s5_atomfiz_exam_nah_book
.pdfГлава 12. Атом гелію
12. АТОМ ГЕЛІЮ
«Добре поставити питання – означає вже наполовину вирішити його»
Д.І.Менделєєв.
12.1.Рівняння Шредінґера для двохелектронного атома. 12.2. Метод збурень. 12.3. Принцип Паулі. 12.4. Вплив антисиметричності хвильових функцій на стаціонарні стани атому Не. 12.5. Висновки. 12.6. Контрольні запитання та вправи, тестові завдання. Література.
12.1. Рівняння Шредінґера для двохелектронного атома
Потенціальна енергія електронів для двохелектронного атома, наприклад, атома гелію має вигляд:
U(r) |
e2Z |
|
e2Z |
|
e2 |
U . |
|
(12.1) |
|
r1 |
r2 |
|
U0 |
|
|||||
|
|
|
r12 |
|
|
|
|||
Тут r1,r2,r12 - відстані від першого та другого |
|
|
|||||||
електронів до центра ядра й відстань між ци- |
r12 |
|
|||||||
ми електронами відповідно, |
U0 U0,1 |
U0,2 |
- -e |
-e |
|||||
сума потенціальних енергій 1-го і 2-го елект- |
r1 |
r2 |
|||||||
ронів у полі ядра, а U e2 r12 |
- потенціальна |
|
|||||||
енергія взаємодії електронів. |
|
|
|
|
|
|
+Ze |
|
|
Рівняння Шредінґера для стаціонарних станів |
Рис.12.1 |
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
атома Не запишемо з урахуванням потенціалу взаємодії електронів між собою (12.1) за допомогою гамільтоніана сис-
теми Ho = H1o Ho2 + U , де H1,2o 22mO 1,2 UO,1,2 - гамільтоніани 1-го і 2-го електронів відповідно, а r1 і r2 лапласіани, що залежать від координат 1-го і 2-го електронів.
Находкін М.Г., Харченко Н.П., Атомна фізика |
290 |
Глава 12. Атом гелію
|
|
|
|
(12.2)1 |
H0 U (r1 |
, r2 ) E (r1 |
, r2 ) , |
Рівняння (12.2) можна розкласти на два незалежних рівняння, якщо знехтувати членом, що характеризує взаємодію електронів між собою U’=e2/r12 0 і шукати розв’язок у вигляді добутку хвильових функцій
(r1r2)= 1(r1)∙ 2(r2):
H0 (r ) E (r ) |
(12.3) |
|||||||
|
1 |
1 |
1 |
1 |
1 |
1 |
||
H0 |
|
(r ) E |
|
(r ) |
|
|||
|
2 |
2 |
2 |
2 |
|
2 |
2 |
|
Ці рівняння аналогічні відповідним рівнянням Шредінґера для атома водню, розв’язок яких ми вже розглядали раніше у 8 главі. Для них ми
знайшли власні значення Е01 та Е02 |
і власні функцій 0n1 |
та 0n2. |
||
Розв’язок рівняння (12.2) |
|
|
|
|
o |
0 |
0 |
, |
(12.4) |
n |
n1 |
n2 |
||
Eno En1o |
En2o |
|
|
де нульовими індексами позначені хвильові функції і власні енергії для атома водню.
12.2. Метод збурень
Повний розв’язок рівняння (12.2) досить складний, тому використаємо метод збурення, коли |U′| < |U0|. Будемо шукати розв’язок рівняння (12.2) у вигляді
|
|
U = Uo + U |
|
n n0 n , |
(12.5) |
En Eno En |
|
де - будь-яке мале число2 1 >> >> 0, а V' = e2/r12. Підставимо (12.5) в (12.2)
1r1 і r2 - радіуси вектори 1-го і 2-го електронів, r1 і r2 лапласіани, що залежать від координат 1-го і 2-го електронів.
2Довільне число ми використовуємо для того, щоб легше аналізувати перший і другий порядки малості.
Находкін М.Г., Харченко Н.П., Атомна фізика |
291 |
Глава 12. Атом гелію
0 |
0 |
0 |
|
|
0 |
2 |
|
|
0 |
0 |
0 |
|
|
0 |
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
En n En |
n |
|
|
(12.6) |
|
||||||||||
H n H n |
U n |
U n |
n |
En |
|
E |
|
3 |
||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Згадавши, що 0n та E0n = E0n1 + E0n2 є розв’язком рівняння Шредінґера для не збуреного випадку, а також знехтувавши членами другого порядку малості ( 2>> ), можна спростити рівняння (12.6)
|
|
|
0 |
0 |
|
|
0 |
. |
|
|
(12.7) |
|
H0 n |
U n |
En |
n En |
n |
|
|
||||
Помножимо обидві частини (12.7) на 0*n |
і проінтегруємо по всьому |
||||||||||
об’єму |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0* |
0* |
0 |
0* |
0 |
0* |
0 |
(12.8) |
||||
n |
H0 ndv |
n U |
ndv |
n |
En |
ndv n |
En |
ndv . |
Для розв’язку рівняння (12.8) використаємо самоспряженість оператора Гамільтона:
0 |
|
0 |
0 |
0 |
|
(12.9)4 |
n |
0 ndv n 0 n |
dv . |
Після підстановки (12.9) у (12.8) і згадавши, що H 0 0n En0 0n , остаточно отримаємо
|
|
0 0 |
(12.10) |
|
En |
n U ndv |
|
та |
En = E0n + E’n. |
(12.11) |
Таким чином, поправку до енергії стаціонарного стану знаходять
як середнє від потенціалу збурення U' = e2/r12. |
|
Для того щоб знайти хвильові функції, необхідно |
шукати |
розв’язок при наявності збурення у вигляді степеневого ряду |
|
n ak k0 |
(12.12) |
k |
|
Для цього підставляємо (12.13) в формулу (12.17) і скориставшись співвідношенням
|
|
|
|
|
|
|
a |
0 |
|
0 |
a E |
0 |
0 |
|
|
||
|
|
|
|
|
|
0 |
a |
|
(12.13) |
||||||||
|
|
|
|
|
|
k |
k |
k |
k 0 |
k |
k |
k |
k |
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
k |
|
k |
|
|
|
|
|
остаточно отримаємо |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
|
|
|
|||||||||||||||
3 1,2 - оператор Лапласа, котрий залежить від координат першого (r1) і другого (r2) |
електронів. |
||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
* |
|
|
0*n En0 ndv n En0 n0 |
* |
|
|||||
4 0*n 0 n dv n 0 0n |
dv; |
dv; |
|
||||||||||||||
0 |
0* |
|
0 |
|
|
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
- основна властивість |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
En |
n |
ndv En |
n |
ndv; |
|
|
|
|
|
|
|
|
самоспряжених (ермітових) операторів, власні значення яких дійсні числа.
Находкін М.Г., Харченко Н.П., Атомна фізика |
292 |