüalanma üçün yalnız zəruri, lakin kafi olmayan şərtdir.
Mühitdə enerji və implus arasındakı əlaqəni P_ş=nE_ş/c kimi yazaraq çevrilmələr aparaq.



ifadəsini alırıq. Burada –mənbəyin hərəkət istiqaməti ilə şüanın istiqaməti arasındakı bucaqdır. Gözlənildiyi kimi, n=1 olduqda ifadəsindən düsturu alınır. Lakin vakuumdvkından fərqli olaraq tənliyində nəzərə alınır ki, baxılan hadisədə təkcə şüa buraxan atom və şüalanmanın özü deyil, həm də atomun hərəkət etdiyi mühit iştirak edir. Mühitin iştirakı fenomonoloji olaraq onun sındırma əmsalı vasitəsilə nəzərə alınır.
Tənliyini hərəkət zamanı daxili halı dəyişməyən, yəni həmişə eyni bir kvant halında yerləşən zərrəciyin hərəkətinə tətbiq edək. Əgər zərrəcik dayanıqlıdırsa və onun ətraf mühitlə qarşılıqlı təsir enerjisi bu zərrəciyi yüksək enerjili hala keçirmək üçün kifayət deyildirsə, onda həmin zərrəciyin daxili halı həmişə dəyişməz qalacaqdır. Məsələn, elektronun, protonun və hətta hərəkət zamanı parçalanmayan və ya hər hansı digər çevrilməyə məruz qalmayan dayanıqsız elementar zərrəciyin hərəkəti zamanı bu şərt ödənəcəkdir. Bütün belə hallarda zərrəciyi bəsit (quruluşsuz) hesab edərək onun daxili sərbəstlik dərəcələrini nəzərə almamaq olar. Zərrəciyin m₀ sükunət kütləsi və E₀=m₀c² sükunət enerjisi hərəkət zamanı sabit qalır. Ona görə də (15.5) tənliyində E₀=E₀ yazmaq olar. Onda, işığın buraxılması həqiqətən baş verirsə, yəni E_ş0 olarsa,

Alarıq. E=E₀/ ² olduğunu nəzərə alsaq

Və buradan

Olar.

Əgər zərrəcik bir kvant buraxmışdırsa, E=h olar və düstur aşağıdakı şəklə düşər.

düsturun sağ tərəfindəki ikinci hədd ħ kvantını buraxarkən şüalanan hissəciyin təpməsini nəzərə alır. Bu hədd vahidə nisbətən çox kiçik olduqda onu nəzərə almamaq olar ki, onda

Klassik düsturu alınır.
düsturdan görünür ki, cos1, yəni işıq yalnız irəliyə doğru buraxıla bilər.  tezlikli işığın buraxılması üçün n()1 şərtinin ödənməsi zəruridir. Bu şərt düsturdan da alınır. Çünki bu düsturun sağ tərəfindəki hər iki hədd həmişə müsbətdir. Əgər n()=c/_faza düsturuna əsasən işığın mühitdə faza sürəti anlayışını daxil etsək, onda