球對稱位勢

球對稱位勢乃是一種只與徑向距離有關的位勢。許多描述宇宙交互作用的基本位勢，像重力勢、電勢，都是球對稱位勢。這條目只講述，在量子力學裏，運動於球對稱位勢中的粒子的量子行為。這量子行為，可以用薛丁格方程式表達為

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2\mu }}\nabla ^{2}\psi +V(r)\psi =E\psi }$；

其中，${\displaystyle \hbar }$是普朗克常數，${\displaystyle \mu }$是粒子的質量，${\displaystyle \psi }$是粒子的波函數，${\displaystyle V}$是位勢，${\displaystyle r}$是徑向距離，${\displaystyle E}$是能量。

由於球對稱位勢${\displaystyle V(r)}$只與徑向距離有關，與天頂角${\displaystyle \theta }$、方位角${\displaystyle \phi }$無關，為了便利分析，可以採用球坐標${\displaystyle (r,\ \theta ,\ \phi )}$來表達這問題的薛丁格方程式。然後，使用分離變數法，可以將薛丁格方程式分為兩部分，徑向部分與角部分。

薛丁格方程式

採用球坐標${\displaystyle (r,\ \theta ,\ \phi )}$ ，將拉普拉斯算子${\displaystyle \nabla ^{2}}$ 展開：

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2\mu r^{2}}}\left\{{\frac {\partial }{\partial r}}\left(r^{2}{\frac {\partial }{\partial r}}\right)+{\frac {1}{\sin ^{2}\theta }}\left[\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}\left(\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}\right)+{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right]\right\}\psi +V(r)\psi =E\psi }$ 。

滿足薛丁格方程式的本徵函數${\displaystyle \psi }$ 的形式為：

${\displaystyle \psi (r,\ \theta ,\ \phi )=R(r)\Theta (\theta )\Phi (\phi )}$ ，

其中，${\displaystyle R(r)}$ ，${\displaystyle \Theta (\theta )}$ ，${\displaystyle \Phi (\phi )}$ ，都是函數。${\displaystyle \Theta (\theta )}$ 與${\displaystyle \Phi (\phi )}$ 時常會合併為一個函數，稱為球諧函數，${\displaystyle Y_{lm}(\theta ,\ \phi )=\Theta (\theta )\Phi (\phi )}$ 。這樣，本徵函數${\displaystyle \psi }$ 的形式變為：

${\displaystyle \psi (r,\ \theta ,\ \phi )=R(r)Y_{lm}(\theta ,\ \phi )}$ 。

角部分解答

參數為天頂角${\displaystyle \theta }$ 、方位角${\displaystyle \phi }$ 的球諧函數${\displaystyle Y_{lm}}$ ，滿足角部分方程式

${\displaystyle -{\frac {1}{\sin ^{2}\theta }}\left[\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}{\Big (}\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}{\Big )}+{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right]Y_{lm}(\theta ,\phi )=l(l+1)Y_{lm}(\theta ,\phi )}$ ；

其中，非負整數${\displaystyle l}$ 是角動量的角量子數。${\displaystyle m}$ （滿足${\displaystyle -l\leq m\leq l}$ ）是角動量對於z-軸的（量子化的）投影。不同的${\displaystyle l}$ 與${\displaystyle m}$ 給予不同的球諧函數解答${\displaystyle Y_{lm}}$ ：

${\displaystyle Y_{lm}(\theta ,\ \phi )=(i)^{m+|m|}{\sqrt {{(2l+1) \over 4\pi }{(l-|m|)! \over (l+|m|)!}}}\,P_{lm}(\cos {\theta })\,e^{im\phi }}$ ；

其中，${\displaystyle i}$ 是虛數單位，${\displaystyle P_{lm}(\cos {\theta })}$ 是伴隨勒讓德多項式，用方程式定義為

${\displaystyle P_{lm}(x)=(1-x^{2})^{|m|/2}\ {\frac {d^{|m|}}{dx^{|m|}}}P_{l}(x)}$ ；

而${\displaystyle P_{l}(x)}$ 是${\displaystyle l}$ 階勒讓德多項式，可用羅德里格公式表示為

${\displaystyle P_{l}(x)={1 \over 2^{l}l!}{d^{l} \over dx^{l}}(x^{2}-1)^{l}}$ 。

徑向部分解答

將角部分解答代入薛丁格方程式，則可得到一個一維的二階微分方程式：

${\displaystyle \left\{-{\hbar ^{2} \over 2\mu r^{2}}{d \over dr}\left(r^{2}{d \over dr}\right)+{\hbar ^{2}l(l+1) \over 2\mu r^{2}}+V(r)\right\}R(r)=ER(r)}$ 。(1)

設定函數${\displaystyle u(r)=rR(r)}$ 。代入方程式(1)。經過一番繁雜的運算，可以得到

${\displaystyle -{\hbar ^{2} \over 2\mu }{d^{2}u(r) \over dr^{2}}+{\hbar ^{2}l(l+1) \over 2\mu r^{2}}u(r)+V(r)u(r)=Eu(r)}$ 。(2)

徑向方程式變為

${\displaystyle -{\hbar ^{2} \over 2\mu }{d^{2}u(r) \over dr^{2}}+V_{\mathrm {eff} }(r)u(r)=Eu(r)}$ ；(3)

其中，有效位勢${\displaystyle V_{\mathrm {eff} }(r)=V(r)+{\frac {\hbar ^{2}l(l+1)}{2\mu r^{2}}}}$ 。

這正是函數為${\displaystyle u(r)}$ ，有效位勢為${\displaystyle V_{\mathrm {eff} }}$ 的薛丁格方程式。徑向距離${\displaystyle r}$ 的定義域是從${\displaystyle 0}$ 到${\displaystyle \infty }$ 。新加入有效位勢的項目，稱為離心位勢。

為了要更進一步解析方程式(2)，必須知道位勢的形式。不同的位勢有不同的解答。

實例

在這裏，有四個很特別、很重要的實例。這些實例都有一個共同點，那就是，它們的位勢都是球對稱的。因此，它們的角部分解答都是球諧函數。這四個實例是：

1. ${\displaystyle V(r)=0}$ ：原方程變為亥姆霍兹方程${\displaystyle (\nabla ^{2}+{\frac {2\mu E}{\hbar ^{2}}})A=0}$ ，使用球諧函數為正交歸一基，解析眞空狀況實例。這實例可以做為別的實例的基礎。
2. 當${\displaystyle r<r_{0}}$ 時，${\displaystyle V(r)=0}$ ；否則，${\displaystyle V(r)=\infty }$ ：這實例比第一個實例複雜一點，可以描述三維的圓球形盒子中的粒子的量子行為。
3. ${\displaystyle V(r)\propto r^{2}}$ ：研討三維均向性諧振子的實例。在量子力學裏，是少數幾個存在簡單的解析解的量子模型。
4. ${\displaystyle V(r)\propto 1/r}$ ：關於類氫原子的束縛態的實例，也有簡單的解析解。

真空狀況實例

思考${\displaystyle V(r)=0}$ 的狀況，設定${\displaystyle k\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\sqrt {2\mu E \over \hbar ^{2}}}}$ ，在設定無因次的變數

${\displaystyle \rho \ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ kr}$ 。

代入方程式(2)，定義${\displaystyle J(\rho )\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\sqrt {\rho }}R(r)}$ ，就會得到貝塞爾方程式，一個二階常微分方程式：

${\displaystyle \rho ^{2}{d^{2}J \over d\rho ^{2}}+\rho {dJ \over d\rho }+\left[\rho ^{2}-\left(l+{\frac {1}{2}}\right)^{2}\right]J=0}$ 。

貝塞爾方程式的解答是第一類貝塞爾函數${\displaystyle J_{l+1/2}(\rho )}$ ；而${\displaystyle R(r)}$ 是第一類球貝塞爾函數
（真空解的邊界條件要求原點的函數值有限，因此在原點趨於無窮的第二類球貝塞爾函數項的係數必須為零）：

${\displaystyle R(r)=j_{l}(kr)\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\sqrt {\pi /(2kr)}}J_{l+1/2}(kr)}$ 。(4)

在眞空裏，一個粒子的薛丁格方程（即自由空間中的齊次亥姆霍兹方程）的解，以球坐標來表達，是球貝塞爾函數與球諧函數的乘積：

${\displaystyle \psi (r,\ \theta ,\ \phi )=A_{kl}j_{l}(kr)Y_{lm}(\theta ,\phi )}$ ；

其中，歸一常數${\displaystyle A_{kl}={\sqrt {\frac {2}{\pi }}}\,k}$ ，${\displaystyle l}$ 是非負整數，${\displaystyle m}$ 是整數，${\displaystyle -l\leq m\leq l}$ ，${\displaystyle k}$ 是實數，${\displaystyle k\geq 0}$ 。

這些解答都是角動量確定態的波函數。這些確定態都有明確的角動量。

波函數歸一化導引

波函數的角部分已經歸一化，剩下來必須將徑向部分歸一化。徑向函數的歸一化條件為

${\displaystyle 1=A_{kl}^{2}\int _{0}^{\infty }\ r^{2}j_{l}^{2}(kr)\ dr}$ 。

根據球貝塞爾函數的封閉方程式，

${\displaystyle \int _{0}^{\infty }\ x^{2}j_{\alpha }(k_{1}x)j_{\alpha }(k_{2}x)\ dx={\frac {\pi }{2k_{1}^{2}}}\delta (k_{1}-k_{2})}$ ；

其中，${\displaystyle \alpha >0}$ ，${\displaystyle \delta _{k}}$ 为克罗内克δ。

所以，${\displaystyle 1=A_{kl}^{2}{\frac {\pi }{2k^{2}}}}$ 。取平方根，歸一常數${\displaystyle A_{kl}={\sqrt {\frac {2}{\pi }}}\,k}$ 。

球對稱的三維無限深方形位勢阱

 

球貝塞爾函數${\displaystyle j_{l}(x)}$ 。

思考一個球對稱的無限深方形阱，阱內位勢為0，阱外位勢為無限大。用方程式表達：

${\displaystyle V(r)={\begin{cases}0,&{\mbox{if }}r\leq r_{0}\\\infty ,&{\mbox{if }}r>r_{0}\end{cases}}}$ 。

其中，${\displaystyle r_{0}}$ 是球對稱阱的半徑。

立刻，可以察覺，阱外的波函數是0；而由於阱內的薛丁格方程式與真空狀況的薛丁格方程式相同，波函數是球貝塞爾函數${\displaystyle R(r)=j_{l}(kr)}$ 。為了滿足邊界條件，波函數必須是連續的。匹配阱內與阱外的波函數，球貝塞爾函數在徑向坐標${\displaystyle r=r_{0}}$ 之處必須等於0：

${\displaystyle j_{l}(kr_{0})=0}$ 。

設定${\displaystyle \xi _{nl}}$ 為${\displaystyle l}$ 階球貝塞爾函數${\displaystyle j_{l}}$ 的第${\displaystyle n}$ 個0點，則${\displaystyle k_{nl}r_{0}=\xi _{nl}}$ 。

那麼，離散的能級${\displaystyle E_{nl}}$ 為

${\displaystyle E_{nl}={\frac {\hbar ^{2}k_{nl}^{2}}{2\mu }}={\frac {\hbar ^{2}\xi _{nl}^{2}}{2\mu r_{0}^{2}}}}$ 。

薛丁格方程式的整個解答是

${\displaystyle \psi _{nlm}(r,\ \theta ,\ \phi )=A_{nl}j_{l}(\xi _{nl}\,r/r_{0})\,Y_{lm}(\theta ,\ \phi )}$ ；

其中，歸一常數${\displaystyle A_{nl}=\left({\frac {2}{r_{0}^{3}}}\right)^{1/2}{\frac {1}{j_{l+1}(\xi _{nl})}}}$ 。

波函數歸一化導引

波函數的角部分已經歸一化，剩下來必須將徑向部分歸一化。徑向函數的歸一化條件為

${\displaystyle 1=A_{nl}^{2}\int _{0}^{r_{0}}\ r^{2}j_{l}^{2}(k_{nl}r)\ dr}$ ；

將球貝塞爾函數與第一類貝塞爾函數的關係方程式(4)代入積分：

${\displaystyle 1=A_{nl}^{2}\int _{0}^{r_{0}}\ r^{2}\ {\frac {\pi }{2k_{nl}r}}\ J_{l+1/2}^{2}(k_{nl}r)\ dr=A_{nl}^{2}{\frac {\pi }{2k_{nl}}}\int _{0}^{r_{0}}\ rJ_{l+1/2}^{2}(k_{nl}r)\ dr}$ 。

設定變數${\displaystyle x=r/r_{0}}$ ，代入積分：

${\displaystyle 1=A_{nl}^{2}{\frac {\pi r_{0}^{2}}{2k_{nl}}}\int _{0}^{1}\ xJ_{l+1/2}^{2}(k_{nl}r_{0}x)\ dx=A_{nl}^{2}{\frac {\pi r_{0}^{3}}{2\xi _{nl}}}\int _{0}^{1}\ xJ_{l+1/2}^{2}(\xi _{nl}x)\ dx}$ 。

根據貝塞爾函數的正交歸一性方程式，

${\displaystyle \int _{0}^{1}xJ_{\alpha }(x\xi _{m\alpha })J_{\alpha }(x\xi _{n\alpha })dx={\frac {\delta _{mn}}{2}}J_{\alpha +1}(\xi _{n\alpha })^{2}}$ ；

其中，${\displaystyle \alpha >-1}$ ，${\displaystyle \delta _{mn}}$ 为克罗内克δ，${\displaystyle \xi _{n\alpha }}$ 表示${\displaystyle J_{\alpha }(x)}$ 的第${\displaystyle n}$ 個0點。

注意到${\displaystyle j_{l}(x)}$ 的第${\displaystyle n}$ 個0點${\displaystyle \xi _{nl}}$ 也是${\displaystyle J_{l+1/2}(x)}$ 的第${\displaystyle n}$ 個0點。所以，

${\displaystyle 1=A_{nl}^{2}\ {\frac {\pi r_{0}^{3}}{4\xi _{nl}}}\ J_{l+3/2}^{2}(\xi _{nl})=A_{nl}^{2}\ {\frac {r_{0}^{3}}{2}}\ j_{l+1}^{2}(\xi _{nl})}$ 。

取平方根，歸一常數${\displaystyle A_{nl}=\left({\frac {2}{r_{0}^{3}}}\right)^{1/2}{\frac {1}{j_{l+1}(\xi _{nl})}}}$ 。

三維均向諧振子

主条目：量子諧振子

三維均向諧振子的位勢為

${\displaystyle V(r)={\tfrac {1}{2}}\mu \omega ^{2}r^{2}}$ ；

其中，${\displaystyle \omega }$ 是角頻率。

用階梯算符的方法，可以證明N維諧振子的能量是

${\displaystyle E_{n}=\hbar \omega (n+{\tfrac {N}{2}})\quad {\hbox{with}}\quad n=0,1,\ldots ,\infty ,}$ 。

所以，三維均向諧振子的徑向薛丁格方程式是

${\displaystyle \left[-{\hbar ^{2} \over 2\mu }{d^{2} \over dr^{2}}+{\hbar ^{2}l(l+1) \over 2\mu r^{2}}+{\frac {1}{2}}\mu \omega ^{2}r^{2}-\hbar \omega (n+{\frac {3}{2}})\right]u(r)=0}$ 。(5)

設定常數${\displaystyle \gamma }$ ，

${\displaystyle \gamma \equiv {\frac {\mu \omega }{\hbar }}}$ 。

回想${\displaystyle u(r)=rR(r)}$ ，則徑向薛丁格方程式有一個歸一化的解答：

${\displaystyle R_{nl}(r)=N_{nl}\,r^{l}\,e^{-{\frac {1}{2}}\gamma r^{2}}\;L_{{\frac {1}{2}}(n-l)}^{(l+{\frac {1}{2}})}(\gamma r^{2})}$ ；

其中，函數${\displaystyle L_{k}^{(\alpha )}(\gamma r^{2})}$ 是广义拉盖尔多项式，${\displaystyle N_{nl}}$ 是歸一化常數：

${\displaystyle N_{nl}=\left[{\frac {2^{n+l+2}\,\gamma ^{l+{\frac {3}{2}}}}{\pi ^{\frac {1}{2}}}}\right]^{\frac {1}{2}}\left[{\frac {[{\frac {1}{2}}(n-l)]!\;[{\frac {1}{2}}(n+l)]!}{(n+l+1)!}}\right]^{\frac {1}{2}}}$ 。

本徵能級${\displaystyle E_{n}}$ 的本徵函數${\displaystyle R_{nl}}$ ，乘以球諧函數${\displaystyle Y_{lm}(\theta ,\phi )}$ ，就是薛丁格方程式的整個解答：

${\displaystyle \psi _{nlm}=R_{nl}(r)\,Y_{lm}(\theta ,\ \phi )}$ ；

其中${\displaystyle l=n,\ n-2,\ \ldots ,\ l_{\mathrm {min} }}$ 。假若${\displaystyle n}$ 是偶數，設定${\displaystyle l_{\mathrm {min} }=0}$ ；否則，設定${\displaystyle l_{\mathrm {min} }=1}$ 。

導引

在這導引裏，徑向方程式會被轉換為广义拉盖尔微分方程式。這方程式的解是广义拉盖尔多项式。再將广义拉盖尔多项式歸一化以後，就是所要的答案。

首先，將徑向坐標無因次化，設定變數${\displaystyle y={\sqrt {\gamma }}r}$ ；其中，${\displaystyle \gamma \equiv {\frac {\mu \omega }{\hbar }}}$ 。則方程式(5)變為

${\displaystyle \left[{d^{2} \over dy^{2}}-{l(l+1) \over y^{2}}-y^{2}+2n-3\right]v(y)=0}$ ；(6)

其中，${\displaystyle v(y)=u\left(y/{\sqrt {\gamma }}\right)}$ 是新的函數。

當${\displaystyle y}$ 接近0時，方程式(6)最顯著的項目是

${\displaystyle \left[{d^{2} \over dy^{2}}-{l(l+1) \over y^{2}}\right]v(y)=0}$ 。

所以，${\displaystyle v(y)}$ 與${\displaystyle y^{l+1}}$ 成正比。

又當${\displaystyle y}$ 無窮遠時，方程式(6)最顯著的項目是

${\displaystyle \left[{d^{2} \over dy^{2}}-y^{2}\right]v(y)=0}$ 。

因此，${\displaystyle v(y)}$ 與${\displaystyle e^{-y^{2}/2}}$ 成正比。

為了除去${\displaystyle v(y)}$ 在原點與無窮遠的極限性態，達到孤立解答函數的形式的目的，必須使用${\displaystyle v(y)}$ 的替換方程式：

${\displaystyle v(y)=y^{l+1}e^{-y^{2}/2}f(y)}$ 。

經過一番運算，這個替換將微分方程式(6)轉換為

${\displaystyle \left[{d^{2} \over dy^{2}}+2\left({\frac {l+1}{y}}-y\right){\frac {d}{dy}}+2n-2l\right]f(y)=0}$ 。(7)

轉換為广义拉盖尔方程式

設定變數${\displaystyle x=y^{2}}$ ，則微分算子為

${\displaystyle {\frac {d}{dy}}={\frac {dx}{dy}}{\frac {d}{dx}}=2y{\frac {d}{dx}}=2{\sqrt {x}}{\frac {d}{dx}}}$ ，

${\displaystyle {\frac {d^{2}}{dy^{2}}}={\frac {d}{dy}}\left(2y{\frac {d}{dx}}\right)=4x{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}+2{\frac {d}{dx}}}$ 。

代入方程式(7)，就可得到广义拉盖尔方程式：

${\displaystyle x{\frac {d^{2}g}{dx^{2}}}+{\Big (}(l+{\tfrac {1}{2}})+1-x{\Big )}{\frac {dg}{dx}}+{\tfrac {1}{2}}(n-l)g(x)=0}$ ；

其中，函數${\displaystyle g(x)\equiv f({\sqrt {x}})}$ 。

假若，${\displaystyle k\equiv (n-l)/2}$ 是一個非負整數，則广义拉盖尔方程式的解答是广义拉盖尔多项式：

${\displaystyle g(x)=L_{k}^{(l+{\frac {1}{2}})}(x)}$ 。

因為${\displaystyle k}$ 是非負整數，要求

1. ${\displaystyle n\geq l}$ 。
2. ${\displaystyle n}$ 與${\displaystyle l}$ 同時為奇數或同時為偶數。這證明了前面所述${\displaystyle l}$ 必須遵守的條件。

波函數歸一化

回憶到${\displaystyle u(r)=rR(r)}$ ，徑向函數可以表達為

${\displaystyle R_{nl}(r)=N_{nl}\,r^{l}\,e^{-{\frac {1}{2}}\gamma r^{2}}\;L_{{\frac {1}{2}}(n-l)}^{(l+{\frac {1}{2}})}(\gamma r^{2})}$ ；

其中，${\displaystyle N_{nl}}$ 是歸一常數。

${\displaystyle R_{nl}(r)}$ 的歸一條件是

${\displaystyle \int _{0}^{\infty }r^{2}|R_{nl}(r)|^{2}\,dr=1}$ 。

設定${\displaystyle q=\gamma r^{2}}$ 。將${\displaystyle R_{nl}}$ 與${\displaystyle q}$ 代入積分方程式：

${\displaystyle {\frac {N_{nl}^{2}}{2\gamma ^{l+{3 \over 2}}}}\int _{0}^{\infty }q^{l+{1 \over 2}}e^{-q}\left[L_{{\frac {1}{2}}(n-l)}^{(l+{\frac {1}{2}})}(q)\right]^{2}\,dq=1}$ 。

應用广义拉盖尔多项式的正交歸一性，這方程式簡化為

${\displaystyle {\frac {N_{nl}^{2}}{2\gamma ^{l+{3 \over 2}}}}\cdot {\frac {\Gamma [{\frac {1}{2}}(n+l+1)+1]}{[{\frac {1}{2}}(n-l)]!}}=1}$ 。

因此，歸一常數可以表達為

${\displaystyle N_{nl}={\sqrt {\frac {2\,\gamma ^{l+{3 \over 2}}\,({\frac {n-l}{2}})!}{\Gamma ({\frac {n+l}{2}}+{\frac {3}{2}})}}}}$ 。

應用伽瑪函數的數學特性，同時注意${\displaystyle n}$ 與${\displaystyle l}$ 的奇偶性相同，可以導引出其它形式的歸一常數。伽瑪函數變為

${\displaystyle \Gamma \left[{1 \over 2}+\left({\frac {n+l}{2}}+1\right)\right]={\frac {{\sqrt {\pi }}(n+l+1)!!}{2^{{\frac {n+l}{2}}+1}}}={\frac {{\sqrt {\pi }}(n+l+1)!}{2^{n+l+1}[{\frac {1}{2}}(n+l)]!}}}$ 。

在這裏用到了雙階乘 (double factorial)的定義。

所以，歸一常數等於

${\displaystyle N_{nl}=\left[{\frac {2^{n+l+2}\,\gamma ^{l+{3 \over 2}}\,[{1 \over 2}(n-l)]!\;[{1 \over 2}(n+l)]!}{\;\pi ^{1 \over 2}(n+l+1)!}}\right]^{1 \over 2}}$ 。

類氫原子

主条目：類氫原子

類氫原子只含有一個原子核與一個電子，是個簡單的二體系統。兩個物體之間，互相作用的位勢遵守庫侖定律：

${\displaystyle V(r)=-{\frac {1}{4\pi \epsilon _{0}}}{\frac {Ze^{2}}{r}}}$ ；

其中，${\displaystyle \epsilon _{0}}$ 是真空電容率，${\displaystyle Z}$ 是原子序，${\displaystyle e}$ 是單位電荷量，${\displaystyle r}$ 是電子離原子核的徑向距離。

將位勢代入方程式(1)，

${\displaystyle \left\{-{\hbar ^{2} \over 2\mu r^{2}}{d \over dr}\left(r^{2}{d \over dr}\right)+{\hbar ^{2}l(l+1) \over 2\mu r^{2}}-{\frac {1}{4\pi \epsilon _{0}}}{\frac {Ze^{2}}{r}}\right\}R(r)=ER(r)}$ 。

這方程式的解答是

${\displaystyle R_{nl}(r)={\sqrt {{\left({\frac {2Z}{na_{\mu }}}\right)}^{3}{\frac {(n-l-1)!}{2n[(n+l)!]^{3}}}}}e^{-Zr/{na_{\mu }}}\left({\frac {2Zr}{na_{\mu }}}\right)^{l}L_{n-l-1}^{2l+1}\left({\frac {2Zr}{na_{\mu }}}\right)}$ ；

其中，${\displaystyle a_{\mu }={{4\pi \varepsilon _{0}\hbar ^{2}} \over {\mu e^{2}}}}$ 。${\displaystyle a_{\mu }}$ 近似於波耳半徑${\displaystyle a_{0}}$ 。假若，原子核的質量是無限大的，則${\displaystyle a_{\mu }=a_{0}}$ ，並且，約化質量等於電子的質量，${\displaystyle \mu =m_{e}}$ 。${\displaystyle L_{n-l-1}^{2l+1}}$ 是广义拉盖尔多项式，定義為^[1]

${\displaystyle L_{i}^{j}(x)=(-1)^{j}\ {\frac {d^{j}}{dx^{j}}}L_{i+j}(x)}$ ；

其中，${\displaystyle L_{i+j}(x)}$ 是拉盖尔多项式，可用羅德里格公式表示為

${\displaystyle L_{i}(x)={\frac {e^{x}}{i!}}\ {\frac {d^{i}}{dx^{i}}}(x^{i}e^{-x})}$ 。

為了滿足${\displaystyle R_{nl}(r)}$ 的邊界條件，${\displaystyle n}$ 必須是正值整數，能量也離散為能級${\displaystyle E_{n}=-\left({\frac {Z^{2}\mu e^{4}}{32\pi ^{2}\epsilon _{0}^{2}\hbar ^{2}}}\right){\frac {1}{n^{2}}}={\frac {-13.6Z^{2}}{n^{2}}}\ (eV)}$ 。隨著量子數的不同，函數${\displaystyle R_{nl}(r)}$ 與${\displaystyle Y_{lm}}$ 都會有對應的改變。為了要結束广义拉盖尔多项式的遞迴關係，必須要求${\displaystyle l<n}$ 。

知道徑向函數${\displaystyle R_{nl}(r)}$ 與球諧函數${\displaystyle Y_{lm}}$ 的形式，就可以寫出整個類氫原子量子態的波函數，也就是薛丁格方程式的整個解答：

${\displaystyle \psi _{nlm}=R_{nl}(r)\,Y_{lm}(\theta ,\phi )}$ 。

導引

為了要簡化薛丁格方程式，設定能量與長度的原子單位 (atomic unit)

${\displaystyle E_{\textrm {h}}=m_{\textrm {e}}\left({\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}\hbar }}\right)^{2}}$ ，

${\displaystyle a_{0}={{4\pi \varepsilon _{0}\hbar ^{2}} \over {m_{\textrm {e}}e^{2}}}}$ 。

將變數${\displaystyle y=Zr/a_{0}}$ 與${\displaystyle W=E/(Z^{2}E_{\textrm {h}})}$ 代入徑向薛丁格方程式(2)：

${\displaystyle \left[-{\frac {1}{2}}{\frac {d^{2}}{dy^{2}}}+{\frac {1}{2}}{\frac {l(l+1)}{y^{2}}}-{\frac {1}{y}}\right]u_{l}=Wu_{l}}$ 。(8)

這方程式有兩類解答：

1. ${\displaystyle W<0}$ ：量子態是束縛態，其本徵函數是平方可積函數。量子化的${\displaystyle W}$ 造成了離散的能量譜。
2. ${\displaystyle W\geq 0}$ ：量子態是散射態，其本徵函數不是平方可積函數。

這條目只講述第(1)類解答。設定正實數${\displaystyle \alpha \equiv 2{\sqrt {-2W}}}$ 與${\displaystyle x\equiv \alpha y}$ 。代入方程式(8)：

${\displaystyle \left[{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}-{\frac {l(l+1)}{x^{2}}}+{\frac {2}{\alpha x}}-{\frac {1}{4}}\right]u_{l}=0}$ 。(9)

當${\displaystyle x}$ 接近0時，方程式(9)最顯著的項目是

${\displaystyle \left[{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}-{\frac {l(l+1)}{x^{2}}}\right]u_{l}=0}$ 。

所以，${\displaystyle u_{l}(x)}$ 與${\displaystyle x^{l+1}}$ 成正比。

又當${\displaystyle x}$ 無窮遠時，方程式(9)最顯著的項目是

${\displaystyle \left[{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}-{\frac {1}{4}}\right]u_{l}=0}$ 。

因此，${\displaystyle u_{l}(x)}$ 與${\displaystyle e^{-x/2}}$ 成正比。

為了除去${\displaystyle u_{l}(x)}$ 在原點與無窮遠的極限性態，達到孤立解答函數的形式的目的，必須使用${\displaystyle u_{l}(x)}$ 的替換方程式：

${\displaystyle u_{l}(x)=x^{l+1}e^{-x/2}f_{l}(x)}$ 。

經過一番運算，得到${\displaystyle f_{l}(x)}$ 的方程式：

${\displaystyle \left[x{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}+(2l+2-x){\frac {d}{dx}}+(\nu -l-1)\right]f_{l}(x)=0}$ ；

其中，${\displaystyle \nu =(-2W)^{-{\frac {1}{2}}}}$ 。

假若，${\displaystyle \nu -l-1}$ 是個非負整數${\displaystyle k}$  ，則這方程式的解答是广义拉盖尔多项式

${\displaystyle L_{k}^{(2l+1)}(x),\qquad k=0,1,\ldots }$ 。

採用Abramowitz and Stegun的慣例^[1]。無因次的能量是

${\displaystyle W=-{\frac {1}{2n^{2}}}}$ ；

其中，主量子數${\displaystyle n\equiv k+l+1}$ 滿足${\displaystyle n\geq l+1}$ ，或${\displaystyle l\leq n-1}$ 。

由於${\displaystyle \alpha =2/n}$ ，徑向波函數是

${\displaystyle R_{nl}(r)={\sqrt {\left({\frac {2Z}{na_{0}}}\right)^{3}\cdot {\frac {(n-l-1)!}{2n[(n+l)!]^{3}}}}}\;e^{-{\textstyle {\frac {Zr}{na_{0}}}}}\left({\frac {2Zr}{na_{0}}}\right)^{l}\;L_{n-l-1}^{2l+1}\left({\frac {2Zr}{na_{0}}}\right)}$ 。

能量是

${\displaystyle E=-{\frac {Z^{2}}{2n^{2}}}E_{\textrm {h}}=-{\frac {Z^{2}}{2n^{2}}}m_{\textrm {e}}\left({\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}\hbar }}\right)^{2},\qquad n=1,2,\ldots }$ 。

參閱

• 自由粒子
• 無限深方形阱
• 有限深方形阱
• 有限位勢壘
• Delta位勢阱
• Delta位勢壘
• 連心力
• 量子穿隧效應
• 盒中氣體

參考文獻

1. Abramowitz, Milton; Stegun, Irene A. (编), Chapter 22, Handbook of Mathematical Functions with Formulas, Graphs, and Mathematical Tables, New York: Dover, 1965, ISBN 0-486-61272-4 

• Griffiths, David J. Introduction to Quantum Mechanics (2nd ed.). Prentice Hall. 2004. ISBN 0-13-111892-7.