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| :<math>\left[ {{{\hat{L}}}_{j}},H \right]=0</math> | | :<math>\left[ {{{\hat{L}}}_{j}},H \right]=0</math> |
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| , falls <math>H=\hat{H}({{\hat{r}}^{2}},{{\hat{p}}^{2}})</math>
| | falls <math>H=\hat{H}({{\hat{r}}^{2}},{{\hat{p}}^{2}})</math> |
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| Also <math>\hat{H}=\frac{{{{\hat{p}}}^{2}}}{2m}+V(r)</math> | | Also <math>\hat{H}=\frac{{{{\hat{p}}}^{2}}}{2m}+V(r)</math> |
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| mit Zentralpotenzial V(r ) | | mit Zentralpotenzial V(r) |
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| <u>'''Theorem'''</u> | | <u>'''Theorem'''</u> |
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| Wegen <math>\left[ {{{\hat{L}}}^{2}},H \right]=\hat{L}\left[ \hat{L},H \right]+\left[ \hat{L},H \right]\hat{L}\Rightarrow \left[ {{{\hat{L}}}^{2}},H \right]=0\Rightarrow \left[ {{{\hat{L}}}_{j}},H \right]=0</math> | | Wegen <math>\left[ {{{\hat{L}}}^{2}},H \right]=\hat{L}\left[ \hat{L},H \right]+\left[ \hat{L},H \right]\hat{L}\Rightarrow \left[ {{{\hat{L}}}^{2}},H \right]=0\Rightarrow \left[ {{{\hat{L}}}_{j}},H \right]=0</math> |
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| Sei V(r ) im Folgenden kugelsymmetrisch. | | Sei V(r) im Folgenden kugelsymmetrisch. |
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| Dann gibt es gemeinsame Eigenzustände von <math>H</math> | | Dann gibt es gemeinsame Eigenzustände von <math>H</math> |
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| und<math>\bar{L}</math> | | und<math>\bar{L}</math> |
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| ( H läßt sich als L² darstellen ( siehe im Folgenden !) und mit L² vertauscht immer nur eine Komponente, die anderen nicht, da ja die Komponenten des Drehimpulses untereinander nicht vertauschen !) | | (H läßt sich als L² darstellen (siehe im Folgenden!) und mit L² vertauscht immer nur eine Komponente, die anderen nicht, da ja die Komponenten des Drehimpulses untereinander nicht vertauschen!) |
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| Wegen | | Wegen |
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| können wir gemeinsame Eigenzustände zu <math>H</math> | | können wir gemeinsame Eigenzustände zu <math>H</math> |
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| ,<math>{{\hat{L}}^{2}}</math>
| | <math>{{\hat{L}}^{2}}</math> |
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| und <math>{{\hat{L}}_{3}}</math> | | und <math>{{\hat{L}}_{3}}</math> |
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| \end{align}</math> | | \end{align}</math> |
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| Summationskonvention !! | | Summationskonvention!! |
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| Es folgt: | | Es folgt: |
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| :<math>\frac{\partial }{\partial r}=\frac{\partial {{x}_{j}}}{\partial r}{{\partial }_{j}}=\frac{{{x}_{j}}}{r}{{\partial }_{j}}</math> | | :<math>\frac{\partial }{\partial r}=\frac{\partial {{x}_{j}}}{\partial r}{{\partial }_{j}}=\frac{{{x}_{j}}}{r}{{\partial }_{j}}</math> |
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| Wobei der letzte Zusammenhang natürlich nur für die obigen Vektorkomponenten gilt ! | | Wobei der letzte Zusammenhang natürlich nur für die obigen Vektorkomponenten gilt! |
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| Somit: | | Somit: |
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| :<math>\left( \bar{r}\cdot \bar{p} \right)\left[ \left( \bar{r}\cdot \bar{p} \right)+\frac{\hbar }{i} \right]\Psi (r,\vartheta ,\phi )==-{{\hbar }^{2}}\frac{\partial }{\partial r}\left( {{r}^{2}}\frac{\partial \Psi }{\partial r} \right)</math> | | :<math>\left( \bar{r}\cdot \bar{p} \right)\left[ \left( \bar{r}\cdot \bar{p} \right)+\frac{\hbar }{i} \right]\Psi (r,\vartheta ,\phi )==-{{\hbar }^{2}}\frac{\partial }{\partial r}\left( {{r}^{2}}\frac{\partial \Psi }{\partial r} \right)</math> |
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| '''Also: ( Im quantenmechanischen Fall sei '''<math>\bar{r}=\hat{\bar{r}},\bar{p}=\hat{\bar{p}}</math> | | '''Also: (Im quantenmechanischen Fall sei '''<math>\bar{r}=\hat{\bar{r}},\bar{p}=\hat{\bar{p}}</math> |
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| :<math>\frac{{{p}^{2}}}{2m}\Psi (r,\vartheta ,\phi )=\frac{-{{\hbar }^{2}}}{2m}\frac{1}{r}\frac{{{\partial }^{2}}}{\partial {{r}^{2}}}\left( r\Psi \right)+\frac{{{L}^{2}}}{2m{{r}^{2}}}\Psi </math> | | :<math>\frac{{{p}^{2}}}{2m}\Psi (r,\vartheta ,\phi )=\frac{-{{\hbar }^{2}}}{2m}\frac{1}{r}\frac{{{\partial }^{2}}}{\partial {{r}^{2}}}\left( r\Psi \right)+\frac{{{L}^{2}}}{2m{{r}^{2}}}\Psi </math> |
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| :<math>\frac{{{p}^{2}}}{2m}=\frac{{{p}_{r}}^{2}}{2m}+\frac{{{L}^{2}}}{2m{{r}^{2}}}</math> | | :<math>\frac{{{p}^{2}}}{2m}=\frac{{{p}_{r}}^{2}}{2m}+\frac{{{L}^{2}}}{2m{{r}^{2}}}</math> |
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| Nachrechnen ! | | Nachrechnen! |
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| '''Ortsdarstellung von L²:''' | | '''Ortsdarstellung von L²:''' |
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| :<math>\frac{-{{\hbar }^{2}}}{2m}\Delta \Psi +V\Psi =E\Psi </math> | | :<math>\frac{-{{\hbar }^{2}}}{2m}\Delta \Psi +V\Psi =E\Psi </math> |
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| ´ auf Kugelkoordinaten ( Laplace- Operator in Kugelkoordinaten ausdrücken !) | | ´ auf Kugelkoordinaten (Laplace- Operator in Kugelkoordinaten ausdrücken!) |
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| <u>'''Lösung der Schrödingergleichung durch Separationsansatz:'''</u> | | <u>'''Lösung der Schrödingergleichung durch Separationsansatz:'''</u> |
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| \end{align}</math> | | \end{align}</math> |
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| ( Laguerre Differenzialgleichung !) | | (Laguerre Differenzialgleichung!) |
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| Dabei wird <math>\frac{{{\hbar }^{2}}l(l+1)}{2m{{r}^{2}}}</math> | | Dabei wird <math>\frac{{{\hbar }^{2}}l(l+1)}{2m{{r}^{2}}}</math> |
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| :<math>{{d}^{2}}\left( rR \right)=d\left( R+rdR \right)=2dR+r{{d}^{2}}R</math> | | :<math>{{d}^{2}}\left( rR \right)=d\left( R+rdR \right)=2dR+r{{d}^{2}}R</math> |
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| für ein Differenzial entlang der Radiusvariable ! | | für ein Differenzial entlang der Radiusvariable! |
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| '''Bindungszustände im anziehenden Zentralpotenzial:''' | | '''Bindungszustände im anziehenden Zentralpotenzial:''' |
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| mit <math>\alpha <2</math> | | mit <math>\alpha <2</math> |
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| Also: dominiere das Zentrifugalpotenzial gegenüber V für r-> 0, | | Also: dominiere das Zentrifugalpotenzial gegenüber V für r→ 0, |
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| so gilt: | | so gilt: |
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| Es existieren für ein anziehendes Potenzial <math>V(r)</math> | | Es existieren für ein anziehendes Potenzial <math>V(r)</math> |
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| , also negatives Potenzial wie im 1dimensionalen Fall grundsätzlich endlich oder unendlich viele gebundene Zustände. Dabei sind es unendlich viele für <math>\alpha <2</math>
| | also negatives Potenzial wie im 1dimensionalen Fall grundsätzlich endlich oder unendlich viele gebundene Zustände. Dabei sind es unendlich viele für <math>\alpha <2</math> |
| | | , |
| , ansonsten nur endlich viele ( Potenzialtopf !). Bei Kugelsymmetrie des Potenzialtopfs existiert immer mindestens EIN gebundener Zustand !
| | ansonsten nur endlich viele (Potenzialtopf!). Bei Kugelsymmetrie des Potenzialtopfs existiert immer mindestens EIN gebundener Zustand! |
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| Dabei existiert eine Serie <math>{{E}_{nl}}</math> | | Dabei existiert eine Serie <math>{{E}_{nl}}</math> |
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| n=0,1,2,3,... usw... zu jedem l < n | | n=0,1,2,3,... usw... zu jedem l < n |
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| Jeder Zustand ist dabei bezüglich m (m=-l,...,+l ) 2l+1 fach entartet. | | Jeder Zustand ist dabei bezüglich m (m=-l,...,+l ) 2l+1 fach entartet. |
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| Also: es existieren endlich oder unendlich viele <math>{{E}_{nl}}</math> | | Also: es existieren endlich oder unendlich viele <math>{{E}_{nl}}</math> |
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| mit jeweils <math>2l+1</math> | | mit jeweils <math>2l+1</math> |
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| facher Entartung. Voraussetzung: Am Ursprung muss die Zentrifugalbarriere dominieren ! | | facher Entartung. Voraussetzung: Am Ursprung muss die Zentrifugalbarriere dominieren! |
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| '''Zusammenfassung Kugelsymmetrsiche Potenziale:''' | | '''Zusammenfassung Kugelsymmetrsiche Potenziale:''' |
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| und H mit <math>{{L}^{2}},{{L}_{j}}</math> | | und H mit <math>{{L}^{2}},{{L}_{j}}</math> |
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| .
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| Also existieren gemeinsame Eigenzustände zu <math>H</math> | | Also existieren gemeinsame Eigenzustände zu <math>H</math> |
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| | <math>{{L}^{2}},{{L}_{3}}</math> |
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| | Es ist möglich, einen Operator, z.B. den Hamiltonian durch diese Größen auszudrücken |
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| ,<math>{{L}^{2}},{{L}_{3}}</math>
| | ALSO: Schreibe die vertauschenden Operatoren auf! |
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| . Es ist möglich, einen Operator, z.B. den Hamiltonian durch diese Größen auszudrücken
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| ALSO: Schreibe die vertauschenden Operatoren auf ! | |
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| Wir haben jedoch gesehen, dass | | Wir haben jedoch gesehen, dass |
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| :<math>\Leftrightarrow \hat{L}\times \hat{L}=i\hbar \hat{L}</math> | | :<math>\Leftrightarrow \hat{L}\times \hat{L}=i\hbar \hat{L}</math> |
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| ALSO: Schreibe die Quantisierungsbedingungen ( Kommutatoren ) auf ! | | ALSO: Schreibe die Quantisierungsbedingungen (Kommutatoren) auf! |
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| Wir haben als Leiteroperatoren: | | Wir haben als Leiteroperatoren: |
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| \end{align}</math> | | \end{align}</math> |
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| ALSO: Suche einen vollständigen Satz vertauschbarer Operatoren ! | | ALSO: Suche einen vollständigen Satz vertauschbarer Operatoren! |
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| Durch die Untersuchung der Wirkung von Produkten von Operatoren kann dann das Eigenwertproblem eingegrenzt oder sogar gelöst werden. | | Durch die Untersuchung der Wirkung von Produkten von Operatoren kann dann das Eigenwertproblem eingegrenzt oder sogar gelöst werden. |
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| Direkt aus der Existenz gemeinsamer Eigenzustände zu <math>H</math> | | Direkt aus der Existenz gemeinsamer Eigenzustände zu <math>H</math> |
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| ,<math>{{L}^{2}},{{L}_{3}}</math>
| | <math>{{L}^{2}},{{L}_{3}}</math> |
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| kann man den Hamiltonian zusammenstellen: | | kann man den Hamiltonian zusammenstellen: |
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| :<math>{{p}_{r}}^{2}\ne \frac{{{\left( \bar{r}\cdot \bar{p} \right)}^{2}}}{{{r}^{2}}}</math> | | :<math>{{p}_{r}}^{2}\ne \frac{{{\left( \bar{r}\cdot \bar{p} \right)}^{2}}}{{{r}^{2}}}</math> |
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| ( klassisch) | | (klassisch) |
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| Es ergibt sich die Schrödingergleichung: | | Es ergibt sich die Schrödingergleichung: |
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| & {{V}_{1}}(x)=\infty \ x\le 0 \\ | | & {{V}_{1}}(x)=\infty \ x\le 0 \\ |
| \end{align}</math> | | \end{align}</math> |
| Vergleiche: Harmonischer Oszi ! | | Vergleiche: Harmonischer Oszi! |
| Symmetrische Fortsetzung des Potenzials <math>{{V}_{s}}</math> | | Symmetrische Fortsetzung des Potenzials <math>{{V}_{s}}</math> |
| : | | : |
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| Fazit: Der Grundzustand von <math>{{V}_{1}}</math> | | Fazit: Der Grundzustand von <math>{{V}_{1}}</math> |
| entspricht dem ersten angeregten Zustand von <math>{{V}_{s}}</math> | | entspricht dem ersten angeregten Zustand von <math>{{V}_{s}}</math> |
| ( radialsymmetrisches Potenzial der Schrödingergleichung). | | (radialsymmetrisches Potenzial der Schrödingergleichung). |
| Es gilt: Das eindimensionale symmetrische Potenzial besitzt mindestens einen Bindungszustand ! | | Es gilt: Das eindimensionale symmetrische Potenzial besitzt mindestens einen Bindungszustand! |
| Dreidimensionale Potenziale besitzen dagegen nicht immer Bindungszustände. | | Dreidimensionale Potenziale besitzen dagegen nicht immer Bindungszustände. |
Quantenmechanikvorlesung von Prof. Dr. E. Schöll, PhD
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Der Artikel Kugelsymmetrische Potentiale basiert auf der Vorlesungsmitschrift von Franz- Josef Schmitt des 3.Kapitels (Abschnitt 3) der Quantenmechanikvorlesung von Prof. Dr. E. Schöll, PhD.
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{{#set:Urheber=Prof. Dr. E. Schöll, PhD|Inhaltstyp=Script|Kapitel=3|Abschnitt=3}}
__SHOWFACTBOX__
![{\displaystyle {\begin{aligned}&\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{1}}\right]=\left[\left({{\hat {r}}_{1}}{{\hat {p}}_{2}}-{{\hat {r}}_{2}}{{\hat {p}}_{1}}\right),{{\hat {r}}_{1}}\right]=-{{\hat {r}}_{2}}\left[{{\hat {p}}_{1}},{{\hat {r}}_{1}}\right]=i\hbar {{\hat {r}}_{2}}\\&\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{2}}\right]=\left[\left({{\hat {r}}_{1}}{{\hat {p}}_{2}}-{{\hat {r}}_{2}}{{\hat {p}}_{1}}\right),{{\hat {r}}_{2}}\right]={{\hat {r}}_{1}}\left[{{\hat {p}}_{2}},{{\hat {r}}_{2}}\right]=-i\hbar {{\hat {r}}_{1}}\\&\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{3}}\right]=\left[\left({{\hat {r}}_{1}}{{\hat {p}}_{2}}-{{\hat {r}}_{2}}{{\hat {p}}_{1}}\right),{{\hat {r}}_{3}}\right]=0\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2d3f3d874cf3c0bbeee8d0b87335387c225562cc)
Allgemein:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&\left[{{\hat {L}}_{j}},{{\hat {r}}_{k}}\right]=i\hbar {{\hat {r}}_{l}}\\&\left[{{\hat {L}}_{j}},{{\hat {r}}_{k}}\right]=i\hbar {{\varepsilon }_{jkl}}{{\hat {r}}_{l}}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/590bb7ab90045cd2c3c8476e971fd6ddec8a98be)
mit j,k,l zyklisch
Analog:
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}_{j}},{{\hat {p}}_{k}}\right]=i\hbar {{\varepsilon }_{jkl}}{{\hat {p}}_{l}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/21f40942c4fefba04a68a6f7facce06fce70530e)
![{\displaystyle {\begin{aligned}&\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{1}}^{2}\right]=\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{1}}\right]{{\hat {r}}_{1}}+{{\hat {r}}_{1}}\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{1}}\right]=i\hbar {{\hat {r}}_{2}}{{\hat {r}}_{1}}+{{\hat {r}}_{1}}i\hbar {{\hat {r}}_{2}}=2i\hbar {{\hat {r}}_{2}}{{\hat {r}}_{1}}\\&\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{2}}^{2}\right]=\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{2}}\right]{{\hat {r}}_{2}}+{{\hat {r}}_{2}}\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{2}}\right]=-i\hbar {{\hat {r}}_{1}}{{\hat {r}}_{2}}-{{\hat {r}}_{2}}i\hbar {{\hat {r}}_{1}}=-2i\hbar {{\hat {r}}_{2}}{\hat {r}}\\&\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{3}}^{2}\right]=\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{3}}\right]{{\hat {r}}_{3}}+{{\hat {r}}_{3}}\left[{{\hat {L}}_{3}},{{\hat {r}}_{3}}\right]=0\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d6a089dbd0076d032b98113801b7955898ffeed9)
Damit folgt jedoch für die gesamten Vektoren:
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}_{j}},{{\hat {r}}^{2}}\right]=\left[{{\hat {L}}_{j}},{{\hat {p}}^{2}}\right]=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/9e8d58d369b34502917c27fb17042c6e6f263e17)
j=1,2,3
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}_{j}},H\right]=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/27b9037af472feda21934d5eaea1219a723376f7)
,
falls
Also
mit Zentralpotenzial V(r)
Theorem
Für alle rotationssymmetrischen Hamiltonoperatoren gilt:
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}_{j}},H\right]=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/27b9037af472feda21934d5eaea1219a723376f7)
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}^{2}},H\right]=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5868ebbea7a927c23f1cc8f9a454efe44dbb8eda)
Und der Drehimpuls ist eine Erhaltungsgröße, also
![{\displaystyle {\dot {\bar {L}}}=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f9c62358e715441d1b7f0377a66aff1ce73da221)
Analogie in der KLASSISCHEN Mechanik:
Im Zentralpotenzial ist der Drehimpuls eine Erhaltungsgröße
Tieferer Grund:
ist die Erzeugende infinitesimaler Drehungen
Wegen
Sei V(r) im Folgenden kugelsymmetrisch.
Dann gibt es gemeinsame Eigenzustände von
und
für jedes j aber nicht zu
und
.
(H läßt sich als L² darstellen (siehe im Folgenden!) und mit L² vertauscht immer nur eine Komponente, die anderen nicht, da ja die Komponenten des Drehimpulses untereinander nicht vertauschen!)
Wegen
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}_{3}},H\right]=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ec79a0980b455358a2fee7ea6281dabc1c3aa2b7)
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}^{2}},H\right]=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/5868ebbea7a927c23f1cc8f9a454efe44dbb8eda)
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}^{2}},{{\hat {L}}_{3}}\right]=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c5cd55bf7a6af5d7aa5ac3e00aef54ec810c4f29)
können wir gemeinsame Eigenzustände zu
,
und
finden.
Zusammenhang zwischen
und
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{{\hat {L}}^{2}}={{\varepsilon }_{jkl}}{{\varepsilon }_{jmn}}{{x}_{k}}{{p}_{l}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}\\&{{\varepsilon }_{jkl}}{{\varepsilon }_{jmn}}={{\delta }_{km}}{{\delta }_{\ln }}-{{\delta }_{kn}}{{\delta }_{lm}}\\&{{\hat {L}}^{2}}={{\varepsilon }_{jkl}}{{\varepsilon }_{jmn}}{{x}_{k}}{{p}_{l}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}=\left({{\delta }_{km}}{{\delta }_{\ln }}-{{\delta }_{kn}}{{\delta }_{lm}}\right){{x}_{k}}{{p}_{l}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3f2f2c16764e813817a5fd3b4862f33adc0e17c3)
Summationskonvention!!
Es folgt:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{{\hat {L}}^{2}}={{\varepsilon }_{jkl}}{{\varepsilon }_{jmn}}{{x}_{k}}{{p}_{l}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}=\left({{\delta }_{km}}{{\delta }_{\ln }}-{{\delta }_{kn}}{{\delta }_{lm}}\right){{x}_{k}}{{p}_{l}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}=\\&={{x}_{m}}{{p}_{n}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}-{{x}_{n}}{{p}_{m}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}\\&{{p}_{n}}{{x}_{m}}={{x}_{m}}{{p}_{n}}-i\hbar {{\delta }_{mn}}\\&{{x}_{n}}{{p}_{m}}={{p}_{m}}{{x}_{n}}+i\hbar {{\delta }_{mn}}\\&\Rightarrow {{\hat {L}}^{2}}={{x}_{m}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}{{p}_{n}}-{{p}_{m}}{{x}_{n}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}-2i\hbar {{x}_{m}}{{p}_{m}}\\&{{p}_{m}}{{x}_{n}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}={{p}_{m}}{{x}_{m}}{{x}_{n}}{{p}_{n}}\\&{{p}_{m}}{{x}_{m}}={{x}_{m}}{{p}_{m}}-i\hbar {{\delta }_{mm}}\\&{{\delta }_{mm}}=3\\&\Rightarrow {{\hat {L}}^{2}}={{x}_{m}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}{{p}_{n}}-{{p}_{m}}{{x}_{n}}{{x}_{m}}{{p}_{n}}-2i\hbar {{x}_{m}}{{p}_{m}}={{x}_{m}}^{2}{{p}_{n}}^{2}-{{x}_{m}}{{p}_{m}}{{x}_{n}}{{p}_{n}}+3i\hbar {{x}_{n}}{{p}_{n}}-2i\hbar {{x}_{m}}{{p}_{m}}\\&\Rightarrow {{\hat {L}}^{2}}={{x}_{m}}^{2}{{p}_{n}}^{2}-\left({{x}_{m}}{{p}_{m}}\right)\left({{x}_{n}}{{p}_{n}}\right)+i\hbar {{x}_{m}}{{p}_{m}}\\&{{\hat {L}}^{2}}={{r}^{2}}{{p}^{2}}-{{\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)}^{2}}+i\hbar \left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/82ac86dbb2857458f29b3e88f86e3a2217655b26)
Somit:
![{\displaystyle {\frac {{\hat {p}}^{2}}{2m}}={\frac {1}{2m{{r}^{2}}}}\left[{{\left({\hat {\bar {r}}}\cdot {\hat {\bar {p}}}\right)}^{2}}-i\hbar \left({\hat {\bar {r}}}\cdot {\hat {\bar {p}}}\right)+{{\hat {L}}^{2}}\right]}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/639ce417505ac80d0e2b6676da7e1f49152a616d)
Klassisch:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{\frac {{p}^{2}}{2m}}={\frac {1}{2m{{r}^{2}}}}\left[{{\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)}^{2}}+{{L}^{2}}\right]\\&mit\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)=r{{p}_{r}}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b64aa8cca6ca4a7cca2351a4e3b0b537378122f3)
Ortsdarstellung in Kugelkoordinaten
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{{x}_{1}}=r\sin \vartheta \cos \phi \\&{{x}_{2}}=r\sin \vartheta \sin \phi \\&{{x}_{3}}=r\cos \vartheta \\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ba7a4492ecb4ca3a30309e943ac2d3dc0cf0e2bc)
Die Differenziale transformieren sich dabei folgendermaßen:
![{\displaystyle {\frac {\partial }{\partial r}}={\frac {\partial {{x}_{j}}}{\partial r}}{{\partial }_{j}}={\frac {{x}_{j}}{r}}{{\partial }_{j}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/51a24a5b4508ab1a61f76fd785216fa356d3958c)
Wobei der letzte Zusammenhang natürlich nur für die obigen Vektorkomponenten gilt!
Somit:
![{\displaystyle {\bar {r}}\cdot {\bar {p}}={\frac {\hbar }{i}}{{x}_{j}}{{\partial }_{j}}={\frac {\hbar }{i}}r{\frac {\partial }{\partial r}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e1ffd0499e06996e9690733f5b9a41798105b99c)
wegen
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{\hat {\bar {p}}}=-i\hbar \nabla \\&{{\hat {p}}_{r}}-i\hbar {\frac {\partial }{\partial r}}\\&{\hat {\bar {r}}}{\hat {\bar {p}}}={\hat {r}}{{\hat {p}}_{r}}={\frac {\hbar }{i}}r{\frac {\partial }{\partial r}}\\&{{\hat {L}}_{z}}={\frac {i}{\hbar }}{\frac {\partial }{\partial \phi }}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2c9a4ddf4333e02c215fd8106c0a8a9f934af492)
Operator der kinetischen Energie:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)\left[\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)+{\frac {\hbar }{i}}\right]\Psi (r,\vartheta ,\phi )=-{{\hbar }^{2}}r{\frac {\partial }{\partial r}}\left(r{\frac {\partial }{\partial r}}+1\right)\Psi (r,\vartheta ,\phi )\\&=-{{\hbar }^{2}}r\left[{\frac {\partial }{\partial r}}\left(r{\frac {\partial \Psi }{\partial r}}\right)+{\frac {\partial \Psi }{\partial r}}\right]=-{{\hbar }^{2}}r\left[\left(r{\frac {{{\partial }^{2}}\Psi }{\partial {{r}^{2}}}}\right)+2{\frac {\partial \Psi }{\partial r}}\right]=-{{\hbar }^{2}}r{\frac {{\partial }^{2}}{\partial {{r}^{2}}}}\left(r\Psi \right)\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c8d6c9444e01ca69bb45be799150223b151923c5)
Alternativ:
![{\displaystyle \left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)\left[\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)+{\frac {\hbar }{i}}\right]\Psi (r,\vartheta ,\phi )==-{{\hbar }^{2}}{\frac {\partial }{\partial r}}\left({{r}^{2}}{\frac {\partial \Psi }{\partial r}}\right)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8c661626c24165f56fb4a14d7d447ba786b17ef0)
Also: (Im quantenmechanischen Fall sei
![{\displaystyle {\frac {{p}^{2}}{2m}}\Psi (r,\vartheta ,\phi )={\frac {-{{\hbar }^{2}}}{2m}}{\frac {1}{r}}{\frac {{\partial }^{2}}{\partial {{r}^{2}}}}\left(r\Psi \right)+{\frac {{L}^{2}}{2m{{r}^{2}}}}\Psi }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a32774f597e4495d0d1d850e6568da57b676a780)
einen einfachen Ausdruck hätte man auch erhalten, indem man einfach Laplace, also
in Kugelkoordinaten schreibt
Es gilt für den Operator der kinetischen Energie
![{\displaystyle {\hat {\bar {T}}}={\frac {{\hat {\bar {p}}}^{2}}{2m}}={\frac {-{{\hbar }^{2}}}{2m}}\Delta }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/38d6beb79c04b590bff5acf8826acf3968b3ad84)
Laplaceoperator in Kugelkoordinaten:
![{\displaystyle \Delta \Psi ={\frac {1}{{r}^{2}}}{\frac {\partial }{\partial r}}\left({{r}^{2}}{\frac {\partial }{\partial r}}\Psi \right)+{\frac {1}{{{r}^{2}}\sin \vartheta }}{\frac {\partial }{\partial \vartheta }}\left(\sin \vartheta {\frac {\partial }{\partial \vartheta }}\Psi \right)+{\frac {1}{{{r}^{2}}{{\sin }^{2}}\vartheta }}{\frac {{\partial }^{2}}{{{\partial }^{2}}\phi }}\Psi }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f4cb3a32d9c8c55f029336e53783d90b25a2103b)
Schrödingergleichung für
![{\displaystyle H\Psi (r,\vartheta ,\phi )={\frac {{p}^{2}}{2m}}\Psi (r,\vartheta ,\phi )+V(r)\Psi (r,\vartheta ,\phi )={\frac {-{{\hbar }^{2}}}{2m}}{\frac {1}{r}}{\frac {{\partial }^{2}}{\partial {{r}^{2}}}}\left(r\Psi \right)+\left[{\frac {{L}^{2}}{2m{{r}^{2}}}}+V(r)\right]\Psi =E\Psi (r,\vartheta ,\phi )}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/22e4c2bb8c2cef3e734f134f04fbe98e8b2e0c65)
In Analogie zur klassischen Hamiltonfunktion identifiziert man
![{\displaystyle {{\hat {p}}_{r}}={\frac {\hbar }{i}}\left({\frac {\partial }{\partial r}}+{\frac {1}{r}}\right)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3b582cc2be3a38f08d64117da28581bc2b79e6f6)
als Radialimpuls- Operator
mit der Vertauschungsrelation:
![{\displaystyle \left[{{\hat {p}}_{r}},{\hat {r}}\right]={\frac {\hbar }{i}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/4904ccb830078bfba8a1434a3c49bc573e70f945)
Es gilt:
![{\displaystyle {\frac {{p}^{2}}{2m}}={\frac {{{p}_{r}}^{2}}{2m}}+{\frac {{L}^{2}}{2m{{r}^{2}}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b0de87f6663acc0af6693d751dc7ddf10d0c780a)
Nachrechnen!
Ortsdarstellung von L²:
![{\displaystyle {{L}^{2}}\Psi (r,\vartheta ,\phi )=-{{\hbar }^{2}}\left\{{\frac {1}{\sin \vartheta }}{\frac {\partial }{\partial \vartheta }}\left(\sin \vartheta {\frac {\partial \Psi (r,\vartheta ,\phi )}{\partial \vartheta }}\right)+{\frac {1}{{{\sin }^{2}}\vartheta }}{\frac {{{\partial }^{2}}\Psi (r,\vartheta ,\phi )}{\partial {{\phi }^{2}}}}\right\}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/85efa383840e110b037b548712de57528f17f1dd)
Nebenbemerkung:
H erhält man auch direkt durch die Transformation von
![{\displaystyle {\frac {-{{\hbar }^{2}}}{2m}}\Delta \Psi +V\Psi =E\Psi }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2e6bb82e9bf091757a1db5493b4be4259e3832bc)
´ auf Kugelkoordinaten (Laplace- Operator in Kugelkoordinaten ausdrücken!)
Lösung der Schrödingergleichung durch Separationsansatz:
![{\displaystyle \Psi (r,\vartheta ,\phi )=R(r)Y(\vartheta ,\phi )}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/708719b249c7f299d49cc8f59e0a40f9037bb09c)
mit
Also:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&-{\frac {{\hbar }^{2}}{2m}}{\frac {Y}{r}}{\frac {{d}^{2}}{d{{r}^{2}}}}\left(rR\right)+{\frac {R}{2m{{r}^{2}}}}\left({{L}^{2}}Y\right)+Y\left(V(r)-E\right)R=0\\&{{L}^{2}}Y={{\hbar }^{2}}l(l+1)Y\\&\Rightarrow -{\frac {{\hbar }^{2}}{2m}}{\frac {Y}{r}}{\frac {{d}^{2}}{d{{r}^{2}}}}\left(rR\right)+{\frac {R}{2m{{r}^{2}}}}\left({{\hbar }^{2}}l(l+1)Y\right)+Y\left(V(r)-E\right)R=0\\&\Rightarrow -{\frac {{\hbar }^{2}}{2m}}{\frac {{d}^{2}}{d{{r}^{2}}}}\left(rR\right)+\left({\frac {{{\hbar }^{2}}l(l+1)}{2m{{r}^{2}}}}+V(r)-E\right)\left(rR\right)=0\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6331372f93d21e6857ef93f7a7349949994b0115)
(Laguerre Differenzialgleichung!)
Dabei wird
analog zur klassischen Mechanik als Zentrifugalpotenzial bezeichnet
Im Endeffekt können wir von einer radialen Schrödingergelichung mit einem effektiven Potenzial sprechen:
![{\displaystyle {{V}_{eff.}}={\frac {{{\hbar }^{2}}l(l+1)}{2m{{r}^{2}}}}+V(r)}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ce258bf2ba241f5f670c80d684de915723a2ea02)
Merke als Kurzform für Differenziale:
![{\displaystyle {{d}^{2}}\left(rR\right)=d\left(R+rdR\right)=2dR+r{{d}^{2}}R}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b26a1590d4ba6413e035e5a2d66a3db56e546a70)
für ein Differenzial entlang der Radiusvariable!
Bindungszustände im anziehenden Zentralpotenzial:
Sei
mit
Also: dominiere das Zentrifugalpotenzial gegenüber V für r→ 0,
so gilt:
Es existieren für ein anziehendes Potenzial
,
also negatives Potenzial wie im 1dimensionalen Fall grundsätzlich endlich oder unendlich viele gebundene Zustände. Dabei sind es unendlich viele für
,
ansonsten nur endlich viele (Potenzialtopf!). Bei Kugelsymmetrie des Potenzialtopfs existiert immer mindestens EIN gebundener Zustand!
Dabei existiert eine Serie
n=0,1,2,3,... usw... zu jedem l < n
Jeder Zustand ist dabei bezüglich m (m=-l,...,+l ) 2l+1 fach entartet.
Also: es existieren endlich oder unendlich viele
zu jedem
mit jeweils
facher Entartung. Voraussetzung: Am Ursprung muss die Zentrifugalbarriere dominieren!
Zusammenfassung Kugelsymmetrsiche Potenziale:
Jeweils vertauschbar sind:
![{\displaystyle {{L}^{2}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a6f1d6b12cabea31b78ca26a436ef576f6420501)
mit
und H mit
.
Also existieren gemeinsame Eigenzustände zu
,
.
Es ist möglich, einen Operator, z.B. den Hamiltonian durch diese Größen auszudrücken
ALSO: Schreibe die vertauschenden Operatoren auf!
Wir haben jedoch gesehen, dass
![{\displaystyle \left[{{\hat {L}}_{j}},{{\hat {L}}_{k}}\right]=i\hbar {{\varepsilon }_{jkl}}{{\hat {L}}_{l}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/90c940699576e3a4816cdc5d918b734df51785b8)
![{\displaystyle \Leftrightarrow {\hat {L}}\times {\hat {L}}=i\hbar {\hat {L}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/303106aea51861649c6cf59dabe22467c73d6841)
ALSO: Schreibe die Quantisierungsbedingungen (Kommutatoren) auf!
Wir haben als Leiteroperatoren:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{{\hat {L}}_{+}}:={{\hat {L}}_{1}}+i{{\hat {L}}_{2}}\\&{{\hat {L}}_{-}}:={{\hat {L}}_{1}}-i{{\hat {L}}_{2}}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f20de7146e73691348b871a897438e665a6b3b80)
nicht hermitesch
mit
nicht hermitesch. Es handelt sich also um Leiteroperatoren für die magnetische Quantenzahl.
![{\displaystyle \Rightarrow {{\hat {L}}^{2}}\left|l,m\right\rangle ={{\hbar }^{2}}l(l+1)\left|l,m\right\rangle }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/a2d81a95e6f21b7e4db944948c0d1c4fe229dcca)
![{\displaystyle {{\hat {L}}_{3}}\left|l,m\right\rangle =\hbar m\left|l,m\right\rangle }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d1c2e0662f6a909d5daf37cd2cc1736ac4cc5f0d)
![{\displaystyle {\begin{aligned}&\Rightarrow l=0,{\frac {1}{2}},1,...\\&m=-l,-l+1,....,l\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/dc5e67b791f551baa3d00af83f3cb65ca2b6e15b)
ALSO: Suche einen vollständigen Satz vertauschbarer Operatoren!
Durch die Untersuchung der Wirkung von Produkten von Operatoren kann dann das Eigenwertproblem eingegrenzt oder sogar gelöst werden.
Der Bahndrehimpulsoperator kann zusammengesetzt werden:
![{\displaystyle {\hat {\bar {L}}}={\hat {\bar {r}}}\times {\hat {\bar {p}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d310cde3905b6be0190d75e0a48da3589b385b6a)
Das Spektrum ist einzuschränken:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&\Rightarrow l=0,1,2...\\&m=-l,-l+1,....,l\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/be34341dc7485e69d51d14b2c212f661c8f6d5d7)
Schließlich kann eine Wellenfunktion in der Ortsdarstellung angegeben werden:
![{\displaystyle \left\langle {\hat {\bar {r}}}|nlm\right\rangle ={{\Psi }_{nlm}}=\Psi (r,\vartheta ,\phi )={{R}_{nl}}(r){{Y}_{l}}^{m}(\vartheta ,\phi )}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c5cfe5a18687d347fb9863237bd6490c5188fa7a)
als Separationsansatz.
Direkt aus der Existenz gemeinsamer Eigenzustände zu
,
kann man den Hamiltonian zusammenstellen:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&H\Psi =\left({\frac {{p}^{2}}{2m}}+V(r)\right)\Psi =\left({\frac {\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)\left[\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)+{\frac {\hbar }{i}}\right]}{2m{{r}^{2}}}}+{\frac {{L}^{2}}{2m{{r}^{2}}}}+V(r)\right)\Psi \\&=H\Psi ={\frac {1}{2m}}\left[-{\frac {{\hbar }^{2}}{r}}{\frac {{\partial }^{2}}{\partial {{r}^{2}}}}\left(r\Psi \right)\right]+{\frac {{L}^{2}}{2m{{r}^{2}}}}\Psi +V(r)\Psi \\&-{\frac {{\hbar }^{2}}{r}}{\frac {{\partial }^{2}}{\partial {{r}^{2}}}}\left(r\Psi \right)={{p}_{r}}^{2}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/17141c33f142f9ef7a4b62303f5eebe5edc169c7)
Dabei:
![{\displaystyle {{p}_{r}}^{2}\neq {\frac {{\left({\bar {r}}\cdot {\bar {p}}\right)}^{2}}{{r}^{2}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6b477c0b4ceb90f02b022686d858233d264d7f72)
(klassisch)
Es ergibt sich die Schrödingergleichung:
![{\displaystyle -{\frac {{\hbar }^{2}}{2m}}{\frac {{d}^{2}}{d{{r}^{2}}}}\left(rR\right)+\left({\frac {{{\hbar }^{2}}l(l+1)}{2m{{r}^{2}}}}+V(r)-E\right)\left(rR\right)=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8b4ed46e0c4dd1f060b3131d48941b0c88f71710)
als radiale Schrödingergleichung mit dem Zentrifugalpotenzial
und dem effektiven Potenzial
Der Separationsansatz liefert den Zustand als Produkt:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&\left\langle {\hat {\bar {r}}}|nlm\right\rangle ={{\Psi }_{nlm}}({\bar {r}})=\Psi (r,\vartheta ,\phi )={{R}_{nl}}(r){{Y}_{l}}^{m}(\vartheta ,\phi )={\frac {{{u}_{nl}}(r)}{r}}{{Y}_{l}}^{m}(\vartheta ,\phi )\\&{{R}_{nl}}(r)={\frac {{{u}_{nl}}(r)}{r}}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b636c97b3c27232af2064c572211a1cbdd97d80a)
Aus der Normierbarkeit
![{\displaystyle \int _{}^{}{{{d}^{3}}r}{{\left|{{\Psi }_{nlm}}\right|}^{2}}=\int _{}^{}{d\Omega }{{\left|{{Y}_{l}}^{m}(\vartheta ,\phi )\right|}^{2}}\int _{0}^{\infty }{{{r}^{2}}{{\left|{\frac {{{u}_{nl}}(r)}{r}}\right|}^{2}}=}\int _{}^{}{d\Omega }{{\left|{{Y}_{l}}^{m}(\vartheta ,\phi )\right|}^{2}}\int _{0}^{\infty }{{\left|{{u}_{nl}}(r)\right|}^{2}}<\infty }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/83cf95a0d8593f97fe0050e6cce15c76312ea2b2)
folgt:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{\begin{matrix}\lim \\r\to \infty \\\end{matrix}}\left|{{u}_{nl}}(r)\right|\leq {\frac {a}{{r}^{\varepsilon }}}\\&mit\varepsilon >{\frac {1}{2}}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2d63b924741dcdd7ad16f67ebd99e19eb1beb860)
Asymptotisches Verhalten für
![{\displaystyle {\begin{aligned}&-{\frac {{\hbar }^{2}}{2m}}{\frac {{d}^{2}}{d{{r}^{2}}}}u=Eu\\&\Rightarrow u{\tilde {\ }}{{e}^{-kr}}\\&k:={\frac {1}{\hbar }}{\sqrt {2m\left(-E\right)}}\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/851869040043e7c328e0560869302210f294fcbe)
Verhalten für
![{\displaystyle \left[-{\frac {{\hbar }^{2}}{2m}}{\frac {{d}^{2}}{d{{r}^{2}}}}+{\frac {{{\hbar }^{2}}l(l+1)}{2m{{r}^{2}}}}\right]u=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e170a254b10690e5b04211537d5c4dfe5057bcb8)
Ansatz:
![{\displaystyle {\begin{aligned}&-s(s-1)+l(l+1)=0\\&\Rightarrow {{s}_{1}}=l+1;{{s}_{2}}=-l\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/53aba61fdd96ec4a9cffa573d6016a1e71712433)
Jedoch ist
nicht zulässig, da
singulär an der Stelle r=0
Es ist notwendig, dass
Nebenbemerkung:
Für l=0 ist die radiale Schrödingergleichung
![{\displaystyle -{\frac {{\hbar }^{2}}{2m}}{\frac {{d}^{2}}{d{{r}^{2}}}}u+\left(V(r)-E\right)u=0}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/867230e8e23437deac18f416f91c29733e6fe29b)
mit
äquivalent zur eindimensionalen Schrödingergleichung mit
![{\displaystyle {\begin{aligned}&{{V}_{1}}(x)=V(x)f{\ddot {u}}r\ x>0\\&{{V}_{1}}(x)=\infty \ x\leq 0\\\end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ce31d1e0b1ea9308f0eb8abc569f08be1a76eacc)
Vergleiche: Harmonischer Oszi!
Symmetrische Fortsetzung des Potenzials
Nur die antisymmetrischen Eigenzustände von
sind auch Eigenzustände von
Fazit: Der Grundzustand von
entspricht dem ersten angeregten Zustand von
(radialsymmetrisches Potenzial der Schrödingergleichung).
Es gilt: Das eindimensionale symmetrische Potenzial besitzt mindestens einen Bindungszustand!
Dreidimensionale Potenziale besitzen dagegen nicht immer Bindungszustände.