Уточнения и Дополнение 3 к “Некоторым вопросам относительно движения электрона в атоме водорода и его взаимодействия с излучением и электрическим полем”

УТОЧНЕНИЯ И ДОПОЛНЕНИЕ 3 К “НЕКОТОРЫМ ВОПРОСАМ ОТНОСИТЕЛЬНО ДВИЖЕНИЯ ЭЛЕКТРОНА В АТОМЕ ВОДОРОДА И ЕГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ С ИЗЛУЧЕНИЕМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ПОЛЕМ” [1]

Ильич Александр Алексеевич

выпускник физического факультета, Новосибирский государственный университет,

РФ, г. Новосибирск

1. Во-первых, следует отметить, что во всех рассматриваемых моделях сила магнитного взаимодействия диполей электрона и протона намного меньше силы взаимодействия протона с электрическим полем прецессирующего магнитного момента электрона. Поэтому, здесь автоматически решается проблема о происхождении силы отталкивания электрона от ядра при его нулевом магнитном моменте. Всвязи с этим, указанное в [1, I, с.12] излишне.

2. Проиллюстрирую работу приводимых моделей. Рассмотрим переход атома водорода из состояния n_­═1 в состояние n═2 под действием излучения от паров ртути. Подходящая линия Hg I соответствует переходу однократно заряженного иона ртути из состояния 5d¹⁰6s12p в основное состояние. Длина волны излучения 121,3914 нм, соответствующая частота равна ν═2,471∙10²⁵ гц. Будем рассматривать подходящую модель водородоподобного атома с зарядом ядра z═1 и равным нулю магнитным моментом ядра. Аналогично тому, как сделано в [2], считаем, что электрон постепенно приближается к ядру атома, рассматривая его движение как квазипериодическое. Также, как и ранее [2], сделаем предположение, что наиболее интенсивное излучение электрона происходит, когда частота его вращения по орбите совпадает с частотой атомного перехода ν, рассчитанной квантовомеханическим методом.

Если электрон находится на орбите с максимальным расстоянием от ядра r1, то характерное время процесса , а период движения . Исходя из равенства , находим расстояние электрона от ядра:  см. Это значение бралось в качестве исходного в модели. Также предполагалось, что значение импульса на этой орбите близко к .

Коэффициент экспоненциального обрезания магнитного момента электрона получился равным . Период движения с и частота гц, что совпало с частотой . Длительность импульса излучения оказалась равной с.

Возьмём для последующих расчётов длительность импульсов излучения с. Рассчитаем параметры процессов перехода электрона из состояния n_­═1 в состояние n═2, используя эту длительность импульса поля, расстояния между импульсами, равные вышеприведённому периоду движения и количества импульсов 1, 2, 3 и 4. Приведены вычисленные значения угла , поля (в единицах ), и момента импульса L (в единицах ).

Для 1 импульса:   .

Для 2 импульсов:   .

Для 3 импульсов:   .

Для 4 импульсов:    .

Для 5 импульсов регулярность процесса вычислений нарушается вблизи областей отражения электронов, поэтому полученный результат может оказаться некорректным, вычисления трудоёмкие. Приведу полученный результат:

Для 5 импульсов:    .

Дальше будем использовать разработанную модель получения солитонных импульсов излучения [1, I, с.20-24]. Углы брались равными   . Величина времени формирования импульса выбиралась равной с. Параметры модели подбирались так, чтобы величина поля  сформированного солитона равнялась величине поля, осуществляющего переход электрона при соответствующем числе импульсов. Получились параметры:

Для 1 импульса: (нормированная величина нелинейности), (величина начального поля в модели), CGSE. Отношение величин электрического и магнитного полей в импульсе . Величина энергетического потока в конце процесса (в норм. единицах). Качество формирования импульса:  Здесь i0 – конечная точка процесса, i1 – точка в середине процесса.

Для 2 импульсов: , , CGSE, , ,  

Для 3 импульсов: , , CGSE, , ,  

Для 4 импульсов: , , CGSE, , ,  

Первая гармоника излучения, соответствующая частоте вращения электрона по орбите  в равна [2]:  и, поэтому, величина соответствующего синусоидального поля будет  ед.CGSE или  в/см для перехода под действием 4 импульсов. Следует отметить, что несмотря на огромную величину поля интегральные эффекты малы из-за короткой длительности импульса. Например, смещение свободного электрона будет  нм. Отмечу также, что если использовать в качестве «параметров» традиционное поле с равными компонентами электрических и магнитных полей , то полученные величины будут в раз меньше, его распространение происходит перпендикулярно рассматриваемому и не производит физического воздействия на систему.

3. Далее будет показано на примере , что разработанные классические модели можно применить для объяснения захвата протоном атома электрона, находящегося на нижней орбите, причём получаются вполне разумные с физической точке зрения параметры.

В первом варианте использовалась водородоподобная модель однократно заряженного иона бериллия. Исходная водородная модель была переработана для заряда ядра . Магнитный момент ядра клался равным . В этом случае отсутствует отражение электрона от ядра, т.е. захват происходит при падении в центр, ядро рассматриваем как точечное. На расстоянии  см внутренний магнитный момент электрона становится равным  ед.CGSE. Величина орбитального момента электрона при этом равна  (в единицах ). Магнитный момент электрона, связанный с наличием орбитального момента,  Если сложить эти два магнитных момента, получим . Эта величина равна величине магнитного момента нейтрона  Т.о., можно сказать, что на расстоянии  происходит захват электрона одним из протонов и превращение его в нейтрон.

Во втором варианте электростатический потенциал ядра брался в виде , т.е. с учётом экранирования.  Соответствующие изменения вносились в уравнения и формулы, связанные с кулоновским взаимодействием. Использовалось значение  В этом случае возможно отражение от ядра. Выбраны параметры модели, при которых отражение существует при  см. Будем считать, что вместо отражения происходит захват электрона одним из протонов атома. Получившиеся значения магнитного момента электрона и его магнитного момента, связанного с орбитальным движением равны: и , их сумма равна  Энергия электрона, входящего в этом состоянии в протон, равна эВ. Если принять стандартную формулу для размера ядра  см, то для  получим см, см – на таком расстоянии от поверхности ядра происходит захват электрона.

Величина магнитного момента протона в момент захвата 

Возникает вопрос: что происходит со спинами частиц в этих процессах?

4. Разработанные в [1-3] модели физически обоснованны при следующих предположениях:

а. Вблизи ядра при больших ускорениях и скоростях изменений этих ускорений не только не успевают сформироваться поля излучений, но также сильно подавляются и магнитные поля. В этом случае оправдано введение экспоненциальных коэффициентов для уменьшения магнитных дипольных моментов вблизи силового центра.

В этом случае также мало влияние магнитного поля движущихся зарядов на движение прецессирующей части магнитного момента частиц.

б. Нелинейность диэлектрической проницаемости вакуума при больших полях проявляется только для полей излучения, но не для чисто электростатических полей. Это, по-видимому, также связано с очень малыми временами процессов.

Некоторую нелинейность электрического поля протона (ядра) можно ввести введением экранирования, как это сделано выше. При вычислениях могут появляться очень большие и очень малые числа, что требует применение более мощной вычислительной техники.

Список литературы:

1. Ильич А.А. Некоторые вопросы относительно движения электрона в атоме водорода и его взаимодействия с излучением и электрическим полем. М., Интернаука, 2019  
2. Ильич А.А. Уточнения и дополнения к “Некоторым вопросам относительно движения электрона в атоме водорода и его взаимодействия с излучением и электрическим полем. ”В сб. статей по материалам 38 международной научно-практической конференции. №7(27),июль 2020, с.47-53.-М., Изд. Интернаука, июль 2020
3. Ильич А.А. Уточнения и Дополнение 2 к “Некоторые вопросы относительно движения электрона в атоме водорода и его взаимодействия с излучением и электрическим полем.” В сб. ст. по материалам LI Международной научно-практической конференции «Химия, физика, биология, математика: теоретические и прикладные исследования». – № 8(40). – М., Изд. «Интернаука», август 2021, с.32-40