elementi di fisica atomica e spettroscopia - phys.uniroma1.it · corso di materia condensata della...
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Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Corso di Materia Condensatadella Laurea Specialistica in Fisica
Paolo Calvani - Mario CapizziUniversita di Roma La Sapienza
Email: [email protected]. 06-4991-4381
Elementi di Fisica Atomica e Spettroscopia
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
B. H. Bransden and C. J. JoachainPhysics of Atoms and Molecules(Longman Scientific & Technical, Essex CM20 2JE, England))ISBN 0-582-44401-2
Testi consigliati
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Figure ed impostazione degli argomenti sono state prese dai testi citati e da fonti varie.
Le trasparenze del corso sono percio a solo uso interno e riservate agli studenti frequentanti il presente corso.
Queste trasparenze devono essere intese come pro-memoria delle lezioni:
non vogliono e non devono sostituire il libro di testo e/o gli appunti.
Avviso
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
La scienza (e l uomo)
Things should be made as simple as possible, but not any simpler
A. Einstein
Essere umano e colui che sa porre domande, non chi da risposte
Moni Ovadia
La scienza avanza in parallelo con gli sviluppi tecnologici,
e viceversa
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
L atomo di elio
Sistemi a piu di un elettrone sono risolubili solo numericamente. L atomo di H e trattabile
analiticamente in quanto la sua Hamiltoniana puo essere scomposta in un termine principale
(energia cinetica e Coulombiana) piu termini perturbativi, relativistici e di struttura fine.
Eventuali altre perturbazioni esterne (campo B) eliminavano ogni degenerazione
Invece, gia nel caso di due elettroni, si hanno fenomeni aggiuntivi non trattabili
perturbativamente: l interazione Coulombiana fra i due elettroni e il principio di esclusione di
Pauli. In questi sistemi a due elettroni (H-, He, Li+, etc) si possono comprendere e verificare
molte approssimazioni che verranno poi usate in strutture atomiche piu complesse.
Programma di lavoro:
- Trascureremo gli effetti relativistici
- Analizzeremo le simmetrie spaziali e di spin e la loro relazione con il principio di Pauli
- Studieremo lo stato fondamentale (principalmente) usando prima il modello a particelle . indipendenti e poi la teoria delle perturbazioni e il metodo variazionale.
- (Prenderemo in esame i fenomeni di autoionizzazione)
B 6.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
L atomo di elio: stati para- e orto-elio
. 21 rr
La separazione del moto del centro di massa in un problema a tre corpi, come l atomo di
He, e piu complessa che nel caso, a due corpi, dell atomo di H, ma puo essere effettuata
(B. App. 8) e porta alla Hamiltoniana nel moto degli elettroni relativo al nucleo:
ove e la massa ridotta del sistema e e la distanza relativa dei
due elettroni posizionati rispettivamente in e
120
2
20
2
10
222
22
2
21
1
4
1
4
1
422),(
2121 r
e
r
Ze
r
Ze
MrrH rrrr
Mm
Mm
2112 rrr
Se assumiamo massa dei nuclei infinita rispetto a
quella degli elettroni, la massa ridotta si riduce a
quella degli elettroni e il termine misto, detto di
polarizzazione di massa, e trascurabile. Pertanto,
in unita atomiche (m = = e = 4 0 = 1) e a0
unita di lunghezza, m di massa, di momento
angolare, e di carica, mc2 di energia, si ottiene:
B 6.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
'1
2
1
2
1),( 0
1221
2221 21
HHrr
Z
r
ZrrH rr
con 212121 ,,),( rrErrrrH
L atomo di elio: stati para- e orto-elio
La Hamiltoniana del problema e invariante nello scambio delle coordinate dei due elettroni,
per cui, se introduciamo un operatore P12 che scambia le coordinate spaziali delle due
particelle, avremo
e pertanto la soddisfa la stessa equazione di Schroedinger della
e come questa e continua, uniforme e finita.
0,12 HP
211212 ,, rrPrr
21 , rr
Se la definisce un autostato non degenere, puo differire dalla solo per un
fattore moltiplicativo , per cui21 , rr 12 , rr
21211212 ,,, rrrrPrr
B 6.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
L atomo di elio: stati para- e orto-elio
cosi che = 1 e
sono funzioni spazialmente simmetriche (o antisimmetriche).
212
211221121212212
12 ,,,,, rrrrPrrPrrPrrP
1221 ,, rrrr
Da cio segue che
B 6.1
Qualora gli autostati siano invece degeneri, le relative autofunzioni potranno
sempre essere combinate in modo tale da dare luogo a funzioni spazialmente simmetriche
(para) o antisimmetriche (orto), con
1221
1221
,,2
1
,,2
1
rrrr
rrrr
21, rr
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Funzioni d onda di spin e PeP
Pertanto, se ricorriamo alle funzioni di spin e , che descrivono lo spin di un singolo
elettrone di componente ½ lungo l asse z, avremo 4 possibili combinazioni
)2()1()2,1( )2()1()2,1(
)2()1()2,1( )2()1()2,1(
43
21
Nel caso dell atomo di H, lo spin interveniva solo perturbativamente nel determinare la
struttura fine dei livelli energetici, via effetti relativistici. Nel caso di atomi a piu
elettroni, invece, lo spin influenza pesantemente l energia dei livelli a causa del
principio di esclusione di Pauli, PEP, che introduce anche un accoppiamento fra
coordinate spaziali e di spin. Vediamo come.
B 6.2
Poiche l Hamiltoniana e indipendente dallo spin, l autofunzione dell atomo
sara descritta completamente una volta data la sua autofunzione spaziale (e le
componenti dello spin in una direzione data, presa come asse z).
ove q indica coordinate spaziali e di spin.)2,1(),(),( 2121 rrqq
),( 21 qq
),( 21 rr
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di Pauli
Ricordiamo che gli operatori S1 e S2 operano, rispettivamente, solo su (1), (1) e (2), (2)
e pertanto commutano. Inoltre, in u.a. ( =1)
e
2
1
2
1
4
3
4
3
2
2
2
1
2
1
22
zz
yy
xx
SS
SSi
Si
S
SS
B 6.2
Ora, e sono autofunzioni di S2 e Sz,
ove
)2()1()2,1( )2()1()2,1( 41
212122
21
2
2121
24
322 SSSSSSS
SSSSSS zzz
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di PauliB 6.2
Es. Poiche
e un autostato di Sz con autovalore MS = +1 ( con autovalore -1))2,1(
)2,1()2()1(2
1)2()1(
2
1
)]2())[(1()2()]1()[()2()1(])()[()2,1(
1
1
21211 zzzzz SSSSS
)2,1(4
Analogamente
e un autostato di Sz con autovalore MS = 0 (come ))2,1(
0)2()1(2
1)2()1(
2
1
)]2())[(1()2()]1()[()2()1(])()[()2,1(
2
21212 zzzzz SSSSS
)2,1(3
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di PauliB 6.2
44
3
2
11
)2()1(
0 )2()1(
0 )2()1(
)2()1(
zz
zz
zz
zz
SS
SS
SS
SS
In conclusione, in u.a.,
ovvero 1, e sono tutte autofunzioni di
Sz con, rispettivamente, autovalori MS = 1, 0, 0, 1.
Per quanto riguarda S 2 la situazione e diversa in quanto e sono tutte
autofunzioni di S 2. Infatti
)2()1()2()1()2()1(22
3
)2()1(22
3
)2()1(22
32
2
3
2121211
2121211
21112112
zzyyxx
zzyyxx
SSSSSS
SSSSSS
SSSSS
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di PauliB 6.2
111441
2
1
22
1
2
3
4
1
4
1
4
12
2
3
)2()1(4
1)2()1(
4)2()1(
4
12
2
3 i
322332
2
2
2121212
2121212
21222122
4
1
4
1
4
12
2
3
)2()1(4
1)2()1(
4)2()1(
4
12
2
3
)2()1()2()1()2()1(22
3
)2()1(22
3
)2()1(22
32
2
3
i
SSSSSS
SSSSSS
SSSSS
zzyyxx
zzyyxx
Analogamente
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di Pauli
Le autofunzioni i sono autofunzioni di Sz (con autovalori 1, 0, 0, e -1), solo le autofunzioni
1 e 2 sono autofunzioni di S2 con autovalore 1 (in quanto S(S+1)=2).
NON lo sono, invece, le autofunzioni 3 e 4.
Poiche non vi sono interazioni fra gli spin, introduciamo ora delle autofunzioni di
e normalizzate, che definiremo, per ovvi motivi, come singoletto e tripletto di spin.
,,2zSS
sP12
B 6.2
In conclusione si ha
e sono inoltre simmetriche rispetto all operazione di scambio di spin ,
mentre le autofunzioni e
non hanno proprieta definite di simmetria nello scambio.
)2()1()2,1( )2()1()2,1( 32
sP12)2,1( )2,1( 41
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di Pauli
)2()1(
)2()1()2()1(2
1)2,1()2,1(
2
1
)2()1(
41,1
320,1
11,1
Pertanto si hanno tre funzioni di spin
simmetriche nello scambio degli
elettroni, con S=1 (e MS=1,0,-1), e una
antisimmetrica nello scambio, con S=0
(e MS=0).
)2()1()2()1(2
1)2,1()2,1(
2
1320,0
Queste funzioni sono ovviamentre simmetriche (o antisimmetriche) nello scambio dei due
elettroni e sono anche autofunzioni di Sz e S2, in quanto, come e facile verificare
41,1
0,1
1,11,1
0,0
0
0
z
z
z
z
S
S
S
S
2
2
2
0
1,11,12
0,10,12
1,11,12
0,02
S
S
S
S
e
B 6.2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di Pauli
A partire da 2 funzioni spaziali ( e ) e 4 funzioni dello spin i,j, e possibile costruire,
in linea di principio, 8 funzioni , ma solo 4 di queste sono
antisimmetriche nello scambio di tutte le coordinate (spaziali e di spin) dei due elettroni,
come richiesto dal principio di Pauli per la autofunzione di un sistema a piu elettroni:
)2,1(),(),( 2121 rrqq
Questo accoppiamento fra coordinate spaziali e di spin porta al prodotto della:
funzione simmetrica nelle coordinate spaziali (stato para) per quella antisimmetrica nelle
coordinate di spin
funzione antisimmetrica nelle coordinate spaziali (stato orto) per le tre simmetriche nelle
coordinate di spin
)2()1()2()1(2
1),()2,1(),(),( 210,02121 rrrrqq
)2()1(
)2()1()2()1(2
1
)2()1(
),(),(),( 21
101
,12121 rrrrqq
SMS
B 6.2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Principio di esclusione di Pauli
In approssimazione di dipolo elettrico, nel caso in cui l interazione spin-orbita sia
trascurabile, ovvero lo spin sia ancora un buon numero quantico e si conservi, non si
possono avere transizioni fra stati di singoletto (S=0) e di tripletto (S=1) e deve essere S=0.
Questo (interazione s-o debole) e il caso degli atomi con Z < 40, e pertanto e anche il caso
dell atomo di elio che presenta pertanto due sistemi di livelli pressoche indipendenti, con
transizioni solo all interno di stati di singoletto o di tripletto.
Per tale motivo gli spettroscopisti hanno a lungo parlato di due specie di elio diverse.
Vengono anche introdotti gli operatori (e corrispondenti numeri quantici)
con autovalori
con autovalori
e i termini per
),1 ......, ,1,( ~
1 ~
~~~
2
21
LLLLML
) L(L L
LLL
Lz
1 0
43210 43210
333331111112
SS
,,,,,,,,L
GFDPSGFDPSLS
B 6.2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Schema dei livelli discreti dell HeB 6.3
Valori sperimentali dei livelli discreti di
energia dell atomo di He. L energia di
prima ionizzazione e stata presa come zero
delle energie.
Perche il singoletto e piu legato?
L effetto della interazione s-o e s-s e qui
trascurato
24.6 eV
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Schema di tutti i livelli dell HeB 6.3
Schema completo dei livelli di energia sperimentali, discreti e continui, dell atomo di He.
54.4 eV
24.6 eV
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il modello a particelle indipendenti
22
21
20
,
21210
11
2
)()(),(
2121
2212111
nn
ZEEE
rrrr
nnnn
mlnmln
Se trascuriamo all ordine zero il termine perturbativo, il problema e separabile nel moto dei
due elettroni trattati come indipendenti, per cui
Sia
ove abbiamo la somma di due Hamiltoniane relative al moto di un singolo elettrone in un
potenziale coulombiano con Z=2 e un termine di interazione Coulombiana repulsiva fra i due
elettroni, con
'1
2
1
2
1),( 2
010
1221
2221 21
Hhhrr
Z
r
ZrrH rr
iiiiiii
i
mlnnmlnii
iri
i
Erh
r
Zrh
)(
2
1)(
0
20 1
B 6.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il modello a particelle indipendentiLe autofunzioni
sono ovviamente degeneri in energia (degenerazione di scambio).
)()(),( )()(),( 12120
21210
22121112212111rrrrrrrr mlnmlnmlnmln
)()()()(2
1),( 122121
0
22121112212111rrrrrr mlnmlnmlnmln
In approssimazione di ordine zero, le soluzioni esatte dell Hamiltoniana dell atomo di elio
sono pertanto date dalle funzioni para (+) e orto (-)
Sara poi anche
LLLM
llllllL
L ........,.........1,
...,..........,.........1, 212121
Consideriamo ora lo stato fondamentale, con n1 = n2 = 1 , l1 = l2, m m
0)()()()(2
1),(
)()()()(2
1),(
112121112100
112121112100
2
1
rrrrrr
rrrrrr
ssss
ssss lo stato fondamentale e solo para , simmetrico nello scambio delle coordinate spaziali
B 6.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Storicamente, l assenza di uno stato fondamentale orto dell elio, antisimmetrico nello
scambio delle coordinate spaziali, indusse Pauli a enunciare il suo principio di esclusione .
per l atomo di elio.eV 8.108..411
2
)()()()(2
1),(
222
21
200
)(3
112121112100
21
1
auZnn
ZE
eZ
rrrrrr rrZssss
Sperimentalmente pero
con energie di prima ionizzazione
eV 0.79..9.2exp0 auE
eV 6.24..9.0 eV 4.54..2 exp0 auIauI pp
Come si puo spiegare questa grande differenza (quantitativa, qualitativamente il modello
funziona )?
Il modello a particelle indipendentiB 6.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il modello a particelle indipendentiValori calcolati Valori sperimentali Si noti anche come nel modello a
particelle indipendenti lo stato
(n1=1, n2=2) sia degenere fra orto e
para, mentre sperimentalmente lo
stato di tripletto sia piu legato del
singoletto.
La approssimazione fatta e
pertanto troppo grossolana: non e
possibile trascurare la interazione
repulsiva fra i due elettroni, come
era ovvio considerando che e
dell ordine di quella, Coulombiana
e attrattiva, fra elettrone e nucleo.
B 6.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Si noti anche che gli unici stati
eccitati che danno luogo a uno
spettro discreto effettivo sono
quelli in cui un elettrone resta
sempre sullo stato fondamentale.
Infatti gia lo stato n1=2, n2=2 e
risonante con il continuo dell He
ionizzato una volta e porta alla
autoionizzazione dell He.esHeHe )1(
Questa conclusione non variera
introducendo la interazione
repulsiva fra gli elettroni, che
alza l energia dei livelli dell He,
ma non quella dell He+.
Valori calcolati
Il modello a particelle indipendentiB 6.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il termine repulsivo, tende ovviamente a diminuire l energia di legame del sistema, che
pertanto risulta essere nel modello a elettroni indipendenti molto maggiore di quella effettiva,
misurata sperimentalmente, e a rimuovere la degenerazione fra singoletto e tripletto.
Il modello a particelle indipendenti
Infatti, l orto-elio e spazialmente antisimmetrico (e S1z=S2z) e pertanto i due elettroni devono
avere numeri quantici diversi e essere in media piu lontani fra loro, per cui l interazione
repulsiva e minore che nel para-elio, simmetrico nelle coordinate spaziali e S1z=S2z
Il principio di Pauli genera percio , per puri effetti di simmetria, una forza di scambio
che avvicina o allontana gli elettroni a seconda della loro simmetria nello spin, e ne
cambia la energia a causa della interazione repulsiva fra gli elettroni.
B 6.4
'1
2
1
2
1),( 2
010
1221
2221 21
HHHrr
Z
r
ZrrH rr
Un esame qualitativo della Hamiltoniana ci suggerisce anche che la correzione repulsiva
diventa sempre meno importante a Z grande
in quanto la interazione attrattiva cresce con Z2 (Z elettroni carica Z del nucleo), quella
repulsiva fra elettroni con Z (Z-1) (ciascuno degli Z elettroni con gli altri Z-1 elettroni)
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il modello a particelle indipendentiB 6.4
Se consideriamo il caso del carbonio (Z=6), l energia dello stato fondamentale nel modello a
particelle indipendenti e -36 u.a. (~ -980 eV), quella sperimentale -32,4 u.a. (~ -882 eV), con
un errore dell 11,1% rispetto all esperimento, contro un errore del 27,5% nel caso dell He.
Nel caso dell idrogeno carico negativamente, H-, il valore teorico dello stato fondamentale
nel modello a particelle indipendenti e -1 u.a. (~ -27.2 eV), contro quello sperimentale di
-0.528 u.a. (~ -14,4 eV), con un errore dell 89%.
Attenzione alla diversa scala delle energie!
TUTTI gli stati eccitati dell H- sono nel
continuo del sistema esH )1(
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Modello perturbativo al 1o ordine-Unsöld 1927
Sia e, trascurando la parte di spin,'),( 20
1021 HHHrrH
021 /)(
3
0211121
00
1)()(),( arrZ
ss ea
Zrrrr
23
132
2112
2
1100
00
10 )(
1)(' rdrdr
rrHEE ss
Nella teoria delle perturbazioni indipendenti dal tempo, la correzione all energia e data, al
primo ordine, da
2
1 )()( isi rrossia dalla interazione elettrostatica tra due distribuzioni di carica di densita
Pertanto
21
212
22
1
21/22
22/22
110
223
0
23
132
2112
2
1100
00
10
2
1
4
1
)(1
)('
0201
rrrrdderdrerdr
e
a
Z
rdrdrr
rHEE
arZarZ
ss
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Scegliamo ora la direzione di r1 come asse z per l integrazione su d 2
Modello perturbativo al 1o ordine-Unsöld 1927
212121
2
21
212
22
12
1
212
22
121
2
1cos
1cos
21
212
22
121
1
1 21
212
22
1
2
021
212
22
1
21
212
22
1
21
21
212
22
1
21
8
228
cos21
24
cos2
)(cos4
cos24
cos22
rrrrrr
rrrrrrrrrr
rrrrrr
rrrr
dd
rrrr
ddsen
rrrr
dd
rrrr
dd
B 6.5
(devo scegliere la radice positiva)
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Modello perturbativo al 1o ordine-Unsöld 1927
2121
0 0
/222
/211
6
00
20201
4
8rrrrerdrerdr
a
ZeE arZarZ
ma per cui
),(r 2
,0r 2
121
122
2121rr
rrrrrr
Pertanto contro
con un ottimo accordo gia al primo ordine nella teoria delle perturbazioni (la differenza
residua con il dato sperimentale indica che la correzione e stata eccessiva e occorrere
introdurre la correzione al secondo ordine).
u.a. 2.75- eV 8.74eV )2.34109(0pertE
eV 977.78u.a.903569.2exp0E
B 6.5
eV 2.348
5
4
1
8
5
24
8
22
00
21
0 0
/2221
/2222
/211
6
00
2 1
1
020201
mcZa
Zedxex
a
m
a
exdxex
erdrrerdrerdra
ZeE
axmaxm
axm
r
r
arZarZarZ
per Z=2.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
E importante osservare che la correzione relativa all energia
e pertanto la perturbazione relativa diminuisce al crescere di Z.ZZ
Z
E
E 12
Modello perturbativo al 1o ordine-Unsöld 1927
Questo andamento puo essere giustificato dal fatto che la perturbazione e data da due
cariche e- distribuite su una regione di dimensione a~a0/Z, con interazione Coulombiana
00
2
0
2
4
1
4 a
Ze
a
eE
La differenza percentuale fra i valori sperimentali e quelli esatti calcolati con i metodi
(variazionali) piu avanzati varia fra il 5% per l He e lo 0.4% per il C4+. Il confronto non
tiene pero conto della correzione dovuta al moto dei nuclei, a quella relativistica e radiativa,
che non sono valutate ma, ovviamente, intervengono nel determinare il valore sperimentale.
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Modello perturbativo al 1o ordine-Unsöld 1927
Nel caso dello ione H-
carico negativamente - un
elettrone aggiuntivo sulla
prima shell (n=1) - l effetto
della interazione repulsiva
e talmente forte (Z=1) che
tutti gli stati eccitati del
sistema diventano instabili
verso l atomo di H neutro e
un elettrone libero
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Stati eccitati per sistemi elioidi
12
1'
rH
Consideriamo solo stati eccitati discreti, del tipo 1s nx, ossia con un elettrone sempre nello
stato fondamentale. Trascuriamo tutte le ulteriori correzioni citate e consideriamo il modello
a particelle indipendenti con potenziale perturbativo
, autofunzioni
e energia
nn
ZE
nrrrrrr
n
nlmnlmnlm
2 1
12
2 )()()()(2
1),(
2
20,1
1210021100210
Poiche i livelli eccitati in discussione sono degeneri rispetto a l e m dei singoli elettroni 1 e
2, e rispetto allo scambio fra i due elettroni, dovremmo usare la teoria delle perturbazioni per
stati degeneri per valutare l effetto della perturbazione H .
Un caso fortunato: Ricorrendo:
- alla espansione di 1/r12 in armoniche sferiche
- alla ortonormalita delle armoniche sferiche stesse
si arriva a dimostrare che ''210
210 ),('),( mmll
mlnmln rrHrr
B 6.6
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Stati eccitati per sistemi elioidi
Inoltre, la perturbazione e invariante nello scambio delle coordinate spaziali, per cui si
dimostra che
0'' 0000 HH
Queste relazioni mostrano che la perturbazione H NON porta a un mescolamento fra stati
degeneri orto- e para-, che pertanto possono essere utilizzati come corrette autofunzioni di
ordine zero per calcolare le correzioni all energia al primo ordine in una teoria delle
perturbazioni fra stati non degeneri:
. Con calcoli semplici si ottiene
ove
integrale Coulombiano diretto
n 2, integrale di scambio,
responsabile della differenza di energia fra singoletto e tripletto di spin
32
3112100
1221100
32
31
2
212
2
1100
11
00)1(
)()(1
)()(
)(1
)(
'
drdrrrr
rrK
drdrrr
rJ
KJEKJE
HE
mlnmln
mln
B 6.6
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Stati eccitati per sistemi elioidi
J = integrale che da l interazione Coulombiana fra la distribuzione di carica dei due
elettroni, analogo a quello gia trovato per lo stato fondamentale.
K = integrale di scambio, dato dall elemento di matrice di H fra due stati ottenuti per
scambio degli elettroni (ovvero dei loro numeri quantici)
Si dimostra che J e K sono due integrali solo sulla dipendenza da r della (r), ossia
integrali su R10Rnl
NON dipendono da m, ovvero H commuta con Lz.ln
ln
KK
JJ
,
, 0
Infine, si dimostra che Knl > 0, per cui uno stato di tripletto (orto) ha una energia piu
bassa di uno stato di singoletto (para) con gli stessi numeri quantici n e l.
1a regola di Hund:
due stati descritti dalle stesse autofunzioni di elettrone
singolo sono tali che lo stato con spin maggiore ha
energia minore
B 6.6
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
nlnllnnln KJn
ZEEE 2
21
,,0,1),(,1
11
2
- i livelli energetici diventano meno negativi
- viene rimossa la degenerazione in l
- viene rimossa la degenerazione orto-para
- NON viene rimossa la degenerazione in m
Si noti che l energia dei livelli dipende dalla orientazione relativa degli spin (lo stato
orto, antisimmetrico spazialmente e simmetrico nello spin, ha energia minore) anche se
l Hamiltoniana non contiene lo spin, nelle approssimazioni fatte.
La forza di scambio e poi confrontabile con la interazione elettrostatica e molto maggiore
di forze dovute agli effetti relativistici, quali lo spin-orbita, che variano con (Z )2.
Heisenberg per primo osservo che, in alcuni casi, la forza di scambio e tanto intensa da
allineare gli spin fra loro e dare luogo al ferromagnetismo (antiferromagnetismo per Knl < 0).
Stati eccitati per sistemi elioidiB 6.6
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
- J21 > J20 : gli elettroni con l piccolo spendono piu tempo vicino al nucleo (R r l) e
. pertanto ne sentono maggiormente l effetto attrattivo
Splitting fra livelli orto e para diminuisce al crescere di n e l.
Stati eccitati per sistemi elioidiB 6.6
- K21 < K20 : all aumentare di l, l elettrone 2 spende sempre meno tempo vicino all elettrone
. 1 (e viceversa), motivo per cui l interazione repulsiva tende a diminuire
- analogamente Kml < Knl per m > n
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Nel caso di atomi a piu elettroni permette di ottenere risultati piu accurati di quanto non
consenta il metodo perturbativo.
Siano En e n gli autovalori e le autofunzioni della Hamiltoniana H. Sia poi una funzione
arbitraria normalizzabile e il funzionale
con insieme di tutte le possibili coordinate.
E
d
dHHE
Se = n, ovviamente . Si dimostra poi (B 2.8) che, se
ove e un infinitesimo, anche
e un infinitesimo, ovvero e stazionario attorno a .
nEE
0)1 E
n
E
Metodo variazionale di Rayleigh-Ritz
Le vere n sono allora le soluzioni della 1). Per lo stato fondamentale vero E0 risulta
per cui il funzionale e sempre un limite superiore per l energia dello stato
fondamentale.
EE0
Nel metodo variazionale di Rayleigh-Ritz si valuta il funzionale usando funzioni di
prova che dipendono da alcuni parametri variazionali. Poi si minimizza il funzionale.
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Metodo variazionale di Rayleigh-Ritz
Si consideri una Hamiltoniana H e una arbitraria funzione, integrabile e normalizzata, .
La funzione puo essere sempre espansa in un set completo di autofunzioni di H
con
en
nnnn
nn
n
cEH
c
1 22
Ne segue che
02
02
***
EcEEc
EccEcccHcH
nn
nnn
mnn m
mmnmnn m
mmnmmnn m
n
ovvero e minimizzando il valore di aspettazione della energia rispetto
a dei parametri della funzione aribtraria si ottiene una stima del limite superiore per
l energia del livello fondamentale E0.
HE0
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Applichiamo ora questo metodo allo stato fondamentale dell atomo di He usando come
funzioni di prova le autofunzioni del modello a particelle indipendenti, ove pero
introduciamo una carica efficace Ze=Z-S, per tenere conto di effetti di schermo, S, del
nucleo visto dall elettrone 1 da parte dell elettrone 2 (e viceversa).
22
)()(),(
2
100
2
)(3
210011002121
eZe
rrZeZZ
Z
r
Z
eZ
rrrr
e
eee
Metodo variazionale di Rayleigh-Ritz
Valutiamo ora separatamente i differenti contributi al valore di aspettazione dell energia
)()(1
22)()( 21001100
122
22
1
21
2
*
1001
*
10023
13 rr
rr
Z
r
ZrrrdrdH eeee ZZZZ
)()(2
)()( 210011001
21
2
*
1001
*
10023
13 rr
r
Zrrrdrd eeee ZZZZ
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
eee
nnlm
Ze
eZeeZ
ZZZZ
na
Z
r
rrrdZZ
Zr
r
ZZ
r
Zrrd eee
)(2
1
1)()(
2)(
2)(
2
2
1
2
110013
2
110011
21
1
*
10013
Metodo variazionale di Rayleigh-Ritz
Un termine analogo si ottiene per l elettrone 2. Resta da calcolare l ultimo termine, conto
che abbiamo gia fatto quando abbiamo valutato l effetto della perturbazione dovuta
all interazione fra i due elettroni nell approccio perturbativo, pari a . In conclusioneeZ8
5
eeee ZZZZ
ZH
8
5)(
22
2
Minimizzando rispetto a Ze, si ottiene infine
da confrontare con il valore sperimentale di ~ -79 eV (perturbativo -74.8 eV).0.3125)(
eV 77.49- u.a. 8476.216
5
16
52
min0
S
ZHEZZe
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Si noti che, per Ze=Z, l espressione precedente si riduce alla
gia ottenuta al primo ordine nella teoria delle perturbazioni, che e pertanto equivalente
a un metodo variazionale non ottimizzato .
ZZZZZZZ
H eeee
8
5
8
5)(
22 2
2
Se E e la differenza fra il valore esatto * E0ex e quello variazionale, l errore relativo
. varia fra il 2% per l He e lo 0.2% per il C4+. Solo per l H- tale errore e ancora
apprezzabile (in particolare non si ottiene alcuno stato legato).
exEE 0/
N.B. Questi valori esatti sono diversi dai valori sperimentali anche perche non tengono conto della massa finita del nucleo (e del termine di polarizzazione di massa), delle correzioni relativistiche, o delle correzioni radiative (Lamb shift) introdotte dalla elettrodinamica quantistica.
Metodo variazionale di Rayleigh-RitzB 6.5
*I valori esatti sono stati ottenuti usando funzioni di prova piu complesse.
Pekeris e Frankowski hanno usato una funzione con 1075 termini: E0=-2.903 724 377 03 u.a.
Hylleras, con soli 6 parametri lineari ottiene E0=-2.903 24 u.a ( ).u.a 569903.2exp0E
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Ad esempio, per lo stato dell He 23S la funzione di prova e la
ove
e l autofunzione di un elettrone interno 1s che sente la carica effettiva Zi mentre
e l autofunzione di un elettrone esterno 2s che vede la
carica Ze, ovvero lo schermo varia con lo stato dell elettrone preso in considerazione.
N tiene conto di tutte le costanti di normalizzazione .
13 )( )()()()(),( 1121122211212
rZsssssS
ierururvrvruNrr
2/2 2
1 rZes
eerZ
v
Stati eccitati per sistemi elioidi
La applicazione della formula di Rayleigh-Ritz si complica nel caso di stati eccitati in
quanto la funzione d onda deve essere ortogonale a tutte quelle di piu bassa energia.
Inoltre deve rispettare la simmetria orto-para.
B 6.5
Il calcolo variazionale fatto da Eckart porta a Zi=2.01 e Ze=1.53 con
. contro un valore calcolato esatto (effettuato da
Hylleras e Undheim e daPekeris et al. utilizzando tre o piu parametri di fit)
eV 97.58.u.a 167.232 SE
eV 19.59.u.a 175.232
esatto
SE
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Ulteriori correzioni
Oltre all interazione e--e- sino a qui presa in considerazione, si debbono considerare altre
correzioni all energia sin qui trascurate:
- E1 dovuta alla massa finita del nucleo
- E2 dovuta al moto del nucleo indotto dal moto degli elettroni (polarizzazione di massa)
- E3 dovuta alle correzioni relativistiche
- E4 dovuta alle correzioni radiative (Lamb shift)
Mm
Mmm
B 6.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Atomi a piu elettroni
Come abbiamo visto, gia per n 2 l equazione di Schroedinger non e risolubile
analiticamente, per cui si deve ricorrere a dei metodi approssimati, perturbativi o variazionali,
con funzioni d onda a piu parametri, estesi a atomi leggeri (come il Litio).
Anche tali metodi sono pero non piu gestibili non appena Z cresce apprezzabilmente e si
deve ricorrerre a metodi piu generali con ulteriori semplificazioni
approssimazione di campo centrale V(r): ciascun elettrone si muove in un
potenziale centrale generato dal nucleo e da tutti gli altri elettroni
metodo autoconsistente
Per determinare il campo centrale useremo
- il metodo di Hartree, per passare da un sistema a piu particelle interagenti a un sistema a
. particelle indipendenti
- (il metodo di Thomas-Fermi, semiclassico)
- il metodo di Hartree-Fock, o metodo autoconsistente, per tenere pienamente conto delle
. proprieta di antisimmetria della funzione d onda, ossia della interazione di scambio
B 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Approssimazione di campo centraleConsideriamo un atomo, od uno ione, con nucleo di carica Ze e N ( Z) elettroni.
Dobbiamo tenere conto:
1. dell energia cinetica e della interazione e--nucleo, supposto puntiforme e di massa
infinita
2. della repulsione elettrostatica fra gli elettroni
3. delle interazioni spin-orbita
4. delle interazioni spin-spin, degli effetti relativistici, correzioni radiative e nucleari, etc
Trascuriamo la 4. e, momentaneamente, la 3.
ove le coordinate qi tengono conto sia delle coordinate spaziali che di spin dell i-esimo
elettrone
NN
N
i
N
ji ijirN qqqEqqq
rr
ZqqqH
i,...,,...,
121
,..., 21211 1
221
B 7.1
Mettiamo ora a frutto quanto abbiamo imparato dallo studio dell atomo di He, in
particolare l esistenza di uno schermo e la sua dipendenza dallo stato dell elettrone.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Approssimazione di campo centrale
Poiche gli N elettroni sono indistinguibili, l Hamiltoniana deve essere invariante per
scambio delle coordinate di due qualsiasi elettroni. In effetti gia lo e nelle
approssimazioni fatte, in quanto non dipende dallo spin degli elettroni ed e simmetrica
nello scambio delle coordinate spaziali di due elettroni.
Gli elettroni sono dei fermioni, per cui vale il principio di Pauli e la funzione d onda deve
essere antisimmetrica nello scambio delle coordinate spaziali e di spin di due qualsiasi
elettroni. Di questo terremo conto in un secondo tempo introducendo il determinante di Slater.
Poiche H non dipende dallo spin, posso sempre fattorizzare la funzione d onda nel prodotto
di una funzione delle sole coordinate spaziali per una funzione delle sole coordinate di spin.
),....,(),....,(1
2
1
),......2,1(),....,(,...,
21211 1
2
2121
NN
N
i
N
ji ijir
NN
rrrErrrrr
Z
Nrrrqqq
i
Anche cosi abbiamo una equazione differenziale alle derivate parziali in 3N dimensioni,
non fattorizzabile a causa del termine di interazione repulsiva fra elettroni, come per l He.
B 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Approssimazione di campo centrale
Poiche il termine perturbativo contiene l interazione di ogni elettrone con tutti gli
altri N-1 elettroni ed e pertanto confrontabile con l interazione di un elettrone con il nucleo
Ze-, per poter essere ben trattata perturbativamente al primo ordine la Hamiltoniana
imperturbata non puo essere la somma di N Hamiltoniane idrogenoidi ma deve anche
includere una buona parte della interazione repulsiva fra gli elettroni (e restare abbastanza
semplice da essere in qualche modo risolubile).
N
ji ijr1
1
D. Hartree (1924) e J.C. Slater (1928) suggerirono la soluzione di questo problema in
termini di una
approssimazione di campo centrale
basata su un modello a particelle indipendenti in cui ogni e- si muove in un potenziale
efficace dato dal potenziale del nucleo piu l effetto medio della interazione repulsiva con
gli altri N-1 elettroni.
Poiche gli (N-1) e- schermano in media il nucleo, assumiamo che il termine di interazione
repulsiva contenga una grossa componente sfericamente simmetrica del tipo N
ijjii rSrS
1
)()(
B 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Approssimazione di campo centrale
Pertanto, ogni elettrone vede un potenziale centrale del tipo )()( iic rSr
ZrV
Se consideriamo l elettrone i-esimo,
Per
ossia l elettrone vede il potenziale del nucleo completamente schermato dagli altri (N-1) e-
i
N
ij iiic
iijjii r
NZ
rr
ZrV
rr jrrr
)1(1)(
11 ) (
1
1
mentre per
ossia, a meno di una costante, il potenziale non schermato del nucleo.
Cr
Z
rr
ZrV
rr jrrr
i
N
ij jiic
jijjii
1
1
1)(
11 ) ( 0
La determinazione del potenziale a distanza intermedia e piu difficile e la faremo in seguito,
anche se sin da ora si puo prevedere che tale potenziale dovra dipendere dai dettagli della
distribuzione di carica per gli altri N-1 elettroni, ossia dal loro stato dinamico.
Per tale motivo, uno stesso potenziale Vc(r) non potra essere utilizzato per descrivere tutto lo
spettro di un atomo (ione) complesso, anche se puo essere assunto circa costante nel
descrivere lo stato fondamentale e i primi stati eccitati.
B 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Approssimazione di campo centrale
Da quanto detto sara ragionevole porre
ove i sono dei potenziali centrali scelti in modo tale da minimizzare la correzione e H
(<< Hc) tiene conto di quanto e rimasto a simmetria sferica - e di tutta la simmetria non sferica
della perturbazione. Sara nostra cura scegliere potenziali coerenti con le assunzioni fatte.
N
ii
N
ji ij
N
iic
i
N
ji ij
ii
icicri
N
iic
cN
rSr
rVr
Z
rH
rSr
ZrVrVhhH
HHrrrH
i
1111
2
1
21
)(1
)(1
'~
)()( )(21 ~
~~
'~~
),....,(~
)( ic rV
Cominciamo con il trascurare la perturbazione H . In tal caso l equazione di Schroedinger
),....,()(2
121
1
2Ncc
N
iicrcc rrrErVH
i
e separabile in N equazioni, una per ciascun elettrone
B 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Approssimazione di campo centrale
)()()(21
)(......)()(
2
21 21
imlnlnimlnicr
NNc
ruErurV
rururu
iiiiiiiii
L autovalore della energia e ora funzione di ni e li il quanto il potenziale non e piu
Coulombiano (1/r). Il potenziale e pero centrale, per cui
con),()()( iimlilnimln iiiiiiiYrRru
)()()()()1(2
2
122
2
ilnlnilnicilniiii
rRErRrVrRr
ll
dr
d
rdr
diiiiiiii
Le funzioni NON sono di tipo idrogenoide a causa del termine che e
centrale ma non Coulombiano. Le funzioni radiali .non sono piu quelle
dell atomo di H (polinomi di Laguerre) e dipendono anche da l, mentre la simmetria
sferica del potenziale mantiene la degenerazione in ml.
)( imln ruiii
)( ic rV)( iln rR
ii
Sara poi N
ilnc ii
EE1
B 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Approssimazione di campo centrale
In conclusione possiamo porre
isiliiisilii
iiiiiii
mimlnimmlni
iimlilnimlni
ruququ
YrRruru
,2/1)()()(
),()()()(
Infatti
iLrV
iL
LL rSr
ZrVrVhhH
CABACBA
LH
iic
ir
N
iii
iicicri
N
iic
c
i
i
0~
),(
0~
,21
~~ )()( )(
21 ~
~~
,,,
0,
2
1
2
1
in quanto
e
in quanto opera solo sulle coordinate angolari e non sul modulo del vettore posizione B Es. 2.12
iL~
irir
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Metodo iterativo di Hartree
Il metodo di Hartree risolve la parte radiale dell equazione di Schroedinger in approssimazione
di campo centrale, facendo l ulteriore approssimazione di campo medio:
Ogni i-esimo elettrone vede il potenziale
generato dalla densita di carica media degli altri elettroni. Si noti che la somma sulle densita
di probabilita e effettuata su tutti gli elettroni meno quello i-esimo preso in considerazione.
B 7.4
3
1
3 )(1
)()(1
)()1 jjjji
j
N
ijjjji
jii drru
rrudrr
rrS
L equazione di Schroedinger diventa cosi l equazione di Hartree
,......N, j iruErurur
rur
Ziiiiijj
N
ij jijj
iri
21, )()( )(1
)(21
)21
2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Metodo iterativo di Hartree
-8.9-8.963S
-68.9-69.82P
-81.0-78.42S
-661.6-658.01S
Exp.HartreeOrbitale
Energie (Ry) per Cu+
Il metodo di soluzione e autoconsistente, ovvero:
- Si usa uno schermo di prova all ordine zero, S (0)(ri)
- si ricavano dalla 2) tutte le
- si inseriscono queste nella 1) e si ricava uno schermo all ordine 1, S (1)(ri)
- si inserisce la S (1) (ri) nella 2) per ricavare le nuove e cosi via fino a quando
- , ove e uno scarto predefinito
)(0ij ru
)()( )()1(i
mi
m rSrS
)(0ij ru
)(1ij ru
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Correzioni al campo centraleQuando una sub-shell (s, p, d, ..) non e piena, il campo autoconsistente di Hartree (o di
Hartree-Fock) non e funzione solo di r, in quanto il termine di repulsione fra gli N elettroniN
ji ijr1
1non ha piu quella simmetria sferica che si dimostra esso abbia per shell piene.
Si deve pertanto introdurre una correzione anisotropaN
ii
N
ji ij
rSr
H11
1 )(1
con S(ri) le parti simmetriche del potenziale repulsivo dell Hamiltoniana di campo centrale
N
ii
irc rS
r
ZH
i1
2 )(2
1
La seconda correzione importante e l interazione spin-orbita
con e
dr
rdV
rcm)(rprLSLrH
i
i
iiiiiii
N
ii
)(1
2
1 )(
221
2
B 7.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Modello vettoriale dell atomoSi basa sulle seguenti assunzioni:
1) Agli operatori di momento angolare e momento magnetico sono associati vettori classici il
cui comportamento e descritto sulla base di equazioni di tipo classico; gli effetti
quantistici sono tenuti in conto da opportune regole per il calcolo del modulo di questi
vettori e per il risultato degli accoppiamenti dei momenti angolari.
puo solo valere
1,-1,..... , ;)1( 2121212121 llll-ll-ll llLlll
2) Le diverse interazioni fra momenti angolari e magnetici vengono rappresentate
formalmente da Hamiltoniane di accoppiamento spin-orbita, orbita-orbita, e spin-spin (o di
scambio), che definiscono la distribuzione dei livelli di energia dell atomo, del tipo
ove i coefficienti dipendono tipicamente dai numeri quantici che definiscono lo stato
elettronico. Gli esperimenti determinano quantitativamente i valori dei coefficienti.
kiikkiikkiik sscllbsla
Rig. 7.7
I momenti magnetici (spin) possono accoppiarsi solo parallelalmente o antiparallelamente:
Due spin possono dare spin totale 0 o 1, tre spin danno spin totale 1/2 o 3/2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Modello vettoriale dell atomoRig. 7.7
Se i coefficienti sono dello stesso ordine di grandezza, la determinazione del valore dei
livelli di energia e estremamente complessa.
In due opposti limiti tale calcolo e invece abbastanza semplice:
a) Nel caso di atomi leggeri, l interazione spin-orbita e molto piu debole di quella spin-spin
fra elettroni diversi. Pertanto gli spin (e i momenti angolari) si accoppiano prima fra di loro
per poi dare luogo alla interazione fra le risultanti dei momenti orbitali e magneticii
ii
i lLsS ;
SL
b) Nel caso di atomi pesanti, l interazione spin-orbita e molto piu forte di quella spin-spin fra
elettroni diversi. Pertanto lo spin e il momento angolare di ogni elettrone i si accoppiano
prima fra di loro
La interazione elettrone-elettrone determina poi il momento angolare totale
iii slj
iijJ
Nel caso di piu elettroni, prima se ne accoppiano due fra di loro, poi il terzo con la risultante
dei primi due, e cosi via.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Correzione spin-orbita
Si dimostra poi che L=0 e pertanto H2=0 nel caso di sub-shell complete, per cui la
correzione spin-orbita deve essere valutata solo nel caso di shell incomplete.
In conclusione, l Hamiltoniana totale e
21 HHHH c
; ; ;
1i
11
N
iiii
N
ii
N
ii
jJ slj
SLJsSlL
con operatori di momento angolare dati da
ovvero
B 7.5
Le perturbazioni H1 (~Z) e H2 (~Z4) possono essere calcolate in due casi estremi
1) |H1| >> |H2 |
valido per Z piccolo o medio accoppiamento di Russel-Saunders (L-S)
2) |H1| << |H2 |
valido per Z grande accoppiamento j-j
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Notazione dei termini in L-S: H2=0
Poniamo dapprima H2=0
In tal caso la Hamiltoniana non contiene esplicitamente lo spin, per cui, oltre a commutare
con L, commuta anche con S (e J). L e S sono dei buoni numeri quantici che, come J,
identificano gli autovalori di H.
Nella notazione di Russel-Saunders, gli stati sono identificati dal termine
.... P D F .. S
..... L
LJS
3210
12 che si ricava dallo stato dei singoli elettroni. Si ha
e degenerazione in mS, mL pari a (2L+1)(2S+1)
Cominciamo con il considerare tutti i possibili termini (determinati dalle combinazioni
possibili di elettroni con numeri quantici diversi) che possono essere associati a una data
configurazione elettronica.
Successivamente ci porremo il problema dell ordinamento in energia dei vari termini.
B 7.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
A) Subshell complete
La subshell l contiene 2(2l+1) elettroni. Consideriamo il caso del Ne (Z=10): 1s2 2s2 2p6
B) Subshell incomplete
Consideriamo ora il caso degli elettroni ottici nelle (nella) subshell piu esterne, incomplete.
Si possono verificare tre casi diversi.
Per il PEP, essendo gia i numeri quantici n e l uguali ripettivamente a 2 e 1 per tutti gli
elettroni, dovranno essere diversi gli ml e ms ammissibili per quell orbitale. P.e., nel nostro
caso dell orbitale 2p6
Le subshell interne, complete, hanno percio tutte L=S=0 e termine
01
6
1
6
1
0,0 0 0 S SLmMmMi
sSi
lL ii
01S
B1) Elettroni su subshell diverse (elettroni NON equivalenti)
In tal caso tutti gli elettroni ottici hanno numeri quantici diversi e i loro momenti orbitali e
di spin si sommeranno fra di loro per dare il momento angolare e di spin totale. Per 2 elettroni
212121 ,.......1, llllllL
B 7.5Notazione dei termini in L-S: H2=0
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Es. Configurazione np n p
10210 2/1 1 2121 , S,,Lssll
, , , , , 33 3111 DPSDPS
Es. Configurazione np n d
10321 2/1 2,1 2121 , S,,Lssll
, , , , , 33 3111 FDPFDP
Nel caso di piu di due elettroni non equivalenti, si procede a accoppiare prima due elettroni,
poi si accoppia il terzo alla somma dei primi due considerati come un elemento singolo, e
cosi via con i successivi elettroni.
B2) Elettroni sulla stessa subshell (elettroni equivalenti)
In questo caso la applicazione del PeP e piu complicata e il numero dei termini possibili
elevato.
B 7.5Notazione dei termini in L-S: H2=0
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Dati N elettroni e un orbitale con =2(2l+1) posti disponibili, il numero di modi possibili di
disporre questi elettroni (degenerazione del livello a N elettroni), ossia il numero dei termini
diversi corrispondenti a quella configurazione e :
)!(!
!
NNND Si osservi che lo scambio dei numeri quantici fra i 2 elettroni
porta allo stesso termine.
Es. 2 elettroni nella
configurazione np2 danno
15!4!2
!6D
B 7.5Notazione dei termini in L-S: H2=0
Esiste poi un metodo per
determinare tutti i termini
di un data configurazione.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Per la combinazione dei momenti angolari di
elettroni equivalenti si puo ricorrere a un
metodo empirico: si dispongono sull asse
verticale di una tabella i valori di m (ml) e di
ms di un elettrone e sull asse orizzontale
quelli dell altro. Si riportanono poi le loro
somme M (ML) e MS sugli elementi della
tabella stessa. Si cercano infine gli stati
compatibili con i valori trovati.
Si tenga presente che gli stati sulla diagonale
sono incompatibili con il principio di Pauli e
che stati in caselle simmetriche rispetto alla
diagonale principale sono equivalenti in
quanto corrispondono a una numerazione
opposta, in termini di numeri quantici, dei
due elettroni.
Notazione dei termini in L-S: H2=0
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
- manca il termine 3D (v. ultime 2 colonne), proibito dal PeP ( ) 1 ;2/12121 llss mmmm
Si osservi che:
2 elettroni p
Equivalenti: 1S, 3P, 1D
2 elettroni p
non equivalenti:1S, 1P, 1D, 3S, 3P, 3D
- la riga 15 corrisponde a uno stato 1S
- le righe 6-14, con (2L+1)(2S+1)=9 L=1, S=1 3P
- le righe 1-5 corrispondono a un termine D, che quindi puo essere solo 1D
B 7.5Notazione dei termini in L-S: H2=0
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
In questo modo e possibile costruire (aufbau)
da principi primi tutta la tavola periodica.
B 7.5Notazione dei termini in L-S: H2=0
Per determinare l ordinamento relativo in
energia dei diversi termini corrispondenti a
una stessa configurazione elettronica, si
ricorre poi alle regole empiriche di Hund.
Questo si verifica anche per l H e i metalli
alcalini (I colonna TM), o l He e gli alcalino-
terrosi (II colonna TM).
Si noti anche il salto nel riempimento
ordinato dei livelli relativo alla serie dei
metalli di transizione
Si noti come configurazioni uguali di elettroni
ottici diano luogo allo stesso termine per lo
stato fondamentale, come evidenziato da linee
dello stesso colore.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
B 7.5Notazione dei termini in L-S: H2=0
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
1) per una data configurazione elettronica, il termine di energia minima e quello con la
massima molteplicita di spin (S massimo);
2) per una data molteplicita di spin, il termine con energia minima e quello con la massima
molteplicita nel momento angolare (L massimo);
3) per un termine dato (ove si includa l interazione s-o):
. a) in un atomo con la subshell piu esterna a meno della meta , il termine di energia
. minima e quello con il valore minimo di J;
b) se questa stessa subshell e piu che semipiena, il termine di energia minima e quello
. con il valore massimo di J.
. c) se la subshell e esattamente mezza piena, non c e multipletto (degenerazione in J)
Regole empiriche di HundB 7.5
Le regole empiriche di Hund funzionano al meglio per determinare lo stato fondamentale
di un atomo o di una molecola.
Sono abbastanza affidabili (con eccezioni occasionali) anche nella determinazione dello
stato (anche eccitato) di energia minima di una data configurazione elettronica . Nell He
lo stato 1s2s di tripletto (3S) e correttamente previsto essere a energia minore dello stato
1s2s di singoletto (1S).
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
In ogni caso non dovrebbero essere usate per ordinare stati diversi da quelli a energia piu
bassa per ogni data configurazione (I.N. Levine, Quantum Chemistry (Prentice-Hall, 4th edn
1991) [ISBN 0205127703], pp. 303-304 ). Per esempio, nel caso del titanio, la
configurazione dello stato fondamentale e la ...3d2, per la quale si dovrebbe prevedere un
ordinamento 3F < 3P < 1G < 1D < 1S, mentre invece si ha 1D < 1G.
256
5
1
5/20J 0 0 /i
ilL S LmM
Es. Nel caso del Mn, si ha una configurazione 4s2 3d5
Nell orbitale incompleto d, gli spin degli elettroni si allineano per dare
S=5/2 con degenerazione di spin, massima, 2S+1=6
Per il PeP, essendo uguali gli spin e avendo tutti gli elettroni ottici stesso numero quantico
n e l, essi devono avere ml tutti diversi (-2, -1, 0, 1, 2), per cui
Regole empiriche di Hund
N.B. Nei nostri esercizi riterremo le regole di Hund sempre valide.
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Accoppiamento L-S: H1>> H2 0, struttura fine
Se la perturbazione spin-orbita H2 e piccola ma non nulla, l Hamiltoniana non commuta
piu con L e S, che NON si conservano, mentre si conservano L2, S2 e J=L+S.
La degenerazione (2L+1)(2S+1) del termine e parzialmente rimossa e sostituita
dalla degenerazione (2J+1) in
MJ = -J, -J+1, +J
per cui, dati L e S, J puo assumere i valori |L-S|, |L-S|+1, . L+S,
cioe 2S+1 valori se L S,
2L+1 valori se L < S.
Il termine e ora indicato con (la molteplicita del livello continua a essere
indicata da S).
LS 12
B 7.5
JS L12
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Separazione spin-orbitaPoniamo
2222
~~~2
~~~~~~)( SLJ
ASLASLSLrH iii
ii
Questo operatore NON e diagonale nelle autofunzioni di Hc+H1 ( indica
ulteriori numeri quantici non correlati con il momento angolare), mentre lo e nelle
autofunzioni ortonormali ottenute da opportune combinazioni lineari delle
autofunzioni (B, A4)
SLMMSL
JMJSL
SLMMSLIn definitiva si ottiene
)1()1()1(2
~~~2
~ 2222
SSLLJJA
MJSLSLJMJSLA
MJSLHMJSL JJJJ
Da questa relazione si ottiene lo splitting spin-orbita fra livelli adiacenti J e J-1 (ove non
cambiano i valori di L e S)
detta anche regola di Lande , che ha come conseguenza la terza regola di Hund. Il valore di J
e quello del momento angolare minore fra i due coinvolti nella transizione. Questa regola e
soddisfatta sperimentalmente se: vale l accoppiamento L-S; H2 contiene solo l interazione s-o.
)1()1()1()1()1()1()1(2
)()1( JASSSSLLLLJJJJA
JEJE
B 7.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Separazione spin-orbita
1) A > 0
Il livello di energia minima si ha per J minimo (= |L-S|) come nei due esempi precedenti,
e i multipletti sono detti regolari.
Empiricamente si dimostra che tale condizione si ha se la sub-shell e riempita per meno
della meta
B 7.5
2) A < 0
Il livello di energia minima si ha per J massimo = L+S, e i multipletti sono detti invertiti
Empiricamente si dimostra che tale condizione si ha se la sub-shell e riempita per piu
della meta .
3) A = 0
Non si osservano multipletti.
Empiricamente si dimostra che tale condizione si ha se la sub-shell e riempita
esattamente a meta .
Si possono avere tre casi:
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Accoppiamento L-S : H1>> H2 0, struttura fine
Lo schema dei livelli possibili e il seguente
Si osservi come siano rispettate le regole di Hund:
a) I tripletti (S=1) sono a energia piu bassa dei singoletti (S=0)
b) A parita di S, i termini con L = 2, 1, 0 sono in ordine di energia crescente
c) A parita di termine (L e S dati), il livello piubasso e quello di J minimo (subshell piuesterna meno che mezza piena)
Es. Configurazione np, n p, con 2 elettroni ottici non equivalenti
s1= s2=1/2; l1=l2=1
Valori possibili: S = 0, 1 L = 0, 1, 2 1S, 1P, 1D, 3S, 3P, 3D ( J = 0, 1, 2, 3)
B 7.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Accoppiamento L-S : H1>> H2 0, struttura fine
Es. Configurazione np, np, con 2 elettroni ottici equivalenti
s1= s2=1/2; l1=l2=1
Valori possibili: S=0, 1 L=0, 1, 2 1S, 3P, 1D ( J=0, 1, 2, 3)PeP
B 7.5
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Regole di selezione8.1
In accoppiamento L-S, ovvero per atomi a Z piccolo, si debbono aggiungere le regole di
selezione
0
)proibita0'0( 1,0
S
LLL
In approssimazione di dipolo, dal calcolo di , con , per
transizioni a singolo elettrone si ottiene
Inoltre le transizioni sono permesse solo fra stati di opposta parita (Laporte s rule), in quanto il
momento di dipolo cambia segno per r -r e gli stati atomici sono autostati della parita ; v.
anche B 4.5).
2,01
1,0
)proibita0'0( 1,0
21 ll
M
JJJ
J
Queste regole di selezione sono valide
sempre, per accoppiamento L-S o j-j
reDMJDMJ JJ'' '
N.B. Nel caso piu frequente che un solo elettrone transisca, vale sempre la li= 1.
La L= 0 e applicabile solo per transizioni in cui piu configurazioni siano miscelate in
uno stato particolare e piu elettroni possano transire contemporaneamente pur avendosi
emissione o assorbimento di un solo fotone; v. B 8.1.
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Effetti di un campo magneticoB 8.5
L interazione con il campo magnetico
rimuove la degenerazione 2J+1 secondo MJ.
)2()2(' SLBSLBHH Bii
Bi
Come per gli atomi idrogenoidi si hanno tre casi.
1) (schema L-S e campo debole, effetto Zeeman anomalo)
La perturbazione e ora data dalla Hamiltoniana magnetica. I livelli si separano di
. con
fattore di Lande
SLAH '
)1(2)1()1()1(
1
2
JJ
LLSSJJg
MBgBMJSLSLMJSLE
J
JzBJzJzzJB
Regole di selezione sono le
1,0
proibita) 0(0 1,0
JM
J
0
1,0
S
L non rigorose in presenza di interazione L-S
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B 8.5
2) (schema L-S e campo forte, effetto Paschen-Back)
L interazione spin-orbita e una perturbazione sui livelli del caso 1)
SLAH '
SLSLB
SLSLSLB
MAMBMM
MMSLSLAMMSLBMME
)2(
)2(
3) (campo estremamente forte, effetto Zeeman normale)
L interazione spin-orbita e trascurabile. I livelli si separano di
SLAH '
zSLB BMME )2(
1,0
proibita) 0(0 1,0
JM
J
Effetti di un campo magnetico
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Le regole di selezione in approssimazione di dipolo permettono di precisare che se e la
polarizzazione del campo em e k il vettore d onda del fotone
BkB
BkB// si hanno transizioni per MJ = 0, linea
si hanno transizioni per MJ = ± 1, linee ±, con luce polarizzatalinearmente
Effetti di un campo magnetico
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Effetti di un campo magnetico
transizioni per MJ = ± 1, linee ±, con luce polarizzata circolarmenteBkB //
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B 8.2Spettri dei metalli alcalini o idrogenoidi
Sono il caso piu semplice di atomi a N elettroni, in quanto hanno orbitali pieni come i
gas nobili che li precedono, + 1 singolo elettrone ottico nell orbitale piu esterno n0s (l=0)
Es.
etc 5
4
3
2
sKrRb
sArK
sNeNa
sHeLi
core ottico 2/12
01 SS
Per r , l elettrone ottico vede un potenziale centrale in quanto
la carica nucleare +Z e schermata da Z-1 elettroni di core. Quindi, per grandi numeri
quantici principali n, i livelli tornano a essere quasi degeneri in l.
r
erV
r0
2
4)(
Per r finito, non e centrale ed e rimossa la degenerazione in l.),,(rV
Poiche parte della funzione d onda dell elettrone ottico penetra dentro la densita di carica
degli elettroni di core, l effetto di schermaggio in tale caso e meno efficiente e l energia di
legame dell elettrone e maggiore di quella del corrispondente stato nell atomo di idrogeno.
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B 8.2Spettri dei metalli alcalini o idrogenoidi
Questa maggiore energia di legame, dovuta a una carica efficace maggiore di 1, e attribuita
convenzionalmente a un difetto quantico nl, ossia a una diminuzione del valore del
numero quantico n a parita di Ze (=1).
Pertanto, ponendo Eion =0, i livelli energetici di elettrone singolo e in approssimazione di
campo centrale sono dati da
con gli stati s, piu penetranti, piu legati dei p, a loro volta piu legati dei d, ancora meno
penetranti, e cosi via
u.a.1
2
12
nl
nln
E
Alternativamente, poiche in buona approssimazione nl dipende poco da n, nl (l), e si
definisce un numero quantico principale efficace (formula di Ritz) 2/)()(* nllnn
Quindi la frequenza di una transizione dallo stato fondamentale n0s a uno stato np sara data
da
Ry)(
1)(
12*
,2*
0 pns nnPer il Li, stati p: 1) = 0.04, (1)=0.024 e la correzione
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Spettri dei metalli alcaliniB 8.2
l = 1
N.B. L uso delle lettere minuscole e
giustificato dal fatto che la trattazione
e a tutti gli effetti a 1 elettrone.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Spettri dei metalli alcaliniB 8.2
A causa dello spin-orbita, ogni livello l da luogo a un un doppietto j = l 1/2 separato di
almeno per il Li e i termini piu legati degli altri alcalini.)2/1()2/3(0
)()(1
2 4
3)1()1(2 22
2
nl
jEjEA
Ardr
rdV
rcmlljjE nl
Applicando le regole di selezione per L, S, J, in emissione si vedono le seguenti
transizioni per l = 0, 1, 2, con un netto massimo di intensita per le n0p n0s che danno
luogo a doppietti, mentre le n0d n0p danno luogo a tripletti, e cosi via
:2/3
2 P
2/12 P
2/12 S 1/2
1/2
3/2
2/32 P
2/12 P
2/52 D
2/32 D
A cresce velocemente con Z e nel Na e gia 50 volte maggiore che nell H, e molto maggiore
delle altre correzioni relativistiche, mentre per un dato atomo diminuisce con n e l.
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Spettri dei metalli alcaliniB 8.2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Spettri dei metalli alcalini-terrosi o elioidi
L interazione s-o e ancora abbastanza debole, per cui L e S sono buoni numeri quantici (si
conserva anche L). All aumentare di Z, l interazione aumenta e si ha un maggiore mixing fra
stati di singoletto e di tripletto, con transizioni (linee di intercombinazione) osservabili fra i
due stati anche se normalmente deboli.
B 8.3
esHePps
SssPps
)1()22(
)12()22(
11
01
11
Gli stati eccitati a due elettroni hanno breve vita media in quanto decadono velocemente nel
canale competitivo che porta alla autoionizzazione. Per l He:
Poiche gli elettroni ottici sono piu facilmente estraibili di quelli di core, le transizioni
ottiche piu probabili e intense sono quelle che li coinvolgono, in particolare quelle tra
stati di singoletto
L interazione s-o splitta i tripletti in tre livelli (eccetto i termini S, con L=0).
012
011
00 )()( SsnPpsnn
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Spettri dei metalli alcalini-terrosi o elioidiB 8.3
Å
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Accoppiamento j-jB 7.5
L accoppiamento spin-orbita e piu forte delle correzioni anisotrope di natura elettrostatica:
e si trascura pertanto H1. Questo caso si verifica per Z grandi, in particolare per atomi
pesanti piu volte ionizzati, per i quali il termine H1 e meno importante. Il termine H2
rimuove percio parte della degenerazione in l associata ai livelli energetici della Hc.
iiiir
N
ic slrrVHHHHH
i)()(
2
1 2
1212
Poiche j = l 1/2, ogni livello e splittato in 2 livelli , con energia totale
e gli stati sono individuati da ni, li, ji, mji.
Tali stati sono (2ji +1) volte degeneri. La degenerazione non cambia in quanto, tenendo conto
che vi sono due valori di j ammissibili, [2(l+1/2)+1]+[2(l-1/2)+1]=2(2l+1)=(2s+1)(2l+1) cvd.
iilnEiii jlnE
N
ijln iii
EE1
La aggiunta della perturbazione dovuta alla correzione anisotropa H1, infine, introduce un
nuovo numero quantico, il momento angolare totale J con degenerazione (2J+1) nella
proiezione del momento angolare totale mJ.
I termini spettrali sono indicati specificando tra parentesi ni, li, ji per ogni elettrone e il valore
di J a pedice della parentesi.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Ogni livello J e 2J+1 volte degenere in
,
degenerazione rimossa da un campo
magnetico.
JJJM J ),.......1(,
Ad esempio, uno dei livelli della configurazione 6p2 per lo stato fondamentale del Pb,
corrispondente alla scelta j1=1/2, j2=3/2 con J=2, si indica con 6p2(1/2, 3/2)2. I possibili
valori di J sono, come sempre, . Il termine di energia
minima e indicato con 6p2(1/2, 1/2)0, poi abbiamo il termine 6p2(1/2, 1/2)1.212121 .,.........1, jjjjjj
Accoppiamento j-jB 7.5
Nel caso di elettroni non equivalenti, procederemo con le solite regole di composizione trovate
per accoppiamento L-S: per valutare J consideriamo prima due elettroni, poi il terzo e cosi via.
21
10
21
(1/2,3/2) (1/2,3/2) 1,2 3/2 1/2
(1/2,1/2) (1/2,1/2) 0,1 1/2 1/2
' Jjjpnsn
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Consideriamo ora il caso di un elettrone p e un elettrone d:
p l=1 j=1/2, 3/2
d l=2 j=3/2, 5/2
Accoppiamento j-jB 7.5
(3,5,7,9) 5/2)(3/2, 1,2,3,4 5/2 3/2
(1,3,5,7) 3/2)(3/2, 0,1,2,3 3/2 3/2
)7,5(5/2)(1/2, 5/2)(1/2, 2,3 5/2 1/2
)5,3(3/2)(1/2, 3/2)(1/2, 1,2 3/2 1/2
1,2,3,4
0,1,2,3
32
21
21 Jjjdp
per una degenerazione totale in J di 60, ossia la stessa che si e ottenuta a partire da un
accopppiamento L-S
con degenerazione (in J)
10321 2/1 2,1 2121 , S,,Lssll
60)975(7)53(5)31(753 ,, , , , 4,3,23
3,2,13
2,1,03
21
21
11 FDPFDP
Si noti che si sono ottenuti gli stessi J finali (1 J=0, 3 J=1, 4 J=2, 3 J=3, 1J=4) percorrendo
due strade (accoppiamenti) diversi. L energia piu bassa si ha per (1/2, 3/2), la piu alta per
(3/2, 5/2), in analogia con l atomo di idrogeno (in mezzo? Fare i conti).
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Accoppiamento j-jB 7.5
Nel caso di elettroni equivalenti, dovremo tenere conto del PeP, come per l accoppiamento L-S.
9/2 5/2, 3/2, (5/2)
4 2, 0, (5/2) (5/2)
5/2 (5/2) (5/2)
2 0, (3/2)
3/2 (3/2) (3/2)
0 (1/2)
1/2 (1/2)
3
42
51
2
31
2
1
Configurazione J
0
)proibita0'0( 1,0
S
LLL Queste regole di selezione sono aggiuntive
e valide solo per accoppiamento L-S
Queste regole di selezione sono valide
sempre, per accoppiamento L-S o j-j2,01
1,0
)proibita0'0( 1,0
21 ll
M
JJJ
J
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Da L-S a j-jB 7.5
C e Si sono ben descritti in accoppiamento L-S, Pb in accoppiamento j-j, gli altri sono
casi intermedi
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Spin, PeP e determinante di Slater
Nel caso di N elettroni, questo si ottiene scrivendo la funzione d onda totale come un
determinante (di Slater)
ove N! e il numero delle possibili permutazioni di N oggetti. Ovviamente la funzione
d onda e antisimmetrica, in quanto cambia di segno per scambio di due elettroni
(scambio di righe), come pure soddisfa il principio di Pauli, in quanto e nulla se due e-
hanno gli stessi 4 numeri quantici ovvero due colonne uguali.
)()....( )(....................................................................................)().....( )(
)()......( )(
!
1),....,( 222
111
21
NNN
Nc
quququ
quququ
quququ
Nqqq
Il metodo di Hartree non considera lo spin. Cio nonostante la funzione d onda
deve essere antisimmetrica nello
scambio di due elettroni qualsiasi
slslsl mmllnmmlnmmln YrRruqu ,),()(,)()( 2121
ji qq
B 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Poiche il singolo orbitale di spin ha parita , il determinante di Slater ha
parita
)( iqu il)1(N
iil
1)1(
B 7.1Determinante di Slater
Nel caso dell atomo di He, N=2 e, per lo stato fondamentale (1s)2 si ha
e si ritrova l antisimmetria di spin dello stato di singoletto (1s)2 11S.
)2,1(),(
(1)(2)-(2)(1)2
1 )( )(
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1),(
0021
21001100
21002100
11001100
21
rr
rurururu
ruruqqc
Le combinazioni diverse, di tripletto di spin
saranno evidentemente nulle.(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1),(
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1),(
21002100
11001100
21
21002100
11001100
21
ruru
ruruqq
ruru
ruruqq
c
c
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il determinante di Slater: HeB 7.1
Lo stato (1s)(2s) 23S sara dato invece da tre determinanti
)2,1(),(
(2)(1))( )()( )(2
1
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1
1121-
1200210022001100
22002100
12001100
rr
rurururururu
ruru
)2,1(),(
(2)(1))( )()( )(2
1
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1
1121-
1200210022001100
22002100
12001100
rr
rurururururu
ruru
)2,1(),(
(1)(2)(2)(1)2
1)( )()( )(
2
1
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1
2
1
1021-
1200210022001100
22002100
12001100
22002100
12001100
rr
rurururu
ruru
ruru
ruru
ruru
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il determinante di SlaterB 7.1
Infine, lo stato (1s)(2s) 21S sara dato dal determinante
)2,1(),(
(1)(2)(2)(1)2
1)( )()( )(
2
1
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1
(2))( (2) )(
(1))( (1) )(
2
1
2
1
0021
1200210022001100
22002100
12001100
22002100
12001100
rr
rurururu
ruru
ruru
ruru
ruru
e cosi via.
Si puo inoltre dimostrare semplicemente che
con
ovvero che le autofunzioni di Hc sono anche autofunzioni di , con
autovalori , che indicheremo con , del
tipo delle appena usate.
~~
~~
0~
,~~
,~
iicc SSLLSHLH
zz SLSL~
,~
,~
,~ 22
, ,)1( ,)1( SL22 MMSSLL SL MMSL
slmnlmu
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Infatti
con
in quanto Li opera solo su coordinate angolari e non
sul modulo r di r
jiLVL
LrVLH
jcjr
N
ii
N
ii
N
irc
i
i
, 0~
, ~
,2
1
~, )(
2
1~,
~
2
111
2
Ora, l uso di orbitali di spin per costruire il determinante di Slater ha portato a
determinanti che sono autofunzioni di Lz e Sz, ma non necessariamente di S2 e L2. In
generale si devono costruire combinazioni lineari di determinanti di Slater per avere
autofunzioni di tutti e 4 i numeri quantici (ivi incluso il caso semplice dell He per
ms=0, appena visto).
slmnlmu
Il determinante di SlaterB 7.1
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-FockB 7.4
Nel 1928, V.A. Fock e J.C. Slater introducono la simmetria di scambio nel metodo di D.
Hartree del 1924.
Il metodo di Hartree-Fock e un metodo variazionale dove la funzione di prova e un
determinante di Slater che tiene automaticamente conto del PeP.
La Hamiltoniana e sempre la
,1~
2
1 ~
~~
~~),(
~
12
2
11
2121
jiji
N
ji jiiri
N
ii r-rr
rH
r
ZhhH
HHrrH
i
La funzione di prova e il determinante di Slater scritto in forma compatta come
con operatore di antisimmetrizzazione Hermitiano, tale che , e
funzioni di Hartree non simmetrizzate. corrispondono a set di 4 numeri quantici n, l, ml, ms.
HNNP
PN ANquququP
Nqqq
~!)()...()(
~)1(
!
1),...,( 221121
PN
AP
P ~)1(
!
1~
)()...()( 2211 NNH quququ
i
AA~~2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
e l operatore permutazione, con (-1)P uguale a +1 o -1 a seconda che il numero di
permutazioni fra elettroni sia pari o dispari.
Infine, gli orbitali di spin u sono scelti ortonormali in modo da soddisfare
la condizione di normalizzazione
P~
uu
1
Il metodo di Hartree-FockB 7.4
Se E0 e l energia dello stato fondamentale del sistema, per il metodo variazionale
essendo la funzione di
prova normalizzata.
210 HHHH
EE
Si dimostra che , in quanto sia H1 che H2 sono invarianti rispetto allo
scambio delle coordinate di due elettroni.
0~
,~~
,~
21 AHAH
Procediamo al calcolo del funzionale :
ove corre su N set di 4 numeri quantici, ossia sugli orbitali occupati dagli elettroni.
E
IquhquhPh
AHNAHNAHANH
iii
N
iHiHHiH
N
i P
P
HHHHHH
)()((*)~
)1(
~~!
~~!
~~~!
11
12
111
(*) Sopravvivono solo i termini sulla diagonale, per i quali non c e alcuna permutazione (che porterebbe a un annullarsi dell integrale causa ortogonalita delle ul.
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-FockB 7.4
AnalogamenteN
jiHji
jiHH
jiH
N
ji P
PHH P
rP
rAHNH
~1
1~1)1(
~~! 22
ove scambia solo le coordinate (spaziali e di spin) dell elettrone i con quelle dell elettrone j
che intervengono nella interazione repulsiva. Pertanto compare con un segno meno (una sola
permutazione). Sopravvive anche il termine diagonale, che non comporta permutazioni.
ijP~
uuRicordando che
N21
coppie) le tutte(,
2
,..., , 2
1
)()(1
)()()()(1
)()(2
1
)()(1
)()()()(1
)()(
KJ
ququr
ququququr
ququ
ququr
ququququr
ququH
jiji
jijiji
ji
jiji
jijiji
ji
Il fattore ½ e dovuto al fatto che le coppie vengono ora contate 2 volte nella doppia sommatoria .
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock
J e il termine diretto, K e il termine di scambio. Entrambi sono reali nonche
simmetrici in e . Avremo allora
(1) 21
KJIE
Bisogna ora imporre la stazionarieta del funzionale rispetto alle variazioni degli
orbitali di spin u che devono mantenersi ortonormali fra loro, ossia .
E
uu
B 7.4
In generale, quando si cerca il max o il min di una funzione f(x,y) sotto il vincolo g(x,y)=c,
esso si ottiene dalla condizione
ove e un moltiplicatore di Lagrange.
0),(),( cyxgyxf
Nel nostro caso avremo
ove le sono N2 moltiplicatori di Lagrange. Ne segue che
0,
uuE
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock
0
0,
uuE
uuE
B 7.4
I moltiplicatori di Lagrange possono essere considerati gli elementi di una matrice
Hermitiana, per cui facendo una opportuna trasformazione unitaria degli orbitali di spin
. si puo arrivare a diagonalizzare la matrice dei moltiplicatori di Lagrange, per cui
ove le sono ora le energie degli elettroni sull orbitale , e la variazione del
funzionale rispetto a tutte le .
(2) 0uuEE
u EE u
u
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Esempio di uso dei moltiplicatori di Lagrange
Supponiamo di voler trovare il massimo della funzione
f(x,y) = x+y sotto la condizione
x2+y2 = 1, ossia di volere trovare il massimo di una funzione limitandoci a cercarlo
. su di un cerchio dato
1
1
Poniamo F=f(x,y)+ (x2+y2-1): sara
2
1012 )(01
21
01021 021
2
22
y x-x xyx
y
x
yx F
y
y
F x
x
F
+ massimo, - minimo
In tre dimensioni avremmo trovato .??
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-FockB 7.4
e ricordando l espressione per l Hamiltoniana di singolo elettrone, si ottiene
)()(()(1
)()(
()(1
)()()(2
1)(
*
*2
iiiiiij
ji
ijjij
jiii
ri
ququEquqdqur
ququ
quqdqur
quququr
Zqu
i
ove l integrale include la sommatoria sugli stati di spin.
Sostituendo la (1)
(1) 21
KJIE
(2) 0uuEE
per una data nella (2)
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock
Sfruttando la ortonormalita delle funzioni di spin , queste
equazioni possono essere riscritte per la sola parte spaziale degli orbitali di spin:ssss mmmm ,,2/1,2/1
Niijjji
j
ijjji
jii
r
ruErurdrur
ru
rurdrur
rurur
Zi
......,,, )()()(1
)(
)()(1
)()(2
1
21
2
B 7.4
Procedendo alla minimizzazione del funzionale rispetto a ogni ul(qi) si arriva alle equazioni
di Hartree-Fock
Niijjji
j
ijjji
jii
r
quEquqdqur
qu
quqdqur
ququr
Zi
......,,, )()()(1
)(
)()(1
)()(2
1
21
2
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock
l operatore (potenziale) di Hartree-Fock )()()( iex
id
ii
HF qVrVr
ZqV
B 7.4
Si arriva a scrivere una equazione formalmente simile a quella di Schroedinger
che pero NON e una equazione agli autovalori
. in quanto il potenziale di HF dipende dagli orbitali di spin
)()()(2
1 2iii
HFr quEquqVi
l operatore (potenziale) di scambio )()(1
)()()( ijjji
jiiex quqdqu
rququqV
Poiche
nelle equazioni di Hartree-Fock non c e il contributo della self-energia ( = ) al potenziale,
anche se compare nel potenziale diretto.
)()()()( iiex
iid quqVquqV
Introducendo: l operatore (potenziale) diretto
ossia la repulsione elettrostatica dovuta all elettrone j se la sua carica e distribuita
sull orbitale
)()(1
)()(1
)()( id
jjji
jjjji
jid rVrdru
rruqdqu
rquqV
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-FockB 7.4
Con qualche altro passaggio si introduce (B. 7.4, p. 328-329) la matrice densita modificata
2
*
*
)()(
)()(),(
)()(),(
i
jiji
jiji
rur
rururr
ququqq e la corrispondente matrice densita priva di spin modificata
con
densita di probabilita di trovare un elettrone a r in uno degli N-1
stati elettronici occupati diversi da u .
Come nel metodo di Hartree, si procede in modo iterativo alla soluzione delle N equazioni
integro-differenziali, a partire dalle trovate in approssimazione di campo centrale:
ove e l incertezza accettata , e il potenziale di HF
viene detto essere autoconsistente.
)(1iqu
......)()( )2(2)1(1 HFi
HFi VquVqu
)1()( nHFnHF VV
fino a che
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Si dimostra che la relazione costruita a partire dalla Hamiltoniana di HF
fornisce il valore dell energia dell elettrone i-esimo nello stato , ovvero la sua
energia di ionizzazione
)()()(21
)(~ 2
iiiHF
riHF
i quEquqquhi
)( iqE
KJIE
Il metodo di Hartree-FockB 7.4
Definiamo poi
jij
jid
id rd
rrrVr
1)()()(
jjij
jiiiex
iiex rdqu
rqqquqVquq )(
1),()()()()(
)()()( iii
iHF qr
r
Zq
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-FockTuttavia
in quanto nella doppia sommatoria il contributo repulsivo fra ogni coppia ij di elettroni e
contato due volte, per cui
21
~2
~HHKJIEE
2
~HEE
ovvero la somma delle energie degli elettroni non da l energia totale del sistema in
quanto mentre l energia cinetica e di interazione con il nucleo e contata una volta per
ogni elettrone, l interazione di mutua repulsione fra elettroni viene contata due volte. N.B. Se confrontiamo due sistemi uguali, salvo che uno ha N, l altro N-1 elettroni, la
differenza fra le energie dei due sistemi, ovvero la energia necessaria per togliere un
elettrone dall orbitale, p.e., (ossia l energia di ionizzazione) e data da
purche si trascuri il riassestamento subito dagli orbitali di spin dopo che il sistema ha
perso un elettrone (teorema di Koopmans).
EKJIKJINENEIE P
2
1)1()()(
B 7.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock per il Be
Le parti spaziali di e come pure di e devono essere uguali, in quanto
le due subshell sono completamente piene, per cui ssss
uuuu2211
)()( )()(
)()( )()(
2222
1111
ruquruqu
ruqu ruqu
ssss
ssss
B 7.4
Scriviamo le equazioni di HF per lo stato fondamentale del Be (Z=4): (1s)2 (2s)2 1S.
Il determinante di Slater e
il potenziale di HF)( )( )( )(
)( )( )( )(
)( )( )( )(
)( )( )( )(
!4
1),,,(
42424141
32323131
22222121
12121111
4321
ququququ
ququququ
ququququ
ququququ
qqqq
ssss
ssss
ssss
ssss
c
exs
exs
exs
exs
ds
ds
ds
ds
i
HF VVVVVVVVr
V 22112211
4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock per il Be
r r
Inoltre si ha che
)(')'('
1)'()()(
')'('
1)'()(
;
12121
111
222111
rurdrurr
rururV
rdrurr
rurV
EEEEEE
ssssexs
ssds
ssssss
Fare attenzione alla dipendenza dal vettore posizione o dal suo modulo
e analoghe. Si arriva cosi a 2 equaz. integro-differenziali accoppiate dal potenziale di scambio
)()()()(2)(4
2
1
)()()()(2)(4
2
1
2221122
1112212
ruErurVrVrVr
ruErurVrVrVr
sssexs
ds
dsr
sssexs
ds
dsr
B 7.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Per arrivare a questo risultato si tiene conto del fatto che, ad esempio,
0)()()()(
0)()(
1212
11
rurVruqV
ruqV
sdss
ds
sds
in quanto solo se sullo stesso orbitale,
donde il fattore 2 davanti a
0dsV2ed anche del fatto che
e di analoghe considerazioni per la seconda equazione di HF
)()()()(
0)()(
1212
11
rurVquqV
quqV
sexss
exs
sexs
Si dimostra che il potenziale HF per subshell piene e centrale, o sfericamente simmetrico.
Pertanto poniamo
0020022
0010011
)(1
)()(
)(1
)()(
YrPr
YrRru
YrPr
YrRru
sss
sss
4
100Y
Il metodo di Hartree-Fock per il BeB 7.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock per il Be
e possiamo riscrivere in forma diversa le equazioni di HF
)()()()(2)(4
2
)1(
2
1
)()()()(2)(4
2
)1(
2
1
22211222
2
11122122
2
rPErPrVrVrVrr
ll
dr
d
rPErPrVrVrVrr
ll
dr
d
sssexs
ds
ds
sssexs
ds
ds
Al giorno d oggi l esistenza dei PC permette di evitare la soluzione manuale iterativa
delle equazioni di HF, che vengono risolte con procedure numeriche di fit.
Un set di funzioni molto conveniente per un fit degli orbitali spaziali di HF e dato
dagli orbitali di Slater
che nel caso, ad esempio della parte radiale P1s della u1s(r), si riducono a
21
211
!2
)2( ),()(
nNYeNrr
n
lmrn
nlm
rrs reerrrrP
3
21
23
10014
1
2
)2()()( con parametro di fit.
B 7.4
Materia Condensata 2008/2009 Mario Capizzi
Il metodo di Hartree-Fock per il Ne
Lo stesso metodo si puo applicare ad esempio al Ne (1s2 2s2 2p6), pure con shell complete
),()()(
),()()(
),()()(
21
2
21
2
11
1
YrPrru
YrPrru
YrPrru
pp
ss
ss
A partire da questi calcoli, con
gli orbitali di Slater si arriva a
determinare le seguenti
funzioni radiali per il Ne
B 7.4
Funzione densita radiale
con qnl numero di elettroni equivalenti nella subshell nl
2
,
2
)(
)()(
lnnlnl rPq
drrrD