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|G1=物理學
|G1=物理學
}}
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'''球對稱位勢'''乃是一種只相依於徑向距離的[[位勢]]。許多描述宇宙交互作用的基本位勢，像[[萬有引力|重力勢]]、[[電勢]]，都是球對稱位勢。在[[對稱|球對稱]]位勢中運動的粒子的[[哈密頓量]] <math>H\,\!</math> 可以用方程式表達為
'''球對稱位勢'''乃是一種只相依於徑向距離的[[位勢]]。許多描述宇宙交互作用的基本位勢，像[[萬有引力|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
:<math>H = \frac{p^2}{2\mu} + V(r)\,\!</math>；
:<math> - \frac{\hbar ^2}{2\mu}\nabla^2\psi + V(r)\psi=E\psi \,\!</math>；
其中，<math>p\,\!</math> 是[[動量]]，<math>\mu\,\!</math> 是粒子的[[質量]]，<math>V\,\!</math> 是[[位勢]]，<math>r\,\!</math> 是徑向距離。
其中，<math>\hbar \,\!</math> 是[[普朗克常數 ]]，<math>\mu\,\!</math> 是粒子的[[質量]]，<math>\psi\,\!</math> 是粒子的[[波函數 ]]，<math>V\,\!</math> 是[[位勢]]，<math>r\,\!</math> 是徑向距離，<math>E\,\!</math> 是[[能量]] 。
由於球對稱位勢 <math>V(r)\,\!</math> 只相依於徑向距離的位勢，不相依於天頂角 <math>\theta\,\!</math> 與方位角 <math>\phi\,\!</math> ，為了便利分析，我們可以採用[[球坐標 ]]<math>(r,\ \theta,\ \phi)\,\!</math> 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。
由於球對稱位勢 <math>V(r)\,\!</math> 只相依於徑向距離的位勢，不相依於天頂角 <math>\theta\,\!</math> 與方位角 <math>\phi\,\!</math> ，為了便利分析，我們可以採用[[球坐標 ]]<math>(r,\ \theta,\ \phi)\,\!</math> 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==
==薛丁格方程式==
⚫ 採用
[[ 球座標
]] <math>(r,\ \theta,\ \phi)\,\!</math>，將[[拉普拉斯算子]]
<math>\nabla^2\,\!</math> 展開：
對應於哈密頓量的[[哈密頓算符]]是
:<math>\hat{H} = \frac{\hat{p}^2}{2\mu} + V(r)= - \frac{\hbar^2}{2\mu}\nabla^2 + V(r)\,\!</math>；
其中，<math>\hat{p}\,\!</math> 是[[動量算符]]。
⚫ 採用球座標 <math>(r,\ \theta,\ \phi)\,\!</math>，將[[拉普拉斯算子]]展開：
:<math>-\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\,\!</math> 。
:<math>-\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\,\!</math> 。
第102行：
第97行：
薛丁格方程式的整個解答是
薛丁格方程式的整個解答是
:<math>\psi_{nlm}(r,\ \theta,\ \phi)=A_{nl} j_l(k_{nl}r)\, Y_{lm}(\theta,\ \phi)\,\!</math> ；
:<math>\psi_{nlm}(r,\ \theta,\ \phi)=A_{nl} j_l(\xi_ {nl}\, r/r_0 )\, Y_{lm}(\theta,\ \phi)\,\!</math> ；
其中，歸一常數 <math>A_{nl}=\left(\frac{2}{r_0^3}\right)^{1/2}\frac{1}{j_{l+1}(\xi_{nl})}\,\!</math> 。
其中，歸一常數 <math>A_{nl}=\left(\frac{2}{r_0^3}\right)^{1/2}\frac{1}{j_{l+1}(\xi_{nl})}\,\!</math> 。
第108行：
第103行：
====波函數歸一化====
====波函數歸一化====
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
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
:<math>1=|A_{nl}|^2\int_0^{r_0}\ r^2 j_l^2(k_{nl}r)\ dr\,\!</math> ；
:<math>1=A_{nl}^2\int_0^{r_0}\ r^2 j_l^2(k_{nl}r)\ dr\,\!</math> ；
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：
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：
:<math>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\,\!</math> 。
:<math>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\,\!</math> 。
設定變數 <math>x=r/r_0\,\!</math> ，代入積分：
設定變數 <math>x=r/r_0\,\!</math> ，代入積分：
:<math>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\,\!</math> 。
:<math>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\,\!</math> 。
根據貝塞爾函數的[[正交歸一性]][[貝塞爾函數#性質|方程式]]，
根據貝塞爾函數的[[正交歸一性]][[貝塞爾函數#性質|方程式]]，
第122行：
第117行：
注意到 <math>j_l(x)\,\!</math> 的第 <math>n\,\!</math> 個 0 點 <math>\xi_{nl}\,\!</math> 也是 <math>J_{l+1/2}(x)\,\!</math> 的第 <math>n\,\!</math> 個 0 點。所以，
注意到 <math>j_l(x)\,\!</math> 的第 <math>n\,\!</math> 個 0 點 <math>\xi_{nl}\,\!</math> 也是 <math>J_{l+1/2}(x)\,\!</math> 的第 <math>n\,\!</math> 個 0 點。所以，
:<math>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})\,\!</math> 。
:<math>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})\,\!</math> 。
歸一常數 <math>A_{nl}=\left(\frac{2}{r_0^3}\right)^{1/2} \frac{1}{j_{l+1}(\xi_{nl})}\,\!</math>
取平方根， 歸一常數 <math>A_{nl}=\left(\frac{2}{r_0^3}\right)^{1/2} \frac{1}{j_{l+1}(\xi_{nl})}\,\!</math> 。
===三維均向諧振子 ===
===三維均向諧振子 ===
球對稱位勢 乃是一種只相依於徑向距離的位勢 。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
−
ℏ
2
2
μ
∇
2
ψ
+
V
(
r
)
ψ
=
E
ψ
{\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2\mu }}\nabla ^{2}\psi +V(r)\psi =E\psi \,\!}
其中，
ℏ
{\displaystyle \hbar \,\!}
普朗克常數 ，
μ
{\displaystyle \mu \,\!}
質量 ，
ψ
{\displaystyle \psi \,\!}
波函數 ，
V
{\displaystyle V\,\!}
位勢 ，
r
{\displaystyle r\,\!}
E
{\displaystyle E\,\!}
能量 。
由於球對稱位勢
V
(
r
)
{\displaystyle V(r)\,\!}
θ
{\displaystyle \theta \,\!}
ϕ
{\displaystyle \phi \,\!}
球坐標
(
r
,
θ
,
ϕ
)
{\displaystyle (r,\ \theta ,\ \phi )\,\!}
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 採用球座標
(
r
,
θ
,
ϕ
)
{\displaystyle (r,\ \theta ,\ \phi )\,\!}
拉普拉斯算子
∇
2
{\displaystyle \nabla ^{2}\,\!}
−
ℏ
2
2
μ
r
2
{
∂
∂
r
(
r
2
∂
∂
r
)
+
1
sin
2
θ
[
sin
θ
∂
∂
θ
(
sin
θ
∂
∂
θ
)
+
∂
2
∂
ϕ
2
]
}
ψ
+
V
(
r
)
ψ
=
E
ψ
{\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
ψ
{\displaystyle \psi \,\!}
ψ
(
r
,
θ
,
ϕ
)
=
R
(
r
)
Θ
(
θ
)
Φ
(
ϕ
)
{\displaystyle \psi (r,\ \theta ,\ \phi )=R(r)\Theta (\theta )\Phi (\phi )\,\!}
其中，
R
(
r
)
{\displaystyle R(r)\,\!}
Θ
(
θ
)
{\displaystyle \Theta (\theta )\,\!}
Φ
(
ϕ
)
{\displaystyle \Phi (\phi )\,\!}
Θ
(
θ
)
{\displaystyle \Theta (\theta )\,\!}
Φ
(
ϕ
)
{\displaystyle \Phi (\phi )\,\!}
球諧函數 ，
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
=
Θ
(
θ
)
Φ
(
ϕ
)
{\displaystyle Y_{lm}(\theta ,\ \phi )=\Theta (\theta )\Phi (\phi )\,\!}
ψ
{\displaystyle \psi \,\!}
ψ
(
r
,
θ
,
ϕ
)
=
R
(
r
)
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
{\displaystyle \psi (r,\ \theta ,\ \phi )=R(r)Y_{lm}(\theta ,\ \phi )\,\!}
角部分解答 相依於天頂角
θ
{\displaystyle \theta \,\!}
ϕ
{\displaystyle \phi \,\!}
Y
l
m
{\displaystyle Y_{lm}\,\!}
−
1
sin
2
θ
[
sin
θ
∂
∂
θ
(
sin
θ
∂
∂
θ
)
+
∂
2
∂
ϕ
2
]
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
=
l
(
l
+
1
)
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
{\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
l
{\displaystyle l\,\!}
角動量 的角量子數 。
m
{\displaystyle m\,\!}
−
l
≤
m
≤
l
{\displaystyle -l\leq m\leq l\,\!}
投影 。不同的
l
{\displaystyle l\,\!}
m
{\displaystyle m\,\!}
Y
l
m
{\displaystyle Y_{lm}\,\!}
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
=
(
i
)
m
+
|
m
|
(
2
l
+
1
)
4
π
(
l
−
m
)
!
(
l
+
m
)
!
P
l
m
(
cos
θ
)
e
i
m
ϕ
{\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，
i
{\displaystyle i\,\!}
虛數單位 ，
P
l
m
(
cos
θ
)
{\displaystyle P_{lm}(\cos {\theta })\,\!}
伴隨勒讓德多項式 ，用方程式定義為
P
l
m
(
x
)
=
(
1
−
x
2
)
|
m
|
/
2
d
|
m
|
d
x
|
m
|
P
l
(
x
)
{\displaystyle P_{lm}(x)=(1-x^{2})^{|m|/2}\ {\frac {d^{|m|}}{dx^{|m|}}}P_{l}(x)\,\!}
而
P
l
(
x
)
{\displaystyle P_{l}(x)\,\!}
l
{\displaystyle l\,\!}
勒讓德多項式 ，可用羅德里格公式 表示為
P
l
(
x
)
=
1
2
l
l
!
d
l
d
x
l
(
x
2
−
1
)
l
{\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：
{
−
ℏ
2
2
μ
r
2
d
d
r
(
r
2
d
d
r
)
+
ℏ
2
l
(
l
+
1
)
2
μ
r
2
+
V
(
r
)
}
R
(
r
)
=
E
R
(
r
)
{\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
u
(
r
)
=
r
R
(
r
)
{\displaystyle u(r)=rR(r)\,\!}
−
ℏ
2
2
μ
d
2
u
(
r
)
d
r
2
+
ℏ
2
l
(
l
+
1
)
2
μ
r
2
u
(
r
)
+
V
(
r
)
u
(
r
)
=
E
u
(
r
)
{\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
−
ℏ
2
2
μ
d
2
u
(
r
)
d
r
2
+
V
e
f
f
(
r
)
u
(
r
)
=
E
u
(
r
)
{\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
V
e
f
f
(
r
)
=
V
(
r
)
+
ℏ
2
l
(
l
+
1
)
2
μ
r
2
{\displaystyle V_{\mathrm {eff} }(r)=V(r)+{\frac {\hbar ^{2}l(l+1)}{2\mu r^{2}}}\,\!}
這正是函數為
u
(
r
)
{\displaystyle u(r)\,\!}
V
e
f
f
{\displaystyle V_{\mathrm {eff} }\,\!}
r
{\displaystyle r\,\!}
0
{\displaystyle 0\,\!}
∞
{\displaystyle \infty \,\!}
離心位勢 。
為了要更進一步解析方程式 (2)，我們必須知道位勢的形式。不同的位勢有不同的解答。
實例 在這條目裏，我們會解析四個很特別，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：
V
(
r
)
=
0
{\displaystyle V(r)=0\,\!}
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。當
r
<
r
0
{\displaystyle r<r_{0}\,\!}
V
(
r
)
=
0
{\displaystyle V(r)=0\,\!}
V
(
r
)
=
∞
{\displaystyle V(r)=\infty \,\!}
V
(
r
)
∝
r
2
{\displaystyle V(r)\propto r^{2}\,\!}
均向 (isotropic ) 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。
V
(
r
)
∝
1
/
r
{\displaystyle V(r)\propto 1/r\,\!}
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
V
(
r
)
=
0
{\displaystyle V(r)=0\,\!}
k
=
d
e
f
2
μ
E
ℏ
2
{\displaystyle k\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\sqrt {2\mu E \over \hbar ^{2}}}\,\!}
無因次 的變數
ρ
=
d
e
f
k
r
{\displaystyle \rho \ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ kr}
代入方程式 (2) ，定義
J
(
ρ
)
=
d
e
f
ρ
R
(
r
)
{\displaystyle J(\rho )\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\sqrt {\rho }}R(r)\,\!}
貝塞爾方程式 ，一個二階常微分方程式 ：
ρ
2
d
2
J
d
ρ
2
+
ρ
d
J
d
ρ
+
[
ρ
2
−
(
l
+
1
2
)
2
]
J
=
0
{\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
J
l
+
1
/
2
(
ρ
)
{\displaystyle J_{l+1/2}(\rho )\,\!}
貝塞爾函數 ；而
R
(
r
)
{\displaystyle R(r)\,\!}
球貝塞爾函數 ：
R
(
r
)
=
j
l
(
k
r
)
=
d
e
f
π
/
(
2
k
r
)
J
l
+
1
/
2
(
k
r
)
{\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式的解，以球坐標來表達，是球貝塞爾函數與球諧函數的乘積：
ψ
(
r
)
=
j
l
(
k
r
)
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
{\displaystyle \psi (\mathbf {r} )=j_{l}(kr)Y_{lm}(\theta ,\phi )\,\!}
其中，
l
{\displaystyle l\,\!}
m
{\displaystyle m\,\!}
−
l
≤
m
≤
l
{\displaystyle -l\leq m\leq l\,\!}
k
{\displaystyle k\,\!}
k
≥
0
{\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。
球對稱的三維無限深方形位勢阱 球貝塞爾函數
j
l
(
x
)
{\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：
V
(
r
)
=
{
0
,
if
r
≤
r
0
∞
,
if
r
>
r
0
{\displaystyle V(r)={\begin{cases}0,&{\mbox{if }}r\leq r_{0}\\\infty ,&{\mbox{if }}r>r_{0}\end{cases}}\,\!}
其中，
r
0
{\displaystyle r_{0}\,\!}
立刻，我們察覺，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
R
(
r
)
=
j
l
(
k
r
)
{\displaystyle R(r)=j_{l}(kr)\,\!}
r
=
r
0
{\displaystyle r=r_{0}\,\!}
j
l
(
k
r
0
)
=
0
{\displaystyle j_{l}(kr_{0})=0\,\!}
設定
ξ
n
l
{\displaystyle \xi _{nl}\,\!}
l
{\displaystyle l\,\!}
j
l
{\displaystyle j_{l}\,\!}
n
{\displaystyle n\,\!}
k
n
l
r
0
=
ξ
n
l
{\displaystyle k_{nl}r_{0}=\xi _{nl}\,\!}
那麼，離散的能級
E
n
l
{\displaystyle E_{nl}\,\!}
E
n
l
=
ℏ
2
k
n
l
2
2
μ
=
ℏ
2
ξ
n
l
2
2
μ
r
0
2
{\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
ψ
n
l
m
(
r
,
θ
,
ϕ
)
=
A
n
l
j
l
(
ξ
n
l
r
/
r
0
)
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
{\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
A
n
l
=
(
2
r
0
3
)
1
/
2
1
j
l
+
1
(
ξ
n
l
)
{\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 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
1
=
A
n
l
2
∫
0
r
0
r
2
j
l
2
(
k
n
l
r
)
d
r
{\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：
1
=
A
n
l
2
∫
0
r
0
r
2
π
2
k
n
l
r
J
l
+
1
/
2
2
(
k
n
l
r
)
d
r
=
A
n
l
2
π
2
k
n
l
∫
0
r
0
r
J
l
+
1
/
2
2
(
k
n
l
r
)
d
r
{\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
x
=
r
/
r
0
{\displaystyle x=r/r_{0}\,\!}
1
=
A
n
l
2
π
r
0
2
2
k
n
l
∫
0
1
x
J
l
+
1
/
2
2
(
k
n
l
r
0
x
)
d
x
=
A
n
l
2
π
r
0
3
2
ξ
n
l
∫
0
1
x
J
l
+
1
/
2
2
(
ξ
n
l
x
)
d
x
{\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 ，
∫
0
1
x
J
α
(
x
ξ
m
α
)
J
α
(
x
ξ
n
α
)
d
x
=
δ
m
n
2
J
α
+
1
(
ξ
n
α
)
2
{\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，
α
>
−
1
{\displaystyle \alpha >-1\,\!}
δ
m
n
{\displaystyle \delta _{mn}\,\!}
克罗内克尔δ ，
ξ
n
α
{\displaystyle \xi _{n\alpha }\,\!}
J
α
(
x
)
{\displaystyle J_{\alpha }(x)\,\!}
n
{\displaystyle n\,\!}
注意到
j
l
(
x
)
{\displaystyle j_{l}(x)\,\!}
n
{\displaystyle n\,\!}
ξ
n
l
{\displaystyle \xi _{nl}\,\!}
J
l
+
1
/
2
(
x
)
{\displaystyle J_{l+1/2}(x)\,\!}
n
{\displaystyle n\,\!}
1
=
A
n
l
2
π
r
0
3
4
ξ
n
l
J
l
+
3
/
2
2
(
ξ
n
l
)
=
A
n
l
2
r
0
3
2
j
l
+
1
2
(
ξ
n
l
)
{\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
A
n
l
=
(
2
r
0
3
)
1
/
2
1
j
l
+
1
(
ξ
n
l
)
{\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 三維均向諧振子 的位勢為
V
(
r
)
=
1
2
μ
ω
2
r
2
{\displaystyle V(r)={\tfrac {1}{2}}\mu \omega ^{2}r^{2}\,\!}
其中，
ω
{\displaystyle \omega \,\!}
角頻率 。
用階梯算符 的方法，可以證明 N 維諧振子的能量是
E
n
=
ℏ
ω
(
n
+
N
2
)
with
n
=
0
,
1
,
…
,
∞
,
{\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
[
−
ℏ
2
2
μ
d
2
d
r
2
+
ℏ
2
l
(
l
+
1
)
2
μ
r
2
+
1
2
μ
ω
2
r
2
−
ℏ
ω
(
n
+
3
2
)
]
u
(
r
)
=
0
{\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
γ
{\displaystyle \gamma \,\!}
γ
≡
μ
ω
ℏ
{\displaystyle \gamma \equiv {\frac {\mu \omega }{\hbar }}\,\!}
回想
u
(
r
)
=
r
R
(
r
)
{\displaystyle u(r)=rR(r)\,\!}
歸一化 的解答：
R
n
l
(
r
)
=
N
n
l
r
l
e
−
1
2
γ
r
2
L
1
2
(
n
−
l
)
(
l
+
1
2
)
(
γ
r
2
)
{\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
L
k
(
α
)
(
γ
r
2
)
{\displaystyle L_{k}^{(\alpha )}(\gamma r^{2})\,\!}
廣義拉格耳多項式 (generalized Laguerre polynomials )，
N
n
l
{\displaystyle N_{nl}\,\!}
N
n
l
=
[
2
n
+
l
+
2
γ
l
+
3
2
π
1
2
]
1
2
[
[
1
2
(
n
−
l
)
]
!
[
1
2
(
n
+
l
)
]
!
(
n
+
l
+
1
)
!
]
1
2
{\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
E
n
{\displaystyle E_{n}\,\!}
R
n
l
{\displaystyle R_{nl}\,\!}
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
{\displaystyle Y_{lm}(\theta ,\phi )\,\!}
ψ
n
l
m
=
R
n
l
(
r
)
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
{\displaystyle \psi _{nlm}=R_{nl}(r)\,Y_{lm}(\theta ,\ \phi )\,\!}
其中
l
=
n
,
n
−
2
,
…
,
l
m
i
n
{\displaystyle l=n,\ n-2,\ \ldots ,\ l_{\mathrm {min} }\,\!}
n
{\displaystyle n\,\!}
l
m
i
n
=
0
{\displaystyle l_{\mathrm {min} }=0\,\!}
l
m
i
n
=
1
{\displaystyle l_{\mathrm {min} }=1\,\!}
導引 在這導引裏，我們會將徑向方程式轉換為廣義拉格耳微分方程式 (generalized Laguerre equation ) 。這方程式的解是廣義拉格耳多項式。再將廣義拉格耳多項式歸一化以後，就是我們所要的答案。
首先，將徑向坐標無因次化 ，設定變數
y
=
γ
r
{\displaystyle y={\sqrt {\gamma }}r\,\!}
γ
≡
μ
ω
ℏ
{\displaystyle \gamma \equiv {\frac {\mu \omega }{\hbar }}\,\!}
[
d
2
d
y
2
−
l
(
l
+
1
)
y
2
−
y
2
+
2
n
−
3
]
v
(
y
)
=
0
{\displaystyle \left[{d^{2} \over dy^{2}}-{l(l+1) \over y^{2}}-y^{2}+2n-3\right]v(y)=0\,\!}
(6) 其中，
v
(
y
)
=
u
(
y
/
γ
)
{\displaystyle v(y)=u\left(y/{\sqrt {\gamma }}\right)\,\!}
思考
v
(
y
)
{\displaystyle v(y)\,\!}
v
(
y
)
{\displaystyle v(y)\,\!}
v
(
y
)
=
y
l
+
1
e
−
y
2
/
2
f
(
y
)
{\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
[
d
2
d
y
2
+
2
(
l
+
1
y
−
y
)
d
d
y
+
2
n
−
2
l
]
f
(
y
)
=
0
{\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) 轉換為廣義拉格耳方程式 設定變數
x
=
y
2
{\displaystyle x=y^{2}\,\!}
d
d
y
=
d
x
d
y
d
d
x
=
2
y
d
d
x
=
2
x
d
d
x
{\displaystyle {\frac {d}{dy}}={\frac {dx}{dy}}{\frac {d}{dx}}=2y{\frac {d}{dx}}=2{\sqrt {x}}{\frac {d}{dx}}\,\!}
d
2
d
y
2
=
d
d
y
(
2
y
d
d
x
)
=
4
x
d
2
d
x
2
+
2
d
d
x
{\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) ，就可得到廣義拉格耳方程式：
x
d
2
g
d
x
2
+
(
(
l
+
1
2
)
+
1
−
x
)
d
g
d
x
+
1
2
(
n
−
l
)
g
(
x
)
=
0
{\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
g
(
x
)
≡
f
(
x
)
{\displaystyle g(x)\equiv f({\sqrt {x}})\,\!}
假若，
k
≡
(
n
−
l
)
/
2
{\displaystyle k\equiv (n-l)/2\,\!}
g
(
x
)
=
L
k
(
l
+
1
2
)
(
x
)
{\displaystyle g(x)=L_{k}^{(l+{\frac {1}{2}})}(x)\,\!}
因為
k
{\displaystyle k\,\!}
n
≥
l
{\displaystyle n\geq l\,\!}
n
{\displaystyle n\,\!}
l
{\displaystyle l\,\!}
l
{\displaystyle l\,\!}
波函數歸一化 回憶到
u
(
r
)
=
r
R
(
r
)
{\displaystyle u(r)=rR(r)\,\!}
R
n
l
(
r
)
=
N
n
l
r
l
e
−
1
2
γ
r
2
L
1
2
(
n
−
l
)
(
l
+
1
2
)
(
γ
r
2
)
{\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，
N
n
l
{\displaystyle N_{nl}\,\!}
R
n
l
(
r
)
{\displaystyle R_{nl}(r)\,\!}
∫
0
∞
r
2
|
R
n
l
(
r
)
|
2
d
r
=
1
{\displaystyle \int _{0}^{\infty }r^{2}|R_{nl}(r)|^{2}\,dr=1\,\!}
設定
q
=
γ
r
2
{\displaystyle q=\gamma r^{2}\,\!}
R
n
l
{\displaystyle R_{nl}\,\!}
q
{\displaystyle q\,\!}
N
n
l
2
2
γ
l
+
3
2
∫
0
∞
q
l
+
1
2
e
−
q
[
L
1
2
(
n
−
l
)
(
l
+
1
2
)
(
q
)
]
2
d
q
=
1
{\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\,\!}
應用廣義拉格耳多項式的正交歸一性 ，這方程式簡化為
N
n
l
2
2
γ
l
+
3
2
⋅
Γ
[
1
2
(
n
+
l
+
1
)
+
1
]
[
1
2
(
n
−
l
)
]
!
=
1
{\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
N
n
l
=
2
γ
l
+
3
2
(
n
−
l
2
)
!
Γ
(
n
+
l
2
+
3
2
)
{\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
n
{\displaystyle n\,\!}
l
{\displaystyle l\,\!}
Γ
[
1
2
+
(
n
+
l
2
+
1
)
]
=
π
(
n
+
l
+
1
)
!
!
2
n
+
l
2
+
1
=
π
(
n
+
l
+
1
)
!
2
n
+
l
+
1
[
1
2
(
n
+
l
)
]
!
{\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)]!}}\,\!}
這裏，我們用到了雙階乘 (double factorial ) 的定義。
所以，歸一常數等於
N
n
l
=
[
2
n
+
l
+
2
γ
l
+
3
2
[
1
2
(
n
−
l
)
]
!
[
1
2
(
n
+
l
)
]
!
π
1
2
(
n
+
l
+
1
)
!
]
1
2
{\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 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 ：
V
(
r
)
=
−
1
4
π
ϵ
0
Z
e
2
r
{\displaystyle V(r)=-{\frac {1}{4\pi \epsilon _{0}}}{\frac {Ze^{2}}{r}}\,\!}
其中，
ϵ
0
{\displaystyle \epsilon _{0}\,\!}
真空介電常數 ，
Z
{\displaystyle Z\,\!}
原子序 ，
e
{\displaystyle e\,\!}
電荷 ，
r
{\displaystyle r\,\!}
原子核 的徑向距離。
將位勢代入方程式 (1) ，
{
−
ℏ
2
2
μ
r
2
d
d
r
(
r
2
d
d
r
)
+
ℏ
2
l
(
l
+
1
)
2
μ
r
2
−
1
4
π
ϵ
0
Z
e
2
r
}
R
(
r
)
=
E
R
(
r
)
{\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
R
n
l
(
r
)
=
(
2
Z
n
a
μ
)
3
(
n
−
l
−
1
)
!
2
n
[
(
n
+
l
)
!
]
e
−
Z
r
/
n
a
μ
(
2
Z
r
n
a
μ
)
l
L
n
−
l
−
1
2
l
+
1
(
2
Z
r
n
a
μ
)
{\displaystyle R_{nl}(r)={\sqrt {{\left({\frac {2Z}{na_{\mu }}}\right)}^{3}{\frac {(n-l-1)!}{2n[(n+l)!]}}}}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，
a
μ
=
4
π
ε
0
ℏ
2
μ
e
2
{\displaystyle a_{\mu }={{4\pi \varepsilon _{0}\hbar ^{2}} \over {\mu e^{2}}}\,\!}
a
μ
{\displaystyle a_{\mu }\,\!}
波耳半徑
a
0
{\displaystyle a_{0}\,\!}
a
μ
=
a
0
{\displaystyle a_{\mu }=a_{0}\,\!}
μ
=
m
e
{\displaystyle \mu =m_{e}\,\!}
L
n
−
l
−
1
2
l
+
1
{\displaystyle L_{n-l-1}^{2l+1}\,\!}
廣義拉格耳多項式 (generalized Laguerre polynomials ) ，定義為[1]
L
i
j
(
x
)
=
(
−
1
)
j
d
j
d
x
j
L
i
+
j
(
x
)
{\displaystyle L_{i}^{j}(x)=(-1)^{j}\ {\frac {d^{j}}{dx^{j}}}L_{i+j}(x)\,\!}
其中，
L
i
+
j
(
x
)
{\displaystyle L_{i+j}(x)\,\!}
拉格耳多項式 (Laguerre polynomials ) ，可用羅德里格公式表示為
L
i
(
x
)
=
e
x
i
!
d
i
d
x
i
(
x
i
e
−
x
)
{\displaystyle L_{i}(x)={\frac {e^{x}}{i!}}\ {\frac {d^{i}}{dx^{i}}}(x^{i}e^{-x})\,\!}
為了滿足
R
n
l
(
r
)
{\displaystyle R_{nl}(r)\,\!}
n
{\displaystyle n\,\!}
能級
E
n
=
−
(
Z
2
μ
e
4
32
π
2
ϵ
0
2
ℏ
2
)
1
n
2
=
−
13.6
Z
2
n
2
(
e
V
)
{\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)\,\!}
R
n
l
(
r
)
{\displaystyle R_{nl}(r)\,\!}
Y
l
m
{\displaystyle Y_{lm}\,\!}
遞迴關係 ，必須要求
l
<
n
{\displaystyle l<n\,\!}
知道徑向函數
R
n
l
(
r
)
{\displaystyle R_{nl}(r)\,\!}
Y
l
m
{\displaystyle Y_{lm}\,\!}
ψ
n
l
m
=
R
n
l
(
r
)
Y
l
m
(
θ
,
ϕ
)
{\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 )
E
h
=
m
e
(
e
2
4
π
ε
0
ℏ
)
2
{\displaystyle E_{\textrm {h}}=m_{\textrm {e}}\left({\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}\hbar }}\right)^{2}\,\!}
a
0
=
4
π
ε
0
ℏ
2
m
e
e
2
{\displaystyle a_{0}={{4\pi \varepsilon _{0}\hbar ^{2}} \over {m_{\textrm {e}}e^{2}}}\,\!}
將變數
y
=
Z
r
/
a
0
{\displaystyle y=Zr/a_{0}\,\!}
W
=
E
/
(
Z
2
E
h
)
{\displaystyle W=E/(Z^{2}E_{\textrm {h}})\,\!}
[
−
1
2
d
2
d
y
2
+
1
2
l
(
l
+
1
)
y
2
−
1
y
]
u
l
=
W
u
l
{\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：
W
<
0
{\displaystyle W<0\,\!}
束縛態 ，其本徵函數是平方可積的。量子化的
W
{\displaystyle W\,\!}
W
≥
0
{\displaystyle W\geq 0\,\!}
散射態 ，其本徵函數不是平方可積的。這條目只講述第 (1) 類解答。設定正實數
α
≡
2
−
2
W
{\displaystyle \alpha \equiv 2{\sqrt {-2W}}\,\!}
x
≡
α
y
{\displaystyle x\equiv \alpha y\,\!}
[
d
2
d
x
2
−
l
(
l
+
1
)
x
2
+
2
α
x
−
1
4
]
u
l
=
0
,
with
x
≥
0
{\displaystyle \left[{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}-{\frac {l(l+1)}{x^{2}}}+{\frac {2}{\alpha x}}-{\frac {1}{4}}\right]u_{l}=0,\quad {\hbox{with}}\quad x\geq 0\,\!}
思考
u
l
(
x
)
{\displaystyle u_{l}(x)\,\!}
u
l
(
x
)
{\displaystyle u_{l}(x)\,\!}
u
l
(
x
)
=
x
l
+
1
e
−
x
/
2
f
l
(
x
)
{\displaystyle u_{l}(x)=x^{l+1}e^{-x/2}f_{l}(x)\,\!}
f
l
(
x
)
{\displaystyle f_{l}(x)\,\!}
[
x
d
2
d
x
2
+
(
2
l
+
2
−
x
)
d
d
x
+
(
ν
−
l
−
1
)
]
f
l
(
x
)
=
0
{\displaystyle \left[x{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}+(2l+2-x){\frac {d}{dx}}+(\nu -l-1)\right]f_{l}(x)=0\,\!}
其中，
ν
=
(
−
2
W
)
−
1
2
{\displaystyle \nu =(-2W)^{-{\frac {1}{2}}}\,\!}
假若，
ν
−
l
−
1
{\displaystyle \nu -l-1\,\!}
k
{\displaystyle k\,\!}
L
k
(
2
l
+
1
)
(
x
)
,
k
=
0
,
1
,
…
{\displaystyle L_{k}^{(2l+1)}(x),\qquad k=0,1,\ldots \,\!}
採用 Abramowitz and Stegun 的慣例[1]
W
=
−
1
2
n
2
{\displaystyle W=-{\frac {1}{2n^{2}}}\,\!}
其中，主量子數
n
≡
k
+
l
+
1
{\displaystyle n\equiv k+l+1\,\!}
n
≥
l
+
1
{\displaystyle n\geq l+1\,\!}
l
≤
n
−
1
{\displaystyle l\leq n-1\,\!}
由於
α
=
2
/
n
{\displaystyle \alpha =2/n\,\!}
R
n
l
(
r
)
=
[
(
2
Z
n
a
0
)
3
⋅
(
n
−
l
−
1
)
!
2
n
[
(
n
+
l
)
!
]
]
1
2
(
2
Z
r
n
a
0
)
l
e
−
Z
r
n
a
0
L
n
−
l
−
1
(
2
l
+
1
)
(
2
Z
r
n
a
0
)
{\displaystyle R_{nl}(r)=\left[\left({\frac {2Z}{na_{0}}}\right)^{3}\cdot {\frac {(n-l-1)!}{2n[(n+l)!]}}\right]^{1 \over 2}\left({\frac {2Zr}{na_{0}}}\right)^{l}\;e^{-{\textstyle {\frac {Zr}{na_{0}}}}}\;L_{n-l-1}^{(2l+1)}\left({\frac {2Zr}{na_{0}}}\right)\,\!}
能量是
E
=
−
Z
2
2
n
2
E
h
=
−
Z
2
2
n
2
m
e
(
e
2
4
π
ε
0
ℏ
)
2
,
n
=
1
,
2
,
…
{\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 參考文獻
^ 1.0 1.1 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 . 
![{\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 \,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3a53bc6ec3be92b1adf64f5a00ded060b8cf7f82)
![{\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 )\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e54685aa1da1217f6726c108fcbf67bbc921e623)
![{\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\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/3c0d7006beae67364a022b559f7ee0926a6d8a1f)
.svg)
![{\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\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/87a39de17d0ca233769d631e80b90ab0fd4af534)
![{\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}}\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f67c10d90c1579d41a7b784a323c6824b9e092c8)
![{\displaystyle \left[{d^{2} \over dy^{2}}-{l(l+1) \over y^{2}}-y^{2}+2n-3\right]v(y)=0\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d6774f82512731bd15701246acc3bc008c60c0bc)
![{\displaystyle \left[{d^{2} \over dy^{2}}+2\left({\frac {l+1}{y}}-y\right){\frac {d}{dy}}+2n-2l\right]f(y)=0\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/83cb68f2d3920c12c5e9a2155beeb62827b4c386)
![{\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\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/470b0d0bd604b102bd4f4ef9df0f0510e7cbded0)
![{\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\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/69c95af76320e6f8d6c1e94cb84f7e11f82dba55)
![{\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)]!}}\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d4453239fc097f63016c77927fad4801db1946fd)
![{\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}\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/717ec7a669a8e3f68b23cba2c975e7c8a28faf88)
![{\displaystyle R_{nl}(r)={\sqrt {{\left({\frac {2Z}{na_{\mu }}}\right)}^{3}{\frac {(n-l-1)!}{2n[(n+l)!]}}}}e^{-Zr/{na_{\mu }}}\left({\frac {2Zr}{na_{\mu }}}\right)^{l}L_{n-l-1}^{2l+1}\left({\frac {2Zr}{na_{\mu }}}\right)\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/b99298f1a42d340ded38cb22a703a365b49c4c8b)
![{\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}\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f51518cfbd9c9401466d887a698022c3465e17df)
![{\displaystyle \left[{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}-{\frac {l(l+1)}{x^{2}}}+{\frac {2}{\alpha x}}-{\frac {1}{4}}\right]u_{l}=0,\quad {\hbox{with}}\quad x\geq 0\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/02182521120639d2acff67a2cd4f7fb0e04867ae)
![{\displaystyle \left[x{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}+(2l+2-x){\frac {d}{dx}}+(\nu -l-1)\right]f_{l}(x)=0\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d9af05b91cb0baa291dc8fec8c6b82fef04d12f4)
![{\displaystyle R_{nl}(r)=\left[\left({\frac {2Z}{na_{0}}}\right)^{3}\cdot {\frac {(n-l-1)!}{2n[(n+l)!]}}\right]^{1 \over 2}\left({\frac {2Zr}{na_{0}}}\right)^{l}\;e^{-{\textstyle {\frac {Zr}{na_{0}}}}}\;L_{n-l-1}^{(2l+1)}\left({\frac {2Zr}{na_{0}}}\right)\,\!}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/ec8c9269da88e74f91db3457d584f57aba1147dc)
