수소 원자의 스펙트럼과 슈뢰딩거 방정식

수학노트
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개요

  • 슈뢰딩거 방정식을 이용하여 보어의 수소원자모형을 수학적으로 설명한다
  • 스핀의 존재와 상대론적 효과는 슈뢰딩거 방정식으로 설명되지 않는다
  • 수소 원자와 디랙 방정식


전자의 파동함수와 슈뢰딩거 방정식

  • 양성자와 전자로 구성된 시스템
    • 전자의 질량 $m_e$, 양성자의 질량 $m_p$, 전하 $e$
  • 3차원에서의 쿨롱 포텐셜 \[V(r) = -\frac{k e^2}{r}= -\frac{k e^2}{\sqrt{x^2+y^2+z^2}}\] 여기서 \(k=\frac{1}{4\pi \epsilon_0}\)
  • 해밀토니안

$$ \hat{H}=-\frac{\hbar^2}{2\mu}\Delta + V(x,y,z) $$ 여기서 $\Delta=(\frac{\partial^2 }{\partial x^2}+\frac{\partial^2 }{\partial y^2}+\frac{\partial^2}{\partial z^2})$는 라플라시안(Laplacian) 연산자, $\mu=\frac{m_e m_p}{m_e+m_p}\approx m_e$ 는 환산질량 (reduced mass)

  • 전자의 파동함수 $\psi_{E}(x,y,z)$가 만족시키는 방정식, 즉 슈뢰딩거 방정식 을 쓰면, 해밀토니안 $\hat{H}$의 고유값 $E$ 에 대한 방정식은 다음과 같이 주어진다

\[ \hat{H} \psi_{E}= E \psi_{E} \label{ei} \] 또는 \[E \psi_{E} = -\frac{\hbar^2}{2\mu}(\frac{\partial^2 \psi_{E}}{\partial x^2}+\frac{\partial^2 \psi_{E}}{\partial y^2}+\frac{\partial^2 \psi_{E}}{\partial z^2}) -\frac{k e^2}{\sqrt{x^2+y^2+z^2}}\psi_{E}\]


구면좌표계와 변수분리

  • 라플라시안은 다음과 같이 나누어 쓸 수 있다

\[\Delta =(\frac{\partial^2 }{\partial x^2}+\frac{\partial^2 }{\partial y^2}+\frac{\partial^2}{\partial z^2})=\Delta_{r}+\frac{1}{r^2}\Delta_{S^2} \] 여기서 \[ \begin{aligned} \Delta_{r}& = \frac{\partial^2}{\partial r^2}+\frac{2}{r} \frac{\partial}{\partial r},\\ \Delta_{S^2}&= \frac{1}{\sin ^2(\theta )}\frac{\partial^2}{\partial \phi^2}+\frac{1}{\sin (\theta )} \frac{\partial }{\partial \theta }\left(\sin (\theta ) \frac{\partial}{\partial \theta }\right) \end{aligned} \]

  • \ref{ei}를 만족하는 파동함수 $\psi_{E}$가 변수분리된 형태, 즉 \(\psi_{E}=f(r)Y(\theta,\phi)\) 꼴로 쓰여진다고 가정하면, 다음이 성립한다

$$ \left\{ \begin{array}{c} \Delta_{S^2}Y(\theta,\phi)=\lambda Y(\theta,\phi), \\ \left(-\frac{\hbar^2}{2\mu}[\Delta_{r}+\frac{\lambda}{r^2}]+V(r)\right)f(r)=Ef(r) \end{array} \right. $$


각 방정식

\[\Delta_{S^2}Y_{l}^{m}(\theta,\phi)=-l(l+1)Y_{l}^{m}(\theta,\phi)\]

지름 방정식

  • 파동함수가 \(\psi_{E}=f(r)Y_{l}^{m}(\theta,\phi)\) 꼴로 쓰여진다고 가정하면, 다음 미분방정식을 얻는다

\[\left(\frac{\hbar^2}{2\mu}[-\Delta_{r}+\frac{l(l+1)}{r^2}]-\frac{ke^2}{r}\right)f(r)=Ef(r)\]

  • 이를 풀어쓰면, $f$는 다음을 만족한다

$$ r^2 f''(r)+2 r f'(r)+\frac{2 E m r^2 f(r)}{\hbar ^2}+\frac{2 e^2 k m r f(r)}{\hbar ^2}-l (l+1) f(r)=0 $$

  • 이 미분방정식은 적당한 상수 $a,b$에 대하여, 다음과 같은 형태로 쓰여진다

$$ r^2 f''(r)+2 r f'(r)+\left(a r^2 f(r)+b r f(r)-l (l+1) f(r)\right)=0 $$


양자 수와 교환자 관계식

  • 교환자 관계식

$$ [\hat{H},L^2]=[\hat{H},L_{z}]=0 $$ 여기서 \[L^2=-\hbar ^2 \left(\frac{1}{\sin ^2(\theta )}\frac{\partial^2}{\partial \phi^2}+\frac{1}{\sin (\theta )} \frac{\partial }{\partial \theta }\left(\sin (\theta ) \frac{\partial}{\partial \theta }\right)\right)\] \[L_{z}=-i \hbar \frac{\partial}{\partial \phi }\]

  • 양자수
    • $n$ : principal quantum number, $n=1,2\cdots, $
    • $\ell$ : azimuthal quantum number, $0\le \ell \le n-1$
    • $m$ : magnetic quantum number, $-\ell \le m \le \ell$
  • $\hat{H}$의 고유벡터를 $|n,\ell,m\rangle$로 표현할 수 있다

\[\hat{H} | n, \ell, m \rangle = E_n \,| n, \ell, m \rangle \] \[ L^2\, | n, \ell, m\rangle = {\hbar}^2 \ell(\ell+1)\, | n, \ell, m \rangle \] \[ L_z\, | n, \ell, m \rangle = \hbar m \,| n, \ell, m \rangle \]


역사

 

 

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관련논문

  • Stodolna, A. S., A. Rouzée, F. Lépine, S. Cohen, F. Robicheaux, A. Gijsbertsen, J. H. Jungmann, C. Bordas, and M. J. J. Vrakking. ‘Hydrogen Atoms under Magnification: Direct Observation of the Nodal Structure of Stark States’. Physical Review Letters 110, no. 21 (20 May 2013): 213001. doi:10.1103/PhysRevLett.110.213001.

 

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