El átomo de hidrógeno en en dos dimensiones
Resolveremos la ecuación de Schrödinger independiente del tiempo en coordenadas polares, para el potencial V (r)=-e 2 /(4πε 0 r ). Donde e es la carga del electrón, me su masa, y r es la distancia al núcleo (protón)
−
ℏ
2
2 m e
(
1
r
∂
∂ r
(
r
∂ ψ ( r , φ )
∂ r
) +
1
r
2
∂
2
ψ ( r , φ )
∂
φ
2
) −
e
2
4 π
ε
0
r
ψ ( r , φ ) = E ψ ( r , φ )
Intentamos la separación de variables
ψ ( r , φ ) = R ( r ) · Φ ( φ )
Φ
r
d
d r
(
r
d R
d r
) +
R
r
2
d
2
Φ
d
φ
2
+
2 m e
ℏ
2
(
E +
e
2
4 π
ε
0
r
) R Φ = 0
r
R
d
∂ r
(
r
d R
d r
) +
2 m e
ℏ
2
(
E +
e
2
4 π
ε
0
r
)
r
2
= −
1
Φ
d
2
Φ
d
φ
2
El primer término, solamente depende de r , el segundo de φ , la ecuación diferencial se transforma en el sistema de dos ecuaciones diferenciales
{
r
R
d
d r
(
r
d R
d r
) +
2 m e
ℏ
2
(
E +
e
2
4 π
ε
0
r
)
r
2
=
m
2
−
1
Φ
d
2
Φ
d
φ
2
=
m
2
{
d
2
R
d
r
2
+
1
r
d R
d r
+ {
2 m e
ℏ
2
(
E +
e
2
4 π
ε
0
r
) −
m
2
r
2
} R = 0
d
2
Φ
d
φ
2
+
m
2
Φ = 0
La ecuación angular
Tiene una solución conocida , que expresamos de forma equivalente
Φ ( φ ) =
C
1
exp ( i m φ ) +
C
2
exp ( − i m φ )
La solución es periódica , Φ (φ +2π)=Φ (φ ). Igualando las partes real e imaginaria
{
C
1
cos ( m φ + 2 π
n
φ
) +
C
2
cos ( m φ + 2 π
n
φ
) =
C
1
cos ( m φ ) +
C
2
cos ( m φ )
C
1
sin ( m φ + 2 π m ) −
C
2
sin ( m φ + 2 π m ) =
C
1
sin ( m φ ) −
C
2
sin ( m φ )
{
(
C
1
+
C
2
) cos ( m φ + 2 π m ) = (
C
1
+
C
2
) cos ( m φ )
(
C
1
−
C
2
) sin ( m φ + 2 π
m
) = (
C
1
−
C
2
) sin ( m φ )
Si C 1 ≠C 2 y C 1 + C 2 ≠0, entonces m tiene que ser un entero.
Φ ( φ ) = C exp ( i m φ ) , m = 0, ± 1, ± 2....
La ecuación radial
Hacemos el cambio de variable
E = −
m e
e
4
2
ℏ
2
(
4 π
ε
0
)
2
1
N
2
, r = N
ℏ
2
(
4 π
ε
0
)
2 m e
e
2
x
Obtenemos una ecuación diferencial en términos de la variable x
m
e
2
e
4
ℏ
4
(
4 π
ε
0
)
2
4
N
2
{
d
2
R
d
x
2
+
1
x
d R
d x
} + {
−
m
e
2
e
4
ℏ
4
(
4 π
ε
0
)
2
1
N
2
+
4
N
m
e
2
e
4
ℏ
4
(
4 π
ε
0
)
2
1
x
−
4
N
2
m
e
2
e
4
ℏ
4
(
4 π
ε
0
)
2
m
2
x
2
} R = 0
d
2
R
d
x
2
+
1
x
d R
d x
+ (
−
1
4
+
N
x
−
m
2
x
2
) R = 0
Definimos
R ( x ) =
x
| m |
exp (
−
x
2
) G ( x )
Calculamos la derivada primera y segunda de R respecto de x
d R
d x
= | m |
x
| m | − 1
exp (
−
x
2
) G ( x ) −
1
2
x
| m |
exp (
−
x
2
) G ( x ) +
x
| m |
exp (
−
x
2
)
d G ( x )
d x
= (
| m |
x
−
1
2
)
x
| m |
exp (
−
x
2
) G ( x ) +
x
| m |
exp (
−
x
2
)
d G ( x )
d x
d
2
R
d
x
2
= −
| m |
x
2
x
| m |
exp (
−
x
2
) G ( x ) + (
| m |
x
−
1
2
) | m |
x
| m | − 1
exp (
−
x
2
) G ( x ) −
1
2
(
| m |
x
−
1
2
)
x
| m |
exp (
−
x
2
) G ( x )
+ (
| m |
x
−
1
2
)
x
| m |
exp (
−
x
2
)
d G ( x )
d x
+ | m |
x
| m | − 1
exp (
−
x
2
)
d G ( x )
d x
−
1
2
x
| m |
exp (
−
x
2
)
d G ( x )
d x
+
x
| m |
exp (
−
x
2
)
d
2
G ( x )
d
x
2
Obtenemos una ecuación diferencial en G
x
| m |
exp (
−
x
2
)
d
2
G ( x )
d
x
2
+ {
(
2 | m | + 1
)
x
| m | − 1
−
x
| m |
} exp (
−
x
2
)
d G ( x )
d x
+ {
N − (
1
2
+ | m |
)
}
x
| m | − 1
exp (
−
x
2
) G ( x ) = 0
x
d
2
G ( x )
d
x
2
+ {
(
2 | m | + 1
) − x
}
d G ( x )
d x
− {
− N + (
1
2
+ | m |
)
} G ( x ) = 0
Es una ecuación del tipo
z
d
2
w
d
z
2
+ (
b − z
)
d w
d z
− a w = 0
que se denomina hipergeométrica confluente, cuya solución es
G ( x ) =
F
1
1
(
a ; b , x
) =
F
1
1
(
− N + | m | +
1
2
; 2 | m | + 1, x
)
La solución que satisface la condición en el infinito es la siguiente: el argumento a=-N+|m| +1/2 deberá ser un número entero negativo (o cero). Dado que |m | es un entero,
N =
1
2
,
3
2
,
5
2
....
La función hipergeométrica se reduce a polinomios asociados de Laguerre de grado -a
Sea
n = N +
1
2
= 1,2,3,4....
n se denomina número cuántico principal. Para un valor dado de n , |m | toma los valores,
| m | = 0, 1, 2, 3,... n − 1
Los niveles de energía se obtienen mediante la fórmula
E
n
= −
m e
e
4
2
ℏ
2
(
4 π
ε
0
)
2
1
(
n −
1
2
)
2
, n = 1,2,3,4...
Las funciones de onda radiales Rnm (r ) son
R
n m
( r ) =
β
n
(
2 | m |
) !
(
n + | m | − 1
) !
(
2 n − 1
) (
n − | m | − 1
) !
(
β
n
r
)
| m |
exp (
−
β
n
2
r
)
F
1
1
(
− n + | m | + 1 ; 2 | m | + 1,
β
n
r
)
β
n
=
2
n −
1
2
m e
e
2
(
4 π
ε
0
)
ℏ
2
=
2
n −
1
2
1
a
0
Siendo a 0 el radio de Bohr
Esta función hipergeométrica está relacionada con los polinomios asociados de Laguerre del siguiente modo
L
n
m
( z ) =
(
n + m
) !
n ! m !
F
1
1
(
− n ; m + 1, z
)
Funciones radiales Rnm (r )
R 10 (r )
R
10
( r ) =
β
1
(
2 · 0
) !
(
1 + 0 − 1
) !
(
2 · 1 − 1
) (
1 − 0 − 1
) !
(
β
1
r
)
0
exp (
−
β
1
2
r
)
F
1
1
(
− 1 + 0 + 1 ; 2 · 0 + 1,
β
1
r
)
R
10
( r ) =
β
1
exp (
−
β
1
2
r
)
F
1
1
(
0 ; 1,
β
1
r
)
β
1
=
4
a
0
F
1
1
(
0 ; 0 + 1,
β
1
r
) =
0 ! 0 !
(
0 + 0
) !
L
0
0
(
β
1
r ) = 1
R
10
( r ) =
β
1
exp (
−
β
1
2
r
)
Representamos R 10 (r ) en función de r/a 0
beta=4;
f=@(x) beta*exp(-beta*x/2);
fplot(f,[0,5])
grid on
xlabel('r/a_0')
ylabel('R_{10}(r)')
title('Funciones radiales')
R 20 (r )
R
20
( r ) =
β
2
(
2 · 0
) !
(
2 + 0 − 1
) !
(
2 · 2 − 1
) (
2 − 0 − 1
) !
(
β
2
r
)
0
exp (
−
β
2
2
r
)
F
1
1
(
− 2 + 0 + 1 ; 2 · 0 + 1,
β
2
r
)
R
20
( r ) =
1
3
β
2
exp (
−
β
2
2
r
)
F
1
1
(
− 1 ; 1,
β
2
r
)
β
2
=
4
3
1
a
0
F
1
1
(
− 1 ; 0 + 1,
β
2
r
) =
1 ! 0 !
(
1 + 0
) !
L
1
0
(
β
2
r ) = 1 −
β
2
r
R
20
( r ) =
1
3
β
2
exp (
−
β
2
2
r
) (
1 −
β
2
r
)
R 21 (r )
R
21
( r ) =
β
2
(
2 · 1
) !
(
2 + 1 − 1
) !
(
2 · 2 − 1
) (
2 − 1 − 1
) !
(
β
2
r
)
1
exp (
−
β
2
2
r
)
F
1
1
(
− 2 + 1 + 1 ; 2 · 1 + 1,
β
2
r
)
R
21
( r ) =
β
2
2
2
3
(
β
2
r
) exp (
−
β
2
2
r
)
F
1
1
(
0 ; 3,
β
2
r
)
F
1
1
(
0 ; 2 + 1,
β
2
r
) =
0 ! 2 !
(
0 + 2
) !
L
0
2
(
β
2
r ) = 1
R
21
( r ) =
β
2
2
6
r exp (
−
β
2
2
r
)
beta=4/3;
hold on
f0=@(x) beta*exp(-beta*x/2).*(1-beta*x)/sqrt(3);
fplot(f0,[0,10])
f1=@(x) beta^2*exp(-beta*x/2).*x/sqrt(6);
fplot(f1,[0,10])
hold off
grid on
legend('R_{20}','R_{21}','Location','best')
xlabel('r/a_0')
ylabel('R_{10}(r)')
title('Funciones radiales')
R 30 (r )
R
30
( r ) =
β
3
(
2 · 0
) !
(
3 + 0 − 1
) !
(
2 · 3 − 1
) (
3 − 0 − 1
) !
(
β
3
r
)
0
exp (
−
β
3
2
r
)
F
1
1
(
− 3 + 0 + 1 ; 2 · 0 + 1,
β
3
r
)
R
30
( r ) =
β
3
5
exp (
−
β
3
2
r
)
F
1
1
(
− 2 ; 2,
β
3
r
)
β
3
=
4
5
1
a
0
F
1
1
(
− 2 ; 0 + 1,
β
3
r
) =
2 ! 0 !
(
2 + 0
) !
L
2
0
(
β
2
r ) =
1
2
(
β
2
r
)
2
− 2
β
2
r + 1
R
30
( r ) =
β
3
5
exp (
−
β
3
2
r
) (
1
2
(
β
2
r
)
2
− 2
β
2
r + 1
)
R 31 (r )
R
31
( r ) =
β
3
(
2 · 1
) !
(
3 + 1 − 1
) !
(
2 · 3 − 1
) (
3 − 1 − 1
) !
(
β
3
r
)
1
exp (
−
β
3
2
r
)
F
1
1
(
− 3 + 1 + 1 ; 2 · 1 + 1,
β
3
r
)
R
31
( r ) =
β
3
2
6
5
(
β
3
r
) exp (
−
β
3
2
r
)
F
1
1
(
− 1 ; 3,
β
3
r
)
F
1
1
(
− 1 ; 2 + 1,
β
3
r
) =
1 ! 2 !
(
1 + 2
) !
L
1
2
(
β
2
r ) =
1
3
(
−
β
2
r + 3
)
R
31
( r ) =
β
3
2
r
30
exp (
−
β
3
2
r
) (
−
β
2
r + 3
)
R 32 (r )
R
32
( r ) =
β
3
(
2 · 2
) !
(
3 + 2 − 1
) !
(
2 · 3 − 1
) (
3 − 2 − 1
) !
(
β
3
r
)
2
exp (
−
β
3
2
r
)
F
1
1
(
− 3 + 2 + 1 ; 2 · 2 + 1,
β
3
r
)
R
32
( r ) =
β
3
4 · 3 · 2
4 · 3 · 2
5
(
β
3
r
)
2
exp (
−
β
3
2
r
)
F
1
1
(
0 ; 5,
β
3
r
)
F
1
1
(
0 ; 4 + 1,
β
3
r
) =
0 ! 4 !
(
0 + 4
) !
L
0
4
(
β
2
r ) = 1
R
32
( r ) =
β
3
2
120
r
2
exp (
−
β
3
2
r
)
beta=4/5;
hold on
f0=@(x) beta*exp(-beta*x/2).*(beta^2*x.^2/2-2*beta*x+1)/sqrt(5);
fplot(f0,[0,20])
f1=@(x) beta^2*exp(-beta*x/2).*x.*(-beta*x+3)/sqrt(30);
fplot(f1,[0,20])
f2=@(x) beta^2*exp(-beta*x/2).*(x.^2)/sqrt(120);
fplot(f2,[0,20])
hold off
grid on
xlabel('r/a_0')
legend('R_{30}','R_{31}','R_{32}','Location','best')
ylabel('R_{10}(r)')
title('Funciones radiales')
Comprobamos que las funciones radiales están normalizadas
La integral
∫
0
∞
R
n m
2
( r ) (
2 π r · d r
)
= 1
también
∫
0
∞
r
R
n m
2
( r ) · d r
= 1
Teniendo en cuenta el resultado de las integrales
∫
0
∞
e
− β r
d r =
−
e
− β r
β
|
0
∞
=
1
β
∫
0
∞
r
e
− β r
d r =
−
r
β
e
− β r
|
0
∞
+
1
β
∫
0
∞
e
− β r
d r
=
1
β
2
∫
0
∞
r
2
e
− β r
d r =
−
r
2
β
e
− β r
|
0
∞
+
2
β
∫
0
∞
r
e
− β r
d r
=
2
β
1
β
2
=
2
β
3
∫
0
∞
r
3
e
− β r
d r =
−
r
3
β
e
− β r
|
0
∞
+
3
β
∫
0
∞
r
2
e
− β r
d r
=
3
β
2
β
3
=
6
β
4
∫
0
∞
r
4
e
− β r
d r =
−
r
4
β
e
− β r
|
0
∞
+
4
β
∫
0
∞
r
3
e
− β r
d r
=
4
β
6
β
4
=
4 !
β
5
∫
0
∞
r
n
e
− β r
d r =
−
r
n
β
e
− β r
|
0
∞
+
n
β
∫
0
∞
r
n − 1
e
− β r
d r
=
n !
β
n + 1
Comprobamos
∫
0
∞
r
R
10
2
( r ) d r =
β
1
2
∫
0
∞
r
e
−
β
1
r
d r
=
β
1
2
1 !
β
1
2
= 1
∫
0
∞
r
R
20
2
( r ) d r =
β
2
2
3
∫
0
∞
r
e
−
β
2
r
(
1 −
β
2
r
)
2
d r
=
β
2
2
3
{
∫
0
∞
r
e
−
β
2
r
d r +
β
2
2
∫
0
∞
r
3
e
−
β
2
r
d r
− 2
β
2
∫
0
∞
r
2
e
−
β
2
r
d r
} =
β
2
2
3
{
1 !
β
2
2
+
β
2
2
3 !
β
2
4
− 2
β
2
2 !
β
2
3
} = 1
∫
0
∞
r
R
21
2
( r ) d r =
β
2
4
6
∫
0
∞
r
3
e
−
β
2
r
d r
=
β
2
4
6
3 !
β
2
4
= 1
∫
0
∞
r
R
31
2
( r ) d r =
β
3
4
30
∫
0
∞
r
3
e
−
β
2
r
(
3 −
β
3
r
)
2
d r
=
β
3
4
30
{
9
∫
0
∞
r
3
e
−
β
2
r
d r − 6
β
3
∫
0
∞
r
4
e
−
β
2
r
d r
+
β
3
2
∫
0
∞
r
5
e
−
β
2
r
d r
} =
β
3
4
30
{
9
3 !
β
3
4
− 6
β
3
4 !
β
3
5
+
β
3
2
5 !
β
3
6
} = 1
Referencias
X. L. Yang, S. H. Guo, F. T. Chan. Analytic solution of a two-dimensional hydrogen atom. Nonrelativistic theory. Physical Review A, Vol. 43, n. 3, 1 February 1991, pp. 1186-1196