О слабом магнитном отклике отдельных атомов.

Известно, что некоторые атомы – особенно имеющие один внешний электрон – обеспечивают слабый магнитный отклик среды, в которой они находятся. Жидкости и газы, содержащие такие атомы в свободном состоянии, демонстрируют, во «внешнем магнитном поле», слабую намагниченность «по полю» (парамагнетизм) или «против поля» (диамагнетизм).

Парамагнетизм традиционно объясняют упорядочиванием «по полю» индивидуальных магнитных моментов атомов, причём, в магнитный момент атома главные вклады дают, во-первых, собственные магнитные моменты (спины) атомарных электронов и, во-вторых, магнитные моменты, обусловленные орбитальным движением атомарных электронов [В1,В2,Ш3]. Диамагнетизм же традиционно объясняют прецессией орбитальных плоскостей атомарных электронов вокруг направления «внешнего магнитного поля» – т.е. ларморовой прецессией [В1,В2,Ш3] – в результате которой, как полагают, ослабляется внешнее магнитное воздействие.

Оба эти традиционные объяснения, на наш взгляд, основаны на недоразумениях. Собственный магнитный момент электрона (спин) – это шутка теоретиков (5.5). Вопреки традиционным воззрениям, магнитные свойства вещества проявляются без малейшего участия спинов электронов. Отнюдь не благодаря спинам атомарных электронов происходило расщепление пучка атомов в опыте Штерна и Герлаха (7.8), и отнюдь не спинами электронов обеспечивается намагничиваемость у ферромагнетиков (9.3). Что же касается орбитальных магнитных моментов у атомов, то для стабильности атома вовсе не требуется, чтобы атомарные электроны пребывали в орбитальном движении вокруг ядра (6.4), поэтому совсем необязательно наличие у атома орбитального магнитного момента – и, соответственно, «ларморовой прецессии».

Но, даже имей место «ларморова прецессия» – каким, спрашивается, образом она обеспечивала бы диамагнитный отклик? Если у орбитального магнитного момента атомарного электрона исходно нет компоненты «против поля», то, как бы ни прецессировал этот магнитный момент вокруг направления этого поля, компонента «против поля» от этого не появится. Если же компонента «против поля» исходно есть, то она даёт диамагнитный отклик без всякой прецессии. И, заметим: парамагнитное «выстраивание орбит» и их диамагнитная «прецессия» – это два взаимоисключающих отклика одного и того же объекта на одно и то же внешнее воздействие. Поэтому, в рамках традиционного подхода, требуется «закрывать глаза» либо на тот, либо на другой отклик, чтобы «объяснить» либо пара-, либо диамагнетизм.

По логике же «цифрового» физического мира, отдельные атомы обладают сразу и пара-, и диамагнитными свойствами – причём, те и другие свойства обусловлены не зависящими друг от друга механизмами, действующими совместно. Результирующий пара- или диамагнетизм коллектива тех или иных атомов определяется тем, какой из этих механизмов доминирует.

Один из механизмов парамагнитного отклика заключается, на наш взгляд, в упорядочивании векторов магнитных моментов, обусловленных движением внешних атомарных электронов вокруг ядер – но это движение не требуется для поддержания атомных структур, оно порождается закруткой внешних электронов вокруг ядер из-за нецентральных столкновений атомов при их тепловом движении. Действительно, структуро-образующий алгоритм, который формирует связку «протон-электрон» (6.4), обеспечивает «подвешивание» электрона на фиксированном расстоянии от протона и не запрещает электрону «болтаться» вокруг протона на постоянном радиусе. Логично допустить, что в газах и жидкостях имеет место некоторое динамически равновесное, тепловое распределение частот таких обращений внешних атомарных электронов, а ориентации плоскостей этих обращений распределены, в отсутствие упорядочивающих факторов, равномерно. Но мы можем назвать два упорядочивающих фактора, которые приводят к некоторой преимущественной сонаправленности магнитных моментов, порождаемых тепловым обращением внешних атомарных электронов.

Первый упорядочивающий фактор – это действие постоянного «магнитного поля» на эффективный заряд атомарной связки «протон-электрон», у которой электрон находится в тепловом обращении. При наличии кванта теплового возбуждения, в этой связке циклически повторяются, на частоте этого кванта, состояния «теплового бытия» и «теплового небытия» электрона (7.5). На этапе «теплового бытия» электрона, когда положительный заряд соответствующего протона отсутствует, сила Лорентца действует только на электрон, подправляя ориентацию орбиты его теплового обращения. На этапе же «теплового небытия» электрона, сила Лорентца действует только на протон, т.е. – из-за его гораздо больней массы – практически, на атом в целом, что мало сказывается на ориентации орбиты теплового обращения электрона. В результате, как можно видеть, действие постоянного «магнитного поля» стремится выстроить орбиты теплового обращения электронов так, чтобы плоскости этих орбит были ортогональны вектору индукции магнитного поля, а направления теплового обращения обеспечивали бы магнитные моменты атомов, сонаправленные с вектором магнитной индукции – что давало бы парамагнитный отклик на «внешнее поле».

Второй упорядочивающий фактор – это подсветка образца циркулярно-поляризованным светом с резонансной энергией квантов – такой, чтобы поглощение этого света переводило рабочие атомы на стационарный возбуждённый уровень. На первый взгляд, слабая намагниченность образца при таком воздействии (что практически используется в квантовых магнитометрах [П2]) выглядит каким-то чудом. Ведь, согласно нашим представлениям, квант света, приобретённый атомарной связкой «протон-электрон», не передаёт атому импульс (4.3) и, тем более, момент импульса – т.е. квант света не может каким-либо образом «подкрутить» атомарный электрон вокруг ядра. Поляризация же света, включая и циркулярную – это, как обсуждалось выше (7.6), атрибут волны Навигатора, которая является чисто программной реальностью (4.6) и тоже не может оказать на атом никакого силового воздействия. Однако же, информационного воздействия от циркулярно-поляризованной волны Навигатора оказывается достаточно, чтобы вызвать слабую намагниченность образца. Действительно, по логике вышеизложенного (7.6), при циркулярно-поляризованной волне Навигатора, наиболее вероятными поглотителями кванта света будут те атомы, у которых тепловое обращение валентного электрона находится в наибольшем согласии с поведением этой волны – а именно, это обращение происходит в плоскости, ортогональной вектору распространения волны, причём, в ту же сторону, в которую происходит «закрутка» в волне. Таким образом, циркулярно-поляризованные волны Навигатора осуществляют своеобразную селекцию атомов: поглощать этот свет будут, преимущественно, те, у которых магнитные моменты, обусловленные тепловым обращением электронов, сонаправлены. А теперь обратим внимание на то, что поглощение кванта света переводит атом, в данном случае, на стационарный возбуждённый уровень. А в этом состоянии магнитный момент атома заметно больше, чем при наличии кванта теплового возбуждения вблизи самого нижнего стационарного уровня – даже при одном и том же радиусе теплового обращения электрона (7.2) и при одной и той же частоте этого обращения. Действительно, при нахождении электрона на стационарном квантовом уровне, практически, весь магнитный момент связки «протон-электрон» обусловлен обращением, по постоянному радиусу, отрицательного элементарного заряда электрона – при том, что это обращение «прорежено» благодаря связующим прерываниям (6.4). При наличии же кванта теплового возбуждения в связке «протон-электрон», её магнитный момент определяется сложным движением её эффективного заряда, осцилляции которого – по величине от – e до + e (7.2) и, соответственно, по радиусу локализации от нуля до расстояния R_pe между протоном и электроном – наложены на обращение электрона вокруг протона. При этом, главный вклад в результирующий магнитный момент обусловлен обращением тоже отрицательного эффективного заряда, но теперь он обращается не только по радиусу R_pe, но и по меньшим радиусам – а, при радиусах, меньших R_pe /2, в том же направлении обращается положительный эффективный заряд, что ещё больше уменьшает результирующий магнитный момент. Как можно видеть, пока производится резонансная подсветка циркулярно-поляризованным светом, рабочие атомы образца обеспечивают его ненулевую намагниченность. Её направление таково: если «закрутка» поляризации, при распространении света, происходит по правому винту, то увеличенные магнитные моменты у поглощающих этот свет атомов дадут ненулевую намагниченность образца, направленную навстречу свету.

Добавим, что у атомов металлов – особенно у щелочных, с одним внешним (и валентным) электроном – имеется ещё одна, специфическая, возможность давать магнитный отклик. Как мы обсудим ниже (9.2), в атомах металлов производятся циклические переключения статусов валентностей атомарных электронов, из-за чего эти электроны становятся валентными поочерёдно. Именно валентный электрон, при наличии кванта теплового возбуждения в своей связке с протоном, периодически пребывает в состояниях «теплового бытия» (7.5), при которых элементарный положительный заряд протона в этой связке отсутствует. Таким образом, при переходах статуса «валентный» с одного атомарного электрона на другой, происходят соответствующие перемещения эффективного отрицательного заряда в атоме – что порождает магнитный момент. Рассмотрим, в качестве иллюстрации, случай, когда статус «валентный» циклически перемещается по четвёрке атомарных электронов, геометрически расположенных в вершинах тетраэдра (а ядро – в центре этого тетраэдра). Перемещения эффективного отрицательного заряда по этой четвёрке электронов не лежат в одной плоскости, но последовательное прохождение по любой тройке из этих электронов даёт магнитный момент, ортогональный плоскости этой тройки. Значит, при прохождении эффективным отрицательным зарядом по всей четвёрке электронов в циклически повторяющейся последовательности, вектор результирующего магнитного момента циклически переключает своё направление. У коллектива из таких атомов, у которых произвольны направления, в которых переключаются векторы магнитных моментов, и произвольны фазы этих переключений, суммарный магнитный момент является, практически, нулевым – если не действует какой-либо упорядочивающий механизм. Постоянное «магнитное поле» оказывает упорядочивающее действие: чем сильнее поле, тем больше ненулевой парамагнитный отклик.

По логике вышеизложенного, вырисовывается поразительный вывод: внешнее магнитное воздействие на уже имеющиеся в атоме подвижки электрических зарядов может вызвать лишь парамагнитный отклик атома. Для диамагнитного же отклика свободных атомов требуется не наличие у них магнитных моментов, а наличие у них ненулевых эффективных зарядов – которые, как мы полагаем, специально продуцируются через зарядовые разбалансы (7.1). Если откликом диэлектрика на внешнее стационарное разделение разноимённых зарядов является продуцирование статических зарядовых разбалансов (7.3), то логично допустить, что отклик атома на внешние электрические токи (которые и дают внешнее магнитное воздействие) обеспечивается продуцированием зарядовых разбалансов в динамическом режиме. А именно: если свободный атом находится во «внешнем магнитном поле», то в нём производится циклическое продуцирование кратковременных зарядовых разбалансов чередующихся знаков. Чем сильнее «внешнее поле», тем больше частота следования этих кратковременных «щелчков» зарядовых разбалансов в атоме, коэффициент же пропорциональности является характеристической величиной для атомов разных типов. При поочерёдном продуцировании положительных и отрицательных зарядовых разбалансов, средний заряд атома остаётся нулевым, но, на коротких интервалах обладания ненулевым эффективным зарядом того или другого знака, свободный атом оказывается подвержен действию силы Лорентца во «внешнем поле». Результирующее кратковременное ускорение атома – при любом из двух знаков его эффективного заряда – подправляет вектор скорости атома таким образом, что его результирующая подвижка является кратковременным противотоком по отношению к токам, порождающим «внешнее магнитное поле». Таким образом, атом, циклически приобретая ненулевой эффективный заряд того и другого знака, испытывает кратковременные подвижки, магнитный эффект от которых противоположен действию «внешнего поля». Коллектив таких атомов, у которых последовательности «щелчков» зарядовых разбалансов случайно распределены по фазе, даёт, в среднем, постоянный диамагнитный отклик.

Вышеописанные «щелчки» зарядовых разбалансов играют, на наш взгляд, ключевую роль в эффекте Зеемана [В1,Л1], который традиционно интерпретируют как расщепление стационарных квантовых уровней атома при действии постоянного «магнитного поля». Эта интерпретация имеет экспериментальное обоснование: спектральные измерения показывают, что, при магнитном воздействии, синглетная атомная линия мультиплицируется – у неё появляются две боковые линии (т.н. нормальный эффект Зеемана), отстоящие от неё всё дальше при всё больших значениях поля. Но такая мультипликация атомных спектральных линий не обязательно означает, что имеет место соответствующая мультипликация атомных квантовых уровней – тем более, что для такой модификации системы квантовых уровней в атоме мы не усматриваем никакой целесообразности. Теоретики придумали восхитительный термин – «снятие вырождения квантовых уровней магнитным полем» – но этот термин не говорит ровным счётом ничего о физике происходящего. А эта физика, на наш взгляд, весьма проста. Стационарный возбуждённый синглетный уровень при действии «магнитного поля» так и остаётся синглетным, и энергия кванта света в результате перехода с этого уровня на самый нижний стационарный уровень остаётся такой же, как и при отсутствии магнитного воздействия. Но, для этого квантового перехода в атоме, различаются волны Навигатора (4.6) при наличии и при отсутствии магнитного воздействия. Если, при отсутствии магнитного воздействия, волна Навигатора представляет собой невозмущённую последовательность пиков расчётных вероятностей (4.6), отстоящих друг от друга на одну длину волны, то, при наличии магнитного воздействия, вышеописанные «щелчки» зарядовых разбалансов в атоме приводят к тому, что в волне Навигатора появляются неоднородности – по-видимому, прерывания – соответствующие этим «щелчкам». Реагируя на результирующую модуляцию волны Навигатора, спектральный прибор, обладающий достаточно высоким разрешением, «увидит» не только главную линию, но и две «боковушки», отстоящие от неё на величину, соответствующую частоте модуляции. Чем сильнее «магнитное поле», тем выше частота «щелчков» зарядовых разбалансов, и тем дальше отстоят спектральные «боковушки» от главной линии – без модификации системы квантовых уровней в атоме.

Как можно видеть, в нашем объяснении слабого магнитного отклика отдельных атомов совсем не используются представления о «ларморовой прецессии». Однако, считается, что это явление существует – ведь, например, в квантовых магнитометрах [П2] во множестве вариантов используется переменный магнитный сигнал образца на радиочастоте, которая прямо пропорциональна величине «внешнего магнитного поля». Теоретики уверяют нас, что этот сигнал и является проявлением ларморовой прецессии, а характеристические, для каждого типа атомов, коэффициенты пропорциональности между частотой сигнала и величиной поля представляют собой т.н. «гиромагнитные отношения» для атомов, исчисляемые в «магнетонах Бора» [В1,В2]. В действительности же, не обнаруживается никаких корреляций между «гиромагнитными отношениями» для разных атомов и их параметрами, от которых гиромагнитное отношение могло бы зависеть – массами, размерами, моментами инерции, изотопными конфигурациями. На практике, для тех или иных рабочих атомов, «гиромагнитное отношение» находят чисто эмпирически – и, после соответствующей калибровки, магнитометры неплохо работают.

Кроме того, чтобы наблюдать сигнал «ларморовой прецессии», эта прецессия должна происходить в рабочих атомах синфазно (или почти синфазно) на протяжении времени наблюдения. Между тем, частота наблюдаемого сигнала обычно много меньше частоты атомных столкновений в ячейке с рабочим веществом. А, поскольку атомные столкновения возмущают «ларморову прецессию» непредсказуемым образом, то, в таких условиях, отследить хотя бы несколько периодов этой «прецессии не представляется возможным.

Наконец, настоящая прецессия длится без затухания, пока маховик крутится, и существует «опрокидывающее» его силовое воздействие. В квантовых же магнитометрах сигнал от «ларморовой прецессии», если он не подпитывается воздействием на близкой частоте, быстро затухает [П2] – хотя «опрокидывающее» магнитное поле (например, Земли) продолжает действовать; при этом, постоянная затухания заметно зависит от физических факторов рабочей среды: температуры, давления, химического состава и вязкости буферного заполнения.

Но если сигнал, на котором основана работа квантовых магнитометров, не является сигналом из-за ларморовой прецессии, то чем же он является? Фактически, он проявляется как переменная составляющая магнитного отклика рабочих атомов. Как излагалось выше, этот отклик порождается совместным действием парамагнитного и диамагнитного откликов. Величины того и другого линейны по величине «внешнего поля», но порождающие их механизмы различны. Величина диамагнитного отклика устанавливается прямым программным воздействием, в соответствии с величиной поля: если, например, величина поля увеличивается, то немедленно увеличивается частота «щелчков» зарядовых разбалансов – без колебаний около равновесного значения. Парамагнитный же отклик порождается действием двух противоборствующих факторов – разупорядочивающего и упорядочивающего – и здесь имеются возможности для колебательных подстроек к равновесному значению. Поскольку, при заданной величине поля, частота этих колебаний является, для каждого типа рабочих атомов, характеристической, то в атоме должно что-то происходить с этой частотой. Мы полагаем, что частота переменной составляющей парамагнитного отклика равна частоте «щелчков» зарядовых разбалансов, дающих диамагнитный отклик – причём, после каждого «щелчка», в «плюс» или в «минус», последовательность переключения статуса «валентный» по задействованным в атоме электронам изменяется на противоположную, отчего продуцируемые атомом магнитные моменты инвертируются. Даже при случайных фазах таких переключений у коллектива атомов, результирующий сигнал будет гармоническим.

Как можно видеть, вышеописанные «щелчки» зарядовых разбалансов играют ключевую роль в продуцировании отдельными атомами как диамагнитного, так и парамагнитного откликов. Подчеркнём, что коэффициент линейной зависимости частоты повторения этих «щелчков» от «внешнего поля», на наш взгляд, определяется отнюдь не особенностями строения атомов, он реализуется чисто программными средствами, будучи, для разных атомов, по-разному программно предписан – аналогично тому, как для разных типов атомов по-разному предписаны системы квантовых уровней энергии. Известно, что для Cs¹³³ этот коэффициент составляет 3.5 Гц на наноТеслу, а для Rb⁸⁵ – 7 Гц на наноТеслу; в условиях земного магнитного поля, с индукцией 5×10^-5 Тесла, искомые частоты составляют, соответственно, 175 и 350 кГц.