在这里,有四个很特别、很重要的实例。这些实例都有一个共同点,那就是,它们的位势都是球对称的。因此,它们的角部分解答都是球谐函数。这四个实例是:
- :原方程变为亥姆霍兹方程 ,使用球谐函数为正交归一基,解析真空状况实例。这实例可以做为别的实例的基础。
- 当 时, ;否则, :这实例比第一个实例复杂一点,可以描述三维的圆球形盒子中的粒子的量子行为。
- :研讨三维均向性谐振子的实例。在量子力学里,是少数几个存在简单的解析解的量子模型。
- :关于类氢原子的束缚态的实例,也有简单的解析解。
真空状况实例
思考 的状况,设定 ,在设定无量纲的变数
- 。
代入方程(2),定义 ,就会得到贝塞尔方程,一个二阶常微分方程:
- 。
贝塞尔方程的解答是第一类贝塞尔函数 ;而 是第一类球贝塞尔函数
(真空解的边界条件要求原点的函数值有限,因此在原点趋于无穷的第二类球贝塞尔函数项的系数必须为零):
- 。(4)
在真空里,一个粒子的薛定谔方程(即自由空间中的齐次亥姆霍兹方程)的解,以球坐标来表达,是球贝塞尔函数与球谐函数的乘积:
- ;
其中,归一常数 , 是非负整数, 是整数, , 是实数, 。
这些解答都是角动量确定态的波函数。这些确定态都有明确的角动量。
波函数归一化导引
波函数的角部分已经归一化,剩下来必须将径向部分归一化。径向函数的归一化条件为
- 。
根据球贝塞尔函数的封闭方程,
- ;
其中, , 为克罗内克δ。
所以, 。取平方根,归一常数 。
球对称的三维无限深方形位势阱
思考一个球对称的无限深方形阱,阱内位势为0,阱外位势为无限大。用方程表达:
- 。
其中, 是球对称阱的半径。
立刻,可以察觉,阱外的波函数是0;而由于阱内的薛定谔方程与真空状况的薛定谔方程相同,波函数是球贝塞尔函数 。为了满足边界条件,波函数必须是连续的。匹配阱内与阱外的波函数,球贝塞尔函数在径向坐标 之处必须等于0:
- 。
设定 为 阶球贝塞尔函数 的第 个0点,则 。
那么,离散的能级 为
- 。
薛定谔方程的整个解答是
- ;
其中,归一常数 。
波函数归一化导引
波函数的角部分已经归一化,剩下来必须将径向部分归一化。径向函数的归一化条件为
- ;
将球贝塞尔函数与第一类贝塞尔函数的关系方程(4)代入积分:
- 。
设定变数 ,代入积分:
- 。
根据贝塞尔函数的正交归一性方程,
- ;
其中, , 为克罗内克δ, 表示 的第 个0点。
注意到 的第 个0点 也是 的第 个0点。所以,
- 。
取平方根,归一常数 。
三维均向谐振子
主条目:量子谐振子
三维均向谐振子的位势为
- ;
其中, 是角频率。
用阶梯算符的方法,可以证明N维谐振子的能量是
- 。
所以,三维均向谐振子的径向薛定谔方程是
- 。(5)
设定常数 ,
- 。
回想 ,则径向薛定谔方程有一个归一化的解答:
- ;
其中,函数 是广义拉盖尔多项式, 是归一化常数:
- 。
本征能级 的本征函数 ,乘以球谐函数 ,就是薛定谔方程的整个解答:
- ;
其中 。假若 是偶数,设定 ;否则,设定 。
导引
在这导引里,径向方程会被转换为广义拉盖尔微分方程。这方程的解是广义拉盖尔多项式。再将广义拉盖尔多项式归一化以后,就是所要的答案。
首先,将径向坐标无量纲化,设定变数 ;其中, 。则方程(5)变为
- ;(6)
其中, 是新的函数。
当 接近0时,方程(6)最显著的项目是
- 。
所以, 与 成正比。
又当 无穷远时,方程(6)最显著的项目是
- 。
因此, 与 成正比。
为了除去 在原点与无穷远的极限性态,达到孤立解答函数的形式的目的,必须使用 的替换方程:
- 。
经过一番运算,这个替换将微分方程(6)转换为
- 。(7)
转换为广义拉盖尔方程
设定变数 ,则微分算子为
- ,
- 。
代入方程(7),就可得到广义拉盖尔方程:
- ;
其中,函数 。
假若, 是一个非负整数,则广义拉盖尔方程的解答是广义拉盖尔多项式:
- 。
因为 是非负整数,要求
- 。
- 与 同时为奇数或同时为偶数。这证明了前面所述 必须遵守的条件。
波函数归一化
回忆到 ,径向函数可以表达为
- ;
其中, 是归一常数。
的归一条件是
- 。
设定 。将 与 代入积分方程:
- 。
应用广义拉盖尔多项式的正交归一性,这方程简化为
- 。
因此,归一常数可以表达为
- 。
应用伽马函数的数学特性,同时注意 与 的奇偶性相同,可以导引出其它形式的归一常数。伽马函数变为
- 。
在这里用到了双阶乘 (double factorial)的定义。
所以,归一常数等于
- 。
类氢原子
主条目:类氢原子
类氢原子只含有一个原子核与一个电子,是个简单的二体系统。两个物体之间,互相作用的位势遵守库仑定律:
- ;
其中, 是真空电容率, 是原子序, 是单位电荷量, 是电子离原子核的径向距离。
将位势代入方程(1),
- 。
这方程的解答是
- ;
其中, 。 近似于玻尔半径 。假若,原子核的质量是无限大的,则 ,并且,约化质量等于电子的质量, 。 是广义拉盖尔多项式,定义为[1]
- ;
其中, 是拉盖尔多项式,可用罗德里格公式表示为
- 。
为了满足 的边界条件, 必须是正值整数,能量也离散为能级 。随着量子数的不同,函数 与 都会有对应的改变。为了要结束广义拉盖尔多项式的递回关系,必须要求 。
知道径向函数 与球谐函数 的形式,就可以写出整个类氢原子量子态的波函数,也就是薛定谔方程的整个解答:
- 。
导引
为了要简化薛定谔方程,设定能量与长度的原子单位 (atomic unit)
- ,
- 。
将变数 与 代入径向薛定谔方程(2):
- 。(8)
这方程有两类解答:
- :量子态是束缚态,其本征函数是平方可积函数。量子化的 造成了离散的能量谱。
- :量子态是散射态,其本征函数不是平方可积函数。
这条目只讲述第(1)类解答。设定正实数 与 。代入方程(8):
- 。(9)
当 接近0时,方程(9)最显著的项目是
- 。
所以, 与 成正比。
又当 无穷远时,方程(9)最显著的项目是
- 。
因此, 与 成正比。
为了除去 在原点与无穷远的极限性态,达到孤立解答函数的形式的目的,必须使用 的替换方程:
- 。
经过一番运算,得到 的方程:
- ;
其中, 。
假若, 是个非负整数 ,则这方程的解答是广义拉盖尔多项式
- 。
采用Abramowitz and Stegun的惯例[1]。无量纲的能量是
- ;
其中,主量子数 满足 ,或 。
由于 ,径向波函数是
- 。
能量是
- 。