Нерелятивистская квантовая механика взаимодействующих частиц и корреляционные соотношения „координата - импульс” (стр. 2 )

. (39)

Результаты такого расчета, вместе с имеющимися экспериментальными данными [20], представлены в таблице 1. Отсчет энергетических уровней проводился от энергии основного состояния водородоподобного атома , точнее

(40)

При этом в первом столбце таблице 1 указаны квантовые числа уровня (n, l, j), а во втором - экспериментальные значения энергий . В 3-м, 4-м и 5-м столбцах приведены значения отклонений теоретических величин от соответствующего экспериментального значения ,т. е.

(41)

Энергетические уровни H-подобного атома углерода-12, (энергии даны в электрон-вольтах; безразмерная величина связана с м. э. силы соотношением ).

{n, l, j}
1s{1,0,1/2}	-489,9933	0,0000	0,2108	-0,0465	0,
2p{2,1,1/2}	367,4741	0,0714	-0,1374	0,0411	0,
2p{2,1,3/2}	367,5330	0,0125	-0,1961	0,0410	0,
2s{2,0,1/2}	367,4774	0,0637	-0,1407	0,0378	0,
3p{3,1,1/2}	435,5469	0,0258	-0,1849	0,0411	0,
3p{3,1,3/2}	435,5643	0,0084	-0,2023	0,0411	0,
3s{3,0,1/2}	435,5478	0,0244	-0,1856	0,0432	0,
3d{3,2,3/2}	435,6543	0,0085	-0,2020	0,0411	0,
3d{3,2,5/2}	435,5701	0,0027	-0,2079	0,0411	0,
4p{4,1,1/2}	459,3699	0,0045	-0,2062	0,0452	0,
4p{4,1,3/2}	459,3773	0,0119	-0,1988	0,0453	0,
4s{4,0,1/2}	459,3704	0,0113	-0,1993	0,0448	0,
4d{4,2,3/2}	459,3773	0,0046	-0,2062	0,0452	0,
4d{4,2,5/2}	459,3797	0,0021	-0,2086	0,0452	0,
4f{4,3,5/2}	459,3797	0,0022	-0,2086	0,0452	0,
4f{4,3,7/2}	459,3810	0,0009	-0,2099	0,0452	0,
5p{5,1,1/2}	470,3956	0,0064	-0,2044	0,0457	0,
5p{5,1,3/2}	470,3994	0,0026	-0,2082	0,0457	0,
5s{5,0,1/2}	470,3958	0,0061	-0,2046	0,0455	0,
5d{5,2,3/2}	470,3994	0,0026	-0,2082	0,0457	0,
5d{5,2,5/2}	470,4006	0,0014	-0,2094	0,0457	0,
5f{5,3,5/2}	470,4006	0,0014	-0,2094	0,0457	0,
5f{5,3,7/2}	470,4012	0,0008	-0,2100	0,0458	0,
5g{5,4,7/2}	470,4012	0,0008	-0,2100	0,0458	0,
5g{5,4,9/2}	470,4016	0,0004	-0,2104	0,0457	0,
6p{6,1,1/2}	476,3844	0,0038	-0,2070	0,0460	0,
6p{6,1,3/2}	476,3866	0,0016	-0,2092	0,0460	0,
6s{6,0,1/2}	476,3845	0,0037	-0,2071	0,0459	0,
6d{6,2,3/2}	476,3866	0,0016	-0,2092	0,0460	0,
6d{6,2,5/2}	476,3873	0,0009	-0,2099	0,0460	0,
6f{6,3,5/2}	476,3873	0,0009	-0,2099	0,0460	0,
6f{6,3,7/2}	476,3877	0,0005	-0,2103	0,0460	0,
6g{6,4,7/2}	476,3877	0,0005	-0,2103	0,0460	0,
6g{6,4,9/2}	476,3879	0,0003	-0,2105	0,0460	0,
6h{6,5,9/2}	476,3879	0,0003	-0,2105	0,0460	0,
6h{6,5,11/2}	476,3881	0,0001	-0,2107	0,0459	0,
9l{9,8,17/2}	483,9466	0,0000	-0,2108	0,0463	0,

И, наконец, в последнем столбце таблицы даны значения корня алгебраического уравнения (24) для каждого (n, l)-уровня, причем, приведенные здесь конкретные значения обеспечивают точность решения (24)

Как видно из таблицы 1, наилучшее описание получилось в модели НОКР (среднее отклонение от экспериментальных величин эВ). Формула теории Дирака дает более чем на порядок худшее приближение по сравнению с моделью НОКР (среднее отклонение эВ). Еще менее точное описание экспериментальных величин получается в случае формулы (здесь среднее отклонение эВ).

Среди рассматриваемых здесь результатов важным, с нашей точки зрения, представляется также вывод об увеличении “самосогласованно перенормируемых” масс взаимодействующих частиц - электрона и Z-ядра. Если, например, в атоме водорода “перенормируемая” масса электрона увеличивается, по сравнению с массой свободной частицы, всего лишь на 0,000388 эВ, то в случае H-атома “прирост” массы электрона является уже весьма заметным. Косвенное указание на “перенормировку” масс взаимодействующих частиц содержится и в расчете энергетического спектра H-атома

по формуле (36) теории Дирака. Действительно, как видно из таблицы 1, отклонение теоретических величин от экспериментальных для всех (n j)-уровней остается примерно постоянным. Поэтому, сместив основное -состояние, скажем, на величину , и не меняя при этом положений возбужденных уровней, очевидно, получим существенно лучшее описание экспериментальной ситуации. Чтобы "совместить" с экспериментальной величиной, необходимо в 1-м слагаемом правой части формулы (36) увеличить массу электрона на =0,0466165 эВ, не изменяя при этом энергию покоя во втором слагаемом этой же формулы. Ясно, что для возбужденных состояний данный сдвиг, по сравнению с основным состоянием, должен быть малозначительным. Именно такое поведение массы электрона в зависимости от рассматриваемого состояния H-атома получается в модели НОКР. В частности, согласно модели НОКР, отношение величин для основного 1s-состояния и для первого возбужденного 2p-состояния равно

; (42)

аналогичная величина в случае последнего (9l)-состояния будет 12409,672, т. е. для высоко возбужденных состояний увеличение массы электрона оказывается малозаметным по сравнению с для основного состояния.

В завершение рассмотрения спектра энергетических уровней H-подобных атомов остановимся кратко на вопросе ортогональности волновых функций (18). В модели НОКР, как это легко видеть из соотношения (23), имеется зависимость размерного параметра (боровского радиуса) от конкретно рассматриваемого (nl)-уровня. Поэтому некоторые функции будут, вообще говоря, не ортогональны между собой, т. е. будет отличен от нуля интеграл перекрытия

(43)

Ясно, что это обстоятельство может поставить под сомнение некоторые полученные выше результаты модели НОКР, если интеграл будет заметно отличен от нуля. В связи с этим оценим интеграл на примере 1s- и 2s-состояний атома водорода и H-атома . Учитывая формулу (20), записываем необходимый интеграл перекрытия

, (44)

где

,

. (45)

Подставляя сюда численные значения для атома водорода 0,776342, 0,970373 и H-атома 0,168002, 0,209844 (см. таблицу 1), находим интеграл 3,709 в случае атома водорода и 0,000210 в случае H-атома. Полученные оценки очевидно говорят о том, что столь мизерная величина перекрывания между 1s- и 2s-состояниями вряд ли может повлиять существенным образом на расположение этих уровней энергии, рассчитываемых в рамках модели НОКР. Более детальное рассмотрение затронутых здесь вопросов, касающихся не только Н-атомов, но и легчайших ядер – дейтрона, трития и гелия-3, можно найти в общедоступном архиве известного научного центра из Лос-Аламоса [22, 23].

Выводы

1. Из гипотезы о некоммутативности оператора координат и оператора импульса для одной частицы логически следует некоммутативность оператора координат и оператора импульса разных частиц. Важную роль в данной модели играет м. э. силы, для вычисления которого необходимо решить специфическое нелинейное уравнение (аналог уравнения Шредингера). При этом наиболее существенный параметр нелинейности оказывается пропорциональным отношению м. э. силы к величине , где m – масса самой легкой из частиц, которые составляют данную систему. Рассмотренное в работе обобщение традиционной квантовой механики указывает на возможность проявления новых физических закономерностей. В качестве примера можно упомянуть зависимость „согласовано перенормируемой” массы частицы от силы её взаимодействия с другими частицами. Модель устанавливает верхний предел для м. э. силы

, (46)

за которым теряется само понятие „частица”. В этой связи напрашивается занятная аналогия со специальной теорией относительности, где скорость частицы v не может превысить скорость света c и где фигурирующая в формуле (46) величина связывается с инвариантностью 4-вектора энергии импульса по отношению к преобразованию Лоренца. Уместно также напомнить, что и теория Дирака дает известное ограничение на величину силы взаимодействия заряженных частиц . В нашем подходе кулоновское взаимодействие - ничем не выделенный пример силы взаимодействия.

2. Рассчитанные в рамках модели спектры некоторых легких Н-подобных атомов хорошо согласуются с экспериментальными величинами. В частности, результаты расчета энергетического спектра Н-атома оказались на порядок лучше, чем соответствующие значения, полученные по известной формуле для энергетического спектра водородоподобного атома в теории Дирака.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Kuzmenko M.V. // Phys. RevVol. A 61.- P. 014101.

2. Kuzmenko M. V. // Preprint: quant-ph/030719

3. Мессиа Альберт. Квантовая механика. - M.: Наука, 1978. – Т. 1, - С. 15.

4. Квантовая механика. - M.: Наука, 1973.

5. Труды по квантовой теории. - M.: Наука, 1975. – Т. 1.

6. Гейзенберг В. // УФНТ. 122, № 4, - С. 657.

7. Шредингер Э. К принципу неопределенности Гейзенберга. // Избранные труды по

квантовой механике. - M.: Наука, 1976. – C. 210.

8. Суханов A.Д. // ЭЧАЯ. – 2001. – Т. 32, вып. 5. - С. 1177.

9. Суханов A.Д. // ТМФ. – 2002. – Т. 132, №3. - С. 449.

10. Б. Качественные методы в квантовой теории. - M.: Наука, 1975.

11. , Moскалев А. Н., Квантовая теория углового момента. –

Л.: Наука, 1975.

12. , Квантовая механика и атомная физика. – M.: Просвещение, 1970.

13. Н. Специальные функции и их приложения. – Л.: Гос. из-во физ.-мат. лит., 1963.

14. Mohr P. J., Taylor B. N. // Physics Today. – 2002. – Vol. BG6.

15. Udem Th., Huber A., Gross B. et al. // Phys. Rev. LettVol. 79. - P. 2646.

16. Eides M. I., Grotch H., Shelyuto V. A. // Phys. Rep. – 2001. - Vol. 342. – P. 63.

17. Stohlker Th., Mokler P. H., Bosch F. et al. // Phys. Rev. Lett– Vol. 85. – P. 3109.

18. Schwepper J., Belkacem A., Blumenfeld L. et al. // Phys. Rev. Lett–Vol. 66. P. 1434.

19. Beierdofer P., Knapp D., Marrs R. E. et al. // Phys. Rev. Lett– Vol. 71. P. 3939.

20. NIST Atomic Spectra Databases (http://physics. nist. gov).

21. А. Массы атомов и энергия связи ядер. M.: Атомиздат, 1965.

22. Steshenko A. I. // arXiv:nucl-th/0 Oct. 2004, 18 p., 1 fig., 2 tables.

23. Steshenko A. I. // arXiv:nucl-th/0 Oct. 2004, 14 p., 3 tables.

НЕРЕЛЯТИВІСТСЬКА КВАНТОВА МЕХАНІКА ВЗАЄМОДІЮЧИХ ЧАСТИНОК

ТА КОРРЕЛЯЦІЙНІ СПІВВІДНОШЕННЯ „КООРДИНАТА - ІМПУЛЬС”

А. Й. Стешенко

Розглянуто квантово-механічну модель взаємодіючих частинок з урахуванням некомутативності операторів координат та імпульсів, а також корреляційних рівностей для невизначенностей названих величин. Некомутативність операторів тут обумовлена дією міжчастинкових сил і є узагальненням комутаційного співвідношення для оператора координати та оператора імпульсу у випадку однієї частинки. Ефективність моделі засвідчили конкретні розрахунки воднеподібних атомів.

NONRELATIVISTIC QUANTUM MECHANICS OF THE INTERACTING PARTICLES

AND THE COORDINATE - IMPULSE CORRELATION RELATIONS

A. I. Steshenko

A quantum mechanical model for a system of interacting bodies taking into account noncommutativity of the coordinate and impulse operators for different particles and also the correlation equalities is considered. The noncommutativity of the operators is here the result of the action of interparticle forces and represents a natural generalization of the conventional commutation relation between the coordinate and impulse operators for a single particle. The efficiency of the model is evidenced by specific calculations of the well known systems of atomic physics.

Стешенко Андрій Йосипович;

Доктор фіз.-мат. наук, старший науковий співробітник; провідний науковий співробітник; Інститут теоретичної фізики ім. НАН України; дом.), (сл.). E-mail: *****@***