WikiDer > Крючки атома - Википедия

Hookes atom - Wikipedia

Атом Гука, также известный как фисгармония или же кукий, относится к искусственному гелий-подобный атом, где Кулоновский потенциал взаимодействия электрона с ядром заменяется на гармонический потенциал.^[1]^[2] Эта система имеет важное значение, поскольку при определенных значениях силовой постоянной, определяющей гармоническое удержание, точно решаемая^[3] основное состояние многоэлектронная проблема что явно включает электронная корреляция. Таким образом, он может дать представление о квантовой корреляции (хотя и при наличии нефизического ядерного потенциала) и может выступать в качестве тестовой системы для оценки точности приближенные квантово-химические методы для решения Уравнение Шредингера.^[4]^[5] Название «атом Гука» происходит потому, что гармонический потенциал, используемый для описания взаимодействия электрона с ядром, является следствием Закон Гука.

Определение

Найма атомные единицы, то Гамильтониан определение атома Гука

{ displaystyle { hat {H}} = - { frac {1} {2}} nabla _ {1} ^ {2} - { frac {1} {2}} nabla _ {2} ^ {2} + { frac {1} {2}} k (r_ {1} ^ {2} + r_ {2} ^ {2}) + { frac {1} {| mathbf {r} _ { 1} - mathbf {r} _ {2} |}}.}

Как написано, первые два члена представляют собой операторы кинетической энергии двух электронов, третий член - это гармонический электрон-ядерный потенциал, а последний член - потенциал электрон-электронного взаимодействия. Нерелятивистский гамильтониан атома гелия отличается только заменой:

{ displaystyle - { frac {2} {r}} rightarrow { frac {1} {2}} kr ^ {2}.}

Решение

Решаемое уравнение представляет собой двухэлектронное уравнение Шредингера:

{ displaystyle { hat {H}} Psi ( mathbf {r} _ {1}, mathbf {r} _ {2}) = E Psi ( mathbf {r} _ {1}, mathbf {r} _ {2}).}

Для произвольных значений силовой постоянной k, уравнение Шредингера не имеет аналитического решения. Однако для счетно бесконечный количество значений, например k= ¼, можно получить простые решения в замкнутой форме.^[5] Учитывая искусственный характер системы, это ограничение не снижает полезности решения.

Для решения система сначала преобразуется из декартовых электронных координат, (р₁,р₂), в координаты центра масс, (р,ты), определяется как

{ displaystyle mathbf {R} = { frac {1} {2}} ( mathbf {r} _ {1} + mathbf {r} _ {2}), mathbf {u} = mathbf { r} _ {2} - mathbf {r} _ {1}.}

При этом преобразовании гамильтониан становится сепарабельным, то есть |р₁ - р₂| термин, связывающий два электрона, удален (и не заменен какой-либо другой формой), позволяя общий разделение переменных метод, который будет применяться для дальнейшего решения волновой функции в виде ${ Displaystyle Psi ( mathbf {r} _ {1}, mathbf {r} _ {2}) = chi ( mathbf {R}) Phi ( mathbf {u})}$ . Исходное уравнение Шредингера затем заменяется следующим:

{ displaystyle left (- { frac {1} {4}} nabla _ { mathbf {R}} ^ {2} + kR ^ {2} right) chi ( mathbf {R}) = E _ { mathbf {R}} chi ( mathbf {R}),}

{ displaystyle left (- nabla _ { mathbf {u}} ^ {2} + { frac {1} {4}} ku ^ {2} + { frac {1} {u}} right ) Phi ( mathbf {u}) = E _ { mathbf {u}} Phi ( mathbf {u}).}

Первое уравнение для ${ Displaystyle чи ( mathbf {R})}$ уравнение Шредингера для изотропного квантовый гармонический осциллятор с энергией основного состояния ${ displaystyle E _ { mathbf {R}} = (3/2) { sqrt {k}} E _ { mathrm {h}}}$ и (ненормированная) волновая функция

{ displaystyle chi ( mathbf {R}) = e ^ {- { sqrt {k}} R ^ {2}}.}

Асимптотически второе уравнение снова ведет себя как гармонический осциллятор вида ${ Displaystyle ехр (- ({ sqrt {k}} / 4) и ^ {2}) ,}$ и вращательно-инвариантное основное состояние может быть выражено, в общем, как ${ Displaystyle Phi ( mathbf {u}) = е (и) ехр (- ({ sqrt {k}} / 4) и ^ {2}) ,}$ для какой-то функции ${ Displaystyle е (и) ,}$ . Давно отмечалось, что ж(ты) очень хорошо аппроксимируется линейной функцией от ты.^[2] Спустя 30 лет после предложения модели было найдено точное решение для k=¼,^[3] и было видно, что ж(ты)=1+ты/ 2. Позже было показано, что существует много значений k которые приводят к точному решению для основного состояния,^[5] как будет показано ниже.

Разложение ${ Displaystyle Phi ( mathbf {u}) = R_ {l} (u) Y_ {lm}}$ и выражая Лапласиан в сферические координаты,

{ displaystyle left (- { frac {1} {u ^ {2}}} { frac { partial} { partial u}} left (u ^ {2} { frac { partial} { partial u}} right) + { frac {{ hat {L}} ^ {2}} {u ^ {2}}} + { frac {1} {4}} ku ^ {2} + { frac {1} {u}} right) R_ {l} (u) Y_ {lm} ({ hat { mathbf {u}}}) = E_ {l} R_ {l} (u) Y_ {lm} ({ hat { mathbf {u}}}),}

еще один разлагает радиальную волновую функцию как ${ Displaystyle R_ {l} (и) = S_ {l} (и) / и ,}$ который удаляет первую производную, чтобы дать

{ displaystyle - { frac { partial ^ {2} S_ {l} (u)} { partial u ^ {2}}} + left ({ frac {l (l + 1)} {u ^ {2}}} + { frac {1} {4}} ку ^ {2} + { frac {1} {u}} right) S_ {l} (u) = E_ {l} S_ {l } (u).}

Асимптотика ${ displaystyle S_ {l} (u) sim e ^ {- { frac { sqrt {k}} {4}} u ^ {2}} ,}$ поощряет решение формы

{ displaystyle S_ {l} (u) = e ^ {- { frac { sqrt {k}} {4}} u ^ {2}} T_ {l} (u).}

Дифференциальное уравнение, которому удовлетворяет ${ Displaystyle T_ {l} (и) ,}$ является

{ displaystyle - { frac { partial ^ {2} T_ {l} (u)} { partial u ^ {2}}} + { sqrt {k}} u { frac { partial T_ {l } (u)} { partial u}} + left ({ frac {l (l + 1)} {u ^ {2}}} + { frac {1} {u}} + left ({ frac { sqrt {k}} {2}} - E_ {l} right) right) T_ {l} (u) = 0.}

Это уравнение поддается решению с помощью Метод Фробениуса. То есть, ${ Displaystyle T_ {l} (и) ,}$ выражается как

{ displaystyle T_ {l} (u) = u ^ {m} sum _ {k = 0} ^ { infty} a_ {k} u ^ {k}.}

для некоторых ${ Displaystyle м ,}$ и ${ displaystyle {a_ {k} } _ {k = 0} ^ {k = infty} ,}$ которые удовлетворяют:

{ Displaystyle м (м-1) = л (л + 1) ,,}

{ displaystyle a_ {0} neq 0 ,}

{ displaystyle a_ {1} = { frac {a_ {0}} {2 (l + 1)}},}

{ displaystyle a_ {2} = { frac {a_ {1} + left ({ sqrt {k}} (l + { frac {3} {2}}) - E_ {l} right) a_ { 0}} {2 (2l + 3)}} = { frac {a_ {0}} {2 (2l + 3)}} left ({ frac {1} {2 (l + 1)}} + { sqrt {k}} left (l + { frac {3} {2}} right) -E_ {l} right),}

{ displaystyle a_ {3} = { frac {a_ {2} + left ({ sqrt {k}} (l + { frac {5} {2}}) - E_ {l} right) a_ { 1}} {6 (l + 2)}},}

{ displaystyle a_ {n + 1} = { frac {a_ {n} + left ({ sqrt {k}} (l + { frac {1} {2}} + n) -E_ {l} ) справа) a_ {n-1}} {(n + 1) (2l + 2 + n)}}.}

Два решения указательного уравнения: ${ displaystyle m = l + 1}$ и ${ displaystyle m = -l}$ из которых берется первое, поскольку оно дает регулярные (ограниченные, нормализуемый) волновая функция. Для того чтобы существовало простое решение, бесконечный ряд стремится к завершению, и именно здесь конкретные значения k используются для точного решения в закрытой форме. Завершение полинома в любом конкретном порядке может быть выполнено с различными значениями k определяющий гамильтониан. Таким образом, существует бесконечное количество систем, различающихся только силой гармонического сдерживания, с точными решениями для основного состояния. Проще всего навязать а_k = 0 для k ≥ 2 должны выполняться два условия:

{ displaystyle { frac {1} {2 (l + 1)}} + { sqrt {k}} left (l + { frac {3} {2}} right) -E_ {l} = 0 ,}

{ displaystyle { sqrt {k}} (l + { frac {5} {2}}) = E_ {l}.}

Это прямо заставляет а₂ = 0 и а₃ = 0 соответственно, и как следствие трехчленного спада все более высокие коэффициенты также обращаются в нуль. Решение для ${ displaystyle { sqrt {k}} ,}$ и ${ displaystyle E_ {l} ,}$ дает

{ displaystyle { sqrt {k}} = { frac {1} {2 (l + 1)}},}

{ displaystyle E_ {l} = { frac {2l + 5} {4 (l + 1)}},}

и радиальная волновая функция

{ displaystyle T_ {l} = u ^ {l + 1} left (a_ {0} + { frac {a_ {0}} {2 (l + 1)}} u right).}

Преобразование обратно в ${ Displaystyle R_ {l} (и) ,}$

{ displaystyle R_ {l} (u) = { frac {T_ {l} (u) e ^ {- { frac { sqrt {k}} {4}} u ^ {2}}} {u} } = u ^ {l} left (1 + { frac {1} {2 (l + 1)}} u right) e ^ {- { frac { sqrt {k}} {4}} u ^ {2}},}

основное состояние (с ${ displaystyle l = 0 ,}$ и энергия ${ displaystyle 5 / 4E _ { mathrm {h}} ,}$ ) наконец

{ displaystyle Phi ( mathbf {u}) = left (1 + { frac {u} {2}} right) e ^ {- u ^ {2} / 8}.}

Комбинирование, нормализация и преобразование обратно к исходным координатам дает волновую функцию основного состояния:

{ displaystyle Psi ( mathbf {r} _ {1}, mathbf {r} _ {2}) = { frac {1} {2 { sqrt {8 pi ^ {5/2} +5 pi ^ {3}}}} left (1 + { frac {1} {2}} | mathbf {r} _ {1} - mathbf {r} _ {2} | right) exp left (- { frac {1} {4}} { big (} r_ {1} ^ {2} + r_ {2} ^ {2} { big)} right).}

Соответствующая полная энергия основного состояния тогда равна ${ displaystyle E = E_ {R} + E_ {u} = { frac {3} {4}} + { frac {5} {4}} = 2E _ { mathrm {h}}}$ .

Замечания

Точное основное состояние электронная плотность атома Гука для частного случая ${ Displaystyle к = 1/4}$ является^[4]

{ displaystyle rho ( mathbf {r}) = { frac {2} { pi ^ {3/2} (8 + 5 { sqrt { pi}})}} e ^ {- (1 / 2) r ^ {2}} left ( left ({ frac { pi} {2}} right) ^ {1/2} left ({ frac {7} {4}} + { frac {1} {4}} r ^ {2} + left (r + { frac {1} {r}} right) mathrm {erf} left ({ frac {r} { sqrt {2 }}} right) right) + e ^ {- (1/2) r ^ {2}} right).}

Отсюда видно, что радиальная производная плотности обращается в нуль на ядре. Это резко контрастирует с реальным (нерелятивистским) атомом гелия, в котором плотность показывает острие на ядре в результате неограниченного кулоновского потенциала.

Смотрите также

Список квантово-механических систем с аналитическими решениями

дальнейшее чтение

Чословский, Ежи; Пернал, Катажина (2000). «Основное состояние фисгармонии». Журнал химической физики. 113 (19): 8434–8443. Bibcode:2000ЖЧФ.113.8434С. Дои:10.1063/1.1318767.
О'Нил, Дарра П .; Гилл, Питер М. В. (2003). "Волновые функции и двухэлектронные распределения вероятностей атома Гука и гелия" (PDF). Физический обзор A. 68 (2): 022505. Bibcode:2003PhRvA..68b2505O. Дои:10.1103 / PhysRevA.68.022505.

[1] Лучян, Пила (2007). Идеи квантовой химии. Амстердам: Эльзевир. С. 185–188. ISBN 978-0-444-52227-6.

[kestner62-2] а ^б Н. Р. Кестнер; О. Синаноглу (1962). «Исследование корреляции электронов в гелиеподобных системах с использованием точно решаемой модели». Phys. Rev. 128 (6): 2687–2692. Bibcode:1962ПхРв..128.2687К. Дои:10.1103 / PhysRev.128.2687.

[kais89-3] а ^б С. Кайс; Д. Р. Хершбах; Р. Д. Левин (1989). «Масштабирование размеров как операция симметрии». J. Chem. Phys. 91 (12): 7791. Bibcode:1989ЖЧФ..91.7791К. Дои:10.1063/1.457247.

[kais93-4] а ^б С. Кайс; Д. Р. Хершбах; Н. С. Хэнди; К. В. Мюррей; Дж. Дж. Лэминг (1993). «Функционалы плотности и размерная перенормировка для точно решаемой модели». J. Chem. Phys. 99 (1): 417–425. Bibcode:1993ЖЧФ..99..417К. Дои:10.1063/1.465765.

[taut93-5] а ^б ^c М. Таут (1993). «Два электрона во внешнем осцилляторном потенциале: частные аналитические решения проблемы кулоновской корреляции». Phys. Ред. А. 48 (5): 3561–3566. Bibcode:1993ПхРвА..48.3561Т. Дои:10.1103 / PhysRevA.48.3561. PMID 9910020.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

Navigation